Светимость Эддингтона - Eddington luminosity

В Светимость Эддингтона, также называемый Предел Эддингтона, это максимум яркость тело (например, звезда) может быть достигнуто, когда существует баланс между силой излучения, действующей вовне, и силой гравитации, действующей внутрь. Состояние равновесия называется гидростатическое равновесие. Когда звезда превышает светимость Эддингтона, она инициирует очень интенсивное излучение. звездный ветер из его внешних слоев. Поскольку большинство массивных звезд имеют светимость намного ниже светимости Эддингтона, их ветры в основном вызваны менее интенсивным поглощением линий.^[1] Предел Эддингтона используется для объяснения наблюдаемой светимости аккреции черные дыры Такие как квазары.

Первоначально, сэр Артур Эддингтон при вычислении этого предела учитывалась только рассеяние электронов, что теперь называется классическим пределом Эддингтона. В настоящее время модифицированный предел Эддингтона также рассчитывает на другие радиационные процессы, такие как связанно-свободное и свободно-свободное излучение (см. Тормозное излучение ) взаимодействие.

Вывод

Предел достигается установкой внешнего радиационного давления равным внутренней гравитационной силе. Обе силы уменьшаются по закону обратных квадратов, поэтому, как только достигается равенство, гидродинамический поток остается одинаковым по всей звезде.

Из Уравнение Эйлера в гидростатическое равновесие, среднее ускорение равно нулю,

${\displaystyle {\frac {du}{dt}}=-{\frac {\nabla p}{\rho }}-\nabla \Phi =0}$

куда ${\displaystyle u}$ - скорость, ${\displaystyle p}$ давление, ${\displaystyle \rho }$ - плотность, а ${\displaystyle \Phi }$ это гравитационный потенциал. Если в давлении преобладает давление излучения, связанное с потоком излучения ${\displaystyle F_{\rm {rad}}}$,

${\displaystyle -{\frac {\nabla p}{\rho }}={\frac {\kappa }{c}}F_{\rm {rad}}\,.}$

Здесь ${\displaystyle \kappa }$ это непрозрачность звездного вещества, который определяется как доля потока энергии излучения, поглощаемого средой на единицу плотности и длины. Для ионизированного водорода ${\displaystyle \kappa =\sigma _{\rm {T}}/m_{\rm {p}}}$, куда ${\displaystyle \sigma _{\rm {T}}}$ это Томсоновское рассеяние сечение для электрон и ${\displaystyle m_{\rm {p}}}$ это масса протона. Обратите внимание, что ${\displaystyle F_{\rm {rad}}=d^{2}E/dAdt}$ определяется как поток энергии над поверхностью, который может быть выражен потоком импульса с помощью ${\displaystyle E=pc}$ для излучения. Следовательно, скорость передачи импульса от излучения газовой среде на единицу плотности равна ${\displaystyle \kappa F_{\rm {rad}}/c}$, что объясняет правую часть приведенного выше уравнения.

Светимость источника, ограниченного поверхностью ${\displaystyle S}$ можно выразить этими отношениями как

${\displaystyle L=\int _{S}F_{\rm {rad}}\cdot dS=\int _{S}{\frac {c}{\kappa }}\nabla \Phi \cdot dS\,.}$

Теперь, предполагая, что непрозрачность постоянна, ее можно вывести за пределы интеграла. С помощью Теорема Гаусса и Уравнение Пуассона дает

${\displaystyle L={\frac {c}{\kappa }}\int _{S}\nabla \Phi \cdot dS={\frac {c}{\kappa }}\int _{V}\nabla ^{2}\Phi \,dV={\frac {4\pi Gc}{\kappa }}\int _{V}\rho \,dV={\frac {4\pi GMc}{\kappa }}}$

куда ${\displaystyle M}$ - масса центрального объекта. Это называется светимостью Эддингтона.^[2] Для чистого ионизированного водорода

${\displaystyle {\begin{aligned}L_{\rm {Edd}}&={\frac {4\pi GMm_{\rm {p}}c}{\sigma _{\rm {T}}}}\\&\cong 1.26\times 10^{31}\left({\frac {M}{M_{\bigodot }}}\right){\rm {W}}=1.26\times 10^{38}\left({\frac {M}{M_{\bigodot }}}\right){\rm {erg/s}}=3.2\times 10^{4}\left({\frac {M}{M_{\bigodot }}}\right)L_{\bigodot }\end{aligned}}}$

куда ${\displaystyle M}$_☉ масса Солнца и ${\displaystyle L}$_☉ это светимость Солнца.

Максимальная светимость источника в гидростатическом равновесии - это светимость Эддингтона. Если светимость превышает предел Эддингтона, то давление излучения вызывает отток.

Масса протона появляется потому, что в типичной среде внешних слоев звезды радиационное давление действует на электроны, которые отталкиваются от центра. Поскольку протоны испытывают незначительное давление со стороны аналога томсоновского рассеяния из-за их большей массы, результатом является небольшое разделение зарядов и, следовательно, радиально направленное электрическое поле, действующее для подъема положительных зарядов, которые обычно являются свободными протонами в условиях в звездных атмосферах. Когда внешнего электрического поля достаточно, чтобы левитировать протоны против силы тяжести, и электроны, и протоны выталкиваются вместе.

Разные ограничения для разных материалов

Приведенный выше вывод для внешнего светового давления предполагает водород плазма. В других случаях баланс давления может отличаться от баланса водорода.

В развитой звезде с чистым гелий атмосферы электрическое поле должно было бы поднять ядро ​​гелия ( альфа-частица ), масса которого почти в 4 раза превышает массу протона, а давление излучения будет действовать на 2 свободных электрона. Таким образом, чтобы прогнать атмосферу чистого гелия, потребовалось бы вдвое больше обычной светимости Эддингтона.

При очень высоких температурах, как в окружающей среде черная дыра или же нейтронная звезда Взаимодействие фотонов высоких энергий с ядрами или даже с другими фотонами может создавать электрон-позитронную плазму. В этой ситуации общая масса пары положительно-отрицательных носителей заряда примерно в 918 раз меньше (отношение масс протона к массам электрона), в то время как радиационное давление на позитроны удваивает эффективную направленную вверх силу на единицу массы, поэтому необходимая предельная светимость равна уменьшено в ≈918 × 2 раза.

Точное значение светимости Эддингтона зависит от химического состава газового слоя и спектрального распределения энергии излучения. Газ с космологическим содержанием водорода и гелия намного прозрачнее газа с коэффициенты солнечного обилия. Переходы между атомными линиями могут значительно усилить влияние радиационного давления, а линейные ветры существуют у некоторых ярких звезд (например, у звезд Вольфа-Райе и O).

Супер-Эддингтоновские светимости

Роль предела Эддингтона в сегодняшних исследованиях заключается в объяснении очень высоких темпов потери массы, наблюдаемых, например, в серии вспышек η Киля в 1840–1860 гг.^[3] Обычный линейный звездный ветер может выдерживать скорость потери массы только около 10⁻⁴–10⁻³ солнечных масс в год, тогда как темпы потери массы до 0,5 солнечных масс в год необходимы для понимания вспышек η Киля. Это может быть сделано с помощью суперэддингтоновских ветров с широким спектром излучения.

Гамма-всплески, новые и сверхновые являются примерами систем, в которых светимость по Эддингтону во много раз превышает их светимость за очень короткое время, что приводит к коротким и очень интенсивным темпам потери массы. Немного Рентгеновские двойные системы и активные галактики способны поддерживать светимость близкую к пределу Эддингтона в течение очень долгого времени. Для источников с питанием от аккреции, таких как аккреция нейтронные звезды или же катаклизмические переменные (нарастающий белые карлики ) ограничение может уменьшать или перекрывать аккреционный поток, накладывая ограничение Эддингтона на аккрецию, соответствующее таковому на светимость. Суперэддингтонская аккреция на черные дыры звездных масс является одной из возможных моделей сверхлегкие источники рентгеновского излучения (ULXs).

Для аккреции черные дыры, не вся энергия, выделяемая при аккреции, должна проявляться как исходящая светимость, поскольку энергия может быть потеряна через горизонт событий, в яму. Такие источники могут не эффективно экономить энергию. Затем существенно влияет эффективность аккреции, или доля фактически излучаемой энергии по сравнению с теоретически доступной за счет гравитационного выделения энергии аккрецирующим материалом.

Прочие факторы

Предел Эддингтона не является строгим ограничением светимости звездного объекта. Предел не учитывает несколько потенциально важных факторов, и наблюдались суперэддингтонские объекты, которые, похоже, не имеют предсказанной высокой скорости потери массы. Другие факторы, которые могут повлиять на максимальную яркость звезды, включают:

• Пористость. Проблема с устойчивым ветром, вызываемым широким спектром излучения, заключается в том, что как поток излучения, так и гравитационное ускорение зависят от р ⁻². Соотношение между этими факторами постоянно, и у звезды супер-Эддингтона вся оболочка одновременно станет гравитационно несвязанной. Этого не наблюдается. Возможное решение - введение атмосферной пористости, при которой мы представляем звездную атмосферу как состоящую из более плотных областей, окруженных областями газа с более низкой плотностью. Это уменьшит связь между излучением и веществом, и полная сила поля излучения будет видна только в более однородных внешних слоях атмосферы с меньшей плотностью.
• Турбулентность. Возможным дестабилизирующим фактором может быть турбулентное давление, возникающее, когда энергия в зоны конвекции создает поле сверхзвуковой турбулентности. Однако важность турбулентности обсуждается.^[4]
• Фотонные пузыри. Еще одним фактором, который может объяснить некоторые стабильные суперэддингтонские объекты, является фотонный пузырь эффект. Фотонные пузыри будут спонтанно развиваться в атмосфере с преобладанием излучения, когда давление излучения превышает давление газа. Мы можем представить себе область в атмосфере звезды с плотностью ниже, чем окружающая среда, но с более высоким давлением излучения. Такая область поднимется через атмосферу, при этом излучение будет распространяться по бокам, что приведет к еще более высокому радиационному давлению. Этот эффект может переносить излучение более эффективно, чем однородная атмосфера, увеличивая допустимую общую мощность излучения. В аккреционные диски, светимости могут достигать 10–100-кратного предела Эддингтона без возникновения нестабильности.^[5]

Предел Хамфриса – Дэвидсона

Верхний Диаграмма H – R с отмеченным эмпирическим пределом Хамфриса-Дэвидсона (зеленая линия). Звезды выше предела наблюдаются только во время кратковременных вспышек.

Наблюдения за массивными звездами показывают четкий верхний предел их светимости, названный пределом Хамфриса-Дэвидсона в честь исследователей, впервые написавших об этом.^[6] Только очень нестабильные объекты временно обнаруживаются при более высокой светимости. Попытки примирить это с теоретическим пределом Эддингтона в значительной степени не увенчались успехом.^[7]

Смотрите также

• Предел Хаяши
• Список самых массивных звезд

Рекомендации

1. А. Дж. Ван Марле; С. П. Овоки; Н. Я. Шавив (2008). «Континуум, движимый ветрами супер-Эддингтоновских звезд. История двух границ». Материалы конференции AIP. 990: 250–253. arXiv:0708.4207. Bibcode:2008AIPC..990..250V. Дои:10.1063/1.2905555.
2. Рыбицки, Г.Б., Лайтман, А.П .: Радиационные процессы в астрофизике, Нью-Йорк: J. Wiley & Sons, 1979.
3. Н. Смит; С. П. Овоки (2006). «О роли извержений, вызванных континуумом, в эволюции очень массивных звезд и звезд III популяции». Астрофизический журнал. 645 (1): L45 – L48. arXiv:astro-ph / 0606174. Bibcode:2006ApJ ... 645L..45S. Дои:10.1086/506523.
4. Р. Б. Стотерс (2003). «Турбулентное давление в оболочках желтых гипергигантов и светящихся синих переменных». Астрофизический журнал. 589 (2): 960–967. Bibcode:2003ApJ ... 589..960S. Дои:10.1086/374713.
5. Дж. Аронс (1992). «Фотонные пузыри: сверхустойчивость в намагниченной атмосфере». Астрофизический журнал. 388: 561–578. Bibcode:1992ApJ ... 388..561A. Дои:10.1086/171174.
6. Humphreys, R.M .; Дэвидсон, К. (1979). «Исследования светящихся звезд в близлежащих галактиках. III - Комментарии по эволюции самых массивных звезд в Млечном Пути и Большом Магеллановом Облаке». Астрофизический журнал. 232: 409. Bibcode:1979ApJ ... 232..409H. Дои:10.1086/157301. ISSN  0004-637X.
7. Glatzel, W .; Кириакидис, М. (15 июля 1993 г.). «Устойчивость массивных звезд и предел Хамфриса – Дэвидсона» (PDF). Ежемесячные уведомления Королевского астрономического общества. 263 (2): 375–384. Bibcode:1993МНРАС.263..375Г. Дои:10.1093 / mnras / 263.2.375.

внешняя ссылка

• Юхан Франк; Эндрю Кинг; Дерек Рейн (2002). Сила аккреции в астрофизике (Третье изд.). Издательство Кембриджского университета. ISBN  0-521-62957-8.
• Джон Риган; Турлоу П Даунес; Марта Волонтери; Рикарда Бекманн; Алессандро Лупи; Максим Требич; Йохан Дюбуа (2019). «Супер-Эддингтонская аккреция и обратная связь от первых массивных черных дыр семени». 486 (3). Ежемесячные уведомления Королевского астрономического общества. arXiv:1811.04953. Дои:10.1093 / mnras / stz1045.

внешняя ссылка

• Превосходя предел Эддингтона.