第二讲超新星爆发

第二讲超新星爆发第1页，课件共83页，创作于2023年2月历史上的超新星爆发时间(AD)光度极大星等发现者遗迹185?-8中国天文学家RCW86393-1中国天文学家837?-8?中国天文学家IC4431006-10中/阿天文学家SN10061054-5中/日天文学家CrabNebula1181-1中/日天文学家3C581572-4TychoBraheTycho1604-3KeplerKepler16805?JohnlamsteedCasA1987+2.9IanSheltonSN1987A第2页，课件共83页，创作于2023年2月1054超新星遗迹---蟹状星云(Crab)及其脉冲星(PSR0531)第3页，课件共83页，创作于2023年2月近代超新星研究的序幕1934年Baade&Zwicky在对河外星系的超新星进行系统地观测研究的基础上，在1/3页的短论文中提出了四个完全崭新的重要预言，它不仅正式提出中子星的观念,而且创见性地以超新星为枢纽把它同恒星死亡、中子星、高能宇宙线的起源联系起来。恒星死亡

超新星爆发

中子星超新星爆发

高能宇宙线的起源1942年Gamow利用Urca过程机制来探讨大质量恒星晚期核心坍缩的可能性1960年丘宏义等人首先研究大质量恒星内正负电子对湮灭发射中微子对过程并提出它可能导致超新星爆发。这实际拉开了现代高能天体物理理论研究的序幕。1966年Colgate从流体动力学出发,首次从解析角度探讨了超新星核心坍缩的动力学过程。正式拉开了现代超新星研究的序幕第4页，课件共83页，创作于2023年2月超新星分类

与

观测特征第5页，课件共83页，创作于2023年2月超新星分类1.核心坍缩型超新星(SNII、SNIb,、SNIc)2.吸积白矮星的热核爆炸型超新星(SNIa)第6页，课件共83页，创作于2023年2月超新星分类(2)SN:按照光谱与光变曲线形状的特征来分类I型（Ia,Ib/Ic）—无H线；II型—有H线第7页，课件共83页，创作于2023年2月超新星的观测特征A)光谱第8页，课件共83页，创作于2023年2月光谱

H/无H

(光极大)

SNII

SNI

光变曲线形状Si(SiII

6355,吸收线)/无

Si

(He线很弱)IILIIPSN1987A

SN1987KHe(

5876,吸收线)/无He

IaIbIc

晚期(6个月以后)光谱:H/无H

SNII

SNI

O/HO/无O

SN1987KIb,IcIa

(H,O,Ca)(H,Ca)

(O,Ca)

(Fe,Co)第9页，课件共83页，创作于2023年2月光谱观测的推论1.SNI(a,b,c)爆发前后恒星物质基本上不含氢。

其前身星或者为白矮星、或者为WR(Wolf–Rayet)星。

(WR星:M主序

>30M⊙,Tc

(7-9)107K

强大星风将氢大气包层(甚至氦包层)全部吹掉)2.SNIa

大气中He含量很低。但(外层大气中)Si元素不少。3.SNIb大气中主要成分是He4.SNII爆前恒星外层以H为主,其次为氧(O)。5.SNII+SNIb+SNIc产生大量的氧,

而SNIa几乎不产生氧6.SNIa爆炸过程中核合成最后产生并向外抛射大量的Fe

M(Fe)~(0.6-1.25)M⊙/SNIa

但SNII、SNIb、SNIc

抛向太空的Fe很少

M(Fe)~0.1M⊙/SNII第10页，课件共83页，创作于2023年2月B)光变曲线光变曲线尾巴衰减规律:L

exp{-t/

}

放射性元素能源<

>~64d(SNI)~90d(SNII-L)~145d(SNII-P)

56Ni

56Co

56Fe

i8.8d114d

1/26.8d77.8d

伴随-ray:0.847MeV(99.96%)1.238MeVSN1987A:从光变曲线尾巴的拟合

0.075M⊙(56Ni)500天以后:56Co+57Co(

1/2=271d)(

:0.122MeV(85.6%),0.136MeV)800天以后:44Ti(

1/2=4.7年)第11页，课件共83页，创作于2023年2月C)空间分布

SNIaSNIbSNII

旋涡星系和椭园只出现在旋涡星系或不规则星系星系内均有同恒星形成区(HII区)相联系在旋涡星系中，同旋臂明显相关同旋臂不相关

前身星(同光谱特征相结合的推论)双星系统中WR星较大质量主序星吸积白矮星M主序>30M⊙8<M主序/M⊙<30第12页，课件共83页，创作于2023年2月D)爆发能量总辐射能

Er~1049

ergs

(对各类超新星)抛射物总动能:EK~1051ergs(对各类超新星)<Vmax>~104Km/sSNIa:Vmax>

104Km/sSNII:一般:Vmax~

104Km/sSN1987A:Vmax~3×104Km/s(引力)束缚能:EB~(0.5–1.0)×1051ergs(对各类超新星)爆发总能量:SNIa:E总

=Er+EK+EB~1051ergsSNII:中微子暴:E

~1053ergs(SN1987A)(核心坍缩成中子星)

E总

~1053ergs

第13页，课件共83页，创作于2023年2月E)爆发频率银河系内肉眼可见超新星爆发频率:q肉眼~1/(400年)

(由于银河系内星际介质挡光，绝大多数超新星肉眼看不见)

各种统计方法推论

q总

~(1/25–1/30)年-1SNIa爆发频率:

1990年以前认为:qSNIa~qSNII难以克服的矛盾:由M(56Fe)~(0.6–1.25)M⊙/SNIa

M(56Fe)<0.1M⊙/SNII

Fe族元素的某些富中子同位素的丰度远远超过太阳系标准值。1991年重新分析统计:qSNIa~(1/6–1/7)qSNII+SNIb

星系内一半以上的Fe来自SNIa

第14页，课件共83页，创作于2023年2月F)前身星SNIa:双星中吸积的白矮星SNIb(SNIc):WR星(M主序

>(30-40)M⊙

)

SNII:质量较大恒星:8M⊙<M主序

<25M⊙

E)爆发后遗留致密残骸SNIa:基本上全部炸光，不残存任何致密天体。只观测到膨胀的超新遗迹—气体星云+尘埃+碎片例:SN1006核心坍缩型超新星:SNII:中央残骸:中子星(观测上表现为脉冲星)

例:SN1054—蟹状星云+蟹状星云脉冲星(CrabPSR)(PSR0531;周期:0.033秒)船帆座脉冲星(VelaPSR):PSR0833;周期:0.086秒SNIb+SNIc:残留黑洞???第15页，课件共83页，创作于2023年2月小结SpectralTypeIbIcIIIa无氦光谱线明显的氦(吸收)光谱线无硅光谱线明显硅(Sinicon)(吸收)谱线无氢光谱线以氢光谱线为最强光谱物理机制吸积白矮星的热核爆炸大质量恒星演化终结时核心坍缩(在红巨星阶段通过强大的星风可能己经丧失它的止氢包层甚至氦包层)光变曲线单纯、线性下降L(线性下降)、P(呈现平台)、I(不规则)三类致密残骸无中子星(呈现为脉冲星)或者黑洞?Rate/h2SNu0.36

0.110.71

0.340.14

0.07ObservedTotal2000asoftoday(nowadays200/year)中微子发射

100

可见光能量不重要IaIbIcII第16页，课件共83页，创作于2023年2月两类超新星的主要特征超新星类型IaII极大光度3x109

L⊙3x108

L⊙光谱无氢光谱线;重元素光谱线很多;后期Fe线最强最强的是氢光谱线

前身星双星系统中的白矮星大质量恒星爆发原因伴星物质被致密白矮星吸积而流入白矮星大质量恒星的铁核心坍缩爆发物理机制吸积白矮星C/O核心的热核大爆炸转化为铁族元素从新生中子星表面向外行进的反弹激波:中微子压强残骸无致密残骸中子星超新星遗迹内的核产物主要是铁各种元素都有第17页，课件共83页，创作于2023年2月II型超新星

的

爆发机制第18页，课件共83页，创作于2023年2月大质量恒星热核演化结束硅燃烧阶段结束M≈(12-25)M⊙H-包层H-燃烧壳层He-燃烧壳层C-燃烧壳层Ne-燃烧壳层O-燃烧壳层Si-燃烧壳层Fe核心T(3-5)109K

3109g/cm3Mcore>1.13M⊙第19页，课件共83页，创作于2023年2月大质量恒星核心坍缩的主要原因电子俘获过程:引起超新星核心坍缩的关键过程QEC

(A,Z):

原子核(A,Z)电子俘获的能阈值QEC(12C)=20.596MeV,

EC=3.91010g/cm3QEC(56Fe)=3.695MeV,

EC=1.14109g/cm3第20页，课件共83页，创作于2023年2月重要原子核电子俘获的密度阈值

表中EC过程的能阈值己扣除电子的静止能量第21页，课件共83页，创作于2023年2月广义相对论引力坍缩的临界密度

c(GR)

同

EC的比较

结论:引起SNII(SNIb、SNIc)核心坍缩的首要物理因素是电子俘获过程(EC)。引起吸积白矮星坍缩(它导致SNIa

爆发)的主要因素是广义相对论效应。(

光子致使铁原子核碎裂反应只是辅助因素)第22页，课件共83页，创作于2023年2月超巨质量恒星坍缩的主要物理因素超巨质量恒星坍缩的主要因素:电子对湮灭为中微子对过程

非简并高温环境(T>2×109K):第23页，课件共83页，创作于2023年2月II型超新星核心坍缩与星体爆发图象内核心:同模坍缩Vr

r(亚声速区)外核心:自由坍缩Vr~Vff/2M内核心~0.6M⊙内外核心交界面附近:Vr

~(1/8–1/4)c(光速)第24页，课件共83页，创作于2023年2月超新星核心坍缩与反弹随着星体坍缩的进行，星体中心的密度迅速增长。一旦它达到原子核密度

nuc

(

nuc=2.8×1014g/cm3)

以上，核子的非相对论简并压强超过了电子的相对论简并压强，物质状态方程P

5/3

变成了稳定的系统，不再坍缩。但由于惯性，直到中心密度达到

(2-4)

nuc时，内核心的坍缩才完全中止。而内核心外围的物质却继续以超音速坍塌,它们猛烈地撞击在突然停止坍缩的坚硬的内核心上，因而在内核心外不远处立即产生一个很强的向外行进的反弹激波，其能量高达

Eshock~1051-52ergs。第25页，课件共83页，创作于2023年2月光裂变反应导致反弹激波的能量损耗反弹激波的巨大能量是由星体核心在坍缩过程中释放出的自引力势能转化而来的。激波波阵面后的温度上升到1011K以上，平均热运动能量高达10MeV,超过了56Fe平均每个核子的结合能(8.8MeV)。铁族元素的原子核很快地被热光子打碎:(1foe=1051ergs)能量耗损率第26页，课件共83页，创作于2023年2月瞬时爆发机制失效的原因如果则激波可以冲出外核心。而且当它完全摧毁外核心的全部铁核以后，初始激波能量只要尚能剩下1%以上的能量(即1049ergs),残留的激波就可以把整个星幔和大气抛向太空，形成超新星的爆发。—瞬时爆发机制。如果特则当上述反弹激波尚未穿透外核心之前，激波能量全部都消耗在铁核光致裂解的过程中。它不可能把星幔和大气层吹散。不会导致超新星的爆发。而且由于核心外围的星幔和大气继续问中心坠落，原来向外行进的反弹激波转变成为一个吸积驻激波。也就是说，这种情形下，瞬时爆发机制失败。第27页，课件共83页，创作于2023年2月结论:瞬时爆发机制能否成功的关键在于反弹激波能量的大小以及它的外(铁)核心的质量是否过大?两种探讨途径;1)设法增加反弹激波能量—例如，为使核心坍缩得更为致密(释放更多的自引力能),人为地选取过小的原子核压缩模量系数K

130(核物理实验值K

210-220)2)反复地修改大质量恒星爆前演化模型，以图拼命地降低外铁(核心)质量

—迄今对所有合理的模型计算而言，瞬时爆发机制是不成功的—(铁)核心的质量太大。

第28页，课件共83页，创作于2023年2月III.Wilson的中微子延迟爆发机制:他假定新生中子星在0.5秒内产生大量(1052ergs以上)的中微子流。它同物质相互作用，中微子流的动量冲压导致超新星爆发本图描述了反弹激波在停止后景象。Rs为激波所在的位置，此处物质以~Vff的速度向下降落（速度接近自由落体）。物质经过激波的减速之后，以较为缓慢的速度经过加热和冷却区向新生中子星的表面运动。R

:中微子球半径,Rns:新生中子星的半径。Re:加热和冷却相平衡处的半径。第29页，课件共83页，创作于2023年2月中微子延迟爆发机制中两个尚未解决的关键问题1)

新生的高温中子星能否在非常短的时标内产生如此巨大的中微子流?产生如此强大的中微子流的具体物理过程是什么?(

凝聚的中微子发射?核物质向(u,d)夸克物质的转化?均未成功)2)

即使在极短时标内出现了强大的中微子流，它们同物质相互作用究竟能否产生如此强大的向外冲压，导致超新星的爆发，而且爆发物质向外的初始速度高达104km/s左右，爆发总动能否达到1049erg?第30页，课件共83页，创作于2023年2月强大中微子流如何在瞬间产生?

——我们过去的研究1995年，我们南京大学研究小组提出了由超新星坍缩核心形成的高温中子星内相继出现的核物质-(u,d)两味夸克-(s,u,d)三味夸克的相变过程u+e-

d+

e,u+e-

s+

e,u+d

u+s将在短于1微秒的时标内产生大量中微子流，其平均能量为10MeV左右，总能量达1052erg以上。这种相变过程导致星体核心区出现负熵梯度引起内外物质的Schwarshild对流将使这强大中微子流向外输送,迅速抵达中微子球表面。(DaiZ.PengQ.andLuT.ApJ.,1995,440:815)我们提出的这种机制大大有利于中微子延迟爆发机制。第31页，课件共83页，创作于2023年2月我们研究引起的的反响1.在我们的初步探讨中，我们用理想Fermi气体作为夸克系统的最简单模型。很快地，印度德里大学一个研究小组在我们研究的基础上，进一步计入了夸克之间相互作用，发现中微子流量将更加增强1/4左右。这方面研究还在深入之中。2.我们这篇论文也己成为最近几年人们探讨奇异(夸克)星的奠基性论文之一(至今己有30多篇他人文章引用)。例如,Keränenetal.,2004,astro-ph/0406448“Neutrinoemissionandmassejectioninquarknovae”第32页，课件共83页，创作于2023年2月中微子延迟爆发机制中仍然未解决的关健问题中微子流能否激活强大的向外激波?迄今仍然也是悬案。人们不仅考虑了己知各种基本粒子(e-,e+,p,n,

,

0，

,

以及16O等原子核)同中微子的相互作用，而且还探讨了在致密等离子体中，中微子振荡有可能引起这种相互作用的增强。但上述中微子流仍然无法产生如此强大的冲压。也就是说，即使中微子延迟爆发机制，迄今在理论上人们也仍然无法自洽地实现超新星的爆发。(向外爆发总动能达到1049erg以上)第33页，课件共83页，创作于2023年2月最近关于核心坍缩型超新星爆发的争论Burasetal.,2003,Phys.Rev.Lett.,90No.24,241101

“ImprovedModelsofStellarCoreCollapseandStillNoExplosions:WhatisMissing?”M.Liebendörfer,2004,arXiv:astro-ph/0405029“Fifty-NineReasonsforasupernovatonotExplode”第34页，课件共83页，创作于2023年2月

我对超新星爆发机制

的

新观点与新建议

(NuclerPhysicsA738(2004)515-518)

第35页，课件共83页，创作于2023年2月超新星爆发前夕主要核素的电子俘获率

、

s分别是未计及和考虑电荷屏蔽效应下的电子俘获率影响。这里的核素由于电荷屏蔽的影响俘获率要比原来下降10%-15%左右。(罗志全，彭秋和，1996)第36页，课件共83页，创作于2023年2月电荷屏蔽效应对超新星爆发的影响电荷屏蔽效应提高了电子俘获过程的有效能阈值，由此明显地提高了爆前超新星核心坍缩的临界密度阈数值，这必将降低实际坍缩(以铁为主要成份的)核心的质量。以前在计算电子俘获率

EC时,并未考虑电荷屏蔽效应。当考虑电荷屏蔽效应后,

sEC<

EC,tsEC>tEC因此,满足条件(A)的临界点处的密度值

*要求更高,或只有在更高的密度(对应的Rc也更小)点以内的物质才会极迅速地向内坍缩。因而，由于电荷屏蔽效应的影响，坍缩核心质量必定小于原来未考虑电荷屏蔽效应时的数值。即

Msc<Mc结论:考虑电荷屏蔽效应必定会使得超新星坍缩核心质量数值下降，有利于瞬时爆发机制。具体研究必须结合最新核物理研究进行数值模拟计算。第37页，课件共83页，创作于2023年2月电荷屏蔽效应对电子俘获过程

和超新星爆发的影响电荷屏蔽效应使电子俘获过程速率变慢(罗志全、彭秋和,1996,2000)(蒋广飞、彭秋和,2002)(罗志全、刘门全、彭秋和,2005)

sEC<

EC,tsEC>tEC电荷屏蔽效应的计入更加有利于超新星的爆发(正在计算中)第38页，课件共83页，创作于2023年2月Ia型超新星Ia型超新星的爆发图象SNIa疑难问题SNIa

探测的宇宙学意义第39页，课件共83页，创作于2023年2月Ia型超新星

当吸积白矮星的质量达到Chandrasekha极限，白矮星的爆燃而导致的超新星爆发。第40页，课件共83页，创作于2023年2月Ia型超新星爆发图像第41页，课件共83页，创作于2023年2月Ia型超新星爆发机制密近双星系统大质量吸积白矮星:吸积率:dM/dt~(10-9-10-6)M⊙/年当白矮星的质量增长达到Chandrasekhar临界质量Mch=5.86Ye2M⊙时,广义相对论效应致使整个星体(引力)坍缩。(电子俘获过程加速星体坍缩)在急速坍缩过程中,密度、温度急剧增长。(但等离子体中微子发射过程延缓温度增长)。当达到爆炸性核燃烧条件时,立即点燃爆炸性C燃烧，核燃烧波迅速向外传播。从亚声速的爆燃波演变为超声速的爆轰波，爆炸性C燃烧则演变为爆炸性的(不完全)Si燃烧。它使得整个星体向外爆炸，几乎不遗留致密残骸。第42页，课件共83页，创作于2023年2月星体热核爆炸核反应的点火条件:1)核燃烧产能率超过(等离子体激元发射的)中微子能损率

dnuc/dt>d

/dt

2)温度达到核反应点火温度

T>Tnuc~

E库仑

/kB,

~(0.01–0.05)%E库仑=Z1Z2e2/Rnuc

20(Z1Z2/A1/3)MeV一旦核反应点火

局部失控热核反应(白矮星简并物质特性)

亚声速爆燃波(向外传播)

超声速爆轰波爆炸性C燃烧

爆炸性(不完全)Si燃烧

铁族元素整个星体热核爆炸条件:(基本炸光，不遗留致密残骸)1)

nuc<

HD~

ff~4.46

101/2ms

nuc

(dnuc/dt)·

nuc>EB~GM2/R~3×1051erg人们在SNIa

模拟计算时,采用

c~3×109g/cm3,Tc

~2×108K时的C燃烧点火，在(电子)简并状态迅速发展成为失控C燃烧。第43页，课件共83页，创作于2023年2月SNIa研究中的疑难问题第44页，课件共83页，创作于2023年2月SNIa疑难问题:1.前身星???M(WD)

Mch=5.86Ye2M⊙

~1.38M⊙

(C-O白矮星)R(WD)~1600km2)吸积率(吸积率条件要求适中)dMH/dt10-9M⊙

/yr—新星爆发(表面壳层爆炸性氢燃烧)dMH/dt>10-6M⊙/yr—

出现氢燃烧壳层而形成红巨星包层

(它逐渐将白矮星同其伴星结合在一起—

共生星)dMH/dt~(dMH/dt)Edd

~10-5M⊙/yr—

直接形成共生星dMH/dt~(10-9-10-6)M⊙

/yr

SNIa问题:共生星能否导致SNIa?或导致白矮星直接坍缩成中子星而不呈现剧烈的超新星爆发?3)光谱分析发现:

双星中大质量白矮星(M~1.30M⊙)几乎都是O-Ne-Mg白矮星(约占白矮星总数的1/4)。而目前SNIa理论中标准模型是爆发的C-O白矮星。吸积的O-Ne-Mg白矮星最后结局是SNIa

的爆发?或是坍缩成中子星?尚在研究与争论之中。第45页，课件共83页，创作于2023年2月SNIa疑难问题:2.白矮星核心晶体状态???白矮星物质呈现为晶格点阵的固体状态。

~Z2e2/(akT)(库仑相互作用能/热运动能)a:晶格常数(离子间平均距离),ne:自由电子数密度

ne·(4

/3)a3=1,ne=NA

/µe,(电子平均分子量)µe=Ye-1

当

>

c~171时(完全电离)等离子体物质固体化。C-O混合固体物质三种可能的状态:C,O处于分离状态:O集中在核心区，C集中在外围区域。C,O处于相互混合状态:无序晶体C,O处于相互混合状态:有序晶体1989年研究表明:微观上C,O分离所消耗能量低于总能量的1%。现有的研究无法判断C,O是否分离，更无法断定处于何种类型晶体。问题的严重性:不同类型的固体状态决定了坍缩白矮星核心碳燃烧点火的不同方式，甚至决定星体最后是整体爆炸还是继续坍缩(形成中子星)的关键问题。第46页，课件共83页，创作于2023年2月SNIa疑难问题:3.C燃烧点火地点和核反应类型??问题:C燃烧点火地点位于星体中心以外某处(center-off)

(原因:等离子体的中微子发射率随物质密度增长而迅速增加,

因而坍缩白矮星的中心温度增长较慢)点火的热核反应类型?a)通常的热核反应(原子核之间的碰撞是由通常的热运动能量提供)b)致密物质核反应(Pycnonuclearreaction)

(原子核之间的碰撞是由晶格点阵的零点振动能提供的)核反应类型同C-O混合状态密切相关:1)无序C-O合金情形:

如果

c~(2-3)×109g/cm3,Tc~2×108K

通常热核反应如果

c~(0.95-1.5)×1010g/cm3,Tc1×109K

致密物质核反应(白矮星中心密度迄今仍作为自由参量调节)第47页，课件共83页，创作于2023年2月SNIa疑难问题:3.(续)2)C-O有序合金情形C燃烧的点火被推迟到相当高密度时才出现。在丰度X(O)>X(C)情形下，不会发生12C+12C反应，只出现

12C+16O及16O+16O反应。如果

c~2×1010g/cm3,则16O原子核上电子俘获过程大量进行,促进星体进一步坍缩,核燃烧点火推迟到更高密度下,出现致密物质核反应。3)C-O分离情形:(内核为O,外围为C)

一旦在交界面外的C燃烧点火,它释放的大量能量将使其温度远高于更外面区域，引起Schwartzschild对流。对流驱动的Urca过程可能导致复杂结果。第48页，课件共83页，创作于2023年2月预备知识:Urca过程;原子核稳定性Urca过程:如果原子核(A,Z)电子俘获过程产生的子核(A,Z-1)是

-

不稳定的,则(A,Z)+e-

(A,Z-1)+

e

(A,Z-1)

(A,Z)+e-

+

e(反)

—只能在非简并气体中发生组成的的循环称为Urca过程。它等效于

e-

e-+

e

+

e(反)(能量“漏管”,它消耗电子热运动能量)原子核性质:奇A核只有一种稳定的同量异位素

(从A~36开始)偶A核有(1-3)种稳定的同量异位素偶Z核通常可以有~10种稳定的同位素

(例:Zn,有10种稳定的同位素)大多数奇Z核通常只有一种稳定的同位素(例19F,23Na)

少数有两种稳定同位素

第49页，课件共83页，创作于2023年2月(续)例:35,37Cl,准稳同位素36Cl:

1/2=3.0×106年;

39,41K,准稳同位素40K(1.17E-4):

1/2=1.28×109年只有当A,Z都为奇数时,且(A,Z-1)核

-不稳定情形下，(非简并气体中)((A,Z)-(A,Z–1))这一对原子核的Urca过程才有效。这时，(A,Z)核是(原子序为Z的)元素的唯一稳定的同位素。核(A,Z)内中子数为偶数，质子数为奇数，电子俘获能阈值(Q)较低,EC过程容易发生。例:23Na–23Ne的Urca过程有效在(白矮星核心)强电子简并气体中，(由于Pauli原理)

-衰变是禁戒的。因此，通常的Urca过程是不会出现的。第50页，课件共83页，创作于2023年2月SNIa疑难问题:4.有关对流Urca过程的争论对流Urca过程(Paczynsky,1972):

失控碳燃烧会引起星体核心内外物质的对流,来回对流的物质将通过外核心区的某一“Urca壳层”，其内电子的Fermi能量足够高，超过了23Na(C燃烧核产物,丰度10-5)核上电子俘获能阈值

(Q=3.695MeV),电子俘获过程23Na(e-,

e)23Ne大量进行。虽然不稳定核23Ne在核心区不会发生

-衰变,但当产生的不稳定核23Ne随对流物质穿出“Urca壳层”之后，其外面物质密度较低，电子Fermi能不高,不会抑制23Ne的

-衰变过程

(23Ne(e-,

e(反))的进行。这就形成了对流的(23Na-23Ne)Urca过程。这种“能量漏管”大大推迟热核反应转变为失控状态的时间。如果更多的核素参与对流Urca过程,有可能使星体不呈现SNIa向外爆炸,而是进一步坍缩成中子星。第51页，课件共83页，创作于2023年2月对流Urca过程的作用—冷却还是加热?Bruenn(1973):对流驱动Urca过程的作用??

冷却效应还是加热效应??关键:中微子带走的能量:它由星体内简并物质的温度和密度决定的。对给定的一对原子核(A,Z)和(A,Z–1)而言,(在给定的密度下)

如果T<Tcrit=

E/k,

E=(EF–Q),

加热效应原因:Urca过程发射的中微子平均能量低于

E,则电子Fermi能的另一剩余部分将转化为(

-衰变过程中)出射电子的动能

转化为热运动动能,加热。如果T>Tcrit,

冷却效应原因:Urca过程发射的中微子平均能量高于

E,仅靠电子Fermi能是不能发射中微子对(完全Urca过程)的。必须同时再消耗(电子俘获过程中)入射电子的(热运动)动能,其净效果为冷却。第52页，课件共83页，创作于2023年2月(续)对23Na–23NeUrca过程而言，在

~(1.8-4.0)×109g/cm3范围内,现有SNIa碳爆燃模型中C燃烧温度T<Tcrit。加热效应，不会推延和抵消简并物质中C燃烧的失控转变—迄今几乎所有的SNIa模拟计算并未考虑对流Urca过程。当

~4.0×109g/cm3

时,出现新的Urca对21Ne-21F,情形复杂。(21Ne核的电子俘获能阈值为5.70MeV),由于对流边界不确定，迄今仍然在研究中。第53页，课件共83页，创作于2023年2月5.碳爆燃波的加速传播问题(电子简并下)致密物质中一旦出现核反应，立即出现失控碳燃烧。失控碳爆燃波开始时以热传导方式向外传播，其速度为50km/s,远远低于白矮星致密物质内声速(9500km/s)。观测表明,在SNIa超新星晚期光谱中以Fe族元素为主。这强烈地显示了星体内爆炸性核燃烧主要核合成产物是Fe族元素。这只有硅燃烧才能实现。为了较好地拟合SNIa的光变曲线，最后的(Si)核燃烧波必须是超声速传播的(爆轰波)。问题:在SNIa爆发过程中亚声速的C爆燃波是如何加速演变为超声速Si爆轰波的?第54页，课件共83页，创作于2023年2月(续)现有的认识:随着失控C燃烧的进行(物质处于对流状态)，当温度上升到使C燃烧的速率增长到其临界值:核燃烧特征寿命短于对流元向内和向外运动往返一周的时标时，低速C爆燃波就进入了不稳定加速传播阶段。由于碳爆燃波波前以内物质已经经历了失控核燃烧,在高温膨胀过程中密度己下降很多。当碳燃烧使核心温度进一步达到1×109K以上时,核燃烧时标仅为0.01s,远短于声波穿过压力标高(450km)的时标(0.047s)，核燃烧释放的热能足以使星体核心中心密度因热膨胀而降低了3.6倍。它反而低于碳爆燃波波前外面的物质密度，因而导致(上层流体重于下层流体中出现的)Rayleigh-Taylor重力不稳定性(RT不稳定性),使内外物质翻转，爆燃波大大向外加速。但此后具体的物理过程和加速图像仍然很不清楚。

第55页，课件共83页，创作于2023年2月7.SNIa

核合成问题?SNIa

光谱观测推断:1)由光变曲线缓慢衰减和晚期最强的Fe光谱线

SNIa爆发过程中核合成主要产物是56Ni2)由光极大时光谱

SNIa产生适量的中量元素(Si-Ca)

延迟爆轰波理论的最大优点:在

<4×107g/cm3的外围低密度区的不完全Si燃烧的核合成产物可以保留适量的中量元素(Si-Ca)。尚待解决的矛盾:1)O的问题:SNIa光谱观测不呈现O的光谱，而理论上则难以实现。2)铁族元素的某些同位素(理论上)合成过多问题:第56页，课件共83页，创作于2023年2月铁族元素的某些同位素(理论上)合成过多问题

绝大多数SNIa的理论模型都会出现铁族元素合成过多的结果。例如54Fe/56Fe,58Ni/56Fe这两个相对丰度比太阳系标准值分别高出2倍和5倍。由于银河系内铁族元素的一半以上是由SNIa提供的,因此上述结果是不合理的。Woosley的延迟爆轰波模型(1990)虽然不出现54Fe、58Ni合成过多的问题,但却出现了放射性核素60Fe合成太多的矛盾:理论上M(60Fe)~10-4/SNIa

在银河系内累积的60Fe>1M⊙

。60Fe:

1/2=1.5×106年,

i=2.16×106年。60Fe在

-衰变(成为60Co)时伴随着发射三条

射线,能量分别为59keV,1.17MeV和1.33MeV,它们的流量基本相等，足以被安装在CGRO发现。但至今未发现。(Compton

射线星,1993年发射,探测流量阈为105

·cm-2·s-1)Khokhlov的延迟爆轰波模型(1991)不会出现上述问题,但该模型物理上不可靠。第57页，课件共83页，创作于2023年2月SNIa探测

的

宇宙学意义第58页，课件共83页，创作于2023年2月Hubble定律1929年，哈勃仅用24个星系的观测资料，做出了距离与视向速度的关系图。Hubble’s1929dataDistance(Mpc)Velocity(km/sec)

星系退行速度和星系距离成正比所有的天体在远离我们而去，宇宙在膨胀。宇宙的年龄是有限的，它有一个起点H0:现在时刻的Hubble常数t=D/V=1/H0≈150亿年

（

取H0≈

65km/s/Mpc）第59页，课件共83页，创作于2023年2月Robertson-Walker度规Robertson(1929,1936)和Walker(1936)给出了在球坐标系（t,r,

,

）中满足宇宙学原理的线元的一般表达式或广义相对论下的流体动力学方程Friedmann方程:宇宙标度因子第60页，课件共83页，创作于2023年2月宇宙膨胀(牛顿引力论+广义相对论)按Newton第二定律，右边为半径为a的球面上单位质量体元受到的力，F=-GmM/a2，其中M=4

Ga3

/3，于是有广义相对论效应+3p/c2

Einstein引人宇宙斥力项——宇宙常数Hubble定律:

第61页，课件共83页，创作于2023年2月临界密度

cr与Newton力学中的总的机械能守恒类似E=T+U=mV

2/2–GMm/r(结合观测总结的Hubble定律) =mH

2r

2/2–(4πr

3/3)Gmρ/r =mr2(H

2/2–4πGρ/3)E<0

闭宇宙(有限)E>0开宇宙(无限)E=0平坦宇宙(无限)第62页，课件共83页，创作于2023年2月宇宙密度现在时刻宇宙的临界密度为（取k、

为零时）

为宇宙常数所对应的密度参数

为宇宙曲率项所对应的密度参数第63页，课件共83页，创作于2023年2月宇宙膨胀演化状态方程:告诉我们不同成分随红移的演化关系？Friedmann方程相对论性粒子（辐射）:

=1/3非相对论性物质（尘埃）:

=0真空能（宇宙常数）:

=-1曲率项:

=-1/3第64页，课件共83页，创作于2023年2月于是可以构造宇宙三角形,由此来讨论不同模型下宇宙的性质。Friedmann方程可以改写为第65页，课件共83页，创作于2023年2月理论宇宙三角形第66页，课件共83页，创作于2023年2月Ia型超新星宇宙学的历史Ia型超新星是吸积的白矮星的热核爆炸形成的Kowal(1968)最早发现了Ia型超新星具有很好的哈勃图，提出可以用来测量哈勃常数

Colgate(1979)提出利用将来观测到的红移z=1附近的Ia型超新星可以用来研究宇宙的减速因子

Phillips(1993)发现了Ia型超新星的标准烛光关系a和b是两个参数，由低红移的超新星定出。这就是超新星中的内禀关系

利用这个关系Riessetal.(1998)和Perlmutteretal.(1999)发现宇宙在加速膨胀，表明宇宙的大量能量以暗能量的形式存在第67页，课件共83页，创作于2023年2月SNIa光变曲线的重要特征:标准烛光几乎所有的SNIa光变曲线形状以及光谱都非常相似观测发现所有的SNIa在光极大时的绝对星等都相近:标准烛光M绝对星等

-20m;M绝对星等

=-2.5log10L即,所有的SNIa在光极大时的光度(L)都几乎相等。原因:所有的SNIa都是当吸积白矮星的质量增长到Chandrasekhar临界质量Mch=5.86Ye2

M⊙条件下呈现爆发。引力束缚能相同。这也反映了它们爆炸时热核燃烧性质及爆燃(爆轰)波传播性质相近。SNIa距离的确定:M绝对星等=m+5–logD(pc)–A+KA:星际消光使视星等变暗;K:星系红移引起的视亮度变化从SNIa视亮度(视星等)的测量可以确定它的寄主星系的距离(D)。可以更准确地确定遥远星系红移–距离关系。第68页，课件共83页，创作于2023年2月SNIa

的微弱非均匀性所有SNIa的光谱和光变曲线都相近，但它们在绝对亮度和观测特征方面存在着微小但却明显的差别，以及某些特征量之间的关系。Branch-Pskovskii相关性:(1970-1981)(1993年观测证实)SNIa(绝对亮度)愈亮，爆发膨胀速度愈快，则光变曲线衰减得愈慢。

logLmax

-1;Vmax

-1

:兰星等(B星等)光变曲线从光极大迅速下降到拐点之间的下降斜率,以(0.01m/天)为单位。变化范围:(4-17),典型值为8-9。问题:这种相关性的原因?

内在相关性??

或

母体星系的消光性质??现在采用Phillips(1993)方法:从光极大到其后15天之间B星等下降的幅度

m15(B)同光极大亮度(Lp)之间的相关性来校准SNIa的光极大光度。以它作为标准烛光，根据光极大时测定的视星等来确定它们的(光度)距离。再从母体星系的星系的红移，进行红移-距离相关性统计,以测定哈勃常数。第69页，课件共83页，创作于2023年2月标准烛光关系的宇宙学应用由光度距离定义Fp:观测的峰值流量;dL:视光度距离。或从理论上，在CDM宇宙学模型下，当红移值很小(z<<1)时，化简为第70页，课件共83页，创作于2023年2月研究宇宙学的方法通过对低红移超新星的z,Fp,m15

观测,用最小二乘法统计分析

H0和(a,b)<Lp>;再对不同的M,

,k)(常取k=0)组合,Fp(mB)–z理论曲线同(mB-z)观测曲线对比。