Соотношение масса – светимость - Mass–luminosity relation

В астрофизика, то соотношение масса – светимость это уравнение, определяющее связь между массой звезды и ее яркость, впервые отмеченный Якоб Карл Эрнст Хальм.^[1] Связь представлена ​​уравнением:

${\displaystyle {\frac {L}{L_{\odot }}}=\left({\frac {M}{M_{\odot }}}\right)^{a}}$

куда L_⊙ и M_⊙ - светимость и масса Солнца, а 1 <а < 6.^[2] Значение а = 3.5 обычно используется для главная последовательность звезды.^[3] Это уравнение и обычное значение а = 3,5 применяется только к звездам главной последовательности с массой 2M_⊙ < M < 55M_⊙ и не распространяется на красных гигантов или белых карликов. Когда звезда приближается к Eddington Luminosity тогда а = 1.

Таким образом, соотношения для звезд с различным диапазоном масс в хорошем приближении следующие:^[2][4][5]

${\displaystyle {\frac {L}{L_{\odot }}}\approx 0.23\left({\frac {M}{M_{\odot }}}\right)^{2.3}\qquad (M<0.43M_{\odot })}$

${\displaystyle {\frac {L}{L_{\odot }}}=\left({\frac {M}{M_{\odot }}}\right)^{4}\qquad \qquad (0.43M_{\odot }<M<2M_{\odot })}$

${\displaystyle {\frac {L}{L_{\odot }}}\approx 1.4\left({\frac {M}{M_{\odot }}}\right)^{3.5}\qquad (2M_{\odot }<M<55M_{\odot })}$

${\displaystyle {\frac {L}{L_{\odot }}}\approx 32000{\frac {M}{M_{\odot }}}\qquad \qquad (M>55M_{\odot })}$

Для звезд с массой менее 0,43M_⊙, конвекция это единственный процесс транспортировки энергии, поэтому соотношение существенно меняется. Для звезд с массами M > 55M_⊙ отношения сглаживаются и становятся L ∝ M^[2] но на самом деле эти звезды недолговечны, потому что они нестабильны и быстро теряют материю из-за сильных солнечных ветров. Можно показать, что это изменение связано с увеличением радиационное давление в массивных звездах.^[2] Эти уравнения определяются эмпирически путем определения массы звезд в двойных системах, расстояние до которых известно с помощью стандартных измерений параллакса или других методов. После того, как будет нанесено достаточное количество звезд, звезды образуют линию на логарифмическом графике, и наклон линии дает правильное значение а.

Другая форма, действительная для Звезды главной последовательности K-типа, который позволяет избежать разрыва показателя степени, был дан Cuntz & Wang;^[6] он гласит:

${\displaystyle {\frac {L}{L_{\odot }}}\approx \left({\frac {M}{M_{\odot }}}\right)^{a(M)}\qquad \qquad (0.20M_{\odot }<M<0.85M_{\odot })}$

с

${\displaystyle a(M)=-141.7\cdot M^{4}+232.4\cdot M^{3}-129.1\cdot M^{2}+33.29\cdot M+0.215}$

(M в M_⊙). Эта связь основана на данных Mann и соавторов,^[7] которые использовали спектры умеренного разрешения близких карликов поздних K и M с известными параллаксами и интерферометрически определенными радиусами, чтобы уточнить их эффективные температуры и светимости. Эти звезды также использовались в качестве калибровочного образца для Кеплер объекты-кандидаты. Кроме того, чтобы избежать разрыва показателя степени при M = 0.43M_⊙, отношение также восстанавливает а = 4.0 для M ≃ 0.85M_⊙.

Соотношение масса / светимость важно, потому что его можно использовать для определения расстояния до двоичные системы которые слишком далеки для нормального параллакс измерения с использованием методики "динамический параллакс ".^[8] В этом методе массы двух звезд в двойной системе оцениваются, как правило, как масса Солнца. Затем, используя Законы Кеплера из небесная механика, вычисляется расстояние между звездами. Как только это расстояние будет найдено, его можно будет определить по дуге в небе, что даст предварительное измерение расстояния. Из этого измерения и видимые величины обеих звезд можно найти светимости и, используя соотношение масса – светимость, массы каждой звезды. Эти массы используются для повторного расчета разделительного расстояния, и процесс повторяется. Процесс повторяется много раз, и может быть достигнута точность до 5%.^[8] Отношение масса / светимость также можно использовать для определения времени жизни звезд, отметив, что время жизни приблизительно пропорционально M / L, хотя обнаруживается, что более массивные звезды имеют более короткое время жизни, чем то, что предсказывает соотношение M / L. Более сложные вычисления учитывают потерю массы звезды с течением времени.

Вывод

Получение теоретически точного соотношения масса / светимость требует нахождения уравнения генерации энергии и построения термодинамической модели внутренней части звезды. Однако основное соотношение L ∝ M³ может быть получен с использованием некоторых основных физических принципов и упрощающих предположений.^[9] Первый такой вывод выполнил астрофизик. Артур Эддингтон в 1924 г.^[10] Вывод показал, что звезды можно приблизительно моделировать как идеальные газы, что в то время было новой, несколько радикальной идеей. Далее следует несколько более современный подход, основанный на тех же принципах.

Важным фактором, контролирующим светимость звезды (энергию, излучаемую в единицу времени), является скорость рассеивания энергии через ее объем. Где нет тепловая конвекция, это рассеяние происходит в основном за счет диффузии фотонов. Интегрируя Первый закон Фика по поверхности некоторого радиуса р в зона излучения (где конвекция пренебрежимо мала), мы получаем полный исходящий поток энергии, который равен светимости на сохранение энергии:

${\displaystyle L=-4\pi \,r^{2}D{\frac {\partial u}{\partial r}}}$

Где D это фотоны коэффициент диффузии, и ты - плотность энергии.

Обратите внимание, что это предполагает, что звезда не является полностью конвективной и что все процессы создания тепла (нуклеосинтез ) происходят в активной зоне, ниже зоны излучения. Эти два предположения неверны в красные гиганты, которые не подчиняются обычному соотношению масса-светимость. Звезды малой массы также полностью конвективны, следовательно, не подчиняются закону.

Приближая звезду черное тело, плотность энергии связана с температурой соотношением Закон Стефана-Больцмана:

${\displaystyle u={\frac {4}{c}}\,\sigma _{B}\,T^{4}}$

куда

${\displaystyle \sigma _{B}={\frac {2\pi ^{5}k_{B}^{4}}{15c^{2}h^{3}}}={\frac {\pi ^{2}k_{B}^{4}}{60\hbar ^{3}c^{2}}}.}$

это Постоянная Стефана-Больцмана, c это скорость света, k_B является Постоянная Больцмана и ${\displaystyle \hbar }$ это приведенная постоянная Планка.

Как в элементарная теория коэффициента диффузии в газах, коэффициент диффузии D примерно удовлетворяет:

${\displaystyle D={\frac {1}{3}}c\,\lambda }$

где λ - фотон длина свободного пробега.

Поскольку вещество полностью ионизировано в ядре звезды (а также там, где температура имеет тот же порядок величины, что и внутри ядра), фотоны сталкиваются в основном с электронами, и поэтому λ удовлетворяет

${\displaystyle \lambda ={\frac {1}{n_{e}\sigma _{e\cdot \gamma }}}}$

Здесь ${\displaystyle n_{e}}$ - плотность электронов и:

${\displaystyle \sigma _{e\cdot \gamma }={\frac {8\pi }{3}}\left({\frac {\alpha \hbar c}{m_{e}c^{2}}}\right)^{2}}$

- сечение электрон-фотонного рассеяния, равное Поперечное сечение Томсона. α - это постоянная тонкой структуры и м_е масса электрона.

Средняя плотность звездных электронов связана с массой звезды M и радиус р

${\displaystyle \langle n_{e}\rangle ={\frac {M}{m_{n}4\pi R^{3}/3}}}$

Наконец, теорема вириала, полная кинетическая энергия равна половине гравитационной потенциальной энергии E_грамм, так что если средняя масса ядер равна м_п, то средняя кинетическая энергия ядра удовлетворяет:

${\displaystyle {\frac {3}{2}}k_{B}T={\frac {1}{2}}E_{G}{\frac {m_{n}}{M}}=C{\frac {3}{10}}{\frac {GMm_{n}}{R}}}$

где температура Т усредняется по звезде и C является фактором первого порядка, связанным со структурой звезды, и его можно оценить по приближенной оценке звезды. политропный индекс.Обратите внимание, что это не выполняется для достаточно больших звезд, где давление излучения больше, чем давление газа в зоне излучения, следовательно, соотношение между температурой, массой и радиусом иное, как описано ниже.

Завершая все, берем р быть равным р с точностью до фактора, и п_е в р заменяется его звездным средним с точностью до фактора. Суммарный коэффициент для солнца составляет примерно 1/15, и мы получаем:

${\displaystyle L=-4\pi \,r^{2}D{\frac {\partial u}{\partial r}}\approx 4\pi \,R^{2}D{\frac {u}{R}}}$

${\displaystyle L\approx {\frac {1}{15}}{\frac {64\pi ^{2}}{9}}{\frac {\sigma _{B}}{\sigma _{e\cdot \gamma }}}{\frac {R^{4}T^{4}m_{n}}{M}}}$

${\displaystyle \approx {\frac {1}{15}}{\frac {2\pi ^{3}}{9\cdot 5^{5}}}{\frac {G^{4}\,m_{e}^{2}\,m_{n}^{5}}{\alpha ^{2}\hbar ^{5}}}\,M^{3}=4\cdot {10^{26}}_{W}\,\left({\frac {M}{M_{\odot }}}\right)^{3}}$

Добавленный коэффициент фактически зависит от M, поэтому в законе есть примерный ${\displaystyle M^{3.5}}$ зависимость.

Различение малых и больших звездных масс

Основная статья: Светимость Эддингтона

Можно различить случаи малых и больших звездных масс, если получить приведенные выше результаты с использованием радиационного давления. В этом случае проще использовать оптическую непрозрачность. ${\displaystyle \kappa }$ и считать внутреннюю температуру T_я напрямую; точнее можно считать среднюю температуру в зона излучения.

Рассмотрение начинается с упоминания связи между радиационное давление п_рад и яркость. Градиент радиационного давления равен переданному импульсу, поглощенному излучением, что дает:

${\displaystyle {\frac {dP_{rad}}{dr}}=-{\frac {\kappa \rho }{c}}{\frac {L}{4\pi r^{2}}},}$

где c - скорость света. Здесь, ${\displaystyle 1/\kappa \rho =l}$; длина свободного пробега фотона.

Радиационное давление связано с температурой соотношением ${\displaystyle P_{rad}={\frac {4\sigma }{3c}}{T_{I}}^{4}}$, следовательно

${\displaystyle {T_{I}}^{3}{\frac {dT_{I}}{dr}}=-{\frac {3\kappa \rho }{16\sigma }}{\frac {L}{4\pi r^{2}}},}$

откуда непосредственно следует, что

${\displaystyle L\varpropto {T_{I}}^{4}{\frac {R}{\rho }}\varpropto {T_{I}}^{4}{\frac {R^{4}}{M}}}$.

В зоне излучения гравитация уравновешивается давлением на газ, исходящим как от самого себя (приблизительно равным давлению идеального газа), так и от излучения. При достаточно малой звездной массе последняя незначительна, и мы получаем

${\displaystyle T_{I}\varpropto {\frac {M}{R}}}$

как прежде. Точнее, поскольку интегрирование производилось от 0 до R, поэтому ${\displaystyle T_{I}-T_{E}}$ слева, а температура поверхности T_E можно пренебречь относительно внутренней температуры T_я.

Отсюда непосредственно следует, что

${\displaystyle L\varpropto M^{3}.}$

При достаточно большой звездной массе радиационное давление больше, чем давление газа в зоне излучения. Добавление давления излучения вместо давления идеального газа, использованного выше, дает

${\displaystyle {T_{I}}^{4}\varpropto {\frac {M^{2}}{R^{4}}},}$

следовательно

${\displaystyle L\varpropto M.}$

Температура ядра и поверхности

В первом приближении звезды - это черное тело радиаторы с площадью поверхности 4πр². Таким образом, из Закон Стефана – Больцмана, светимость связана с температурой поверхности Т_S, и через него к цвет звезды, по

${\displaystyle L=4\pi R^{2}\sigma _{B}T_{S}^{4}}$

куда σ_B является Постоянная Стефана-Больцмана, 5.67 × 10⁻⁸Вт м⁻² K⁻⁴.

Светимость равна полной энергии, производимой звездой в единицу времени. Поскольку эта энергия производится в процессе нуклеосинтеза, обычно в ядре звезды (это неверно для красные гиганты ) температура ядра связана со светимостью скорость нуклеосинтеза на единицу объема:

${\displaystyle L={\frac {dE}{dt}}\approx \epsilon \,{\frac {4\pi }{3}}R^{3}\,n_{A}\,n_{B}\,{\frac {4{\sqrt {2}}}{\sqrt {3m_{R}}}}\,{\sqrt {E_{0}(T)}}{\frac {S(E_{0}(T))}{kT}}e^{-{\frac {3E_{0}(T)}{kT}}}}$

Здесь ε - полная энергия, излучаемая в цепная реакция или же цикл реакции. ${\displaystyle E_{0}=\left({\sqrt {E_{G}}}\,kT/2\right)^{2/3}}$ это Пик Гамова энергия, зависящая от E_грамм, то Фактор Гамова. Кроме того, S(E) / E - сечение реакции, п числовая плотность, ${\displaystyle m_{R}=m_{A}\cdot m_{B}/(m_{A}+m_{B})}$ это уменьшенная масса для столкновения частиц, и А,B являются двумя видами, участвующими в предельной реакции (например, оба обозначают протон в протон-протонная цепная реакция, или же А протон и B ан ¹⁴
₇N
ядро для Цикл CNO ).

Поскольку радиус р является функцией температуры и массы, можно решить это уравнение, чтобы получить внутреннюю температуру.

Рекомендации

1. Койпер, Г. (1938). «Эмпирическая взаимосвязь между массой и светимостью». Астрофизический журнал. 88: 472–506. Bibcode:1938ApJ .... 88..472K. Дои:10.1086/143999.
2. Саларис, Маурицио; Санти Кассизи (2005). Эволюция звезд и звездного населения. Джон Уайли и сыновья. С. 138–140. ISBN  978-0-470-09220-0.
3. «Соотношение масса-светимость». Гиперфизика. Получено 2009-08-23.
4. Дурик, Небойша (2004). Продвинутая астрофизика. Издательство Кембриджского университета. п. 19. ISBN  978-0-521-52571-8.
5. «Предел Эддингтона (лекция 18)» (PDF). jila.colorado.edu. 2003. Получено 2019-01-22.
6. Cuntz, M .; Ван, З. (2018). "Соотношение масса – светимость для уточненного набора карликов позднего K / M". Исследовательские заметки Американского астрономического общества. 2а: 19. Bibcode:2018RNAAS ... 2a..19C. Дои:10.3847 / 2515-5172 / aaaa67.
7. Mann, A. W .; Гайдос, Э .; Ансделл, М. (2013). «Спектро-термометрия M-карликов и их планет-кандидатов: слишком жарко, слишком круто или правильно?». Астрофизический журнал. 779 (2): 188. arXiv:1311.0003. Bibcode:2013ApJ ... 779..188M. Дои:10.1088 / 0004-637X / 779/2/188.
8. Маллэйни, Джеймс (2005). Двойные и кратные звезды и как их наблюдать. Springer. п.27. ISBN  978-1-85233-751-3.
9. Филлипс, A.C. (1999). Физика звезд. Джон Вили и сыновья. ISBN  978-0-471-98798-7.
10. Леккини, Стефано (2007). Как гномы стали гигантами. Открытие связи масса-светимость. Бернские исследования по истории и философии науки. ISBN  978-3-9522882-6-9.^{[постоянная мертвая ссылка ]}