автореферат диссертации по информатике, вычислительной технике и управлению, 05.13.18, диссертация на тему:Математическое моделирование нерадиальных гравитационно-упругих и магнитоплазменных колебаний нейтронных звезд

Введение. лава 1 Эластодинамическая модель самогравитирующей ядерной материи

1.1 Нуль-температурные волны в изотропной ядерной материи.

1.1.1 Гидродинамический нулевой звук в вырожденной ядерной материи.

1.1.2 Нуль-температурные эластодинамическое волны в вырожденной нейтронной материи. лава 2 Стандартная модель нейтронной звезды

2.1 Нерадиальные колебания в эластодинамической модели.

2.1.1 Параметры равновесной конфигурации нейтронной звезды.

2.1.2 Нерадиальные гравитационно-упругие колебания нейтронной звезды.

2.1.3 Периоды сфероидальных гравитационно-упругих нерадиальных колебаний: s-мода.

2.1.4 Периоды торсионных гравитационно-упругих нерадиальных колебаний: f-мода.

2.2 Нерадиальные колебания в гидродинамической модели: /мода кельвина. лава 3 Стратифицированная модель нейтронной звезды

3.1 Поверхностные колебания в эластодинамической модели.

3.1.1 Равновесные параметры нейтронной звезды.

3.1.2 Нерадиальные гравитационно-упругие колебания периферийного слоя нейтронной звезды.

3.1.3 Периоды сфероидальных гравитационно-упругих поверхностных колебаний: s-мода.

3.1.4 Периоды тороидальных гравитационно-упругих поверхностных колебаний: t-мода.

3.2 Приливные колебания в гидродинамической модели. лава 4 Моделирование магнитоплазменных колебаний нейтронных звезд

4.1 Эластодинамический характер МГД-колебаний.

4.1.1 Полоидальная МГД-мода.

4.1.2 Тороидальная МГД-мода.

4.2 Альфвеновские колебания в периферийной коре нейтронной звезды.

4.2.1 Полоидальная мода.

4.2.2 Тороидальная мода.

Для ядерной физики главное значение открытия нейтронных звезд [1] состоит в том, что у нее появилась уникальная астрофизическая лаборатория для изучения равновесных и динамических свойств макроскопической ядерной материи. К настоящему моменту в Галактике зарегистрировано свыше 500 нейтронных звезд [2], обнаруживающих себя как изолированные источники пульсирующего радиоизлучения (радиопульсары), а также как источники пульсирующего рентгеновского излучения (рентгеновские пульсары) двойных систем, возникающего из-за аккреции вещества-компаньона на магнитные полюса вращающейся нейтронной звезды. Достаточно полное представление о развитии физики нейтронных звезд за прошедшие тридцать лет после открытия пульсаров можно получить по работам и монографиям [3-13].

В теоретических исследованиях последних лет, затрагивающих ядерные аспекты физики нейтронных звезд, центральное место занимали работы, посвященные изучению равновесных свойств этих массивных компактных объектов конечной стадии звездной эволюции (см., например, [14—22] и приведенную там библиографию). Эти исследования в значительной мере углубили ранние представления об уравнении состояния ядерной материи и основательно продвинули понимание термодинамических фазовых переходов в звездном ядерном веществе по плотности, температуре, химическому составу и интенсивности магнитного поля [21, 22]. Разработанные к настоящему времени методы эволюционного анализа позволяют с высокой степенью надежности судить о деталях стратифицированной структуры нейтронных звезд и с высокой точностью рассчитывать профили плотности, давления, температуры и других величин, определяющих глобальные равновесные параметры нейтронных звезд, такие, как масса М, радиус R, момент инерции J, критическая (кеплеровская) частота гравитационноустойчивого вращения интенсивность магнитного поля В и другие. В настоящее время изучение равновесных свойств сколлапсировавших звезд сфокусировано на тщательном анализе гипотезы о существовании массивных гравитационно-устойчивых конфигураций с заметным содержанием странной и кварковой материи [23—25]. Одним из наиболее примечательных следствий этой гипотезы явилось предсказание двух новых ветвей в семействе компактных астрофизических объектов - странных звезд и странных карликов [21, 22]. Кроме того, расчеты равновесных конфигураций со странной материей показывают возможность существования некомпактных планетарноподобных объектов [26] (с малой массой типа Юпитера, М ~ Ю-2 — 10~4М©), представляющих особый интерес для современной астрофизики в свете известной проблемы скрытой (темной) материи [27], на пути решения которой наметился заметный прогресс в связи с интенсивным развитием теории и техники наблюдений методом микролинзирования [28, 29].

Между тем особенности динамического поведения ядерной среды в недрах этих компактных объектов изучены в меньшей степени. Прежде всего это связано с отсутствием ясных представлений о законах, управляющих континуальной механикой самогравитирующей ядерной материи. Недостаточно исследованной остается макроскопическая электродинамика волновых процессов, способных поддерживаться сильно замагниченной ядерной средой.

В настоящей диссертации представляются аргументы, свидетельствующие о том, что макроскопическая ядерная материя обладает свойствами упругого материального континуума и скомпенсированной сильно замагниченной плазмы. В частности, показывается, что в качестве фундаментальных уравнений континуальной механики ядерной сплошной среды могут быть использованы уравнения ядерной эластодинамики, установленные в лабораторной ядерной физике при изучении сильно коллективизированных процессов, таких, как гигантские резонансы и деление, а электродинамика волновых процессов, способных происходить в Ае-фазе вещества нейтронных звезд, может быть исследована на основе уравнений магнитогидродинамики.

Мы начнем с перечисления ряда наблюдений, явно демонстрирующих неадекватность отождествления непрерывной ядерной материи с несжимаемой жидкостью. Накопленные знания об эволюционном пути массивных звезд не оставляют сомнения в том, что только на ранних и зрелых стадиях эволюции звездное вещество можно рассматривать как высокотемпературную плазму [30, 31], крупномасштабные движения которой подчиняются законам газовой динамики. Представление о нормальных звездах как о сферических самогравитирующих газовых массах убедительно подтверждается многочисленными исследованиями переменных звезд главной последовательности (прежде всего цефеид), в которой периодические изменения их блеска (светимости) хорошо описываются гидродинамической теорией радиальных пульсаций [32—37]. Однако газодинамическая концепция поведения звездной среды перестает себя оправдывать для звезд заключительной стадии эволюции - белых карликов и нейтронных звезд. Теоретические расчеты и наблюдения показывают, что по мере выгорания ядерного топлива происходит заметное уплотнение вещества силами гравитационного сжатия, в результате которого в конечных продуктах звездной эволюции оно приобретает свойства крайне жесткого материала, подобного твердому телу. В настоящее время твердо установлено, что переменность излучения белых карликов обусловлена их сдвиговыми сфероидальными и торсионными (крутильными) существенно нерадиальными колебаниями [37-41], которые сопровождаются заметными анизотропными (сдвиговыми) искажениями внутренних напряжений в звезде. Из физики конденсированных состояний известно, что такие колебания способны поддерживаться только твердотельно-упругими средами, но не газово-жидкостными. Убедительным свидетельством в пользу того, что ядерная материя нейтронных звезд обладает свойствами твердой (практически несжимаемой) среды, служит феномен звездотрясений, регистрируемый как внезапный сбой в регулярных пульсациях радиоизлучения пульсаров (см. [3], с.71). В двухкомпо-нентной модели вращающейся намагниченной нейтронной звезды наблюдаемый сбой связывается с возникновением критических упругих напряжений в жесткой периферийной коре, в результате чего теряется ее устойчивая связь с внутренним более плотным остовом [42] (см. также [8, 13]). Высокая степень несжимаемости ядерной материи, затрудняющая возбуждение радиальных пульсаций, указывает на то, что крупномасштабные (сейсмические) флуктуации вещества в недрах нейтронных звезд, так же, как и в белых карликах, должны носить нерадиальный эластодинамический характер [111—115]. Особенности радиальных колебаний нейтронных звезд обсуждались в работах [43—45]. Однако по имеющимся на сегодняшний день данным можно заключить, что нейтронные звезды не обнаруживают признаков радиальных пульсаций. Следует подчеркнуть, что методы описания нерадиальных гравитационных колебаний звезд остаются менее продвинутыми по сравнению с теорией радиальных пульсаций [111—115]. В настоящей диссертации представлен один из возможных подходов к этой проблеме.

Особое внимание мы обращаем на выводы сравнительно недавних исследований, проведенных в лабораторной ядерной физике, цель которых состояла в объяснении регулярных эмпирически установленных закономерностей в систематике данных по гигантским резонансам и делению. При описании резонансного отклика атомного ядра, моделируемого малой частицей сплошной среды, было обнаружено, что оно проявляет свойства, присущие упругому шару, а не капле несжимаемой жидкости, как полагалось ранее. В современной макроскопической теории ядерных коллективных движений гигантские электрические и магнитные резонансы трактуются как быстрые (диабатические) процессы возбуждения, соответственно, упругих сфероидальных и торсионных квазистатических волн (или, другими словами, длинноволновых нерадиальных эластодинамических колебаний) [4656]. Едва ли не главным достижением этого направления лабораторной ядерной теории является строгая формулировка фундаментальных уравнений, моделирующих упругоподобный характер поведения ядерной сплошной среды - уравнений ядерной эластодинамики. Полученное в этой теории выражение для потенциальной энергии эластодинамических колебаний ядерной макрочастицы имеет вид макроскопической энергии упругих деформаций, подчиняющихся классическому закону Гука, хотя микроскопическая природа этой энергии имеет существенно квантовое происхождение, обусловленное анизотропными искажениями ферми-сферы (см., например, [54, 56]). Один из основных результатов эластодинамического подхода состоит в прозрачной физической трактовке и точном количественном описании скейлинговых закономерностей, отчетливо прослеживаемых в экспериментальных данных по интегральным характеристическим параметрам гигантских резонансов. Косвенные свидетельства в пользу упругоподобно-го поведения макроскопической ядерной материи получены в исследованиях адиабатических (медленных) коллективных процессов, таких, как ядерное слияние [57—59] и деление ядер тяжелых и сверхтяжелых элементов [60].

Поскольку нейтронная звезда является объектом крупномасштабного распределения ядерной материи, то представляется совершенно естественным исследовать континуальную механику ядерного вещества в собственном гравитационном поле на основе уравнений ядерной эластодинамики, предполагая, таким образом, что законы движения ядерной сплошной среды, установленные в лабораторных экспериментах на атомном ядре, сохраняют свою силу для его гигантского космического двойника. Такие исследования были проведены в работах [61—66], систематическому изложению которых посвящена первая половина настоящей диссертации.

Нет никаких сомнений в том, что электромагнитная активность пульсара связана с аномально высокой намагниченностью вещества в его недрах [67, 68]. Прямым наблюдаемым свидетельством наличия магнитного поля в нейтронной звезде является сильная линейная поляризация радиоизлучения пульсаров. Физическую причину сверхмощного намагничивания нейтронных звезд можно объяснить, предположив [69, 70], что даже слабо замагниченное звездное вещество в процессе эволюции остается в ионизированном (плазменном) состоянии, а коллапс звезд протекает с сохранением магнитного потока. Характерным динамическим свойством замагни-ченной и скомпенсированной плазмы является способность поддерживать магнитоплазменные (альфвеновские) осцилляции, на возможность распространения которых в нейтронной звезде, видимо, впервые было указано в работах [71, 72]. В [71] было показано, что энергетику Крабовидной туманности можно понять, предположив, что в ее центре находится нейтронная звезда, высвобождающая магнитную энергию, запасенную в контракцион-ный период ее рождения, посредством преобразования энергии остаточных (после взрыва сверхновой) гидромагнитных колебаний в энергию электромагнитного излучения. Однако, как нам кажется, эта идея не получила должного конструктивного развития. В данной диссертации представлено систематическое изложение теории нерадиальных альфвеновских колебаний в нейтронной звезде, сформулированной в [73—76], и приводится подробный расчет периодов нерадиальных магнитогидродинамических колебаний, носящих существенно эластодинамический характер.

Нейтронные звезды.

Сформировавшаяся нейтронная звезда (пульсар) представляется сферическим замагниченным компактным объектом с радиусом r ~ 10 — 15 км (для сравнения Re = 695980 км) и массой 0,3-2,5 М© (М© = 1,989 • 1033 г), в недрах которого вещество сконденсировано силами собственного тяготе

Таблица 1. Параметры уравнений состояния (УС) ядерной материи, используемые при построении (на основе уравнений ОТО) реалистических моделей нейтронных звезд [22]. В таблице приняты следующие обазночения: Е/А — энергия связи на нуклон при средней плотности частиц п, К — коэффициент сжимаемости, т*/т — отношение эффективной массы нуклона т* в ядерной материи при указанной плотности насыщения к массе свободного нуклона т, asy — энергия симметрии.

УС Е/А, МэВ п, фм 3 К, МэВ т*/т asy, МэВ f*1 7Г ^200 -15,95 0,145 200 0,80 36,8

HV -11,5 0,175 202 0,79 29,3

UVII -15,98 0,145 285 0,77 36,8 ния до плотностей, близких к нормальной ядерной плотности р ~ 2,8 • 1014 г/см3. Момент инерции нейтронной звезды составляет J = (2/5)MR2 ~ 1044 — 1045 г-см2. Наиболее характерной особенностью ядерной среды нейтронных звезд является сверхмощная намагниченность и высокая степень проводимости. Интенсивность магнитного поля на поверхности звезды достигает величины В ~ 1011 -г Ю13 Гс [67]. Величина среднего магнитного момента равна s ~ Ю30 Гс-см3, а средняя величина коэффициента электропроводности составляет а ~ 6 • 1022 с-1. Пространственное распределение пульсаров обнаруживает четко выраженное сгущение к плоскости галактического диска толщиной около 500 пс, а средний возраст активности в радиодиапазоне оценивается величиной г ~ 10б — 108 лет [8, 13]. По современным оценкам нейтронная звезда рождается каждые 15-20 лет [9]. Характерные периоды радиоизлучения пульсаров лежат в интервале от 1,6 мс (PSR 1937 + 21 - самый быстрый на данный момент пульсар) до 4,3 с (PSR 1845 — 19 - самый медленный). Обнаружение пульсара Краб, в окрестности которого отчетливо просматриваются признаки распыленного взрывом вещества, подтвердило гипотезу Бааде и Цвикки [77] о генетической связи нейтронных звезд со вспышками сверхновых [5]. Качественную картину рождения этого пульсара объясняет магниторотационный сценарий имплозийного рождения во вспышке сверхновой в 1054 г. [31, 78, 79].

Рис.1 Профили плотности и лавления (в единицах плотности энергии ядерной материи 6q = 140 МэВ/фм3), рассчитанные на основе уравнения равновесия Толмена-Оппенгеймера-Волкова и реалистических уравнений состояния ядерной материи (табл. 1) для нейтронных звезд с указанной массой.

В критический момент исчерпания запасов ядерного топлива гравитационная неустойчивость, возникающая в слабо намагниченной медленно вращающейся звезде-предшественнице, развивается таким образом, что стремительное падение вещества на центр (имплозия - взрыв вовнутрь) сопровождается его уплотнением до тех пор, пока силы гравитационного сжатия не будут приведены в равновесие давлением вырожденного нейтронного ферми-континуума. Образующийся в центре сильно намагниченный и быстро вращающийся компактный объект в конечном итоге формируется как нейтронная звезда - пульсар [81], а остальная (значительно большая, порядка 2 — 6 Mq) часть массы первоначальной звезды отбрасывается магнитным давлением в окружающее пространство в виде быстро остывающей радиоизлучающей туманности. В процессе формирования нейтронная звезда разогревается до температуры 10й К (10 МэВ) и затем быстро остывает до температуры Т ~ 107 - 108 К (10—100 кэВ) [82].

Подробное обсуждение уравнений состояния дается в [8, 21, 22]). На рис.1 представлены профили плотности и давления, рассчитанные методом Хартри—Фока, для уравнений состояния [22] перечисленных в таблице 1.

выводы следуют из предположения, что интенсивность магнитного поля достигает значений, указанных в табл. 5. Для меньших значений В ~ 1012 Гс (такие поля предполагаются в модели наклонного ротатора) периоды аль-фвеновских осцилляций попадают в интервал 5 < Р < 50 с. Излучение, обусловленное магнитоплазменными колебаниями с такими периодами, на-кладываясь на магнитодипольное излучение из-за вращения, может проявиться в модуляциях амплитуды последнего. Нельзя также забывать, что данные выводы получены в модели однородного распределения скомпенсированной плазмы по всему сферическому объему нейтронной звезды. Между тем из расчетов структуры этого компактного объекта следует, что Ае-фаза локализована главным образом в периферийной коре звезды, где плотность вещества ниже, чем в более глубоких областях. В этой связи представляется целесообразным провести переоценку частот МГД-колебаний в рамках модели, учитывающей это последнее обстоятельство.

4.2 Альфвеновские колебания в периферийной коре нейтронной звезды

В этом параграфе мы приводим вариационный расчет и численные оценки частот собственных МГД-колебаний, локализованных во внешней коре нейтронной звезды, т.е. в наиболее вероятной области существования электрон-ядерной плазмы. Нейтронная звезда идеализируется двух-компонентным объектом, в полной аналогии с упомянутой выше моделью Бейма—Петика—Пайнса—Рудермана [42] (см. также [8, 13]), объясняющей сбои пульсаров сдвиговыми сейсмическими колебаниями внешней (менее плотной) коры относительно более плотного кора. Мы также будем опираться на аргументы работы [94], предполагая, что переобогащенная нейтронами ядерная материя массивного кора находится в ферромагнитной фазе. По крайней мере, это делает понятным физическое происхождение сильного магнитного поля в поверхностной скомпенсированной электронядерной плазме, на фоне которого и могут развиваться альфвеновские колебания.

4.2.1 Полоидальная мода.

В изучаемом случае полоидальных МГД-колебаний для нахождения поля скорости упругих смещений на поверхности внутреннего кора радиуса Rc наложим условие непроницаемости:

SVr\r=Rc = 0, при Rc = 0. (4.2.1)

На поверхности звезды налагаем стандартное граничное условие:

5Vr|г=д = R(t) =RPl{h) (4-2-2) где R(t) = R [1 + ai{t) L — мультипольный порядок сфероидальных искажений поверхности. Для полоидального векторного поля: iL = rot rot г XL, XL = [AlLrL + A\r-L-l]PL{ii). (4.2.3)

Из (4.2.1) и (4.2.2) находим явный вид произвольных констант А\ и А\\ л 1 АЬ л2 А-ь n2L+l л (Л9Л\ L(L + 1)' AlL(L + 1) с ' L~ Компоненты поля мгновенных смещений £l в сферической системе координат представляются в виде:

I-2L+1 ^2L+l

Сг - Аь-rL+2c PlW, (4.2.5) = b(L + l)---( ^ - 0, (4.2.7) i , . , о\ i /о dPi (/^) где Pi{fi) = (1 — /i ) —i--присоединенный полином Лежандра первого порядка. Параметр инерции М равен [65]:

М = A2 P2i+1

L(2L -f 1) i + l+1 l-X2L+1), X = RC/R, где X меняется в пределах 0 < X < 1. Подчеркнем, что здесь р — плотность электрон-ядерной плазмы (Ле-фазы), локализованной в периферийной коре звезды.

Далее, подставляя (4.0.11) и (4.2.3) в (4.0.8), находим, что компоненты флуктуаций напряженности магнитного поля приобретают вид

АЬВ hr =

L~\~ 3

L - 1 )r2L+1 Р^р) + (L + 2)R2cl+1Pl+M , (4.2.8) he =

ALB rl+3 r2L+1 Pb-M - R2cL+1 Pl+M , ^ф = 0.

4.2.9)

Тогда для жесткости гидромагнитных полоидальных колебаний получаем следующее выражение:

2 г>2 t)2l—\

К = AlLBlR

L-1

2L + 1

-X

2l-1

L + 2 x2(2l+l)

2L-1 (2L + 3)(2L-1)" 2L + 3 Легко видеть, что в пределе X 0 мы воспроизводим результат однородной модели w:

Sl\L(L-l)

2L + 1

4.2.10)

2L — 1

Вид функции и(х) для значений порядка мультипольности L = 2, L = 3, L = 4 представлен на рисунке 12. Из этого рисунка видно, что полоидаль-ные частоты возрастают с ростом х и порядком мультипольности L.

1.0

0,9 0,8 0,7

•р 0,6 сп

3 0,5 0,4 0,3 0,2 0,1

0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 X

Рис. 12 Полоидальные магнитоплазменные частоты и как функции х = Rc/R при разных значениях порядка мультипольности L для звезды массой 1.0Msun, радиусом 10 km и величиной магнитного поля В = 1013 G.

4.2.2 Тороидальная мода.

Рассмотрим теперь нерадиальные тороидальные МГД-колебания. В системе с фиксированной полярной осью 2 тороидальное поле скорости имеет вид

ГУ = rot г XL Xl = [А\ rL + А\ r~L-1} PL{p). (4.2.11)

Произвольные константы А\ и А\ фиксируются граничными условиями, аналогичными использованным выше при изучении сфероидальных колебаний. При дифференциально-вращательных колебаниях искажения поверхности звезды заданы уравнением: R(t) — R[ 1 + OLi(t)Pl{n)], поэтому при т — R следует положить

Щ\г=л - Щ = RPl(fi) cxL(t). (4.2.12)

Предполагаем, что внутренняя граница остается в покое:

8Уф\г=Яс = 0 при Rc = 0. (4.2.13)

I 1-1-■-1-1-г

-L=2

----L=3

-------L=4

- В=1013 G М=1 .ОМ R=10 km

В результате получаем А\ = АЬ) А

-ALR2CL+\ AL =

RL

4.2.14) r2l+lr2l+v

Используя для поля скорости крутильных колебаний (4.2.12) сепарабель-ное представление (4.0.7), находим компоненты тороидального поля мгновенных смещений: г = о,

0, U = Аь

L R2cL+l

Г---rl+1

4.2.15)

Подстановка (4.0.11) и (4.2.15) в (4.0.8) приводит к следующим выражениям для компонент флуктуирующей напряженности магнитного поля (см. также приложение С):

К = 0, he = 0,

4.2.16)

Ьл = Ат. В

D2L+1

L + 1У'1 PlM + L^ Pl+M

Вычисления коэффициентов инерции и жесткости тороидальных МГД-коле-баний дают:

4npL{L + l)R2L+3

М — А2г

2L + l)(2L + 3) х х

1 - (2L + 3)X2L+l +•

2L+i , (2L + 1)2X2L+3 (2P + 3)^2(2L+1)

2L- 1 x

L2- 1

К = АЬВ

3yY2L+l

2 2L(L + 1)P2L+1 1 (2L + 1)

2L- 1 x

L{L + 2)

X2(2L+1)

4.2.17)

2L-1 (2L — 1)(2L + 3) 2L + 3 Как и следовало ожидать, при Х{= Rc/R) —> 0 приходим к результату однородной модели [73]:

2L + 3

О\(Ь2 - 1)

2L- 1

4.2.18) где основная (альфвеновская) частота определена выше. Вид частоты тороидальных магнитоилазменных колебаний как функции (х) для значений L представлен на рисунке 13. Из этого рисунка видно, что как и полоидальные тороидальные частоты возрастают с ростом х и порядком мультипольности L. X

Рис. 13 Тороидальные магнитоплазменные частоты ш как функции х = Rc/R при разных значениях порядка мультипольности L для звезды массой 1.0Msun, радиусом 10 km и величиной магнитного поля В = 1013 G.

Двухкомпонентная модель позволяет получить нижнюю и верхнюю предельные оценки частот собственных альфвеновских МГД-колебаний нейтронной звезды. Приводимые в литературе параметры нейтронной звезды, полученные с использованием различных уравнений состояния ядерной материи, лежат в следующих пределах: i) глубина периферийной коры AR = R-Rc = R(l—X): 0,3 < AR <0,8 км; ii) средняя плотность поверхностной коры 108 < р < 1011 г/см3; iii) поверхностная напряженность магнитного поля Ю10 < В < 1013 Гс. Результаты численного анализа модели представлены на рисунках 12 и

13. Расчеты частот дипольных нерадиальных полоидальных и тороидальных МГД-осцилляций в двухкомпонентной модели изображены на рисунке 14 линиями.

B=1013G М=1.0М R=10 km

ЦП ел 0,1 -(Л

0,01/

Spheroidal Dipol Mode Toroidal Dipol Mode

0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 X

Рис. 14 Дипольные полоидальная и тороидальная магнитоплазменные частоты и как функции х — Rc/R при разных значениях порядка мультиполь-ности L для звезды массой 1.0М5гш, радиусом 10 km и величиной магнитного

Видно, что при х 0 дипольные частоты стремятся к нулю, а с ростом х дипольная тороидальная частота возрастает быстрее полоидальной. Представленные оценки демонстрируют близость рассчитанных периодов МГД-осцилляций к периодам электромагнитного излучения радиопульсаров. Мы склонны полагать, что совпадение периодов МГД-колебаний с основными периодами радиопульсаций нейтронных звезд не является случайным и поддерживает упомянутую гипотезу Хойла—Нарликара—Уилера [71] о том, что низкочастотные гидромагнитные осцилляции, возникающие как остаточный эффект взрыва сверхновой второго типа, могут оказаться эффективным источником электромагнитной активности нейтронных звезд. Анализ эволюции пульсаров показывает, что первоначальное магнитное поле должно разрушаться за время порядка тт ~ 2 ■ 10б лет [104]. Поскольку периоды гидромагнитных осцилляций обратно пропорциональны интенсивности магнитного поля (Phm ~ 1 /В), то адиабатическая депрессия последнего должна приводить к увеличению периодов альфвеновских колебаний. Поэтому когерентный характер магнитоплазменполя В = 1013 G. ных осцилляций внутри нейтронной звезды должен проявлять себя вне звезды в виде импульсов, распространяющихся вдоль силовых линий магнитного поля и порождающих пульсирующее электромагнитное излучение сгустками заряженных частиц, выбрасываемых с поверхности звезды. Известно [105, 106], что магнитогидродинамические волны в межзвездном пространстве могут ускорять заряженные частицы вдоль силовых линий поля, и, таким образом, порождать излучение (синхротронное или изгибное).

По нашему мнению, одним из решающих аргументов, подтверждающих гипотезу о том, что магнитоплазменные осцилляции нейтронной звезды могут быть столь же эффективным, как и вращение, источником пульсирующего радиоизлучения в окружающее пространство, могло бы стать наблюдение долгоживущих сверхбыстрых пульсаров с периодом пульсаций Р < 0,5 мс. При указанных значениях периодов радиопульсаций частота излучения заметно превосходит кеплеровскую предельную частоту, определяющую гравитационно-вращательную устойчивость звезды. Поэтому существование таких пульсаров исключается моделью униполярного генератора, в которой намагниченная нейтронная звезда порождает магнито-дипольное радиоизлучение с периодом, равным периоду собственного вращения [81, 107, 108]. В этой связи наиболее важными нам представляются проводимые в настоящее время наблюдения по программе МАНИЯ (многокальный анализ наносекундных изменений яркости), одной из целей которой является поиск пульсаров с переменностью излучения за время 10"7 - Ю-2 с [109].

Заключение

В представленном обзоре изложена теория гравитационных и магнитоплаз-менных нерадиальных колебаний нейтронных звезд, основанная на представлении о ядерном веществе как упругом ферми-континууме, обладающем свойствами скомпенсированной магнитоактивной плазмы. В качестве фундаментальных динамических уравнений, моделирующих движения вещества в недрах нейтронных звезд, используются уравнения ядерной эластодинамики, предложенные в макроскопической теории коллективных процессов лабораторной ядерной физики, таких, как деление и гигантские резонансы.

Проведено конструктивное сравнение выводов гидродинамической и эластодинамической моделей поведения ядерной сплошной среды с данными астрофизических наблюдений. В рамках гидродинамического подхода показано, что присутствие дипольной моды является характерным признаком неоднородности профиля плотности звезды. Однако гидродинамическая модель не позволяет описать главные физические факторы, управляющие собственными колебаниями нейтронных звезд. Вибрационная устойчивость нейтронной звезды определяется конкуренцией конструктивных сил упругих деформаций вырожденного ферми-континуума и деструктивных сил гравитационного сжатия. Данное обстоятельство совершенно отчетливо отражено в эластодинамической теории нерадиальных колебаний и абсолютно отсутствует в гидродинамической теории, что свидетельствует о неадекватности гидродинамической парадигмы ядерной сплошной среды. Одним из главных выводов развитой эластодинамической модели нерадиальных пульсаций является вывод о том, что вибрационная динамика нейтронной звезды характеризуется двумя ветвями собственных гравитационно-упругих нерадиальных колебаний: сфероидальной (s-мода) и торсионной (£-мода). Торсионные дифференциально-вращательные колебания нейтронной звезды обусловлены исключительно динамической упругостью вырожденного ферми-континуума. В газовой среде звезд главной последовательности, движения которой подчиняются уравнениям гидродинамики, такие моды отсутствуют.

На основе энергетического вариационного принципа разработан метод вычисления частот (периодов) этих колебаний. Эффективность метода проиллюстрирована аналитическими расчетами периодов глобальных нерадиальных гравитационно-упругих мод в рамках стандартной модели нейтронной звезды (моделируемой сферической массой однородного нейтронного ферми-континуума, сконденсированного силами собственного тяготения до плотностей порядка нормальной ядерной плотности). Реалистические оценки периодов сфероидальных и торсионных гравитационных мод получены в рамках моделей нейтронных звезд, построенных на основе релятивистского уравнения равновесия с использованием уравнений состояния ядерной материи, учитывающих гетерофазность ядерного статистического равновесия. Проведен анализ вибрационной (сейсмической) устойчивости нейтронной звезды относительно упругих деформаций, сопровождающих глобальные гравитационные колебания, и показано, что при линейных деформациях, подчиняющихся закону Гука, не возникает неустойчивых напряжений, которые могли бы спровоцировать звездотрясения. Полученные оценки периодов гравитационных нерадиальных мод дают основания предположить, что эти колебания могут быть ответственны за вариации интенсивности микроимпульсов, наблюдаемые в миллисекундном диапазоне спектра пульсаров.

Проведено детальное изучение нерадиальных магнитоплазменных ос-цилляций, предположительно индуцируемых в Ле-фазе вспышкой сверхновой при рождении пульсара или компаньоном в двойной системе. При этом обнаружено, что длительность альфвеновских МГД-колебаний перекрывает пульсарную шкалу времени. Совпадение рассчитанных периодов магнитоллазменных колебаний с наблюдаемыми периодами радиоизлучения пульсаров интерпретируется как подтверждение гипотезы Хойла— Нарликара—Уилера о том, что слабозатухающие магнитоплазменные колебания могут быть источником пульсирующего (линейно поляризованного) излучения, которое формируется в окружающей звезду магнитосфере. В рамках магнитоплазменной модели электромагнитной активности нейтронных звезд регистрируемое удлинение периодов радиоимпульсов можно объяснить как результат медленной депрессии магнитного поля пульсаров. Этот вывод является еще одним аргументом в пользу того, что магнитогидродинамический механизм преобразования энергии альфвеновских колебаний в энергию электромагнитного излучения может быть эффективным источником пульсирующего радиоизлучения нейтронных звезд наряду с униполярной индукцией, порождающей геометрический эффект такого излучения.

Таким образом, накопленные на сегодняшний день данные астрофизических обсерваторий об электромагнитной активности нейтронных звезд, а также экспериментальные данные лабораторной ядерной физики свидетельствуют о том, что ядерная сплошная среда является упругим ферми-континуумом, движения которого в собственном гравитационном и магнитном полях адекватно описываются уравнениями ядерной эластодинамики и магнитогидродинамики.

Благодарности

Выражаю свою благодарность С.И. Баструкову за научное руководство, постоянную помощь в работе и поддержку.

Выражаю особую признательность профессорам Ю.Н. Тюхтяеву (СГУ) и И.В. Пузынину (ЛИТ ОИЯИ) за проявленный интерес к работе и ценные консультации. Я также признателен профессорам С.И. Виницкому (ЛТФ ОИЯИ) и В.П. Цветкову (ТвГУ) за полезные дискуссии и ценные замечания. Считаю своим приятным долгом поблагодарить соавторов по работе В.В. Папояна, И.В. Молодцову и Ф. Вебера.

Отдельно хочу поблагодарить дирекцию Лаборатории информационных технологий Объединенного института ядерных исследований, а также Кафедру теоретической и ядерной физики и ректорат Саратовского госуниверситета за создание хороших условий для работы.

1. Hewish A., Bell S.J., Pilkington J.D.H., Scott P.F., Collins R.A.

2. Nature, 1968, v.217, p.709; УФН, 1968, т.95, c.705.

3. Taylor J.M., Manchester R.N., Lyne A.G. — Astrophys. J. Suppl., 1993, v.88, p.529.

4. Пульсары. — Сб. статей, M.: Мир, 1971.

5. Дайсон Ф., Тер Хаар Д. — Нейтронные звезды и пульсары. М.: Мир, 1973.

6. Шкловский И.С. — Сверхновые звезды. М.: Наука, 1976.

7. Smith F.G — Pulsars. Cambridge: Cambridge University Press, 1977.

8. Manchester R.N., Taylor J.H. — Pulsars. San Francisco: Freeman, 1977.

9. Shapiro S.L., Teukolsky S.A. — Black Holes, White Dwarfs and Neutron Stars, New York: Wiley, 1983.

10. Липунов B.M.— Астрофизика нейтронных звезд. M.: Наука, 1987.

11. Физика нейтронных звезд. Пульсары и барстеры. — Сб. статей. Л, 1989.

12. И. Пульсары. — Труды ФИАН, 1989, т. 199, с.83.

13. Beskin V.S., Gurevich A.V., Istomin Ya.N. — Physics of Pulsar Magnetosphere. Cambridge: Cambridge University Press, 1992.

14. Саакян Г.С. — Физика нейтронных звезд. Дубна: ОИЯИ, 1995.

15. Мигдал А.Б., Воскресенский Д.Н., Саперштейн Б.Б., Троицкий М.А. — Пионные степени свободы в ядерной материи. М.: Наука, 1991.

16. Weber F., Glendenning N.K. — In: Nuclear Physics in the Universe. Proc. of Simposium, Tennessee, Oak Ridge, 1992 (ed. by Guidri M.W. and Strayer M.R.). Bristol: IOP, UK, 1993, p.127.

17. Weber F., Glendenning N.K. — Astrophysics and Neutrino Physics. Singapore: World Scientific, 1993.

18. The Structure and Evolution of Neutron Stars — Pines D., Tam-agaki R., Tsuruta S. eds., New York: Addison-Wesley, 1992.

19. Neutron Stars: Theory and Observations. — Ventura J. and Pines D. eds., Dordrecht: Kluver, 1992.

20. Hot and Dense Nuclear Matter. — Greiner W., Stocker H., Gallmann A. eds., NATO ASI Series B: Physics, 1994, v.335, New York: Plenum Press.

21. The Lives of Neutron Stars. — Ali Alpar M., Kiziloglu U., van Paradi-js J. eds., Dordrecht: Kluwer, 1995.

22. Glendenning N.K. — Compact Stars. Berlin: Springer, 1996.

23. Weber F. — Pulsars as Astrophysical Laboratories for Nuclear and Particle Physics. Bristol: IOP, 1998.

24. Bodmer A.R. — Phys. Rev., 1971, v.D4, p.1601.

25. Terazawa H. — INS-R.eport-338, Tokyo: Tokyo University Press, 1979.

26. Witten E. — Phys. Rev., 1984, v.D30, p.272.

27. Glendemiing N.K., Kettner Ch., Weber F. — Phys. Rev. Lett.,1995, v. 74, p. 3519; Astrophys. J., 1995, v.450, p.253.

28. Пиблс Ф.Дж.Э. — Структура Вселенной в больших масштабах. М.: Мир, 1983.

29. Bogdanov М.В., Cherepaschuck A.M., Sazliin M.V. — Astrophys. and Space Sci., 1996, v.235, p.219.

30. Гуревич А.В., Зыбин К.П., Сирота В.A. — УФН, 1997, т.167, с.913.

31. Масевич А.Г., Тутуков А.Б. — Эволюция звезд: теория и наблюдения. М.: Наука, 1988.

32. Бисноватый-Коган Г.С. — Физические вопросы теории звездной эволюции. М: Наука, 1989.

33. Ledonx Р. — In: Handbuch der Physik (Ed. by S. Fliigge). Berlin: Springer, 1958, v.51, p.605.

34. Жевакин С.A. — В кн: Пульсирующие звезды (под. ред. Б.В. Ку~ каркина). М.: Наука, 1970.

35. Ledoux P., Walraven Th. — In: Handbuch der Physik (Ed. by S. Fliigge) Berlin: Springer, 1958, v.51, p.353; ibid p. 605.

36. Rosseland S. — The Pulsation Theory of Variable Stars. Oxford: Clarendon, 1964.

37. Cox J.P. — Theory of Stellar Pulsations. Princeton: Princeton University Press, 1980.

38. Koester D., Ghanmungam G. — Rep. Prog. Phys., 1990, v. 53, p.837.

39. Ledoux P. — In: Nonradial Oscillations of Stars (Ed. by P. Lecloux, A. Noels, A.W. Rodgers). Dordrecht: Reidel, 1974, p.135.

40. Hansen C.J., Van Horn H.M. — Astrophys. J., 1979, v.233, p.253.

41. Hansen C.J. — In: Nonradial and Nonlinear Stellar Pulsations (ed. by Hill H.A., Dziembowski W.A.). Lecture Notes in Physics, Berlin: Springer. 1980, v.125, p.445.

42. Unno W., Osaki Y., Ando H., Shibahashi H. — Nonradial Oscillations of Stars. Tokyo: Tokyo University Press, 1979.

43. Baym G., Pethick C., Pines D., Ruderman M. — Nature, 1969, v.224, p.872.

44. Thorne K.S., Ipser J.R. — Astrophys. Lett., 1968, v.152, p.L71.

45. Faulkner J., Griffin J. — Nature, 1968, v.218, p.738.

46. Папоян В.В., Седракян Д.М., Чубарян Б.В. — Астрофизика, 1969, т.5, с.415.

47. Bertsch G.F. — Ann. Phys., 1974, v.86, p.138; Nucl. Phys., 1975, v.A249, p.253.

48. Nix J.R., Sierk A.J. — Phys. Rev., 1980, v.C21, p.396.

49. Stringari S. — Ann. Phys., 1983, v.151, p.35.

50. Holzwarth G. — In: Density Functional Methods in Physics (ed. by R.M. Dreizler, J.P. da Providencia) New York: Plenum Press, 1985, p.381.

51. Бальбуцев Е.Б., Михайлов И.Н. — Коллективная ядерная динамика (под.ред. Р.В. Джолоса). JL: Наука, 1990, с.З.

52. Коломиец В.М. — Приближение локальной плотности в атомной и ядерной физике. Киев: Наукова думка, 1990; см. также 49. с.89.

53. Бальбуцев Е.Б. — ЭЧАЯ, 1991, т.22, вып.2, с.333.

54. Speth. J., Wambach J. — In: Electric and Magnetic Giant Resonances. Singapore: World Scientific, 1991, ch.l, p.3.

55. Bastrukov S.I., Misicu S., Sushkov A.V. — Nucl. Phys., 1993, v.A562, p.191.

56. Баструков С.И., Молодцова И.В. — ЭЧАЯ, 1995, т.26, с.145.

57. Bastrukov S.I., Libert J., Molodtsova I.V. — Int. J. Mocl. Phys., 1997, v.E6, p.89.

58. Norenberg W. — In: New Vistas in Nuclear Dynamics, (ed by Brussard P.J., Koch J.H.) New York: Plenum Press, 1986.

59. Swiatecki W.J. — Nucl. Phys., 1988, V.A488, p.375c.

60. Mikhailov I.N., Mikhailova T.I., Di Того M., Baran V., Briancon

61. Ch. — Nucl. Phys., 1996, v.A604, p.358.

62. Bastrukov S.I., Podgainy D.V., Molodtsova I.V., Kosenko G.I.

63. J. Phys. G., 1998, v.24, p.LI.

64. Bastrukov S.I. — Mocl. Phys. Lett., 1993, v.A8, p.711.

65. Bastrukov S.I. — Phys. Rev. 1996, v.E53, p.1917.

66. Bastrukov S.I., I.V. Molodtsova, Papoyan V.V., Weber F. — J.

67. Phys. G. 1996, v.22, p. L33.

68. Bastrukov S.I., Weber F., Podgainy D.V. — J Phys. G., 1999, v.25, p.107.

69. Bastrukov S.I. — Int. J. Mod. Phys., 1996, v.D 5, p. 45.

70. Подгайный Д.В., Баструков С.И., Молодцова И.В., Папоян

71. В.В. — Астрофизика, 1996, т.39, с.475, ibid., 1999, т.42, с.235.

72. Chanmugam G. — Ann. Rev. Astron. Astrophys., 1992, v.30, p.143.

73. Либерман M.A., Йоханссон Б. — УФН, 1995, т.165. вып.4. с.1058.

74. Гинзбург.В.Л. — ДАН СССР, 1964, 1, т.70, с.329.

75. Woltjer L. — Astrophys. J., 1964, v.140, p.1309.

76. Hoyle F., Narlikar J.V., Wheeler J.A. — Nature, 1964, v.203, p.914.

77. Wheeler J.A. — Ann. Rev. Astron. Astrophys., 1966, v.4, p.393.

78. Bastrukov S.I., Podgainy D.V. — Phys. Rev. E, 1996, v.54, p.4465.

79. Баструков С.И., Подгайный Д.В. — Астроном, журнал, 1997, т.74, с.910.

80. Баструков С.И., Папоян В.В., Подгайный Д.В. — Письма в ЖЭТФ, 1996, т.64, с.593.

81. Баструков С.И., Молодцова И.В., Папоян В.В., Подгайный

82. Д.В. — Астрофизика, 1997, т.40, с.77.

83. Baade W., Zwicky F. — Phys. Rev., 1934, v.45, p.138.

84. Кардашев H.C. — Астроном, журнал, 1964, т.41, с.807.

85. Арделян Н.В., Бисноватый-Коган Г.С., Моисеенко С.Г. —1. УФН, 1997, т.167. с.1128.

86. Зельдович Я.Б., Новиков И.Д.---Теория тяготения и эволюциязвезд. М.: Наука, 1971.

87. Gold Т. — Nature, 1968, v.218, p.731; 1969, v.221, p.25.

88. Schaab Ch., Weber F., Voskresensky D., Sedrakian A., Weigel

89. M.K. — Astron. and Astrophys., 1997, v.321, p.591.

90. Bastrukov S.I. — Phys. Rev., 1994, v.E49, p.3166.

91. Chandrasekhar S. — Hydrodynamic and Hydromagnetic Stability. Oxford: Clarendon, Oxford, 1961.

92. Ландау Л.Д., Лифшиц Б.М. — Теория упругости. М.: Наука, 1986.

93. Ламб Н. — Гидродинамика: Пер. с англ. М.: Гостехиздат, 1947.

94. Plumpton С, Ferraro V.C.A. — Astrophys. J., 1955, v.121, p.168.

95. Cowling T.G. — Proc. Roy. Soc., 1955, v.233, p.319.

96. Aizerman M.L., Smeyers P. — Astrophys. and Space Science, 1976, v.48, p.123.

97. Альвен Г., Фельтхаммар К.Г. — Космическая электродинамика. М.: Мир, 1967.

98. Pacini F. — Nature, 1968, v.219, p.145.

99. Trimble V. — Beam Line. Stanford, 1995, v.25, No.4, p.41.

100. Седракян Д.Н., Шахбазян K.M., Мовсесян А.Г. — Астрофизика, 1984, т.21, с.547.

101. Ахиезер А.И., Ласкин Н.В., Пелетминский С.В. — ЖЭТФ, 1996, т.109, с.1981.

102. Michel F.G. — Rev. Mod. Phys., 1982, v.54, p.l.

103. Малов В.Ф. — Пульсары. Труды ФИАН (под ред. А.Д. Кузмина), 1989, т.199, с.83.

104. Beskin V.S. — Contemporary Physics, 1993, v.34. p.131.

105. Гинзбург В.Л., Киржниц Д.A. — ЖЭТФ, 1964, т.47, с.2007.

106. Ruderman М. — Nature, 1970. v.225, р.619; Ann. Rev. Astron. Astro-phys., 1972, v.10, p.427.

107. Sonin E.B. — Rev. Mod. Phys., 1987, v.59, p.87.

108. Chandrasekhar S., Fermi E. — Astrophys. J., 1953, v.118, p.116.

109. Bastrukov S.I., Podgainy D.V. — Phys. Lett. A, 1997, v.226, p.93.

110. Schwarzschild M. — Ann. dAstrophys., 1949, v.12, p.148.

111. Radhakrishnan V. — Contemporary Physics, 1982, v.23. p.207.

112. Thompson W.B. — Proc. Roy. Soc., 1955, v.233, p.402.

113. Железняков В.В. — Электромагнитные волны в космической плазме. М.: Наука, 1977.

114. Goldreich P., Julian, W.H. — Astrophys. J., 1969, v.157, p.689.

115. Ostriker J.P., Gunn J.E. — Astrophys. J., 1969, v.157, p.1395.

116. Бескин Г.М., Митронова C.H., Неизвестный С.И., Плохот-ниченко В.Л., Попова М.Ю. — УФН, 1994, т.164, с.660.

117. Weber F., Glendenning N.K. — Astrophys. J., 1992, v.390, p.541.

118. Boriakoff Y. — Astrophys. J. (Letters), 1976, v.208, p.L43.

119. Van Horn H.M. — Astrophys. J., 1980, v.236, p.899.

120. Lindblom L., Detweiler. — Astrophys. J. Suppl., 1983, v.53, p.73.

121. McDermott P.N., Van Horn H.M., Hansen C.J. — Astrophys. J. 1988, v.325, p.725.

122. Anderson N., Kojima Y. Kokkotas K.D. — Astrophys. J., 1996, v.462, p.855.