Сверхплотные гибридные звезды как конечные продукты преднейтронных звезд тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.02 ВАК РФ

« кгчэ-пмэ-аиь ЪЧ О-МПЫа-бЦЪ ЪШи11Р11РПЫЭ'ЗПКЪ ЪРЪЧИЪЬ Н1Ь8№ЦЪ <ШЛ1Ш11Р1ГЪ

О-Ъпрц ШцщЬ)]} ^шрщшО

«ч-ьркфб ииэяъре пр^ъи

ъщииъьззрггъизм, ШЗТЪР!^ ЧЪР5ГЫГЬЗПЫЭ-»

11.04.02 - «БЬиш^шй 15шиВшд]тп1.эдпи5р

3>]1Ц]11|Ш - йшрЬйшиф^идЦшО ц}иптр]ш. О й Ьр}1 рЫ[ 0 ш&пф q{^щшl^шQ шит}1Йш011Ьиудйшй штЪОш}ипитр|шЦ иЬгрЗиц^р

ЬРЪЧИЬ - 2000

МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РА ЕРЕВАНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

) Гсворк Сергеевич Погосян Р Г Б ОД

"СВЕРХПЛОТНЫЕ ГИБРИДНЫЕ ЗВЕЗДЫ КАК* ^Р 2333 КОНЕЧНЫЕ ПРОДУКТЫ ПРЕДНЕЙТРОНПЫХ ЗВЕЗД"

АВТОРЕФЕРАТ

Диссертации на соискание научной степени кандидата физико-математических наук по специальности 01.04.02-"Тсоретичсская физика"

ЕРЕВАН 2000

ШпЬОш{илишр)шО рМшй Ьшишшш1[Ь(.1 ЬрЬшО[1 1цЬтш1[шй ¡¡ш15ш[ишршО|1 ЗЬишЦшй ЭДкфЦиц^ ии1р[тОпц$

Я-^шш^шА цЫцифир' ц^т.рЬЦЦшйта,

г!пдЬОт,<.и.Ч-р11^Ьр.]шО

<г1ш2шпйшЦшй ийвд^йифтийир г^Цшпр,

ицт5>ЬипрДл1.'Чш1Ч^шО

трдЬйш,Ч-.и.<Ш5)шй

Ипш5шшш]1 ^и^ш^Ьрщпгррий' Щ^пйци^О <Ьтшцптп1р.]тЛ0Ър11

Ъйиш}1тпш1 \j.4j.PnqnunLpnilJi шйфиШ вЬиш1(шй 3>]щ]11)Ш.)|1 Ешрпрштпр^ш

Ч1ш2то1шйт.р^т011 тЬгф (рлОЬОш 2000 р. 1)'щрт}> . « 10» фй йшйр 13"° -¡гй ЬрЦиШ[] цЬтшЦши Ьш15ш(ишрш(д11 046 Цишйш^тшд^шй [ипрЬр^ й^иттй. <шидЬО 1 375049, ЬрЬиЩ, и. ЦшСпОцшй ф.1

иЬгц5и^1вд Ь 2000 р.. ФЬшрОшр]]. « 10 »-ДО

ЦшиОш11}1ти1у1[шс> 1ипр1ц1Г1}1 ЭДщЛшр. фя. 1{п1{1ппр

(Ципш^шб ршртш-цшр /{ДД ^/' ицифЬипр и.0-.<щргир1т.(ушй

Тема диссертации утверждена на кафедре Теоретической Физики Ереванского Государственного Университета

11аучный руководитель Кандидат физ.-мат. наук

доцент О.Л. Григорян

Официальные огшокенть: Доктор фт.-маг. наук

профессор В.В.Папоян Кандидат физ.-мат. наук Доцент Г.С.Лджян

Ведущая организация Лаборатория Теоретической Физики

им. 11.51. Боголюбова Объединенного Института Ядерных Исследований

Зашита состоится " 10 ". Марта . 2000 г. в 1300 часов на заседании специализированного совета 046, при Ереванском Государственном Университете Адрес: 375049, Ереван ул. Алскс Манукян, 1.

Автореферат разослан " 10". Февраля ,2000 г.

Учёный секретарь /|| ^¡¡^Ц^/^ Доктор физ.-мат. наук

специализированного совета / IД-' I / Профссор С.Г.Арутюнян

в 6 У 8 и <0з

Ьбза^^з веу^оз

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы. Существование сверхядерных плотностей в сверхплотных компактных звездах, называемых "нейтронные звезды", делает их интересной областью для исследования поведения вещества при больших плотностях. Их можно рассматривать как естественные лаборатории физики элементарных частиц. Б частности, вероятно существование квартового вещества с квазисвободными кварками, получение которого в земных условиях еще невозможно. Этим -обусловлен возрастающий интерес к ядерной астрофизике. Ыо имеются нерешенные проблемы, связанные с наблюдением внутреннего строения сверхплотных компактных объектов, наблюдатели получают информацию только с поверхности звезды и только нейтринные импульсы, зарегистрированные из БМ1987А - более или менее предоставили возможность развить концепции о ядрах звезд. Но такие возбуждающие астрофизические явления как вспышки сверхновой звезды имеют малый коэффициент появления =0.¿Ш'Л7<'0() [1], и - большая удача, их происхождение в нашей галактике или в нашей непосредственной галактической окрестности, каковым является вспышка 5Л79Я7Л в Большом Магеллановом облаке. С этой точки зрения, весьма актуальны модели эволюции звезд, которые могут предложить сценарии наблюдений, гибкие относительно предположений о свойствах звездных ядер. Существование сверхплотных компактных звезд как остатков коллапса звезд во время вспышки сверхновой звезды (БМ) впервые было предложено Бааде и Цвике [2]. Стандартная теория эволюции звезд предсказывает, что массивные звезды с 8М0<М<2ОМ в течении ~107 лет, за счет термоядерного горения более и более тяжелого "топлива" формирует ядро, состоящее в основном из углерода и кислорода. В зависимости от массы ядра дальнейшая эволюция протекает в различных направлених, или происходят термоядерные вспышки элементов тяжелого топлива с результатом формирования белого карлика, или горение кислородно-углеродного топлива продолжается =170лет до формирования железной сердцевины. Здесь цепь термоядерных реакций прекращается и при давлении сил тяжести начинается процесс диссоциации ядер железа 2бРе56^->4п+13а<->30п+26р. Диссоциация приводит к быстрому увеличению центральной температуры и плотности, которая приводит к нейтринной эмиссии, начинается гравитационный коллапс с временным масштабом ~50мс. Когда центральная плотность ядра достигает сверхядерных плотностей, становятся существенными отталкивающие

хромодинамические силы, коллапс останавливается, ядро отрыгивает сильную ударную волну. Впоследствии выход на ружу этой волны через падающие па центр слои остатков и воспринимается как вспышка

сверхновой. Распространение ударной волны может инициировать кварк-адронные фазовые переходы благодаря локальному появлению критических плотностей. После вспышки из остатков вещества возможно формирование гибридной, богатой лептонами преднейтронной звезды, которая впоследствии делептонизируется формируя пульсар, или возможно трансформируется в черную дыру. Совокупность доказательств для сценария образования сверхплотной звезды, была дополнена весомым фактом, когда в центре крабовидной туманности, которая является остатком вспышки сверхновой звезды от 1054 года, был найден пульсар. Будущие наблюдения пульсаров и особенно квази-периодических осциляторов (С*РО) вероятно дадут подтверждения предложений относительно поведения звездного вещества при прохождении через нее ударной волны и существования кваркового вещества в стабильных сверхплотных звездах.

Цель работы - исследование особенностей сверхплотных гибридных, вращающихся звезд с кварковым ядром при конечных температурах, на основе уравнения состояния, которое недавно был получено в пределах подхода кваркового пропагатора с учетом копфайнмента. Для конструкции фазового перехода между уравнением состояния кваркового и ядерного веществ используется метод для многокомпонентных систем с более чем одними зарядом сохранения, что дает описать возникновение смешанной фазы с не-постоянным давлением.

Научное новизна работы. Численные расчеты были сделаны, используя двухцветную модель уравнения состояния, описывающего фазовый переход при наличии деконфаинмента и сохранением суммарного числа барионов и электрического заряда. Показано, что в сценарии замедления вращениия благодаря магнитному дипольному излучению отклонение показателя торможения от п=3 может служить подтверждением возникновения кваркового вещества, а также дает возможномсть оцепить размер кваркового ядра в быстро вращающихся пульсарах. Предложен новый сценарий, где благодаря аккреции массы на вращающийся компактный объект замедление вращения переходит в ускорение за счет возникновения фазового перехода с деконфайнментом в недрах объекта. Анализируются термодинамические и гидродинамические условия, при которых сжатие вещества ударной волной приводит к диссоциации нуклонов в кварковую плазму.

Практическая значимость полученных результатов связано с применением предложенных сценариев при наблюдений пульсаров, что даст возможность существования кварковой материи, а также определить примерный размер ядрер компактных объектов из такой материи. Сценарии применимы как для наблюдений одиночных пульсаров, так и для двухкомпонентных систем. Также применим полученный временной критерий возникновения ударной волны в сверхплотном веществе.

Апробация работы. Основные результаты диссертации были обсуждены: на научных семинарах Кафедры Теоретической Физики Ереванского Государственного Университета, на семинаре Лаборатории Теоретической Физики им.1 Ш.Боголюбова, па международной исследовательской конференции "Деконфайнмент при конечных температурах и плотностях", Дубна(Россия), на международном минисимпозиуме "Пониятие Декопфаинмспта " Росток(Германия), а также были представлены па 177-

0.м коллоквиуме международного астрономического союза (IAU), "Пульсары 2000" Бонн, Германия, на 11-ой конференции европейской физической ассоциации, "Тенденции в Физике", Лопдопс(Великобритаиия), на X российской гравитационной конференции, Смоленске(Россия), па 94-ой конференции международного астрономического союза (1AU), Бюракан(Армения).

Публикации. По теме диссертации опубликовано 5 работ, список которых приводится в конце автореферата.

Объем и структура диссертации. Диссертация состоит из Введения, пяти глав(20-и параграфов), Заключения, Приложений и Библиографических ссылок. Диссертация содержит 124 страницы.

Содержание Диссертации

Во Введении представлен обзор литературы относительно обсуждаемых проблем, и сформулированы основные задачи диссертации. Первая глава, состоящая из трех параграфов посвящена уравнению состояния для описания звездного вещества. Уравнение состояния вещества при околоядерных и с верхядерпых плотностях имеет значительный интерес в общей теория пульсаров-"нейтронных" звезд.

Для звездного вещества различают четыре чистые фазы и переходные фазы между ними:

1. до некоторой плотности р, мы имеем ядра богатые нейтронами и вырожденный электронный газ. Заряд Z и массовое число ядер А определяются равновесием между рэмиссией и абсорбцией

2. между рI и намного более высокой плотностью р2 мы имеем в равновесии свободные нейтроны, нейтронно-богатые ядра и электроны

3. при р2<р<рз, ядра исчезают, и материя состоит из малого числа протонов, вложенных в нейтронное море и конечно электроны. Ближе к плотности р} появляется мюоны а позднее и гипероны.

4. при построении реалистической конструкции фазового перехода возможно описать смешанную фазу вещества с одновременным наличием кварков и адронов при плотностях выше ядерной плотности насыщения рз<р<р4

5. для плотностей р>р4 превышающих ядерную плотность насыщения в 2-3 раза, возможна экзотическая фаза сверхплотного вещества такой как странное кварковое вещество.

Значения р],рг,рз,р4 зависят от выбора уравнения состояния для каждой среды, параметров уравнения состояния, от типа используемой конструкции для построения фазового перехода и кроме того от разновидности элементарных частиц составляющих соответствующую фазу вещества.

Для описания первой и второй вышеупомянутых фаз мы принимаем во внимание ¡3 равновесие и исходим из двух фундаментальных уравнений: первое, энергия на нуклон, определяемая полуэмпирической формулой Бете-Вай цзеккера

Е = -С0 А + С, А2/3 + С2 + С3 (1)

И второе, химическое равновесие, поскольку мы имеем равновесие между Р распадом и обратной реакцией

Ер+-Ее=Еп + К-тр)с2 (2)

где индексыр,е и п соответствуют протону, электрону и нейтрону. Энергия системы с ядрами, вырожденными электронами и свободными нейтронами

£ = Мпа +ев(/0 + ее(/0 М = ш„ N + 2 шр + Е (3)

где М-энергия на ядро, ¿:,„ ее - энергии вырожденных нейтронных и электронных газов, описанных в приложении А и параграфе 2.1.1 диссертации. В параграфе 2.1.2 описано уравнение состояния о-со модели. Оно содержит некоторые утверждения относительно взаимодействий в эффективных ядерных теориях поля. Эта теория использует функцию Лангранжа, которая содержит низкоэнергетические барионы и мезоны как релятивистские поля

Lw = y/( id - mN + gff(T - gjp)yr+1 (Э^сгЭV - mff V)

4 2

о» )то изоскаляриый векторный мезон, электрически нейтральный, а о мезон может фактически представлять весьма общий резонанс при лл рассеянии, под обменом электрически нейтральными а между адронами обычно подразумевается моделирование некоего обмена двумя пионами. Мы применяем (4) к релятивистской модели ядерного вещества, которая включает протоны, нейтроны, 2Г<И~, А'°\ А**, А, 0°, 11, е, ¡X и легкие нестранные мезоны а/ и <т типа в качестве взаимодействия между упомянутыми элементарными частицами. Для получении парциального давления для каждой элементарной частицы I ,А0>,А*+,Л,0°,Г1,с

,/1) в такой системе можно получить с помощью функции Лангранжа (4)

1

PiC«>T) = PF/C" i.T.m i) + -

/

ёсо

m,„

v

И,

m„

(5)

где ри-давление для вырожденого идеального газа материальных точек / типа, ns и пл - скалярная и бариоиная плотности системы

1

' 2

Л2

V

т„

1

(

J

т.

\2

/

П

(6)

=

пь nil и /// -плотность, масса и химический потенциал элементарной

частицы-/, -,—— являются коэффициентами взаимодействия среднего

поля, выбранные так, что энергия связи на нуклон получается 16 МеУ, и плотность насыщения - 0.16 нуклонов на /т3. Состав такого адронного вещества электрически нейтрального и при наличии химического равновесия показана на рис. 2.2 II главы. В параграфе 2.2 представлены уравнения состояний для описания кварковой фазы вещества с

п

деконфаипментом, которые представляют интерес в астрофизике, так как вселенная вероятно прошла эту фазу в первых немногих секундах когда плотности были весьма высокими, настолько что существовали асимптотически свободные кварки оставшиеся до сих пор. Условия в ядрах нейтронных звезд могут быть весьма благоприятные, чтобы обычная звездая материя, в которой кварки находятся в конфаинметне в отдельных адронах, преобразовывается в кварковое вещество под высоким давлением. Есть также предположение, что странное кварковое вещество может фактически быть основным состоянием сильного взаимодействия и звезда может состоять в основном из этой материи, так как уже при плотностях, превышающих, ядерную плотность насыщения в 2-3 раза, возможны такие экзотические фазы сверхплотного вещества. До настоящего времени, однако, такие сценарии остаются спекулятивными, так как существуют немного доказательств подтерживающих эту идею или родственную гипотезу, о том, что области Кварковой материи могли бы быть сформированы при экстремальных значениях температуры и плотности. В подразделе 2.2.1 представлена модель уравнения состояния "мешка" при не нулевых температурах, на которой основаны большинство имеющихся исследований звезд с наличием кваркового вещества. Динамика конфаинмента кварков аппроксимируется константой Вр-давление мешка, так, что суммарное давление материя Р и внутренняя энергия системы е получаются

Мы используем различные значения Вр =57-183.5МеУфп для вычисления зарядо-нейтрального кваркового вещества с химическим равновесием между разновидностями кварков и лептопов, что поддерживается слабыми реакциями и их инверсией

s—>u+e+ve', а также равновесием разновидностей кварков

В работе было использовано точное численное вычисление для не пулевой температуры, и получены возможные изменения в уравнении состояния при изменении температуры от Т-Ю"'" до 50МеУ, что характерно для недавно сформированной преднейтронной звезды при вспышке сверхновой звезды [3] (см. рис. 2.3). Благодаря росту температуры, распределение "очарованных" кварков, электронов и мюонов изменяется, последние играют весомую роль в формировании давления в кварковом веществе. Подраздел 2.2.2 включает описание модели динамического ограничения(конфаинмента), что является моделью уравнениея состояния альтернативной к модели мешка. Основное отличие между этими двумя моделями это давление "мешка". В модели динамического конфаипмента аналог давления "мешка" зависит от Т,ц и измеряется как разность между давлением в фазе Намбу-Гол дето на и фазе Вигнера:

В(Т,//) = Р[8ма]-Р[8да] (8)

Оно исчезает, если скалярная часть собственной энергии кварка становится нулевой. Эта модель характеризуется деконфаинментом и восстановлением киральной симметрии как динамический результат после введения внешних скалярных масс. Кварковое давление как термодинамический потенциал равно нулю в областях с конфаинментом. Следовательно вклад кварков во все другие термодинамические величины: плотность энтропии, плотности числа частиц, и т.д., как производные этого потенциала также исчезает. В области с конфаинментом все термодинамические величины определены при адронных степенях свободы. В подходах подобных модели мешка, плотность энергии имеет большое, конечное значение, когда в тоже время полное давление равно нулю, как прямое следствие принятия Вр независимым от (Т, ц). В случае модели динамического конфаипмента, плотность энергии на границе фаз в деконфаинментной области, определенное из критической химической плотности ЦС(Т), является пренебрежимо малой в интервале температур 0<Т<50МеУ, который является областью, применимой к проблеме кварковой звездной материи. Эта особенность - прямое проявление (Т,/^-зависимости /?р. которая обеспечивает более реалистическое представление динамики кварков при

фазовых переходах. Из полученных результатов, представленных па рисунке 2.6 в диссертации заметен более медленный подход к ультрафиолетовому пределу в модели динамического конфаинмента. Это означает, что модель "мешка" намного более жесткая. "Мягкость" динамической модели не противоречит результатам численных моделирований решеточной-Хромодинамики. На рисунке 2.7 представлен видимый переход к изоспиново-симметричному веществу при уменьшении плотности энергии благодаря низкой критической плотности энергии в модели динамического конфаинмента; то есть, плотности энергии при деконфаинменте (e.g., ес(Т=50 MeV)=1.4 MeV/fnt3), в то время как в модели "мешка", с ес-4Вр=228 MeV/fm3, относительные плотности кварков и лептоновлишь немного изменяются в той же области энергии. В параграфе 2.3 представлено так называемое гибридное звездое вещество и различные типы конструкции фазового перехода используемые для построения смешанной фазы из адронов и кварков. Потребность в таких фазах, исходит из того, что вещество нейтронных звезд не простая материя и имеет больше чем одну независимую степень свободы (многокомпонентная система). Эти степени свободы "заморожены" в случае, когда фазовый переход строится по конструкции предложенный Максвеллом. Дня многокомпонентной системы давление - в пределах области фазового перехода не константа и характерные термодинамические величины как плотность барионов и энергии не имеют разрыва, как это имеет место для Максвелловой конструкции. Утверждение, что вещество должно быть зарядово-нейтрапьным, относится к полному заряду материи. Это - глобальное ограничение а не локальное, которое соответствовало бы тождественно обращающейся в нуль плотности заряда в смешанной-промежуточной фазе. Так как природа "требует" только глобальной нейтральности, подсистемы различных фаз могут быть заряжены, если это энергетически предпочтительно. Например нейтрон и атом - различные системы заряда, оба имеют конечные распределения заряда, но суммарный заряд исчезает [4]. Чтобы описать смешанную фазу, нужно представить описание вещества с элементами обеих фаз вещества. Для определенности, рассмотрим материю с двумя сохраняющимися зарядами (или

независимыми компонентами), а имешю, число бариомов и электрический заряд и обозначив фазы как H адронную и Q кварковую, напишим условия Гиббса

м" = м„в ,г = const где fi„ и - химические потенциалы, соответствующие числу бариопов и электрическому заряду. Вышеупомянутое уравнение должно выполнятся вместе при сохранения барионного пв и электрического q заряда,

пв = 1Х

(Ю)

i

где суммирование по i означает по типам частиц с ненулевым барионным зарядом, и j по типам частица с ненулевым лептоипым зарядом, -плотности частиц(яу = «,-, когда i =j), qs - зарядчастицы j типа. Соотношения (10) должны выполнятся для обеих H и Q фаз вещества. При введении объемной доли Xr^/V занимаемой кварковой материи в смешанной фазе, условия глобального сохранения могут быть выражены (для однородной области)как

~\vp(r)dr = (1-х)р"01..И.) + ХР°ФЯ.М.)- п'*п* = ^

п , Q С)

ylpfrjdr = (l-x)q"(^J + XqQ(^J = уЧв = f где nBH'Q и qBH,s - полные барионный и лептоный заряды соответсвенных веществ, and qn'(i плотности барионов и заряда в объемах у"=у-\Л! и И2 "заполненные" соответственно адронной и кварковой материей. V - не объем звезды, а любой локальный инерциапьный объем в звезде, в котором существует глобальная зарядновая нейтральность. Вышеупомянутые три уравнения (9-11) дают возможность определить два независимых химических потенциала, //„, ¡ле и локальный объем V, где рассматривается смешанная-гибридная материя

Ип=Ип (Х),ИС = Г = Г(Х) (12)

Условие равновесия (9) следовательно может быть перезаписано как

РН(Х)=РЯ(Х) (13)

Можно видеть, что смешанная фаза это область между Ун/(Ун+Ув)=1 и или ц"=0 и Плотность энергии и числа барионов

общего объема в смешанной фазе.

И . /1 Ч О

(14)

И , г л л <3

+(1-ЛГ)пв

Из вышеуказанного следует, что общее давление и все свойства фаз в равновесии нзмеЕшются пропорционально % и, в частности, давление многокомпонентной системы в смешанной фазе не постоянная величина. Это и есть существенное различие для фазового равновесия многокомпонентной материи от однокомпонентной. Для ядерных систем, единственое исключение к вышеупомянутому заключению - симметричное вещество являющееся оптимальной, и никакой персгрупировки сохраняемых зарядов происходить не будет. В этом параграфе диссертации сделана попытка показать, что деконфаиементная фаза кварков должна совершенно правдоподобно занимать внутренние области массивных нейтронных звезд, сосуществующих с конфаинментной фазой адронного вещества, что мы и называем гибридной звездной материей или, возможно, также как чистая фаза декоифайпмеитпых кварков в центральной области звезды. Возможность существования расширенной смешанной фазы внутри "нейтронной" звезды не может быть получена Максвелловой конструкцией построения кварк-адропноого фазового перехода. Фазовые диаграммы такого перехода вычислены и показаны на рисунках 2.8-2.11. Последние показывают, что в зависимости от давления "мешка" кварковой модели, кварки могут существовать даже при плотностях слишком близких к плотности ядерного насыщения. Это ведет к совершенно новым качествам звездзного вещества, например к изменению масс устойчивых конфигураций, показанных па рисунке 2.12 диссертации. Дальнейшие ограничения для ядерного уравнения состояния исходят из наблюдения квази-периодических колебаний яркости ((ЗРО'Б) в немассивных

рентгеновских бинарных системах, которые ограничивают массу и радиус для быстро вращающихся нейтронных звезд.

Вторая глава посвящена проблемам конфигураций какими являются остаточные звезды, образующиеся в результате эволюции преднейтропных звезд и вспышек сверхновых. В параграфе 3.1 приведен краткий обзор работ, в которых рассматриваются возможные фазы сверхплотного вещества в нейтронных звездах, связанные с используемым уравнением состояния, сделанные с учетом свойств материи известных из ядерной физикой, физикой элементарных частиц и теорией относительности Эйнштейна., в частности наличие кварковой фазы в недрах звезд, что может предсавлять определенный интерес для наблюдений. Возможное обнаружение такого вещества поможет разьяснить свойства кваркового вещества, его роль в теории рашюй Сселенной, и возможность поисков кваркового вещества при столкновении тяжелых ионов. В параграфе 3.2 произведены вычисления для параметров "горячих" кварковых звезд в недрах которых температура может достигать до 50 MeV. Эти конфигурации могут служить также моделями для кварковых ядр реальных сферически симметричный звезд, кварковая материя моделируется при помощи уравнений состояний, описанпых в параграфе 2.2. Из вычислений видно, что разные уавнения состояния для кварковой материи(модель "мешка" и динамичесмкого конфаинмента) отражаются на свойствах кварковых звезд: (I) максимальное значение масса уменьшается поримерпо на~20% с ростом температуры в центре конфигурации Т(0)=от 0 до SOMcV. Если температура постаянна вдоль радиуса звезды то с увеличением Т(0) масса растет. (II) При Т(0)=50МеУ максимальный достижимый радиус чистой кварковой звезды - R~8-10km, при использовании модели динамического конфаинмента. (Ш) При охлаждении кварковая звезда излучает 2-4 % гравитационной массы. Результаты численных рассчегов приведены на рисунках 3.2, 3.3 диссертации. В параграфе 3.3, приведены результаты, полученные для гибридных звезд. Мы называем звезды гибридными благодаря ожидаемому существованию многокомпонентной системы с кварками и нуклонами в смешанной фазе в звездном веществе, как описано в параграфе 2.3.2. Для исследования деконфаинментного

фазового перехода в веществе нейтронной звезды при плотностях ненамного превышающих ядерную плотность насыщения, обсуждены несколько приближений для кварковой динамики, которые ведут к интересным заключениям для свойств кваркового вещества при высоких плотностях. На рисунке 3.4 мы показываем состав гибридного звездообразного вещества как функцию суммарной барионной плотности при Т=0. Найдено, что устойчивая конфигурация может иметь ядро с кварковым веществом размер которого может достигать -75% всего радиуса звезды. Рисунок 3.5 показывает, что устойчивые гибридные звездные конфигурации могут иметь массы до 2.5-2.бМ^ при описании вещества как мультикомпонентную систему моделями "мешка" для кварковой, и Валечки для адронной материи и 2.8М0 при моделях динамического конфаинмента- Валечки. Изменения и улучшение используемых уравнений состояния могут привести к уменьшению масс. Рисунок 3.6 дает представление о размерах каждой фазы в гибридной звезде. В приведенной конфигурации чистое кварковое ядро занимает приблизительно 20% звезды, смешанная фаза с обоими адронными и кварковыми типами элементарных частиц занимает приблизительно 25%, чистое адронное вещество занимает приблизительно 50% "тела" звезды. Остаток-5% это ионная корка Ле фаза. Можно видеть, что конфигурации с одной и той же самой центральной плотностью барионов имеют различные радиусы и накопленные массы благодаря существованию смешанной фазы или отсутствию такого. На рисунке 3.8 различие между двумя типами конструкций фазового перехода наиболее существенна в случае константы мешка B=75MeV/fm3. До пс<=1.5щ устойчивые конфигурации не содержат кварковое вещество. Конфигурации с центральной плотностью между 1.5пе<п<2.7по имеют ядра со смешанным кварк-адронным веществом, и начиная с пс>2.7п0 в звезде содержится, и смешанное кварк-адроппое вещество и чистое кварковое ядро.

Рисунок 3.8 диссертации "Кривая масс звездных конфигураций полученных при использовании разных моделей для уравнения состояния зведной материи ийе/Л обозначает кривая для кварковых звезд, ийе^пр-кривая гибридных звезд при использовании разных указанных констант "мешка" ( показаны кривые при ^=75,100,150 МеВ/фм5 при разных типах фазовых переходов), прец -кофигурации адронных звезд полученные при использовании с-со модели для уравнения состояния, л-та жа модель для звездной материи состоящей только из нейтронов"

Третья глава посвящена исследованию эффектов связанных с вращением предсверхновых, преднейтронных и нейтронных звезд, которое было и остается одним из центральных и сложных проблем астрофизики. Кроме современных методов численных решений этой проблемы, метод теории возмущениц [5] физически наиболее систематический подход для разрешения проблемы постоянных гравитационных полей и их источников. Этот подход применяется успешно в общей теории относительности также как и в альтернативных теориях гравитации. Используя метод теории возмущений были, вычислены масса, угловой момент и формы звезд с помощью итерационного решения гравитационных уравнений поля в случае гидродинамического, термодинамического и химического равновесия для данного числа бариогов и угловой скорости £2 объекта. Метод возмущения дает возможность решать проблему для всех возможных угловых скоростей, так как параметром разложения является отношение вращательной и гравитационной энергий. Для компактных объектов в постоянном режиме вращения без истечения вещества, первые два члена разложения дают достаточно хорошее приближение. В параграфе 4.1 представлены уравнения Эйнштейна для случая вращения звезды с постоянной угловой скоростю. Используется известная форма метрики для аксиально симметричных пространство-временых многобразий

с^2 =еиск2-гге'[&дг+ът26(&(р + С0&г)\ (15), записанная в сферической системе координат. Физические свойства вращающегося объекта зависят от центробежных сил в локальной инерциальной системе наблюдения. В общей теории относительности вращательные эффекты описываются разностью частоты вращения материи в свободно падающей системе координат (-<4 и угловой скорости звезды 0=12+оХг, в) (эффект Ленза-Тирринга). Мы полагаем, что звезда благодаря высокой вязкости (игнорируя сверхтекучие компоненты вещества) вращается как твердое тело с угловой скоростью О, которая независит от пространственных координат. Временные масштабы для изменений в угловой скорости, которые мы рассмотрели в наших расчетах различаются от времени релаксации в течение которой устанавливается

гидродинамическое равновесие, настолько, что реализуется предположение о жесткой модели вращения. Имеются три уравнения Эйнштейна для определения диагональных элементов метрического тензора и одно для определения недиагонального элемента. Мы используем также одно из уравнений для гидродинамического равновесия

Н(г,0)= = (16)

Р +£Г 2

где гравитационная энтальпия // представление как функция энергии и(или) давления. Параметры теории - угловая скорость вращения /2 и плотность энергии в центре звездной конфигурации. Параграф 4.2, посвящен методу возмущения, в котором как малый параметр разложения метрического тензора я физических величин в ряд Тейлора использовано отношение вращательной энергии к гравитационному

-^а- = (£Ш)2,0 = л/8тг в р(0) (17)

^вгау

является угловой скоростью звезды, когда вращательная энергия равна гравитационной энергией когда центральная плотность массы р(0). Это разложение дает достаточно точное решение уже при О(О'), так как

параметр разложения ограничен £2/Г2«1 условием механической стабильности жесткого вращения, так как верхний предел для угловых скоростей при которых истечение вещества не происходит, так называемая

Кеплеровскую скорость вращения равен

(М является суммарной массой и Я, экваториальным радиусом). Чтобы показать непротиворечивость примененного подхода возмущения, на рисунке 4.1 приведены зависимость максимального значения параметра распределения от центральной плотности, характеризующую конфигурацию. Это разложение позволяет привести уравнения Эйнштейна простую систему уравнений, которые могут быть решены методом рекурсий. В случае стационарного вращения угловой момент звезды сохраняющаяся величина и может быть выражена в инвариантной форме

] = j^p^J-~gdV , гдСл/-^ёУ является инвариантным объемом. В первом

приближении по угловой скорости вращения к сферически-симметричным уравнениям Эйнштейна добавляется уравнение, определяющий момент инерции сферической вращающейся конфигурации(см. параграф 4.3) Для момента инерции накопленный в сфере с радиусом г 10(г)=^(г)/£2, мы получаем дивверенциальное уравнение первого порядка

сЗг 3 £2

Явные зависимости момента инерции от угловой скорости появляются в приближении второго порядка, приведенного в параграфе 4.4. Благодаря вращению в том же приближения форма звезды деформируется в эллипсоид и каждая из поверхностей вращения с равным давлением (изобарные поверхности) также является эллипсоидом. Все диагональные элементы метрического тензора и тензора энергии-импульса представлены как разложение в ряд с полиномами Лежандра

= (19)

1=0

В квадратичном по угловой скорости приближении в разложении (19) отличными от нуля являются только первые два члена ряда с 1=0,2 [5]. Поправки к значению момента инерции Л1(г)=1(г)-10(г) могут быть представлены в форме Л1=Л1Иелшц>ипа11+ЛГ5карс+Л1р:еЫ+А1Кон,ц,„г Указанные вклады в значение момента инерции соответствуют усредненному изменению распределения вещества, форме конфигурации, изменению гравитационного поля и изменению энергии вращения. Численные результаты для конфигурации с числом барионов Nв=1.551\в) показывают, что наиболее важными являются вклады перераспределения масс и деформации формы. Релятивистские вклады обусловленные изменением поля и вращательной энергии менее важны. На рисунке 4.3 приведены значения полного числа барионов, масса и момент инерции как функции экваториального радиуса и центральной плотности числа барионов, как доя статических звезд так и для звезд, вращающихся с максимально возможной угловой скоростью. Показана возможная эволюция конфигураций с

разными полными числами бариопов равными N¡/N¿=1.3, 1.55, 1.8, 2.14. Из рисунков видно, что вращающиеся конфигурации менее компактны, чем статические и имеют большие массы, радиусы и моменты инерции при меньшей центральной плотпости. Такая ситуация, весьма благоприятна для возникнавения деконфайнментных переходов внутри звезды в течении эволюции при замедлении вращения. Рисунок 4.4 предсавляет критические регионы во внутренней структуре звездой конфигурации, где происходит фазовые переходы, а также экваториальные и полярные радиусы на плане зависимости расстояния из центра звезды от угловой скорости вращения, для тех же самых конфигураций, рассматриваемых па рисунке 4.3. Максимальные эксцентриситеты рассмотренных конфигураций с N¿=1.3, 1.55, 1.8 N0 равны е(Пта^0.7603, 0.7655, 0.7659 соответственно. Благодаря изменениям центральной плотности кварковое ядро может исчезать при угловой скорости выше некой критической. Для звезд с одинаковой центральной плотностью, но различной угловой скоростью вращения на рисунке 4.5 показано распределение плотности числа барионов и момента инерции в зависимости от радиуса. Как видно из рисунка, при вращении звезды для момента инерции мы имеем увеличение на 70% вследствие чего конфигурация накапливает вещества на 10% больше. Рисунок 4.6 представляет зависимость момента инерции от угловой скорости. Показано, что поведение 1(£2) при заданном числе бариопов сильно зависит от возможности появления ядра из чистого кваркового вещества в центре звезды. Если ядро уже существует, или не появляется при увеличении угловой скорости до предельного значения От то производная момента инерции, не меняет знак. Для конфигурации с Nв=1.55Nв критическое значение угловой скорости вращения, при котором меняется знак произврдной момента инерцииравно Ц,г;,=2.77к Гц, а конфигурации с для N¡¡=1.ЯЛ'вэто близко к Пы,=6.6кГц. Четвертая глава посвящена описанию ударно волнового механизма фазового перехода в сверхплотном веществе. Оценены:, возможные времена деформации любого возмущения в ударную волну; значения скоростей ударной волны и акрецирукнцего на него вещества, когда инициируется кварк-адропный фазовый переход за фронтом ударной

волны; и возможность реализации дополнительного потока нейтрино при взпыве сверхновой. В параграфе 5.1 приведены нерелятивистские и релятивисткие уравнения гидродинамики с учетом ударной волны. Эти уравнения позволяют оценить время формирования ударной волны в зависимости от наличия начального волнового возмущения в среде. В сферически-симметричном релятивистском случае для времени формирования ударной волны в точке г получено выражение (см. приложении Е диссертации)

На рисунках 5.1 и 5.2 приведены временная эволюция плотности и скорости вещества некоторой модели сферической сверхплотной звезды, состоящей из идеального нейтронного газа, в случае произвольно выбранного начального возмущения (резкий скачок плотности в близи центра звезды) приводящею в дальнейшем к формированию ударной волны, с учетом слабой само гравитации и при нулевой температуре. Из рисунка 5.2 видно, что для данного начального распределения время формирования ударной волны порядка 200мс. В параграфе 5.2, рассматривается возникновение фазового перехода за фронтом ударной волны. Ударная волна рассматривается как процесс кварк-адронного фазового перехода во время вспышки вещества преднейтронной звезды, в течение которого ударная волна распространяется через адроновую корку звезды. При прохождении через ударную волну, нейтронный газ может быть сжат до критических плотностей что и приводит к фазовому переходу. На рисунке 5.3 показана зависимость скорости сжатого вещества перед ударной волной как функцию плотности адронной корки (принятая критическая плотность доя возникновения фазового перехода п=4п0, где п0 - ядерная плотность насыщения).

В пятой главе предлагаются сценарии наблюдений для определения характеристик кваркового вещества в пульсарах. Вращательные

(20)

характеристики нейтронных заезд такие как, индекс торможения, скорость раскрутки (spin-up) или замедления (spin-down), чувствительны к изменениям их внутренней структуры и могут быть исследованы, па предмет обнаружения кварк адронпых фазовых переходов в сверхплотных вращающихся объектах. Мы рассматриваем два возможных сценария для изменений пульсаций в пульсарах: (А) дипольное излучение и возникающая в результате этого зависимость ипдека торможения от угловой скорости, как предложено в [6] и (В) аккреции массы на быстро вращающиеся нейтронные звезды. Параграф 6.2.1 посвящен обсуждению первого сценария. Благодаря потере энергии за счет магпито-дипольного излучения звезда замедляет вращение и возникающее в результате изменение угловой скорости может быть параметризировано степенным законом

•

--KQ"(flH (21)

а

где /f-константа, и л ^-индекс торможения

а 2[+1П

здесь мы использовали обозначение

I' = (3l(Q,NB)/aQ)| =const. На

рисунке 6.1 представлены результаты для тормозного индека п(£2) для множества конфигураций с фиксированным полным числом барионов, в пределах от NB=1.3N@ до NB-2.14N& область в которой в течение замедления вращения может возникнуть ядро кваркового вещества. Все конфигурации с кварковым ядром имеют индексы торможения n(Q)<3, а индексы торможения значительно превышающие 3 могут рассматриваться как предвестники возникновения деконфайинментного перехода. Величина изменения тормозного индекса в течение проявления кваркового вещества может помочь выяснит размер ядра с наличием кварков.

ЩШг]

Рисунок 6.1 диссертации "Индекс торможения возникающий при магнитодипольном излучении быстро вращающихся изолированных пульсаров, дана как функция от угловой скорости. Минимум у п(&) указывает о возникновении/изчезновении ядра из кварковой материи"

Следующий параграф 6.2.2 посвящен сигналам от аккреционных звезд. У таких звезд замедление вращения происходит быстрее чем у изолированных пульсаров. При большой частоте вращения конфигураций переносом углового момента от аккрециирующего вещества к звезде и влиянием магнитных полей можно пренебречь и эволюция угловой скорости определеяется зависимостью момента инерции от суммарной массы, то есть общего числа бариопов,

а

Q

'Nn dl ^

dN

Nb

--(23)

NB

J —const D

где J=№=const. Ha рисунке 6.2 представлены результаты рассмотрения временного изменения пульсаций благодаря аккреции с постоянным темпом для разных постоянных угловох моментов. Здесь переход от замедления вращения в ускорени (spin-up spin-down flip) свидетельствует о возникновении деконфайнментного перехода и формирования кваркового ядра. После чего, изменение момента инерции за схет дальнейшей аккреции вещества незначительна и не влияет на время пульсаций. Однако, в кварковом веществе передача углового момента от срастающегося вещества может вести к продолжению раскрутки пульсара. Этот сценарий представляет интерес для исследования рентгеновских двоичных звездных систем. Недавние наблюдения квази-периодических колебаний яркости (QPO'S) таких систем с частотами до ~1200Гц, дают возможность предположить, что они могут быть возможными кандидатами быстро вращающихся нейтронных звезд, в которых возникает кварковое ядро по вышеупомянутому сценарию. Параграф 6.3 этой главы, посвящен оценке углового момента и радиуса железного ядра преднейтронной звезды. Расчеты основаны на сценарии сохранения массы и углового момента (18) звезды постоянными в течение эволюции. Оценки были сделаны на основе наблюдательных параметров пульсаров [7]. Численные результаты, представлены на рисунках 6.3, 6.4 и 6.6. Показано, что при малых угловых скоростях преднейтронной звезды, порядка угловой скорости Солнца, предпологаемые размеры ~1000km для железных ядер не достаточны для объяснения больших частот вращения наблюдаемых пульсаров. Радиус

этих "прародителей" должен по крайней мере быть в десять раз больше, то есть ~104кт: А если преднейтронная звезда имеет радиус ~1000км, то его угловая скорость должна превышать угловую скорость вращения Солнца в ЮООрга. Во всяком случае, достижение угловых скоростей наблюдаемых пульсаров-у пульсара полученного вследствии эволюции преднейтронной звезды с И*=1000кт и 12=120 возможно только при наличии процесса раскрутки. В частности, такой процесс может быть реализован после вспышки сверхновой звезды, благодаря аккреции остатков взрывной материи.

В заключении сформулированы основные результаты диссертации:

1. Смешанная фаза имеет определяющее значение для структуры и физических свойств нейтронных звезд и в зависимости от параметров уравнения состояния кварки могут занимать до 75% гибридных звезд

2. Релятивистские вклады в момент инерции вращения гибридных звезд важны при выявлении эффекта изменения поведения момента инерции в случае возникновения кварк-адронного фазового перехода в течение замедления вращения звезды.

3. Простая волна может трансформироваться в ударную волну в пределах конечного промежутка времени в зависимости от начального распределения волнового возмущения

4. Ударная волна может стимулировать фазовый переход в веществе остатков вспышки сверхновой звезды и служить источником дополнительного потока нейтрино. Вследствие этого кварковое вещество может появляться в ранних стадиях вспышки и существовать в недрах остаточных звезд формированных при взрывах сверхновых

5. В сценарии замедления вращения пульсара, благодаря магнито дипольному излучению отклонение индекса торможения от и=5 может служить фактом возникновения а также давать представление о размере кваркового ядра.

6. Для нейтронных звезд с аккрецией массы обращение замедления вращения в ускорение свидетельствует о появлении ядра с кварковым веществом.

7. Принятые размеры ~1000km для железных ядер преднейтронных звезд не достаточны для достижения высокой наблюдаемой частоты вращения пульсара, и необходим или большой радиус или процесс раскрутки звезды

Ссылки

[1]. van den Bergh S„ Tammann G.A.,1991, ARA&A, 29, 363.

[2] W. Baade and F. Zwicky, Phys. Rev. 45 (1934) 138.

[3] E.Miiller, J.Phys.G, 16, 1571 (1990).

[4] Glendenning N.K., 1992 Phys. Rev. D 46 1274

[5] Sedrakian D.M., Chubarian E.V. 1968 Astro/izika 4 239, 551

[6] Glendenning N.K.., Pei S. and Weber F. 1997 Phys. Rev. Lett. 79 1603

[7] J.H.Taylor, R.N.Manchester, A.G.Lyne, ApJS,88,529,1993

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. D. Blaschke, Е. Chubarian, Н. Grigorian, G. Poghosyan, "Deconfinement phase transition in rotating non spherical compact stars", J1NR--E2-99-52, Astronomy&Astrophysics.(in press), (astro-ph/9903489).

2. D. Blaschke, H. Grigorian, G. Poghosyan, C. D. Roberts, S.Schmidt, "A dynamical, confining model and hot quark stars", Phys. Lett. В 450 (1999) 207 - 214, (nucl-th/9801060).

3. G. Poghosyan, D. Blaschke, E. Chubarian, H. Grigorian, "Deconfinement signal from pulsar timing"", The Proc.of IAU COLLOQUIUM 177, September 1999, Bonn (Germany).

4. G. Poghosyan, "Quark-Hadron hybrid stars as an remnants of supernovae explosion", in Active Galactic Nuclei and Related Phenomena, Proceedings of the IAU Symposium No. 194, August, 1998, Byurakan (Armenia), Eds. Terzian Y., Weedman D., Khachikian E., Astronomical Society of the Pacific, 1999, p. 327-329.

5. H.Grigorian, G.Poghosyan, "Possibility of quark-hadron phase transitions in matter compressed by shock wave", The Proc.of Texas 19th symposium p.213, December 1998, Paris (France).

1Ш"ФПФ11Ч-ЬР

112[ишиш0рп Й1Ц1рфи& t qhpfnjim ирлтфщ hjippjiii шитгфр)!

huiinlpnpjrnûGbpliG L ti|nunigtiujjliû iifiinuipljbinil ßpuidg npiqbu

üiutuiuQUjinpnüixgJiü uiuqbpji tt-lnjLnigfmijJi шртцтОр рЦшр^шфй ицшдйшф

uipljuijnipjiuQ iquijCiuj(i(ibpnu5:

Umuigi|bibû hhinbjuqhJiúGuJliiuQ uipijjniGpChpti.

1. (uuinji фпц]1 qnjnipjniûp шитЬцшфО ûjmpniij npryli* rçbp т1ф uiuinribpli lpimmyijuj&p}i U huiinlinipjniûûhpli ¿Ьшфэрйшй iîb$> L 1)ифифи& 1У1ЙШЦ1 ЬшЦшишрйшй huiúiup [Штрфид йпцЬфд Ь щшршйЬтрЬр^д pilmpl}mjjiü Qjmpii l)uupnq t uml]ui ijiühi hjipplm iuumr[bp|i dJiú¿U 75% тидрш&ртй

2. hjippfii} шитгф iqinmjin[i (íübpgjimjli üniühúuifi пЬ^шиффиифЦ циидпиШЬрр IjuipUnji bG шшпгф i]uiGt]uiribgtîuiQ pûpmgpnid рЦшрф huiruinûiujliQ фпцшфО uiûgniiSGbpli ¿ûiiphlnj Gpui i[iiifi)i]i фпфгфтвдшй puigiuhiujmüiuü hiuiîaip

3. ипф}рш1}шй шфрр Цшрпц h 6Ьшфп]ш1Ь\ Ьшрфийшфйр tjbpjimlnp chuiïiuGuiliJi цйршдртй Цид1ифи& йш[ийш1ций uqJipuijliG [unirmpniMbpfi pm2tm|iuônipjujû|ig

4. Ьиирфи&ш^О шфрр 1(шрпг1 t щштйшп грипйиа^ qbpQnp]i iqiujpüuiG ййшдпрцйЬртй piluipli-hiur|[müuijfiG фгприфй uiüymiKibpji итшршдйшйр huiQqbgGbpni[ ipuignigfy Gbjmp]iGuij|iG hnupji JiG^iqbu йшЬ рфир^идфй ûjnipfi p huijm quijmü qbpGnp¡i upujpúuiü фщ] 2Р2шОпиЗ: <buiuiquijnuî üiíuiü Gjnipi] Цшрпц t qnjmpjniü тйЬйиц qbpGnpJi iqmjpjmûQhp}i ййшдпргрифй шиипфрр рйгфрртй

5. ирлшйшО qiuQqairibpn ugbüiupfi ijhiqi?nLÚ, úiuqúliuailjiuü ijfiujnpiijfiü áuipuiquijptiuiG 2Ûnph|iij iupqb|ujlpliuü JiGqbpuji ¿br^miSp n=3 aipdbpfig 1)шрпд t L^VjLUjtiL ишипф Gbpuniú рфирфифй QjnipJi uipujguigüaiQ tiü^iqtiu üvali рфир1риф(1 l[np¡iq[i ¿шфЪр)1 úaiupti

6. ифрЬдрпй QbjinpnGiujliG uiuqbpji iqmmni.jin{i грийцшгфри фп^ифЬриршф uipuiquigiîiuG i[liuijnu5 t рфир^шфй iï|içn;l]|] umui2uigiîuiQ iSuiufiû

7. bpljiupjiu djijnüiji Ьйрищрфщ 1000 Ijií¿идфр ршфиршр ¿t a|iniuiupübp|i ршрш{ийшС puipáp hiu6uj}uuil)uiûnipjruûûhpii ршдшшрЬ^т huiúuip, uijQ iqbinp Ijuiil шфзф îîhù ф(ф IpuiS uinl]iu фСф штпгф iqmináaiü lupuiquigüuiG iqpnghu