Transcript 把南京大学建设成为我国 研究中心和人

核天体物理学
及尚待解决的
某些重要疑难问题
彭秋和
(南京大学天文系)
2003年9月1日
核天体物理学范畴
核天体物理学: 广义来说,是同(理论与实验)核物理学(包括粒子物理学)相关的天
体物理研究领域。狭义来说，是直接核(粒子)物理学理论与实验结果密切相关
的天体物理领域。主要内容:
恒星内部热核燃烧与演化研究
元素核合成研究
1)宇宙早期核合成研究
2)12A  70元素核合成
3)重元素(A>70)核合成:
a)慢中子俘获过程(s-过程)
b)快中子俘获过程(r-过程)
c)快质子俘获过程(rp过程)
两类超新星(及新星)爆发物理学
两类x射线暴、暴机制
中子星(内部)物理学和奇异星的研究
太阳中微子问题
星系化学演化学(特别是:星际空间中各种放射性核素的天体来源;各种星体元素丰
度反常的物理原因及陨石化学异常 的研究)
超高能宇宙线的天体起源
核天体物理学的重要性
•
核天体物理学是现代天体物理学的一个重要分支。先后已有6
人获得诺贝尔奖金(包报2002年的两位获奖者)。我国在这个领域
的研究水平远远落后于国际先进国家。我国应该大力支持这个领
域的研究
• 国际状况
•1)国际会议每年至少两、三次以上。近年来从天体物理观测
(例如天体元素丰度测定、陨石化学分析)和从实验核物理两方
面都获得飞跃发展。
•2) 在大规模核裁军之后，西方国家庞大的核物理研究机构解
体与转变研究方向。特别在1986年核天体物理学两个爆炸性事
件(大量放射性星际Al(26)发现以及
C   16O  
12
核反应截面的重新确定使整个大质量恒星演化研究重新改写之
后，西方发达国家在经费上大力支持核天体物理研究:
恒星的热核演化—平稳核燃烧阶段
核燃 核燃
烧
料
H
1H
主要
产物
Tnuc
(K)
(g/
cm-3)

Tn
4He
(1-2)E7
102
n =4 (PP) 6.4E18
(14N)
(PP)
>2E7
(CNO)
(CNO)
He
4He
C
12C
12C,16O
O
16O
Si
28Si
n20
(CNO)
1.0E12 (0.2 M⊙)
1.2 E10 (1.0M⊙)
1 E7
(15 M⊙)
2E5 (T8=1.3, =103 )
(7.5E17) 4E3 (T8=1.5, =104)
103 104
n =40 7.9E17
0.88
E9
(1-2)
E5
n =27 4.0E17 12年 (无对流)
1.5
E9
1
E6
32S
2.1
E9
(3-5)
E6
n = 33 1.1E17 40天 (无对流)
几年 (对流)
n=43 5.0E17 6天(对流)
铁族
3.5
1
20-22Ne,
24-26Mg,
28Si
Ne
(erg/g)
(1-3)
E8
(22Ne)
20Ne
产能率 释能率 燃烧时标(年)
16O
24Mg
24Mg-
n=47
1.9E17 几小时(无对流)
核反应率的不确定性
在对碳,氧核燃烧( 12C+12C 和 16O+16O) 核反应率的研究
中，我们发现目前国际上采用的这两个热核反应率仍然是
七十年代以前的外推估计值，它们分别高估了(3-4) 和 (710)倍 [19] 。 目前国际上也有人提出应该从实验上按天体物
理环境重新研究这些核反应，但由于技术上的困难，至今
仍未进行。如果我们的探讨是正确的，则它对爆前超新星
内部温度，密度及电子丰度都有重要影响，很有可能它会
改变( II型和I型 ) 超新星坍缩核心质量。
1.
b
爆炸性核燃烧
峰值温度 峰值密度 燃烧时
标
(109 K) (g/cm3)
(秒)
核合成主要特征
备注
15N>>14N
(高温CNO)
Ne-Na循环,Mg-Al链
H
燃烧
0.03
- 0.3
1.0E3
- 1.0E4
He
燃烧
1.0
- 3.0
1.0E4
- 1.0E5
0.72
C
燃烧
1.8
- 2.3
1E5
1.4
Ne
燃烧
1.3
- 3.0
5.5E5
0.6
通过Mg-Al反应链能够有效地合成
26Al,SNII产生的26Al都来自爆炸
性Ne燃烧壳层
O
燃烧
1.1
- 3.9
2.2E6
0.3
燃烧产物 以 28Si,32S,36Ar,40Ca为主，
Si
燃烧
 4.0
10
某些核素(39K、 44Ca、
46-48Ti、51V、52Cr、61Ni、78Kr)超
产因子太高(103-104)
排除爆炸性He
燃烧为SNIa的
主要热核过程
46Ca,36S的超产因子太高(分别超
SNIa爆发从爆
炸性碳燃烧开
始,继而爆炸性
不完全Si燃烧
过103或约为500)
其富中子同位素的丰度很低。
2.0E7
0.1
(Tp<5.0 )不完全硅燃烧:
抛出许多末燃的28Si,32S,36Ar,40Ca
(Tp>5.0) 完 全
硅燃烧:核素
按NSE分布
不同质量恒星的热核演化
m=M/M⊙ 主序星阶段
主序后阶段
非常小
质量星
<0.07
不能点燃H燃烧(无主序阶段)
Tc<1.0107 K, ρc>103 g/cm3
小质
量星
0.07
下半主序:PP链;光度低;Tc,Te
低; L  M2 ; 主序时标>109
年;
无对流核;薄的表面对流区;
He燃烧阶段，外部对流区向
内延伸很深。
m <0.5(强(电子)简并核心)不
能点燃He燃烧
0.5 <m< 2.2: 以He闪方式点燃
He燃烧; He燃烧结束后经历
红巨星的AGB星阶段 :经历热
脉冲。热脉冲周期: 105 年,共
经历10多次热脉冲，最后大
量抛射物质; 慢中子过程核合
成重元素(中子源:13C)
上半主序:CNO循环;光度高
Tc,Te高; L  M4
对流核心;无表面对流区
主序时标>109年
平稳地点燃He燃烧，不出 C-O
现He闪;
白矮星
+
不能点燃C燃烧
0.5
1.1
中等
质量
恒星
2.2
(5-6)
(8-9)
He燃烧结束后经历红巨星的
AGB星阶段 :经历热脉冲。热
脉冲周期:103年。至少经历几
十次热脉冲后大量抛射物质
把星体包层全部抛光;
慢中子过程核合成重元素(中
22
归宿
褐矮星
白矮星
+
行星状
星云
行星状
星云
( 大 质
量白矮
星 为
SNIa 的
前身星
m=M/M⊙ 主序
主序后
准大质 8
量恒星
上半
主序
12
较大质 12
量恒星
演化图像复杂。依据星体质量的不同, 可
能分别演化最后经历爆炸性C燃烧, 或爆
炸性Ne燃烧, 或爆炸性O燃烧,可能会 导
致整个星体爆炸?
上半主序
经历所有可能的核燃烧
硅燃烧后铁核心:mc  (1.13 – 1.2),
25
质量很 30
大恒星
(70-80)
质量非
常巨大
的恒星
> 100
SNII前
身星标
准星
Tc,7~(7-9)
ρc >(3-5)109 g/cm3 ,Tc>5  109K
EC过程大量发生, 导致星体核心坍缩。
辐射压占相当比例;
He燃烧的核产物以16O为主，
辐射压占
相当比例
WR星:强
大星风吹
掉星体包
层
高光度兰变星;
12C的含量可能低于8% , He燃烧后恒星可能越
过C, Ne 燃烧而直接进入O燃烧阶段。
电子俘获过程引起Si燃烧后的铁核心坍缩,
导致超新星爆发
辐射压为
主; 广义
相对论引
起星体坍
缩并大量
抛射物质
在坍缩过程中发生(高温)H, He燃烧呈现强烈
脉动不稳定性, He燃烧后直接进入O燃烧阶段
Tc2  109 K ,可能发生爆炸性O燃烧,
电子对湮灭和广义相对论效应,导致星
体坍缩 。寿命短于50万年。
归宿
超新星?
SNII爆发,
核心坍缩形
成中子星
SNIb
+
中心残骸
(黑洞?)
核心直
接坍缩
成黑洞
超新星
1.核心坍缩型超新星(SNII+SNIb+SNIc)
— 大质量恒星热核演化的终结
— 核心坍缩、星体包层向外爆发(伴随爆炸性核燃烧)
2. 热核爆炸型超新星 — Ia型超新星(SNIa)
—吸积白矮星坍塌  整体热核爆炸
硅燃烧阶段结束
M≈(12-25)M⊙
大质量恒
星热核演
化结束
Fe 核心
T  (3-5)109K
  3109g/cm3
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
(Z , A)  e  (Z 1, A)  e

EF( EC)  QEC (Z , A)
c   EC
QEC ( A, Z ) 2
3/ 2
3
 1.95210 (  e / 2)[(
)  1] g / cm
2
me c
QEC (A,Z):
6
原子核 (A,Z)电子俘获的能阈值
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
广义相对论引力坍缩的临界密度
M core  M ch  5.84Ye2 M Sun

( GR )
c
 2.6 10 g / cm
c(GR) 同 EC 的比较 结论:
10
3
 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)
 导致超巨质量恒星坍缩的主要因素是电子对湮灭为中微子对过程
e+ +e-   +反
核心坍缩型超新星爆发机制
内核心:同模坍缩
Vr  r
(亚声速区)
外核心:自由坍缩
Vr ~ Vff/2
M内核心 ~ 0.6 M⊙
内外核心交界面附近:
Vr ~ (1/8 –1/4) c
(光速)
超新星的瞬时爆发机制(1)
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(2-4)nuc
(nuc = 2.81014 g/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  
中的多方指数=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 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 ~ 1051-52 ergs。
光致裂变反应耗能
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 10 MeV, 超过了56Fe 平均每个核子的结合能
( 8.8 MeV)。铁族元素的原子核很快地被热光子打碎:
56
Fe  13  4n  26p  30n
这个光致裂变反应过程耗费反弹激波的能量为
 E
m
~ 492.26MeV / 56Fe核 ~
8.441018 ergs / gm ~ 1.69 foe / 0.1
1 foe  1050 ergs
M⊙(56F)
瞬时爆发机制失效的原因
如果
M (外核心) 
E激波
(  E
m)
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。上述图像就称为瞬时爆发机制。
如果
M (外核心) 
E激波
( E )
m
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。
结论:瞬时爆发机制能否成功的关键在于它的外(铁)核心
的质量是否过大? — 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。
中微子延迟爆发机制
为了解释瞬时爆发的困难，Wilson(Bowers, Wilson, 1985)等人提
出了中微子的延迟爆发机制。可以由下图加以说明：
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
M
质以 ~ Vff 的速度向下降落（速度接近自由落体）。物质经过激波
R
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
R
表面运动。R
:中微子球半径,
R
:新生中子星的半径。R
R

ns
e: 加热和
Rg
冷却相平衡处的半径。而前中子星中的能量沉积来源于物质对于电
.
s
ns
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 104 km/s 左右，爆发总
动能否达到 1049 erg?
我们的研究 :巨大中微子流如何在瞬间产生?
1995年，我们南京大学研究小组(Dai Z. Peng Q. and Lu T.
ApJ., 1995,440:815)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 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。
我们提出的这种机制大大有利于中微子延迟爆发机制。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，印度德里大学的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。目前这方面研究还在深入之中。
SNII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，
迄今卜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 1049 erg 以
上。
电荷屏蔽效应对电子俘获过程以及坍缩核
心质量的影响(??)
同太阳内不同, 超新星内电子俘获过程是当电 子的Fermi 能超过电子俘获的能阈
值时，Fermi 面附近的电子打入原子核而发生的。在这种情形下，电荷屏蔽
效应从三方面对电子俘获过程有着重要影晌:1)降低入射电子的能量，2)使超
过电子俘获能阈值的电子数目减少，3)等效於提高了电子俘获的能阈值。我
们已经对这一问题进行过初步试探性研究(1996,2000, 2003)。
利用通常人们采用的等离子体强屏蔽的Salpeter屏蔽公式，我们发现, 在超新星
内物质高密度环境下电荷屏蔽效应对 等少数几种原子核上电子俘获率的影响
可达30-80%。最近，我们还对超新星内部电子俘获率最高的20个核素进行这
种计算 (由于不同原子核的结构大不相同，这种计算是相当麻烦的)。
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，这必将导致实际坍缩(以铁为主要成份的)核心
质量低于迄今国际上(未考虑电荷屏蔽效应)计算的数值。只要坍缩核心质量
减少3-5%，至今仍然一筹莫展的超新星瞬时爆发机制有可能成功。但是，我
们如果采用等离子体强屏蔽的Salpeter公式，则发现它只能使超新星坍缩核
心的质量降低1%。
电荷屏蔽效应对56Ni、55Co 电子俘获率的影响
56Ni的电荷屏蔽效应随密度的变
化，点线、线段和实线分别对
应的是温度为1010K，5*109K和
109K的情形
横坐标为物质质量密度(对数标,
应为log())
纵坐标为 C = s/  ; 为电子
俘获率, 上标s代表电荷屏蔽。
55Co的电荷屏蔽效应随密度的变
化，点线、线段和实线分别对应
的是温度为1010K ,5*109K和
3.24*109K 的情形
引起大质量恒星核心大规模坍缩的首要原因
2Ye
电子丰度(Ye ):平均每个核子占有的自由电子数
中子剩余参量:  (Nn-Np)/((Nn+Np) ),
 =1-
Mch =5.84 Ye2 M⊙
在硅燃烧开始后不久，星体核心内仍以对称核物质(56Ni)为主，
中子剩余参量   0.001 或 Ye  0.495。
相应的Chandrasekhar 极限质量为1.43M⊙.
硅燃烧阶段时标是相当短的:
最多为几天(有对流情形)或几个小时(无对流情形)。
因此，只有在大量和快速的(原子核上)电子俘获过程之后，电子丰
度 Ye才会显著减少(或中子剩余参量  明显增长)。
电子简并气体中电子俘获一旦大量进行，星体核心将在动力学上变
为不稳定，发生引力坍缩现象。
即电子俘获过程是导致大质量恒星核心坍缩的第一位物理因素。
§2.3 Ia型超新星
(SNIa)
爆发物理 极限
当吸积白矮星的质量达到
(Mch)，白矮星爆燃  Sia 。
Ia型超新星爆发图像
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= 5.86Ye2 M⊙
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。
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
dnuc / dt > d / dt
2) 温度达到核反应点火温度
T > Tnuc ~  E库仑 /kB , (  ~ 0.05 –0.1)
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)
nuc < HD ~ ff ~ 4.46 101/2 ms
2) nuc  (dnuc / dt ) · nuc > EB ~ GM2 /R ~ 3×1051erg
人们在SN Ia 模拟计算时, 采用 c  3×109 g/cm3, Tc  2×108K时C燃
烧点火，迅速发展成为失控C燃 烧。
1)
SN Ia 疑难问题: 1. 前身星???
1) M(WD)  Mch= 5.86Ye2 M⊙ ~ 1.38 M⊙ (C-O白矮星)
R(WD)~ 1600 km
2)吸积率(吸积率条件要求适中)
dMH/dt  10-9 M⊙ /yr —新星爆发(表面壳层爆炸性氢燃烧)
dMH/dt  10-6 M⊙ /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 ~ 10-5 M⊙ /yr — 直接形成共生星
dMH/dt ~ (10-9-10-6) M⊙ /yr  SN Ia
问题: 共生星能否导致 SN Ia ? 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 1.30 M⊙ )几乎都是 O-Ne-Mg白矮星(约
占白矮星总数的1/4)。而目前SN Ia 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 SN Ia 的爆发?或是坍
缩成中子星? 尚在研究与争论之中。
SN Ia 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 ~155 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:
1) C, O 处于分离状态: O集中在核心区，C集中在外围区域。
2) C, O 处于相互混合状态: 无序晶体
3) 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。
SN Ia 疑难问题: 3. C燃烧点火地点和核反应类型??
问题:
1)
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)
2) 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(Pycnonuclear reaction)
(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, Tc  1×109K  致密物质核反
应
SN Ia 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。
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)
这个循环称为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)
(非简并气体中)只有当A, Z都为奇数时, 且(A,Z-1)核- 不稳定,
原子核对((A , Z) - (A , Z –1) ) 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
SN Ia 疑难问题: 4.有关对流Urca过程的争论
• 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。
• 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 = 3.695 MeV), 电子俘获过程
23Na(e-,  )23Ne
e
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
4.有关对流Urca过程的争论(续)
 Bruenn(1973):对流驱动Urca 过程的作用?? 冷却效应还是加热效应??
关键在于中微子带走的能量: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。
对23Na – 23Ne Urca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(21Ne核的电子俘获能阈值为
5.70MeV),情形复杂。由于对流边界不确定，迄今仍然在研究中。
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?
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
6.爆轰波的触发机制?
• 问题:RT不稳定性导致的(亚声速)爆燃波加速传播最后能否转化
或触发(超声速)爆轰波?
• 在这个问题上存在着明显不同的争论。仅靠RT不稳定性加速是不可能转变为
爆轰波的。
• (由爆燃波引起的)白矮星星体强烈脉动?
• 延迟爆轰波模型(Bychkov-Liberman,1995)
爆轰波并不是上述爆燃波本身加速转化而来的。其主要想法为:
1)首先，局部失控热核反应在白矮星中心附近的几个点点火。初始以热传导低速
行进的爆燃波会形成一些燃烧物质的火球(高温燃烧火泡)。
2)燃烧火球随爆燃波前向外迅速推进的同时，因热膨胀火球内部密度明显低于周
围尚未燃烧物质的密度。火球向外推移的速度是由火球内、外不同密度物质
的重力差决定的，它并不与爆燃波同步，而是快于爆燃波波速。此时，白矮
星核心区大部分物质(虽然温度较高)仍然处于尚未燃烧状态。
3)当白矮星核心区温度上升到非常高时，不仅碳燃烧全面点火,而且其核燃烧的
能量释放速率高于(因热传导和对流)能量向外转移速率(冷却率), 此时核燃烧
时标短于冷却时标，则白矮星整体发生热核爆炸。
白矮星外层区域物质(占星体质量10%以上)在这之前己经经历过爆燃波核燃烧，
因热膨胀使物质密度低于4×107g/cm3。
6.爆轰波的触发机制? (续)
4)在爆燃波传播过程中，白矮星内的温度分布是非均匀的。一旦发
生(高温下)自发核爆炸，就会形成一种超声速的爆震波(地球核爆
炸试验中早已观察到),这就触发爆轰波。
5)当爆轰波燃烧火焰通过已经预先经历过膨胀的外层(密度低于
4×107g/cm3)时, 核燃烧温度并不太高((3-5)×109K),物质经历不完
全的Si燃烧，核物质处于准统计平衡状态,核合成结果产生相当数
量的Si-Ca中量元素。
6) 爆轰波释放(产生)的总核能远超过了白矮星的引力束缚能,因而
SNIa爆发时抛射物具有相当高的速度 ( > 104 km/s )和动能。
延迟爆轰波模型在定性上合理，有待进一步定量研究。
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 56Ni
2) 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(SiCa)。
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:
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 ( 1/2=1.5 ×106年) 合成太多的矛
盾:
理论上
M(60Fe)  10-4/SNIa 
在 i(60Fe =2.16 ×106年)内银河系内累积的60Fe高达1 M⊙以上。
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(Compton 射线卫星,1993年发射,探测流量阈 为105 ·cm-2 ·s1)发现。但至今未发现。
 Khokhlov的延迟爆轰波模型(1991)不会出现上述问题,但该模型
SN Ia 探测的宇宙学意义
• SN Ia 光变曲线的重要特征:
• 几乎所有的SN Ia 光变曲线形状以及光谱都非常相似
• 观测发现所有的SN Ia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 = -2.5 log10 L
即, 所有的SN Ia在光极大时的光度(L)都几乎相等。
• 原因:所有的SN Ia 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。
• SN Ia 距离的确定
• M绝对星等 = m + 5 – log D(pc) – A + K
• A: 星际消光使视星等变暗; K:星系红移引起的视亮度变化
• 从SN Ia 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。
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。
log Lmax  -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。
SN Ia 探测
This figure shows the possible Hubble diagram
which could be constructed using SNAP data.
宇宙密度
现在时刻宇宙的临界密度为（取k、为零时）
3H 02
cr 
 1.881029 h 2g cm3
8G
由此可构造密度参量
M 

8G
cr  3H 02
kc2
k   2 2
H 0 a0

 
3H 02
其中H 0为Hubble 常数。
H0  100h km s-1Mpc-1  1.0 1010 h yr-1
h  0 . 5  0 .8
下标零表示现在时刻的物理量。
最近研究结果: h = 0.71
•首先用4m望远镜监测发现超
新星，立即用Keck的10m反
射望远镜精细观测并拍摄它
的光谱。可以发现和精细观
测非常遥远(Z= 0.3 – 2.0)星系
中爆发的SNIa, 由上述方法校
准光度并测定距离后，就可
以测定宇宙膨胀的减速因子
(q0)和宇宙常数。
•2001-2002年, 美国几个特大
型地面望远镜对30多个SN Ia
(在光极大前开始)进行探测，
测定它们的距离，发现目前
宇宙正处于加速膨胀阶段。
宇宙暗能量
宇宙暗能量
M+ k+  = 1,
• 平直空间, k=0, k =0
•  M+  = 1
• SN Ia 探测    0.7 ,
M  0.3
• “可见物质”(正常粒子)
/ 暗物质(冷暗物质)
 15 –30 %
 宇宙以暗能量为主!
暗能量是???
宇宙学基本参数(WMAP )
暗能量
与He，D
定出来的
一致。
与宇宙大尺
度结构的结
果一致。
宇宙几乎是 真空
在106cm2内计数: 1个(重于O)重元素原子; 100个
C,N,O 原子; 105 个He原子;106 atoms of hydrogen; 30
倍的质量存在于暗物质(未知质量的粒子)?宇宙中的
光子与宇宙中微子数量相当, 约为 1 ×1014
Hubble常数
宇宙年龄
参考文献
Bethe H.A. Review of Modern Physics, 1990,52(4),801
Woosley S.E., In: Petschek A.G. ed. Supernovae. Berlin:
Springer-Verlag, 1990,182
彭秋和，Ia 型超新星爆发理论 I:主要观测特征及爆发机理
天文学进展，16 (1998)50
彭秋和，Ia型超新星爆发理论 II:理论研究中的重要疑难问题
天文学进展，16 (1998)60
彭秋和，恒星演化和超新星爆发理论中某些重要问题的核物问题
物理学进展, 21(2001)225-236
第三章:
脉冲星
—
高速旋转
的中子星
1054超新星遗迹
---蟹状星云(Crab)
及其脉冲星(PSR0531)
中子星的预言和脉冲星的发现
• 1932年,Chadwick发现中子
• 1932年, Landau 预言中子星(卢瑟福回忆录)
• 1934年Baade & Zwicky正式提出中子星观念,并且作了
天才的预言
恒星死亡  超新星爆发  中子星
超新星爆发 高能宇宙线的产生
1967年Bell (导师Hewish)意外地发现射电脉冲星
1968年Gold指出:脉冲星就是高速旋转的中子星
1983年毫秒脉冲星(基本上都是双星系统内)的发现
射电脉冲
•
•
•
•
射电波段上发现
观测到的脉冲很复杂(由于地球运动影响,脉冲到达时间上出现频率色散)
各个单个脉冲彼此变化、不同。但多次射电脉冲平均后的脉冲轮廓非常稳定
脉冲周期非常稳定(10-12)
周期(P)
pulse
~P/10
Interpulse
(中介脉冲)
脉冲星—中子星的推断
• ×星体脉动的白矮星(?) P>1s ;
Crab 脉冲星:P=0.0334s
高速旋转中子星?
GMm/r2 >mV2rot/r , Vrot=2r/P, M=(4 /3)R3
  > (3 )/(GP2), G =6.6710-8 (cgs), PCrab~(1/30)s
  > 1.3 1011 g/cm3 (白矮星  ~106 g/cm3 )
结论:脉冲星—高速旋转的中子星
中子星(脉冲星)性质概要
质量 ~ (0.2-2.5)Msun
•半径 ~ (10-20) km
•自转周期 P ~ 1.5 ms –8s (己发现的范围)
•表面磁场: 大多数脉冲星: 1010-1013 Gauss
•磁星 (?) 1014-1015 Gauss
•表面温度:105-106K— 非脉冲(软)x射线热辐射
•脉冲星同超新星遗迹成协(?) 发现10个
•脉冲星的空间运动速度: 高速运动。
大多数: V ~ (200 –500)km/s ; 5个: V >1000km/s
中子星表面大气的标高与大气层厚度
• P = P0 exp{-h/h0}, h0 = kT/(mH·g)
表面重力加速度: g = GM/R2 ~ 1014 cm/s2
表面温度 T ~ 106K, R ~ 10 km
M ~ Msun =2 ×1033 克
对氢原子 mH=1.67×10-24 克
h0 ~ 1 cm
推论:中子星大气层厚度 ~ 10 cm
94颗脉冲(单)星的空间速度
V (km/s)
 100
 300
 500
 1000
脉冲星数
71
36
14
5
所占百分比
3/4
38%
15%
5%
脉
冲
星
的
磁
层
辐射束
开放磁力
线
B
r=c/
光速园柱面
封闭磁层
中子星
M = 1.4 MSun
R= 10 km
B = 10 8 to 10 13 Gauss
射电脉冲星
正常 射电脉冲星
周期:十几毫秒到几秒。
集中在：0.1 s-1 s
Crab 脉冲星(PSR B0531):
P = 0.0334s
Vela 脉冲星(PSR B0833):
P = 0.0893s
自转逐渐(稳定地)变慢(Spin
down)
原因: (主要原因)旋转的脉冲星
辐射消耗转动能; 或周围吸积
的旋转物质同磁层相互作用,
使脉冲星旋转角动量减少。
• 周期增长率典型值：
•毫秒脉冲星
(Millisecond)
(在密近双星系统中或位
于球状星团内物质密集区
内) P ~ 几毫秒
它们不是年轻脉冲星,而
是一种再生(或再加速,
Recycle)脉冲星 :通过吸
积它周围旋转物质而使脉
冲星本身转动加快 — 螺
旋桨机制
周期变率典型值：
dP/dt ~ 10-20 ss-1
年轻脉冲星的Glitch现象
• 脉冲周期平稳地增长背景上偶然地脉冲周期会突
然变短(周期变化幅度为10-6-10-10),随后较之前更
迅速地变慢，持续直到恢复过去的周期增长率。
这种现象称为Glitch现象。
Vela PRS 和Crab PSR, 3-4年出现一次。
后来陆续发现更多的脉冲星出现微Glitch现象(周期
变短幅度低于10-12)
Glitch:脉冲周期
突然变短现象
P
glitch
t
脉冲星的Gap和高能正、负电子的产生
中子星表面壳层的脱出功很高, 使
得其表面以外存在一个很薄的真
空隙(gap)。
随着脉冲星高速旋转, (通过单极
感应) 旋转磁场在中子星两磁极
区诱导产生很强的电场(大致沿磁
场方向)。在真空隙区内一旦出现
电子或正电子(偶尔外来的高能
光子在强磁场下就可以产生正、
负电子对),这个强电场将使它们迅速加速到很高的能量(1014eV)。
这些极端相对论性的正、负电子沿着极区(略微弯曲的)磁力线向外
运动时将辐射能量亦很高的光子。在强磁场下这些光子(当它
们同磁场斜交时)再次产生正、负电子对; 在电场下它们再加速….。
这种级联过程雪崩式地产生大量正、负电子对
脉冲星的辐射机理
在真空隙的上部大量高能正、
负电子对沿着极区开放(有
些弯曲)磁力线运动
—曲率辐射产生了我们观测
到的射电波段辐射
(光学园柱面附近)高能电子绕
磁力线旋转的同步加速辐射
产生光学和x-ray辐射
— RS(Ruderman-Sutherland)
模型。
只有当磁轴和旋转轴相互倾斜
时，随着脉冲星的旋转,沿
磁轴方向射出的射电波才会
呈现出一个个脉冲形式的辐
射 — 灯塔效应。
辐射
束

光速园柱
面
开放磁力线
r=c/
B
封闭磁层
X-射线脉冲星与磁星
• 除了射电脉冲外，Crab等少数几个脉冲星脉冲星在光学波段、X-ray 或
-ray也都呈现出(频率相同的)脉冲辐射。其他的脉冲星只有射电脉冲辐
射。
• 包含致密星的密近双星系统内光学主星的大气物质流向致密星时可能会
伴随发射X射线脉冲辐射，称为X-射线脉冲星。
• HMXB (高质量x射线双星系统,约150多个)己发现50多颗X-射线脉冲星;
 LMXB(低质量x射线双星系统, 也有150多个)只发现四、五个X-射线脉冲
星,而且它们的磁场非常弱，低于1010Gauss
 SNR(超新星遗迹)内的一类射电宁静的X射线点源中
有的已探测到X射线脉冲
• AXPs (反常X射线脉冲星)
• SGRs(软重复爆)
周期（5-12 s）, dP/dt ~10-11ss-1 (典型值)
在AXPs和SGRs中(迄今发现总数量已超过10个),磁场非常强，
B ~ (1014 - 1015 ) Gauss
称为磁星(Magnitar)
高质量X-ray双星(HMXB)
吸积物质提供者是早型 (O, B)星, M>10M⊙ (主星)
150多个HMXB中己发现50多个x-ray脉冲星(其中光学主
星多数为Be星)
低质量X-ray 双星(LMXB)
150多个LMXB中只发现5多个x-ray脉冲星。
一般认为它们可能产生x-ray暴。例EXO0748-676
中子星(主星)
吸积盘
Roche 点
充分演化的
红矮星(辅星)
M<1.2M⊙
EXO0748-676
X-ray暴的源
星周物质
X射线双星
X-ray双星
Others
(e.g. no bursts found yet)
X-ray 脉冲星
周期为1- 1000 s的
规则脉冲星
X-ray 暴
(Bursting pulsar:
GRO J1744-28)
Frequent Outbursts of 10-100s duration
with lower, persistent X-ray flux inbetween
I型X射线暴
II型X射线暴
Burst energy proportional
to duration of preceeding
inactivity period
Burst energy proportional
to duration of following
inactivity period
By far most of the bursters
“Rapid burster”
and GRO J1744-28 ?
中子星内部结构
= (g/cm3)
1011
10
104
7
内壳
1014
核心
3P
2(各向异牲)
中子超流涡旋区
夸克物质 ???
1S
0 (各向同性)
中子超流涡旋区
(超富中
子核、晶
体、自由
电子)
(5-8)% 质子
( II 型超导体)
(正常)电子Fermi气体
外壳(重金属晶体)
1S
0
和
3P
2
中子超流体
1S 中子超流
0
3P 中子超流
2
中子星内的中子超流涡旋运动
Vortex flow
涡丝核心(正常中子流体)
Vortex flow (Eddy current,
Whirling fluid)
量子化环量( 涡旋强度):
2n
   V  dl 
2mn
超流体
n
V (r) 
2mn r
n
(r ) 
2
2mn r
n: 涡旋量子数
涡旋管核心(正常中子状态
脉冲星自转减慢（现有理论）
•磁偶极模型(标准模型)
•超流涡旋的中微子辐射(Peng et al.)
•盘吸积模型
•脉冲星表面电流效应
•诞生初期的引力波辐射
•磁层表面欧姆加热
磁偶极模型
(Magnetic Dipole Model)
Wem
2
2


 3 m
3c
• 辐射功率
• 自转能减慢
,
• 磁场
• 特征年龄
m 
1
Bp R3
2
Wem
dE
  rot
dt
Erot
1
 I 2
2

2
P
制动指数 n (braking index)
•
•
•
•
定义：
变形式：
磁偶极模型制动指数: n=3
目前的观测结果:只有5颗年轻的脉冲星的
n的测定必较可靠
在(P,dP/dt)图上脉冲星的分布
从左上方向右下方
的点线代表等磁
场线
从左下方向右上方
的点线代表等年
龄线
(磁偶极模型)
• AXPs & SGRs
脉冲星N-LogB12 分布图(观测)
高速脉冲星的直接观测证据
Guitar PSR B2224+65
由于脉冲星相对于
Guitar星云
(超音速)运动
而形成的弓形激波
V > 1000 km/sec
(Cordes, Romani and Lundgren 1993)
Guitar Nebula – copyright J.M. Cordes
高速中子星
• 脉冲星诞生于超新星爆发的中心
• 高速脉冲星
v = 800 – 1000 km/s!
前身星(大质量主序星): v ~ (20 – 50) km/s
• 为什么?
• 不对称的爆发或发射(辐射或中微子)导致非常
巨大的 “kick.”
94颗脉冲(单)星的空间速度
V (km/s)
 100
 300
 500
 1000
脉冲星数
71
36
14
5
所占百分比
3/4
38%
15%
5%
高速中子星问题
脉冲星空间速度方向同它的旋转轴共线
•至少对Crab and Vela PSR
Crab
星云
脉冲星
(Lai, Chernoff and Cordes(20001))
脉冲星研究中的重大疑难问题
•
•
•
•
•
•
•
自转减慢(Spin down)机制?
脉冲星射电 (X-ray, -ray)辐射机制? 辐射产生区域?
年轻脉冲星Glitch现象产生机制?
制动指数 n<3 (同磁偶极辐射(标准)模型不符)?
磁星?
脉冲星非常高(空间)运动速度产生机制?
是否存在奇异(夸克)星?
Malov统计(2001,Astronomy Reports, Vol.45,389)
• Log(dP/dt)-15=(1.750.56)logP – (0.01 0.15)
(对 P>1.25s 脉冲星(87个))
对 P > 1s.25 脉冲星
自转减慢只能由中国小组的
NSV(中子超流涡旋)模型描述;
对 0s.1 < P < 1s.25 脉冲星
自转减慢可由磁偶极辐射和NSV
辐射联合模型来描述。
(Peng, Huang & Huang 1982; Peng, Huang
& Huang, 1980 ; Huang, Lingenfelter, Peng
and Huang, 1982)
中子星的超流涡旋管(涡丝)
涡丝核心区域内为正常中子流体
核心半径:
涡丝间的距离:
h
a0 
 1011  1012 cm
4mn 
n
P 1/ 2
 2 1/ 2
b
 10 n (
) cm
mn 
0.1s
涡丝间的间距为宏观尺度。每个涡旋管内的绝大多数中子处于超流状态
能隙(Cooper对的结合能):
( S0 )  2MeV
1
( P2 )  (0.05 ~ 0.10) MeV
3
当中子星内部温度 T< /kB下, 中子系统处于超流状态
中子超流涡旋的两种辐射
1)
中微子回旋辐射––For Spin down (Peng, Huang & Huang
1982)
原理:按照粒子物理学中Wenberg – Salam 弱电统一理论,
作回旋运动的中子会辐射中微子-反中微子对
(类似于作回旋运动的电子会辐射一对光子)
出射的中微子直接逃逸出中子星,消耗中子星转动能，带
走角动量，使脉冲星自转减慢。
2) 各向异性的中子超流涡旋的磁偶极辐射–– For Heating
原理: 3P2 中子Cooper对具有磁矩,在回旋运动中它产生(x射线)辐射。被中子星物质吸收而使中子星加热。
(Peng, Huang & Huang, 1980 ; Huang, Lingenfelter, Peng and Huang, 1982)
脉冲星(自转减慢)混杂(Hybrid)模型

脉冲星转动动能损失率


周期增长率
A0  2.441016 sin 2 

B0  3.01108 sin 2 
超流涡旋的演化(假设)
比较
混杂模型
磁偶极辐射模型
  const

. n
<33nn 3
<3
中微子左右不对称导致中子星的反冲
J
J
f

Ji
p

n
J i  J  J f
n
中子星的加速曲线
P/P
模型下中子星的加速曲线
NSV模型的主要结论
1) 逐渐加速模型
加速时标: 200-300 years
2)
中子星能够达到的最大速度同它的初始周期紧密相关
Vmax  1000 km/s 当 P0 < 0.7 ms
Vmax>100 km/s
当 P0< (2-3)ms
Vmax > 2500 km/s 当
P0 ~0.4ms
3) 加速方向沿中子星自转轴方问，Crab PSR 和 Vela PSR的观测
正好同模型预言相一致。
4) 对于具有相同初始周期的脉冲星而言,磁场较弱者所获得的空
间速度更高。
第四章: 恒星内部元素核合成
• H、He 元素主要由宇宙
热大爆炸产生
• C、N、O…Si…Ca..<Fe
产生于由正常恒星内热
核燃烧和SNII
• 铁族元素主要由SNI产
生
• A>60(比铁重)元素核合
成:
• 1) 约一半通过SNII爆发
瞬间的快中子俘获过程
产生
• 2)另一半通过AGB星(晚
期红巨星)内的慢中子俘
获过程产生
A) A <70 核素的生成 ——
荷电原子核之间的热核燃烧
1. H燃烧:
4 1H  4He
ΔM c2 = {4 M(1H) – M(4He)}c2 = 26.73 MeV
同时释放26.73 MeV的能量。
PP反应链----下半主序: (小质量恒星) ( Tc 
核合成主要结果: 4 1H  4He
CNO循环-----上半主序 (中，大质量恒星); 新星
PP反应链
•
•
•
•
•
•
•
1H
(p,e+e)d (<E> = 0.283MeV)
d(p,)3He
(取 T =1.5×107K)
86%
3He(3He,2p)4He
14%
3He(,
PPII(14%)
PPI
)7Be
PPIII(0.02%)
(T72.3)
(T7~(1.4-2.3))
(T71.4)
7Be(e-,
7Li
)
e
(<E> = 0.80MeV)
)8B
8B(e+ )8Be
e
7Be(p,
(<E> = 0.80MeV)
7Li(p,
Qeff (MeV) 26.20
中微子损失
2.0%
)4He
25.66
4.0%
8Be
2
19.17
28.3%
CNO循环
20Na
0.446s
Ne-Na循环
(p,)
18Ne
(p,)
1.675s
19Ne
20Ne
17.3s
(+)
14O
15O
70.6s
122s
13N
14N
17F
18F
64.5s
109.8m
16O
19F
17O
18O
AZ
15N
稳定核素
9.96m
AY
1/2
12C
13C
放射性核素
•
•
•
•
•
•
舒能川(原子能研究院)博士论文中详细研究了
核反应 18F(p,)15O, 18F(p,)19Ne
11C(p, )12N
的核反应率。
3He(, )7Be(, )11C( p, )12N(+)12C
它对原初宇宙热爆炸时以及巨大质量恒星内部“重元素”
或金属丰度(指12C以上核素)产生的一条途径。
7. 太阳中微子问题(2001年诺贝尔物理奖)
表1 太阳中微子的能谱和流量的理论预言值
源 反
应
简称
中微子能量 E(MeV)
性质
极大能量
低能
(pp)
中微子
连续
0.420
Be+e
 7Li+
e
中能
(7Be)
中微子
分立 0.86 (90%)

高能
(8B)
中微子
连续

1H+1H

2D+e++
平均能量
中微子流量
(在地球处每秒穿
过1米 2 面积的太
阳中微子数目)
0.265
e
7
8
B
8
+
Be
e+ + e
0.38 (10%)
6.11 10
14
14
7.2
3.57  10
13
太阳中微子问题
• 太阳标准模型预言:
源反应
简称
中微子能量 E(MeV)
性质
量
低能
连续
(pp)
中微子
0.420
e
中能
分立
(7Be)
中微子
0.86 (90%)
0.38 (10%)
e ++
高能
连续
(8B)
e 中微子
1H+ 1H
2D+e++
e
7Be+e7Li+
8B
8Be+
极大能量
14
平均能
中微子流量
(在地球处每
秒穿过1米2
面积的太阳中
微子数目)
0.265 6.11×1014
3.57×1013
7.2
2.26×1010
太阳中微子探测情况
中微子
探测
实验
探测实 E阈 中微子俘获 反应率 探测
验物理 (MeV)   F   (SNU) 累积
时间
过程
HomeStake
(美国)
37Cl+
理论
e
+ e-
GALLEX
(西欧)
GNO(美)
SAGE(美苏)
71Ga
+
Kamiokande
(日) II
III
 e + e-
e
2.55
25
±0.2
5
1/2(37Ar)35d
探测 (8B)(主)和
 (7Be)联合作用
0.233 116 ±6
79
±12
1/2(71Ge)11.
4d

71Ge
+ e-

-
(年)
0.814 4.2±0.6

37Ar
探测
注
3
3
74
±16
9
7.5
F(106 cm-2s-1 5.4
2.26
2.9±0.
4
探测 p-p低能
中微子
探测8B高能中微子
2001年底出事故
元素
合成
Physics:
-driven wind
r-process nucleosynthesis
-n, -A interactions
-nucleosynthesis
e-t oscillations
DoE Mission: ISOL Facilities
重元素(A>70)核合成的慢中子俘获过程(s-过程)
• 1.慢中子俘获过程基本图像
•
•
•
•
•
•
•
•
•
•
•
•
A >70 直到 82Pb208 的重元素，大约一半都是通过s-过程合成的。
s-过程条件: 自由中子的浓度较低，原子核相继两次俘获中子的
速率很慢，即相应的时标相当长，使得
τn >> <τβ>
(A)
τn: (平均来说)接连两次俘获中子的时间间隔
<τβ>: 在 “β稳定谷” 附近的不稳定核的平均寿命(大多在1m - 1
年之间, 典型平均值在0.1年左右)
τn-1 = nn <σv>,
σ:靶核的中子吸收截面; nn:自由中子数密度。
v:中子相对于靶核的热运动速度:
vT=(kT/mn)1/2 ~ 3×108 T91/2 cm/sec
<σv>: 对热中子的Maxwell平均值
轻核和中子幻数的核素, σn  1mb ; σn(16O)  10-4 mb
远离中子幻数的重核: σn  1b = 1 × 10-24 cm2
s -过程
• τn 108/nn 年
• 在红巨星核心或He燃烧壳层内 nn ~ 108 cm-3 ,
•
τn ~ 10 年 >> <τβ>
• 在条件 (A)之下，经典的s-过程的基本假设是:假定所涉及的所有β-不稳定核，
都有τβ <<τn. 即:从种子核(一般取为56Fe)开始，不断地俘获中子，一变为它的
较重同位素:
•
(Z,A)+ n  (Z,A+1) + γ
• (称为 (n,γ)过程)
• 一旦某个原子核吸收中子太多而变为不稳定核时，它就很快地发生β-衰变，
• (Z,A) (Z+1,A) + e- +νe
•
通过这个过程，原子核的质子数目增长了，即沿着元素周期表的原子序数增
大方向演变。新生的原子核再不断地吸收自由中子，不断地重复上述过程。
这样，愈来愈重的元素便逐渐被合成了。这就是慢中子俘获过程(s-过程)。
•
•
由于 82Pb208(n,γ)83Bi209(nγ)83Bi210(β-)84Po210(α)82Pb206
τ(β)1/2(Bi210) = 5.01d;
τ(α)1/2(Po210)=138.38d
•  s-过程最重只能合成到 82Pb208(Z=82, N=126, 双幻数 )与209Bi(τ1/2 > 1016年)。
s-过程的中子源:
•
•
•
•
•
•
AGB星: M < 2.2 M⊙ 13C(α,n)16O
M > 2.2 M⊙ 22Ne(α,n)25Mg 或双脉冲
大质量恒星( T >3×108 K): 22Ne(α,n)25Mg
有关反应13C(, n)16O的截面(S)因子实验得到的最新结果比目前
在s-过程中子源研究中使用的要小得多。最近,吴开谡(2003,原子
能研究院博士论文)利用这一最新实验结果计算了13C(, n)16O的
天体核反应率，发现它比当前国际使用值要小2.37倍。
虽然12C的中子俘获截面很小(~1mb),但在AGB星He燃烧壳层中
3反应的主要产物12C仍然起着中子毒素的作用(12C(n, )13C ) ,
即它对中子源存在着明显的毒化和慢化作用。
上述两种因素相结合，必然对AGB星内s-过程中子源和s-过程核
合成有相当大的影响 —— AGB星的模型必须要修改。
太阳系元素丰度曲线中，s-过程的特征:
1) 太阳系物质重元素丰度曲线的特征:
• a)
同 N=50,82,126的幻数(中子闭壳层位置)紧密相关。
• b)
在A=(80-90),(130-140),(190-210)的三个质量范围内元素丰度曲线都分裂
为双峰结构，呈现出两种不同中子流作用的结果，即它们分别在两种完全不
同的天体物理环境下的两种核合成过程,即s-过程和r-过程。
2) s-核素丰度曲线特征
• (1) s-核素丰度曲线明显地在中子幻数处出现峰值，而且峰值很锐。它们是
• a) A=88 ( 38Sr88, N=50,)
• b) A=138 (56Ba138, N=82)
• c) A=208 (82Pb208, N=126, Z=82, 双幻数)
•
(2) 观测的太阳系核素(同位素)丰度(随中子数N,或随质子数Z或随A)分布曲线
呈现明显的奇偶性起伏现象，这种起伏现象在s-核素附近非常突出。 它明显
地反映了原子核内的核子对关联效应。
• 3) log(σn(A)X(A))☉- A 曲线 呈现出明显特征:
• a) 在 100 < A < 135 和 145 < A < 200 (它们都远离中子幻数)这两个区域内,曲线
出现平台，即 σn(A)X(A) 常数
•
b) 在中子幻数附近，σn(A)X(A) 曲线随A增加急剧下降。这是由于中子幻数
核的中子俘获截面非常小(比远离中子幻数核的截面要小几百倍).由此得到丰
度曲线在中子幻数核处出现明显峰值的结论。
4. s-过程基本方程组以及理论上的(σN)曲线
•
•
•
•
•
•
dN56/dτ = - σ56N56
dNA/dτ = - σANA +σA-1NA-1 (57A209, A206)
dN206/dτ = - σ206N206 +σ205N205 +σ209N209
初始条件: NA(t=0) = N56(0) A=56
=0
A>56
其中，τ为中子的累积辐照量(exposure or irradiation)
• τ = vT nn(t)dt
• 若取 nn=1×108 cm-3, t=1 × 104年, 则
• 当 T8=1,
τ  4.8 (mb)-1
• 当 T8=2.4, τ  8.65 (mb)-1
• 含σANA = ρ(τ)ψA(τ)dτ,
• 其中， ψA(τ)= σANA(τ)/N56(0)
• ρ(τ) dτ为当中子辐照量为ττ+ dτ之间，被中子流照射的种子(56Fe)
核的数目(规一化到 Si=106).ρ(τ)为中子辐照量分布函数，
三种不同的中子辐照分布模型
• 为拟合观测到的 (σANA)☉- A 曲线,采用三种不同的中子辐照分布模型来复制出
(σANA)☉曲线(“弱”, “强” 是指中子辐照量的弱，强。)
• ρ☉(τ) = ρ1(τ) +ρ2(τ) +ρ3(τ)
•
ρi(τ) = ρi,0 e-τ/ , ρi,0 = fiN☉(56Fe)/τI
产生s-核素 ρi,0
质量范围
/N☉(56Fe)
名称
fi
τI(mb)-1
nc / 每 个 Fe
核
主要成分(1) 90<A< 205
Zr – Pb
1.610-3
4.8  10-4
0.3
11.2
弱成分(2)
0.2667
1.6  10-2
0.06
1.4
<2.010-7
1.210-6
>6.0
>150
60 <A < 90
Fe - Zr
强成分(3)
A > 205
ρ1,0/Σρi,0  0.6%,
ρ2,0/Σρi,0  99.4%,
ρ3,0/Σρi,0 <7.46  10-7
nc:在s-过程中平均每个初始种子核(Fe)所吸收的中子数
209
nc  [  ( A  56)(N A  N A (0))] / N 56 (0)
A57
s-过程发生的主要天体物理类型和场所:
1) 主要成分
AGB星(中，小质量恒星的红巨星渐进分支阶段)的
He燃烧壳层内
2) 弱成分
大质量恒星(对流)核心的He燃烧区域, Ne燃烧壳层内
3) 强成分 SNII?
主要由s-过程产生的元素有:
38Sr, 41Nb, 56Ba 以及 39Y, 57La 和 58Ce
在核素图上，s-核素都分布在β稳定谷处,即s-过程路径
是沿着β稳定谷进行的。
在s-过程路径上，一般的稳定核素既有s-过程的贡献，
又有r-过程的贡献。
但是，有一些s-核素是被某些稳定的纯r-核所屏蔽了的,
不受r-过程的影响，称为纯s-核。
AGB 星核合成的主要特性
1)同太阳“标准值” 相比,上述这些s-元素相当丰富,即超丰.常用
符号
[Ba/Fe] = log(X(Ba)/X(Fe))star - log(X(Ba)/X(Fe))☉ (单位: dex)
来表征相对太阳“标准丰度”而言， Ba 超丰的情况:
若 [Ba/Fe] > 0, 则Ba 超丰 ( 常称为Ba星)
若 [Ba/Fe] < 0, 则Ba 不足
2) 有相当一部分S型红巨星大气含有放射性元素43Tc(它的所有
同位素都是β不稳定核，98,99,100Tc 的τ1/2  1×106 年。
3) AGB星表层大气中C元素丰度明显超丰，它是壳层He燃烧 3α
反应的产物随表层对流区而被挖掘到表层。我们研究(例:张波
研究小组的系列工作)表明:在AGB星中s-元素丰度的确明显地同
X(C)呈线性相关。
4) 某些AGB星为19F(不仅它的合成速率很低，而且在He燃烧中
它很易被摧毁，因而在中量核中它的丰度最低)的产生提供了良
好的适中环境。我们研究(例:张波研究小组的系列工作)表明: 在
AGB星中19F丰度的确明显地也同X(C)呈线性相关
重元素(A>70)核合成的快中子俘获过程(r-过程)
一般，含有中子数量最多的稳定的丰中子核同位素(1种或两种)是
不可能通过s-过程生成的。它们只能通过快中子俘获过程(r-过程)来
合成。例如:
122,124Sn 128,130Te 134,136Xe 148,150Nd 154Sm……。此 外 ， 比 208Pb还 重 的
,
,
,
,
许 多 元 素 ， 特 别 是 一 些 非 常 重 的 放 射 性 核 素 ， 例 如 232Th, 235U,
238U 244Pu 等等，都只能通过快中子俘获过程合来合成。A>70 的重
,
元素约一半都是通过r-过程生成的。
主要由r-过程产生的元素有:
53I, 63Eu, 65Tb,67Ho, 76Os, 77Ir, 78Pt, 79Au , 92U, 90Th
快中子俘获过程基本图像:
1. 恒星晚期或超新星核心，中子浓度可以超过 1018-20cm-3,以致于
绝大多数重核素的中子俘获时标n<<1 sec ,远远快于大多数不稳定核
素的β衰变的时标。
如此强的自由中子流环境下各种原子核都会相继接连地吸收中
子。例如，从某一稳定的原子核(Z,A)出发，它一次又一次地不断
吸收中子。即使由此刚生成的丰中子同位素是不稳定的，但由于β
衰变的时标太长，它还来不及衰变时，强大的中子流再次轰击了它
。这样，它继续不断地吸收中子，不断地转化为含有越来越多的中
子同位素。经历了它所有稳定的同位素，当其核内所含中子数目超
过最丰中子同位素之后，它逐渐远离β稳定谷。随着核内所含中子
数目的增加，中子在原子核内的结合能在总体上有下降的趋势(呈
现奇偶性起伏，即偶N核的中子结合能明显大於邻近的奇N核)。
在中子幻数(Nc=20,28,50,82,126,184, 中子组成满壳层)处，中子
结合能达到极大, 在这些丰中子核之中，遇中子幻数后(满壳层外)的
一个中子具有非常小的结合能。因此，上述这种快中子俘获反应链
必定存在着一个极限。
快中子俘获(r-)过程的滞留点
由于下述两个因素使这种反应链暂时中断
a) 某一中子过丰的同位核，β-衰变的时标变得相当短,τβ < τn
b) 随着核内中子数目越来越多，原子核变得更加(β-)不稳定， 中
子结合(Qn)几乎下降到零。在实际上，在中子俘获链尚未到达这
种重(同位素之前，在(晚期恒星和超新星内 部)高温环境下，热光
子引起(Z,A+1)光致发射中子的(γ,n)过程就使得上述中子俘获链自
然地中止。其条件由(γ,n)和(n,γ)这一对互逆反应之间的细致平衡
条件来寻求: (Z,A) + n
(Z,A+1)
+γ

具体条件为:在给定温度下，当某丰中子核的中子结合能低于下述临界值
Qn(Z,A+1) < (T9/5.040){ 34.0749 + 1.5log[(A/A+1)T9]
- log nn – log
g ( Z , A  1)
g ( Z , A)
-
log
G ( Z , A  1)
G ( Z , A)
}
时,上述中子俘获反应链就暂时中断。其中，结合能Q以MeV为单位，g(Z,A)
为原子核基态的简并度 G(Z,A)为原子核的配分函数。经过τβ时间后，(Z,A+1)
核通过β-衰变转变为(Z+1,A+1)核。在这种快中子俘获链暂时中断前的
r-过程
新形成的(Z+1,A+1)核或者是稳定的，或者仍是β不稳定核。若它的半衰期很短，
有τβ < τn,则它继续进行β-衰变而转化为(Z+2,A+1)核;若它的半衰期长於中子俘获
时标，τβ > τn(包括它是稳定核)，则它又重述前述的吸收中子过程，如此继续下
去。直到星体爆发(超新星)，物质被抛向太空，失去了高密度自由中子(或强中子
流)的环境，中子俘获过程立即结束，继之而来的是在上述过程中形成的极端超
丰中子核去少(Z,A)通过一系列相继的β-衰变而衰变为稳定的同量异位素。(在这
种β-衰变链中偶尔会伴随一些β延缓的中子发射甚至核分裂过程而降低原子核的
原子量))这种稳定的原子核必定是含有中子数目最多的同量异位素。
由于奇A核只能有唯一的稳定的同量异位，而偶A核可以有1-3种稳
定的同量异位素，因此当物质被抛向太空后，生成的超丰中子核经
历一系列β-衰变后最后生成稳定的同量异位素必定位于β稳定谷
之中，而中子超丰的偶A核在一系列衰变后形成的稳定同量异位素
可能位于β稳定谷中，也可以处于β稳定谷的右下方((N,Z)核素图
)或正下方((A,Z)核素图)，这种核素是在给定A下的最丰中子核，s过程的路径(它沿着稳定谷)是不会经过这些核素。这些最丰中子的
稳定同量异位素只能通过上述r过程而生成，称为纯r核。
r-元素丰度曲线和r过程的特性
a) 峰值出现在A=80,130和195附近(其峰值位置的质量数比s-元素
曲线峰值位置的质量数分别低8,8和13)。
b) r-元素丰度曲线的峰值较宽。
c) r-元素丰度曲线的奇-偶起伏现象不明显(大部分几乎被抹平而
变得光滑了)。
d) A > 209 的长寿命β不稳定核基本上都是由r-过程产生的。
原则上，从β稳定谷上(除被r核屏蔽的纯s核素外)的核素直到
中子滴出线之间的所有核素都可能参与r过程，以此方式产生重核
甚至超重核。
e) r过程发生的环境必定是高温下爆炸性核燃烧过程(产生足够


强大的中子流)或超新星内部。
f)计算表明，为了从理论上复制出太阳系物质r元素丰度曲线的
主要特征，每次超新星爆发时，只需要10-6M☉ 的物质经历了r过程
。这限制了寻找r过程的天体物理场合。
g) 中子诱发和β延缓的裂变反应对于Z>80的核素形成过程特别重要。
h) 裂变反应在r过程中的重要作用:
(1) 裂变反应使r过程路径终止在 Z ~ 94( A ~ 276),它将分裂为
Z1 ~ 40, Z2 ~ 50 的两个碎片。
(2) 当自由中子密度降低，r过程冻结后，β衰变使核素返回稳定
线。而β延缓裂变使沿某一给定A值的同量异位素的核素流减少。
裂变产生的两个原子核，若是β稳定的，通常它将沿α衰变链衰
变，最后可以确定寿命非常长的放射性核素
(例232Th,
235U, 238U,244Pu)的相对丰度。
3. r-过程发生的天体物理场合
超新星(SNII+SNIb)核心区的 “真空” 高温辐射泡, 自由中子
大量存在。
ρ=104 g/cm3, X(n)10%, nn  1026 cm-3。
4
16
5. 星系化学(元素)演化
a)放射性核素(例星际Al(26))的天体起源
b)银河系内各类天体(例WR星,AGB星)的化学
组成及其产生问题
c)星系的星族合成的基本问题
d)活动星系核重元素的合成问题
e)近年来各个x射线探测卫星发现大量X-ray谱
线,绝大多数未能证实(原子物理理论与实验均
匮缺)
f)各类陨石反常化学成分的分析与研究对于太
阳系形成与演化的研究具有重大意义
The Energy Spectrum of HECR
N ( E)  E
6.
高能
宇宙
线的
天体
起源
问题

≈ 2.75

≈ 3.1
1   2
“GZK cutoff”
(Greisen-Zatsepin-Kuz'min, 1966
Ecut  510 eV
19
UHECR protons with E > Ecut
will lose energy seriously
by photo-pion production process
p   (background )  p   0
The distance traveled by the CR protons D 
50 Mpc
No GZK cutoff has ever been observed
yet.
The flux of the particle with E > 1020eV is rather
high .
1. Energy and Flux of UHECRs
E(eV) >1019
N(E)
581
>4×1019
57
>1020
8
(Exposure: m2 s sr (till May, 2000), Records of AGASA)
N(E) ~ 24 , E > 1020 eV (up to 3·1020 eV)
(P.L. Biermann(2001))
The top two highest energy events are:
3.2×1020 eV observed by the Fly's Eye, and
2.1×1020 eV seen by AGASA.
Flux: F( E>1020 eV) ~ 1 particle· (km)-2(100yr)-1
~ (1-3)×10-20 particles· cm-2sec-1 ~ 4×10-30 GeV-1 · cm -2 · sec-1
谢谢大家