Затухание магнитного поля в коре нейтронных звезд и их эволюция тема автореферата и диссертации по астрономии, 01.03.02 ВАК РФ

российская академия наук

ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им. А. Ф. ИОФФЕ

Коненков Денис Юрьевич

Затухание магнитного поля в коре нейтронных звезд и их эволюция

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико математических наук

(01.03.02 - астрофизика, радиоастрономия)

РГ6

На прапах рукописи

/

Санкт-Петербург - 1998

Работа выполнена н секторе теоретической астрофизики Физико-технического института им. А. Ф. Иоффе РАН.

Научный руководитель: Официальные оппоненты:

V

Ведущая организация:

кандидат физ.-мат. наук с.н.с. В. А. Урпин . доктор физ.-мат. наук профессор 10. Н. Гнедин, "кандидат физ.-мат. наук профессор Д. А. Компанеец -Государственный астрономический институт им. Штернберга, Москва .

Защита состоится у)-<_|СЦ 1998 г. в\0 часов на заседании диссертационного сонета Д003.23.01 по защитам диссертаций на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук при Физико-техническом институте им. А. Ф. Иоффе РАН по адресу: 194021, С.-Петербург, Политехническая ул. 26.

С диссертацией можно ознакомиться и библиотеке Физико-технического института

им. А. Ф. Иоффе РАН

Автореферат разослан 998 г.

Ученый секретарь диссертационного совета: канд. физ.-мат. наук

А. Л. Проели.

Актуальность работы

Магнитные ноля нейтронных звезд лежат и интервале ог К)8 Гс до 3 • К)1,1 Гс и являются самыми сильными из известных в природе. Они влиякп почти на нее аспекты эволюции нейтронной звезды: па продолжительность стадии радиопульсара, на распределение пульсаром по светимостям и периодам, на остывании нейтронных звезд, на процессы ускорения и замедления их »ращения н двойных системах. Эволюционная связь между молодыми нейтронными звездами, нейтронными звездами и двойных системах и радиопульсарами, раскрученными аккрецией в двойных системах, также зависит от эволюции магнитного поля нейтронных звезд. Эволюция поля определяется электропроводностью слоев, я которых расположены токи-источники поля, и конфигурацией токов. Поэтому, изучая эволюцию магнитного поля, можно получать информацию о свойствах вещества в недрах нейтронных звезд.

Таким образом, исследование магнитных полей нейтронных звезд является актуальным направлением в современной астрофизике.

Цель настоящей работы -- исследование эволюции одиночных нейтронных звезд и нейтронных звезд в двойных системах в рамках гипотезы о том, что магнитное поле локализовано в их коре.

Научная новизна

Проведены расчеты эволюции магнитного поля в коре нейтронной звезды для различных уравненн!) состояния и сценариев остывания. Показано, что лучшего согласия с наблюдениями можно достичь, если нейтронные звезды имеют протяженные оболочки (жесткие уравнения состояния). Впервые рассчитано влияние омической диссипации магнитного поля на остывание нейтронных звезд. Впервые выполнены расчеты эволюции в тесных двойных системах нейтронных звезд с полем, локализованным в их коре. Показано, что при этом естественным образом формируются мнллнеекундные пульсары. Расчет магнитовращательной эволюции изолированной нейтронной звезды в межзвездной среде впервые использован для объяснения наблюдаемого периода и температуры источника ПХ.1 0720.4-3125 единственного пульсирующего кандидата в старые изолированные аккрецирующие нейтронные звезды.

Выводгл, выносимые на защиту

1. Модель эволюции ней тронных знезд с магнитным полем, локализованным в их коре, хорошо описывает нею совокупность наблюдательных данных по периодам вращения и магнитным нолям, при условии, что их ядра имеют жесткое уравнение состояния.

2. Рассмотренная модель омического затухания магнитного поля в коре нейтронной звезды естественным образом объясняет различие между магнитными полями пульсаров в остатках сверхновых и пульсаров основной популяции. Теоретически предсказано замедление распада ноля при t > 10е лет, что согласуется с наблюдательными данными по основной популяции пульсаров. Модель распада поля в коре нейтронных звезд объясняет тот факт, что число наблюдаемых старых (í. ~ 10,J лет) аккрецирующих нейтронных звезд гораздо меньше, чем предполагалось. В рамках модели определено магнитное поле и период вращения кандидата в аккрецирующие нейтронные звезды пульсирующего источника RXJ 0720.4-3125.

3. Теоретически предсказано, что старые радиопульсары должны быть теплыми, если токи, поддерживающие магнитную конфигурацию, находятся в их коре. Выделение тепла при диссипации токов заметно подогревает поверхности нейтронных звезд на поздней стадии остывания (í > 10е лет). Поверхностная температура Т, > КУ1 К в этом случае поддерживается на временах 108 — 109 лет, сравнимых со временем распада поля. Такая температура существенно превышает температуру, предсказываемую стандартными сценариями остывания без дополнительных источников подогрева нейтронной звезды. Измеряя поверхностную температуру, можно в принципе анализировать конфигурацию магнитного поля и свойства коры нейтронных звезд.

4. Рассмотренная модель эволюции магнитного поля нейтронных звезд объясняет образование миллисекундных пульсаров н маломассивных рентгеновских двойных системах. За несколько миллиардов лет эволюции компаньона на главной последовательности поле распадается в 100 1000 раз (в зависимости от параметров модели), за последующие 10° -107 лет переполнения компаньоном полости Роша еще в 10-100 раз (период вращения пульсара Р при этом уменьшается до 10 100 миллисекунд). После этого распад резко замедляется. Кроме того,

объясняется происхождение пульсаров, которые на диаграмме магнитное поле период крашения (I! ~ Р диаграмме) находятся между мпллнеекунднимн пульсарами и основной чульсарной популяцией. Объясняется существование пульсирующих и ноиульснруютих маломассивных рентгеновских двойных систем. предсказывается существование миллисекундных пульсаров с Н < К)" Гс.

Г>. Предложенная модель объясняет широкий спектр наблюдаемых иериодон нейтронных звезд н массивных двойных рентгеновских системах. Естественным образом объясняется существование, пульсирующих и непульспрующпх источников этого типа. Рассчитанные величины магнитных нолей нейтронных звезд, »ходящих i) массивные дойные системы, согласуются с наблюдениями.

Научная и практическая ценность

Результаты диссертации необходимы для исследования фундаментальных свойств вещества в нейтронных звездах, для моделирования популяций различных классов нейтронных звезд методом популяционногосинтеза и для адекватной интерпретации наблюдений их периодов вращения и магнитных полей.

Апробация

Результаты, обсуждаемые п диссертации, неоднократно докладывались на семинарах сектора теоретической астрофизики ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН, на семинарах Университета Ньюкастла, Института астрофизики (Потсдам), сектора астрономии и астрофизики Университета Валенсии, Университета Рикио (Rikio), Университета РНКЕН (RIKEN) в Токио, а также на конференции " Предсверхноиые, сверхновые и остатки сверхновых" (Пущино, 1997); международной школе НАТО "Многоликие нейтронные звезды" (NATO ASI "The many faces of neutron stars" Липари, Италия. 199G); на 4-м рабочем совещании по физике нейтронных зпезд (Санкт-Петербург, 1997); на международной школе по физике плазмы Волга-97 (Нижний Новгород, 1997); на международном симпозиуме "Нейтронные звезды и пульсары" (Токио, 1997).

Структура и объем диссертации

Диссертация счк-тоит ич введения. 1 глан, заключения и списка цитируем«!) литературы. Полный обьсм диссертации 110 страниц, включая '28 рисунков. Список литературы насчитывает 112 наименований.

Содержание

Во владении обоснована актуальность темы, приведены краткие сведения о строении нейтронных звезд. и о элект ропроводноети их коры. Обсуждены возможные механизмы образования магнитного поля в нейтронных звездах. Кратко изложены наблюдательные данные о магнитных полях нейтронных звезд разных классов и показано, как интерпретируются наблюдательные данные о наиболее многочисленном их классе классе одиночных радиопульсаров.

Во второй главе рассмотрено влияние уравнения состояния вещества и сценария остывания на распад магнитного поля, локализованного к коре нейтронной звезды. Эволюция поля в коре описывается индукционным уравнением без конвективного члена. В случае дппольного поля оно сводится к уравнению диффузии для одной скалярной функции. Электропроводность коры определяется в основном рассеянием на фононах и примесях [17, о]. Как фононная, так и примесная электропроводность растут с глубиной, причем фононная электропроводность растет по мере остывания нейтронной звезды. Примесная электропроводность не зависит от температуры, но зависит от концентрации и заряда примесей, которые характеризуются так называемым примесным параметром С} = 1/п - Здесь л, 2 концентрация и заряд основного сорта ионов, п\ 2' концентрация и заряд примеси, суммирование ведется по всем сортам примесей. Существующая к настоящему времени теория не дает сколько-нибудь определенного значения Ц, поэтому в проделанных расчетах параметр С} считался не зависящих! от глубины, и варьировался в диапазоне1 0.001 < У < 0.1. Считалось, что в начальный момент времени поле было локализовано в приповерхностном слое с плотностью р < />о- Такая магнитная конфигурация могла образоваться после рождения нейтронной звезды под действием, например, термомагнитной неустойчивости [14] и/или конвекции [12].

На рисунке 1 показана эволюция поверхностного магнитного поля со временем. Скорость распада поля зависит от толщины коры и характерных пространственных масштабов, а следовательно, и от уравнения состояния сверхплотного вещества в

С»

1

0.1 0,01 0.001

о

^ 1 0.1 0,01 0,001 0,0001

246824682468

lg t (years)

Рис. 1: Зависимость от времени В/Вц для моделей нейтронных звезд BPS, FP и PS со стандартным (s) и ускоренным (а) остыванием. Числа соответствуют разным значениям плотности локализации магнитного поля ро: Юп (1), Ю12 (2) и 1013 (3) г/см3; сплошные линии - Q = 0.001, пунктирные линии - Q = 0.01.

ядре звезды. Во второй главе рассчитывалось затухание магнитного поля в моделях нейтронных звезд с массой М = 1ЛМе и BPS (мягким), FP (умеренным) и PS (жестким) уравнениями состояния вещества в ядре. Кроме того, процессы в ядре звезды влияют на затухание через остывание нейтронной звезды. Распад оказывается качественно разным для разных сценариев остывания.

Толщина коры, как и радиус нейтронной звезды, зависит от уравнения состояния в ядре звезды. Чем жестче последнее, тем толще кора и тем больше радиус. Для уравнений состояния BPS, FP, и PS и массы нейтронной звезды М = 1.4Ме толщина коры и радиус составляют, соответственно, 340, 940, 4200 метров и 7.35, 10.G, 16.4 км. Скорость распада магнитного поля зависит от характерного пространственного масштаба изменения поля в коре, который тем меньше, чем мягче уравнение состояния. Например, если исходное поле было локализовано в слоях с плотностью

>, ■ ■ . \ \\ \ \ \ ■1 \ \\ \\\ BPS (s) \ '■':■. Х\ ■ , 4 V \v -- з--------- 4-N - 2----. . FP (s) V . ■ ■ -з— -, • - —2--------. •1--------- PS (s)

1. ■ Ч\ 1 BPS (а) ' -----■ ^ 3__ . -2 1— Ч . \\ V FP (а) —. , PS (а)

Р < Pa — 10м г/см3, а параметр Q был ранен 0.01, то за 108 лет иоле на поверхности уменьшится в 300 раз для мягкого уравнения состояния BPS, или всего лини, в о раз в случае жесткого уравнения состояния PS. В нейтронной звезде с уравнением состояния BPS магнитное поле диффундирует через кору за 108 лет, в звезде с FP уравнением состояния за 3-108 лет, а при уравнении состояния PS ■ более чем за 3 ■ 109 лет. На этой стадии диффузии сквозь кору поле на поверхности уменьшается примерно по степенному закону [13]. После того, как поле продиффундирует до границы коры со сверхпроводящим ядром, распад становится экспоненциальным.

Затухание магнитного поля зависит и от сценария остывания нейтронной звезды. Для медленно остывающей нейтронной звезды со стандартной нейтринной светимостью, обусловленной, в основном, модифицированными урка-процессами в ядре звезды, скорость распада магнитного поля особенно велика на начальной стадии (£ < 10е лет), когда электропроводность коры определяется в основном рассеянием электронов на фононах. На этой стадии поле на поверхности уменьшается в 5-1000 раз, в зависимости от уравнения состояния и начальной глубины залегания. Затем распад сильно замедляется из-за увеличения электропроводности в остывающей звезде. Характерная особенность зависимостей D{t) при стандартном остывании — наличие на них плато. Длина плато зависит от уравнения состояния и от параметра Q. Затем поле распадается примерно по степенному закону, а после того, как оно продиффун-дировало до границы коры со сверхпроводящим ядром — по экспоненциальному.

При ускоренном остывании на стадии нейтринной светимости поле распадается гораздо медленнее, так как температура звезды падает ниже, а электропроводность оказывается выпю, чем при стандартном остывании. Из-за более высокой электропроводности поле диффундирует не так глубоко, и к кошу нейтринной эры оказывается в области с меньшей проводимостью, чем при стандартном остывании. Поэтому дальнейший распад может идти быстрее (длина плато при стандартном остывании больше, чем при ускоренном). Как и при стандартном остывании, дальнейший распад является степенным, а по достижении полем границы кора-ядро переходит в экспоненциальный.

По нашему мнению, эволюция магнитного поля и периода вращения наблюдаемых радиопульсаров может быть легко объяснена, если предположить, что магнитное поле локализовано в коре нейтронной звезды. Для описания наблюдательных данных больше подходят модели со стандартным остыванием, так как они сочетают в себе быстрый распад на начальной стадии эволюции и сильное его замедление при

I > 10е лот. Такой распад легко объясняет тот факт, что магнитные поля пульсаров п остатках сверхновых больше, чем среднее поле более старых радиопульсаров, и подтверждает результаты [2, 8] о том, что с наблюдениями лучше согласуются большие времена распада поля. Модели с ускоренным остыванием не приводят к такому распаду, а потому представляются менее подходящими для объяснения наблюдательных данных.

Магнитонращательная эволюция нейтронных звезде магнитным полем, локализованным в коре, находится в хорошем соответствии с наблюдательными данными только при достаточно жестком уравнении состояния ядерной материи. Эволюция моделей с уравнением состояния более мягким, чем РР, кажется нам несовместимой с наблюдаемым В - Р распределением радиопульсаров, так как поле распадается слитком быстро, и трудно объяснить наличие радиопульсаров с большими магнитными полями и длинными периодами вращения. Эта проблема не возникает, если уравнение состояния более жесткое.

В третьей главе рассчитан джоулев нагрев, обусловленный омической диссипацией токов в коре нейтронной звезды. Показано, что тепло, выделяемое при такой диссипации, почти полностью диффундирует наружу и излучается с поверхности нейтронной звезды. Поэтому температура нейтронной звезды на поздних стадиях остывания (г > 10 миллионов лет) определяется мощностью джоулева подогрева. Тогда поверхностная температура зависит от электропроводноости коры и конфигурации токов в ней. Поэтому наблюдения теплового излучения нейтронных звезд с ( > 10 миллионов лет может пролить свет на локализацию магнитных полей и свойства коры.

При диссипации магнитного поля в коре выделяется достаточно тепла, чтобы поддерживать температуру нейтронной звезды на уровне 3 • Ю4 - 105 К. Джоулев нагрев становится важным через 3-10 миллионов лет после рождения нейтронной звезды (в зависимости от модели), когда звезда остывает до 3 ■ 1С1 — 105 К. Дальнейшее остывание замедляется: характерное время остывания определяется временем распада поля, которое может достигать миллиардов лет.

На рисунке 2 показана зависимость поверхностной температуры Т, от характеристического возраста т = Р/2Р нейтронной звезды с уравнением состояния РЭ. При определении г учтено изменение скорости замедления вращения по мере диссипации поля. Для сравнения приведены данные о поверхностной температуре трех радиопульсаров: В0823+26 (г = 4.9 ■ 10е лет), В1929+10 (т = 3 ■ 106 лет) и В0950+08

log x (years)

Рис. 2: Зависимость поверхпостной температуры нейтронной звезды Т, с уравнением состояния PS от характеристического возраста г. Кривая 1 отвечает начальному магнитному полю Во = 15 • 1013 Гс, глубине его залегания ро = 1013г/см3 и примесному параметру Q = 0.1; кривая 2: В0 = 1.5 • 1013 Гс, р0 = 5 ■ 1012г/см3, Q = 0.1; кривая 3: В0 = 1.5 - 1013 Гс, ро = 1013г/см3, Q - 0.01; кривая 4: В0 ~ 5 • 1012 Гс, ра = 1013г/см3, Q = 0.1.

(т = 1.74 • 107 лет). Поверхностные температуры этих радиопульсаров составляют ~1.6-105К [3], (1 - 3) • 10s К и (6 - 8) • 10" К [10]. Приведенные данные показывают, что омическая диссипация токов в коре действительно способна подогреть старые нейтронные звезды до требуемой температуры.

В четвертой главе рассмотрена эволюция нейтронных звезд в двойных системах. Глава состоит из двух разделов, в которых изучаются системы с маломассивными и массивными компаньонами.

В первом разделе четвертой главы мы рассмотрели эволюцию магнитного поля и периода вращения нейтронной звезды в тесной двойной системе с маломассивным компаньоном. Из-за большого времени жизни компаньона на главной последовательности эволюция нейтронной звезды может быть достаточно сложной и длиться

109 — 10'° лет. Считается, что нейтронные звезды в таких двойных системах ак-крецируют вещество компаньона после того, как компаньон переполняет свою полость Poma. Такой обмен масс может длиться достаточно долго (108 лет), и количество вещества, проаккрецировавшего на нейтронную звезду, может аккрецировать до 0.1 — О.5М0 (см. [15]). Кроме того, на эволюцию нейтронной звезды может оказать влияние аккреция звездного ветра, испускаемого компаньоном, пока компаньон еще не переполнил свою полость Роша и находится на главной последовательности. В результате нейтронная звезда во время своей эволюции проходит через разные эволюционные стадии.

Эволюция магнитного поля нейтронной звезды при аккреции вещества описывается индукционным уравнением с конвективным членом. Аккреция влияет на распад поля двояко. Во-первых, горение проаккрецировавшего вещества повышает температуру и понижает электропроводность коры. Во-вторых, под действием направленного внутрь потока оседающего аккрецированного вещества токи переносятся в более плотные слои [9]. При этом уменьшается их характерный масштаб и происходит ускорение диссипации (электропроводность а растет примерно как р1'3, масштаб ЛД падает как р~1, в результате характерное время диссипации тд уменьшается тп ос (ДЯ)2<т ос р~5?3).

Мы провели расчеты магнитовращателыгой эволюции нейтронной звезды в тесной маломассивной двойной системе, следуя стандартному сценарию для таких систем [11, 4], Согласно этому сценарию, нейтронная звезда во время своей эволюции проходит через 4 эволюционные стадии. Нейтронная звезда рождается с коротким периодом вращения и сильным магнитным полем, и вначале мощное магнитоди-польное излучение не позволяет окружающей плазме проникнуть в магнитосферу. Продолжительность этой стадии зависит от величины начального магнитного поля, от скорости его распада и силы ветра компаньона: чем сильнее магнитное поле и плотнее ветер, тем короче ее продолжительность. При В0 — 1013 Гс и темпе аккреции из ветра М = Ю-13 — 10_12Мо/год первая стадия может длиться около ~ (0.1 - 1) • 106 лет. Если же В0 = 10й Гс, а М = Ю-15 - Ю~'7М0/год, то эта стадия может длиться и (1 — 3) • 108 лет. Для большинства из рассмотренных моделей поле на ней распадается примерно в 5-10 раз.

Когда потери энергии из-за магнитодипольного излучения уменьшаются, то плазма из ветра компаньона проникает в магнитосферу, и нейтронная звезда начинает работать как пропеллер. Продолжительность стадии пропеллера обычно оказывает-

ся больше, чем первой стадии. Магнитное поле продолжает эволюционировать так же, как и поле изолированной нейтронной звезды. Так как звезда к этому времени успевает остыть, то электропроводность коры определяется в основном рассеянием электронов на примесях. Кроме того, поле успевает продиффундировать в глубину, в области с большей плотностью и электропроводностью, и к тому же увеличить характерный масштаб. Поэтому поле на стадии пропеллера обычно распадается меньше, чем на первой стадии (это справедливо, по крайней мере, не для очень низких темпов аккреции из ветра, М > 10"|7Мо/год). Период же может увеличиться до нескольких тысяч секунд, если ветер достаточно слаб, а поле достаточно велико.

Стадия пропеллера заканчивается, когда угловая скорость вращения нейтронной звезды уменьшается до кеплеровской угловой скорости на альфвеновском радиусе. При этом радиус коротации становится равным альфвеновскому радиусу, и плазма из звездного ветра проникает на поверхность нейтронной звезды. Горение проак-крецированного вещества вызывает нагрев коры, уменьшение электропроводности и ускорение распада магнитного поля. Кроме того, оседающее аккрецируемое вещество переносит токи в более плотные слои, при этом уменьшается масштаб поля, что дополнительно ускоряет распад. Заметим однако, что диссипация заметно ускоряется только если М > 1О_13М0/год. Во время данной стадии при фиксированном темпе аккреции нейтронная звезда двигается на диаграмме В — Р вдоль так называемой линии равновесного периода (spin-up line). Поле может уменьшиться на несколько порядков по величине. Период при распаде поля уменьшается, но для большинства рассмотренных моделей не достигает 1 с. Обычно стадия аккреции из звездного ветра — наиболее продолжительная стадия. Однако, нейтронная звезда может иногда переходить на стадию дисковой аккреции прямо из стадии пропеллера.

Наиболее быстро в маломассивных двойных системах нейтронная звезда эволюционирует на четвертой стадии, когда компаньон переполняет свою полость Роша, и начинается сильная аккреция через внутреннюю точку Лагранжа. При этом вокруг нейтронной звезды образуется кеплеровский аккреционный диск. Продолжительность стадии аккреции из диска зависит от продолжительности стадии красного гиганта маломассивного компаньона и может достигать 107 — 108 лет. Выделение тепла при горении аккрецируемого вещества повышает внутреннюю температуру нейтронной звезды до Т ~ (2 — 3) • 108 К, и существенно понижает электропроводность. Поэтому распад магнитного поля ускоряется. Обычно поле распадается в

20-100 раз при М = 1()~9М0/год и длительности стадии аккреции 1()8 лет. В зависимости от начальной глубины залегания поля, концентрации примесей в коре и длительности жизни компаньона на главной последовательности поверхностное магнитное поле к концу стадии дисковой аккреции уменьшается до 108 — 109 Гс. Так как вещество, аккрецируемое из диска, несет большой угловой момент, то нейтронная звезда быстро раскручивается до равновесного периода. Затем нейтронная звезда двигается вдоль линии равновесного периода по мере распада поля и раскручивается до Р ~ 1 — 100 мс.

Согласно проделанным расчетам, нейтронная звезда с магнитным полем, локализованным в коре, может сохранять сильное магнитное поле в течение почти всей эволюции. Даже если компаньон находится на главной последовательности Ю10 лет и после этого аккреция с темпом М = Ю_9М0/год идет 108 лет, то нейтронная звезда может иметь магнитное поле 108 —10® Гс и период Р ~ 1 — 100 мс. Эти параметры близки к параметрам миллисекундных пульсаров, и, возможно, последние образуются в соответствии с описанным сценарием. Если же компаньон имеет большую массу и проводит на главной последовательности меньше времени и стадия красного гиганта длится меньше, то нейтронная звезда к кошу стадии дисковой аккреции будет иметь более сильное магнитное поле и больший период. Это может объяснить наличие радиопульсаров, лежащих на диаграмме В — Р между миллисекундными пульсарами и основной пульсарной популяцией.

На рисунке 3 изображены эволюционные треки нейтронной звезды на диаграмме магнитное поле - период вращения при разной концентрации примесей в коре. Параметр (¡> варьировался в диапазоне от 0.001 до 0.3. Продолжительность жизни компаньона на главной последовательности взята равной т,„, = 3 • 109 лет. Одиночные радиопульсары показаны точками, двойные — символом о. Линии равновесного периода для разных темпов аккреции показаны пунктиром. Числа на этих линиях указывают логарифм темпа аккреции. Треки показаны сплошными линиями. Числа около треков дают логарифм времени, необходимого для прихода нейтронной звезды в указанную точку. Числа с символом (а) показывают время, необходимое для раскрутки до равновесного периода, с момента начала перетекания вещества через внутреннюю точку Лагранжа. Крестики на треках показывают места, где происходит переход от первой стадии ко второй. Маленькие крестики показывают концы треков после завершения четвертой стадии.

Все треки отличаются не слитком сильно, за исключением модели с экстре-

Рис. 3: Эволюционные треки нейтронных звезд с различными значениями О'. (.} — 0.3 (трек 1), <Э = 0.1 (трек 2), <3 = 0.03 (трек 3), Я = 0.01 (трек 4), <2 = 0.001 (трек 5). Значения других параметров: ри = 1013г/см3, Ба = 3 • 1012 Гс, = 3 -109 лет, скорость аккреции из ветра М = 1О~15М0/год, скорость аккреции из диска — М = 1О^9М0/год.

мально большим значением Ц = 0.3. Из-за большой концентрации примесей и, следовательно, малой электропроводности поле распадается очень быстро и к моменту начала аккреции из ветра оказывается не в состоянии сохранять баланс между скоростью распада и ускорением вращения. В результате звезда сходит с линии равновесного периода. К началу стадии дисковой аккреции поле в этой модели распадается до 108 Гс.

Модели 2-5с(3 =0.001 — 0.1 приводят к более стандартному поведению. Нейтронная звезда проходит через все эволюционные стадии, и после всех трансформаций магнитное поле распадается до В ~ (2 - 30) • 108 Гс, а конечный период вращения лежит в диапазоне 5-40 мс. Заметил! интересную особенность: конечное поле в модели 5 оказывается меньше, чем поле в моделях 3 и 4, несмотря на меньшую концентрацию примесей. Это объясняется следующим образом. Если С} = 0.001, то за

П1>емя 1,п> = 3 ■ 109 лет поле не успевает продиффунднровать до границы кора-ядро, и распад идет но примерно степенному закону. К началу стадии аккреции из диска поле диффундирует на меньшую глубину в коре с меньшей концентрацией примесей. В результате, когда начинается сильная аккреция, температура увеличивается, а электропроводность уменьшается, поле в более чистой коре оказывается в слоях с меньшей проводимостью (теперь, когда началась сильная аккреция, проводимость определяется рассеянием на фононах и не зависит от С}\ При этом дальнейший распад поля и его диффузия вглубь происходят быстрее.

Во втором разделе четвертой главы рассмотрена магнитовращательная эволюция нейтронных звезд, входящих в массивные рентгеновские двойные системы (НМХВ). Эволюция моделировалась в соответствии с общепринятым сценарием, согласно которому нейтронная звезда проходит через несколько эволюционных стадий: "изолированный" пульсар => ветровой пропеллер => аккреция из ветра => переполнение полости Роша компаньоном. Рассмотренная нами модель хорошо описывает наблюдаемые характеристики популяции изолированных радиопульсаров (см. главу 2). В этом разделе мы показали, что и наблюдательные магнитные поля и периоды нейтронных звезд в НМХВ также неплохо описываются этой моделью.

Время жизни массивных звезд на главной последовательности обычно не превышает нескольких десятков миллионов лет, и на нейтронную звезду аккрециру-ет менее 10~3Л/а вещества. Магнитное поле нейтронной звезды не успевает сильно распасться, а сама нейтронная звезда не раскручивается до миллисекундных периодов. Темп аккреции из звездного ветра в НМХВ выше, чем в маломассивных рентгеновских двойных (ЬМХВ) (Мш ~ 10~10 — 1О~12М0/год), но стадия аккреции из ветра длится меньше. Тем не менее, такая аккреция может существенно повлиять на эволюцию магнитного поля и периода вращения нейтронной звезды. Это влияние может быть особенно сильно в тесных массивных двойных системах, где плотность ветра высока. Например, если Мш = 10-1°М(Э/год, то за время жизни компаньона на главной последовательности поле может распасться примерно в 30 раз. При более низких темпах аккреции распад идет медленнее. Согласно проделанным расчетам, нейтронные звезды со стандартным начальным магнитным полем ~ 1013 Гс могут сохранить поле В ~ 3 • 10" — 3 • 10'2 Гс до конца эволюции. Такие значения магнитных полей находятся в хорошем согласии с наблюдениями [16]. Если начнется аккреция через внутреннюю точку Лагранжа, то такое сильное магнитное поле в состоянии направить поток аккрецируемого вещества на магнитные полюса,

и нейтронная звезда может наблюдаться как яркий пульсирующий рентгеновский источник. Если же начальное магнитное поле было меньше (В0 = Ю12 Гс), то в процессе эволюции оно уменьшается до В ~ 4 • Ю10 — 2 -10" Гс, и пульсаций не будет. Таким образом, предложенная модель может объяснить наличие непульсирующих НМХВ [1]. Рассмотренная модель эволюции поля может объяснит!, и наблюдаемый разброс периодов вращения нейтронных звезд в НМХВ. В зависимости от величины начального поля и темпа потери вещества компаньоном, во время стадии пропеллера период вращения может увеличиться до 102 —103 с. Аккреция же через внутреннюю точку Лагранжа может, наоборот, уменьшить период вращения нейтронной звезды до ~ 0.1 с, так что диапазон периодов может быть от 0.1 до 1000 секунд.

В пятой главе рассмотрена эволюция магнитного поля и периода вращения изолированной нейтронной звезды с учетом аккреции вещества из межзвездной среды. Расчеты применены к пока единственному кандидату в изолированные нейтронные звезды, излучающему периодическое рентгеновское излучение — источнику ЯХЛ 0720.4-3125. Наблюдаемые период (8.38 с) и чернотельную температуру (79 эВ) рентгеновского источника ЫХ Л0720.4-3125 [б] можно объяснить в рамках гипотезы об аккреции межзвездной среды на старую (2 > 109 лет) изолированную нейтронную звезду. Показано, что магнитное поле нейтронной звезды в этом случае должно быть слабым (В < 109 Гс). При таком магнитном поле время замедления до наблюдаемого периода Г = 8.38 с превышает возраст Вселенной. Мы предположили, что нейтронная звезда родилась с более высоким значением магнитного поля, и поле сильно уменьшилось за время эволюции. Предполагая, что токи, поддерживающие магнитную конфигурацию, локализованы в коре нейтронной звезды, мы рассчитали возможную эволюцию нейтронной звезды на. В — Р диаграмме. Наблюдаемое значение периода вращения может быть получено при С} ~ 0.01 — 0.05. Однако эволюция периода зависит от скорости диссипации поля, а следовательно, и от параметров модели распада. Так, изменение примесного параметра <5 в два раза привело к изменению периода на стадии аккретора более чем на порядок. Поэтому наблюдения периодов вращения старых изолированных нейтронных звезд могут стать важным тестом для моделей эволюции магнитного поля нейтронных звезд.

Распад магнитного поля уменьшает общее количество наблюдаемых аккрецирующих нейтронных звезд. Этим можно объяснить тот факт, что число обнаруженных на спутнике ЯОБАТ нейтронных звезд пока гораздо меньше, чем предполагалось (см., например, [б]). Отсутствие же пульсаций у других кандидатов в изолирован-

ные нейтронные звезды (см. [7]) может говорить о том, что их поле уже распалось настолько, что не может каналнровать движение плазмы на полюса изолированной нейтронной звезды.

Публикации по теме диссертации

1. Wind accretion and magnetorotational evolution of neutron stars in binaries, U. Geppert, V. Urpin, D. Konenkov, 1996, A&A, 307, 807.

2. Spin and magnetic evolution of neutron stars in close binaries, V. Urpin, D. Konenkov, 1997, MNRAS, 284, 741.

3. RXJ 0720.4-3125 как возможный пример распада магнитного поля нейтронных звезд, Д. Коненков, С. Попов, 1997, Письма в АЖ, 23, 569.

4. Magnetic and spin evolution of isolated neutron star with the crustal magnetic field, V. Urpin, D. Konenkov, 1997, MNRAS, 292, 167.

5. On the origin of millisecond pulsars, V. Urpin, U. Geppert, D. Konenkov, 1998, A&A, 331, 244.

G. Затухание магнитного поля и эволюция периода в объекте RXJ 0720.43125, С. Попов, Д. Коненков, 1998, Радиофизика, т. XLI, номер 1, с. 28.

7. Magnetic evolution of neutron stars, V. Urpin, D. Konenkov, Proc. of Symp. "Neutron Stars and Pulsars — thirty years after discovery", Universal Academy Press, 1997, Tokyo, eds. N. Shibazaki, S. Shibata, p. 85.

8. Formation of millisecond pulsars in low-mass binary systems, U. Geppert, D. Konenkov, Proc. of Symp. "Neutron Stars and Pulsars — thirty years after discovery", Universal Academy Press, 1997, Tokyo, eds. N. Shibazaki, S. Shibata, p. 126.

9. Magnetic and spin evolution of neutron stars in close binaries, V.Urpin, D. Konenkov, U. Geppert, 1997, preprint of University of Newcastle upon Tyne No 134/97, принято в MNRAS.

10. Joule heating and thermal evolution of old neutron stars, J.Miralles, V. Urpin, D. Konenkov, 1997, preprint of University of Newcastle upon Tyne No 182/97, принято в ApJ.

Список литературы

[1] Bhattacharya D., van den Heuvel E.P.J., 1991, Phys. Re])., 203,

[2] Bliattacharya D., Wijers R., Hartmann J., Verbunt F., 1992, AkA, 254, 198.

[3] Becker W., Trümper J., 1997, AkA, 326, 682 .

[4] Illarionov A., Sunyaev R., 1975, A&A, 39, 185 .

[5] Itoh N., Hayashi H., Kohyama Y., 1993, ApJ, 418, 405 .

[G] Haberl F., Motch C., Buckley D., Zickgraf F., Pietsch W., 1997, A&A, 32C, GG2.

[7] Haberl F., Motch C., Pietsch W., 1998, Astron. Nachr., 319.

[8] Hartmann J., Bhattacharya D., Wijers R., Verbunt F., 199G, AkA, 322, 477.

[9] Konar M., Bhattacharya D., 1997, MNRAS, 284, 311.

[10] Pavlov G., Stringfellow G., Cordova F., 1996, ApJ, 467, 370 .

[11] Pringle J., Rees M., 1972, AkA, 21.

[12] Thompson C., Duncan R., 1993, ApJ, 408, 194 .

[13] Urpin V., Chanmugam G., Sang Y. 1994, ApJ, 433, 780.

[14] Urpin V., Levshakov S., Yakovlev D., 1986, MNRAS, 219, 703 .

[15] van den Heuvel E.P.J., Bitzaraki O., 1995, AkA, 297, L41 .

[16] White N.E., Nagase F., Parmar A.N. 1995, in "X-ray binaries" (Eds. W.H.G. Lewin, J. van Paradijs к E.P.J, van den Heuvel), Cambridge University Press, 1 .

[17] Yakovlev D., Urpin V., 1980, SvA, 24, 303

Отпечатано в типографии ГО1ЯФ РАН 188350, Гатчина Ленинградской обл., Орлова роща Зак.144, тир.100, уч.-изд.л.0,9; 11.03.1998 г.