СКАЛЯРНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ ПРИ ГРАВИТАЦИОННОМ КОЛЛАПСЕ
В ТЕОРИИ КАЛУЦЫ

С.М. Брюшинкин

Введение

В настоящее время скалярное поля не является экзотическим элементом физических теорий. Первоначальная идея Дирака об изменении гравитационной постоянной со временем была использована Иорданом в теории, обобщающей общую теорию относительности, состоящей во введении дополнительного к гравитационному скалярного поля φ.
В дальнейшем обобщении Бранса и Дикке скалярное поле
φ ~ G-1, зависящее от пространственных и временной координаты, объединенное с гравитационным полем в единое скалярно-тензорное многообразие, было уже обычны физическим полем. В дальнейшем это поле получило общепризнанное применение в космологии раздувающейся Вселенной, разработанной в работах Линде и Гута.
Это же поле, согласно высказываниям Дикке, должно проявляться при гравитационном коллапсе, т.е. при взрывах сверхновых звезд.
В работе [1] были рассмотрены однородные изотропные космологи­ческие решения в пятимерном пространстве. Известно, что в общей теории относительности метрика закрытой изотропной модели описывает также коллапс звезды, состоящей из пылевидной материи.
Здесь рассмотрено однородное изотропное решение пятимерных урав­нений, в которых компонента Т44 пятимерного тензора энергии-импульса равна компоненте Т55, но (в отличие от предыдущей работы) эти компо­ненты зависят от времени.
На основе этого решения исследован вопрос об излучении скалярных волн при гравитационном коллапсе. Вопрос о скалярном излучении в скалярно-тензорной теории Бранса—Дикке обсуждался на упрощенном при­мере коллапса без давления в работе Гуревича и Дынкина [2]. В рассмат­риваемой модели коллапс описывается метрикой, соответствующей четы­рехмерной фридмановской метрике с ультрарелятивистским давлением, а константа, определяющая силу скалярного взаимодействия, имеет величину 10-40, что обеспечивает совпадение с экспериментальными результа­тами общей теории относительности и дает разумные оценки для величи­ны потока энергии скалярного излучения при гравитационном коллапсе. Продемонстрировано, что при взрыве сверхновой SN1987А должен был образоваться поток энергии скалярного излучения, который мог быть обнаружен современными детекторами, имеющимися в группах Амальди и Вебера.

Пятимерный интервал закрытой изотропной модели имеет вид

dS2 = φ{ - (dx5) + α2 [(dx4)2 – dr2 – sin2 r (dθ2 + sin2 θ dη2)]. (1)

Пятимерные уравнения Эйнштейна, которым удовлетворяет эта метрика, при 4 + 1 расщеплении принимают следующую форму [3]:

4Rμν – ½ gμν 4 R = (3/φ)(φ,μ,ν – gμν gαβ φ,α,β) – (6/φ2)(∂φ/∂xμ)(∂φ/∂xν) + κTμν; (2)

(3/φ)g,α,β –1/2 4R = κT55. (3)

Подстановка метрики (1) в уравнения (2), (3) приводит к системе линейно независимых уравнений:

(1/φ2α2)[(3/φ)∂2φ/∂(x4)2 + (2/α)∂2α/∂(x4)2 – (1/α2)(∂α/∂(x4))2 +

(3/φα)(∂φ/∂x4)(∂α/∂x4)] + (1/α2φ2) = κT11; (4)

(1/φ2α2)[(6/φ2)∂2φ/∂(x4)2 + (3/α2)(∂α/∂(x4))2 + (9/φα)(∂φ/∂x4)(∂α/∂x4)] +

(3/α2φ2) = κT44; (5)

(1/φ2α2)[(3/φ)∂2φ/∂(x4)2 + (3/α)∂2α/∂(x4)2 + (3/φα)(∂φ/∂x4)(∂α/∂x4)] +

(3/α2φ2) = κT55; (6)

В работе [1] было найдено решение этих уравнений для
Т44 = Т55 = сопst и T11 = 0. В случае Т44 = Т55 ≠ const имеется следующее решение:

α = α0 (sin x4/cos x4); φ = φ0/α0 (cos 1/2x4). (7)

Истинное время принимает вид

ct = 2φ [1 – (cos x4)1/2], (8)

при х4 → 0, α ≈ α0х4, а ct = φ0 (x4)2 и, следовательно

α = α0(ct/φ0)1/2, (9)

т.е. зависимость а(t) такая же, как в закрытой изотропной модели Фрид­мана с ультрарелятивистским давлением. Из уравнений (4) и (5) следует, что четырехмерные компоненты энергии и давления соответственно равны

ε = (3/α4)[α2 + (∂α/∂x4)2] = (3/α02)[(1 + 3tg2 x4 + 2tg4 x4)/tg4 x4]; (10)

p = (1/α4)[2α∂2α/∂(x4)2 - α2 + (∂α/∂x4)2] = (1/α02)[(1 - 3tg2 x4 - 3tg4 x4)/tg4 x4]; (11)

при х4 → 0 энергия и давление связаны соотношением

p ≈ ε/3 (12)

Рассмотрим в приближении слабых полей вопрос об излучении ска-лярных волн при гравитационном коллапсе сферически-симметричной звезды, заполненной однородной пылевидной материей. Радиус пылевид­ной сферы можно записать в виде

R = R0(1 – t/t0)1/2, (13)

плотность сферы принимает вид

ρ = ρ0(1 – t/t0)2. (14)

В приближении слабых полей α = α0(1 + h), φ = φ0(1 + ψ), уравнение (3) записывается в виде

£ψ = κT, (15)

решением которого для запаздывающих потенциалов является выражение

ψ = (2κ/c5) ∫ T(t′)/(t – t′) dV, (16)

где t = t′ - │R – R0│.

Для расчета потери энергии на скалярное излучение воспользуемся пятимерным псевдотензором Ландау-Лифшица. В приближении слабых полей этот псевдотензор имеет вид:

tik = (c/32πκ) hqn,j hnq,k,

Плотность энергии скалярного поля определяется выражением

t41 = (c2/16πκ) φ02∂ψ/∂t, (17)

поскольку при симметричном коллапсе гравитационного излучения нет.
Потери энергии в единицу времени на скалярное излучение записываются в виде

- dE/dt = (κ/4πc5) φ02 ∫ [∂ (∫ T(t′) dV)/∂t]2 dΩ. (18)

Здесь dΩ - элемент телесного угла, разлагая Т = ρc2 по степеням аргумента R и подставляя в (18), получим

dE/dt = (3M R02φ0 /4πt03)2 (κ/ c5)(1 – t/t0)-5, (18)

где t0 ≈ (κρ0)-1/2 . Полные потери энергии на скалярное излучение за все время коллапса от R0 до R1 << R0 представлены выражением

∆E = (κ/t05c5)(3MR06φ0/4πR14)2. (20)

В отличие от выражения, полученного в работе Гуревича и Дынкина [2] в приближении коллапса без давления, в формулу (20) входит началь­ный радиус R0.
Оценим потери энергии на скалярное излучение на примере сверхно­вой SN1987А. Масса звезды составляла 15 - 25 М, а началь­ный радиус (2 ¸ 5)1012 см. Предположим, что звезда сколлапсировала в нейтронную звезду с радиусом R1 » 2·106, тогда потери энергии в случае массы, равной 15 М, и радиуса 2·1012 см составят при φ02 ≈ 1

∆E ≈ 10129 эрг. (21)

Эта цифра значительно больше значения 1049 эрг, полученного в рабо­те Гуревича и Дынкина [2] при использовании константы связи скаляр­ного и тензорного полей ω = 6, что соответствует φ0 = 6·10-2. В работе [4] была предложена константа сверхслабого взаимодействия в шести­мерной теории гравитации и электромагнетизма φ0 ≈ 9∙10-18, но цент­рально-симметричная шестимерная метрика, предложенная в этой работе, не является на самом деле решением уравнений и аргументация в пользу этой константы ошибочна. На основе учета времени задержки нейтрино от SN1987А в работе [5] была предложена константа сверхслабого взаи­модействия а = φ0 ≈ 10-40. Подстановка ее в формулу (20)приводит ∆Е к разумному значению:

∆Е1 ≈ 1049 эрг , (22)

а для значений М = 25 М и R0 = 5·1 01 2 см получаем следующую величину:

∆Е ≈ 1053эрг, (23)

что соответствует регистрируемому потоку энергии на Земле:

∆Е/4πr ≈ 102 эрг /см2; (24)


∆Е/4πr ≈ 106 эрг /см2 , (25)

где г — расстояние до сверхновой.
Как известно, поток энергии, зарегистрированный гравитационной волновой антенной в Италии группой Амальди [6] , от SN1987А составлял

Р = 109эрг/см2 (26)

на частоте резонансного детектора 1 кГц, причем детектор принадлежал к антеннам первого поколения, в которых невозможно отличить квадрупольное гравитационное излучение от скалярного [7] . Сообщение о ре­гистрации излучения было также из группы Вебера.
Поток энергии (26) вызывает сомнение в достоверности полученного результата в рамках общей теории относительности, поскольку соответ­ствует взрыву сверхновой с массой 2400М, о чем упоминалось в работе [6] . Действительно, потери энергии при несимметричном гравитационном коллапсе согласно [8] пропорциональны квадрату массы звезды, в рас­сматриваемой же теории потери энергии пропорциональны массе в степени 4,5 и поток энергии (26) соответствует взрыву сверхновой массой 115М. В случае несимметричного коллапса в рассматриваемой теории существу­ет также гравитационное квадрупольное и сверхслабое электромагнитное излучение, которое вместе со скалярным распространяется не изотропно, и поток (26) уже не кажется таким фантастичным.
Целью этой работы было на простейшем примере коллапса пылевид­ной звезды продемонстрировать реальную возможность существования потока энергии скалярного поля, близкого к потоку энергии, зарегистри­рованному Амальди. Решение задачи в данном виде не является самосо­гласованным, так как потери энергии на скалярное излучение, представ­ленные выражением (20), не согласуются с потерей массы, следующей из (10):

M = εα ≈ M[1 + K(1- t/t0)1/2],

хотя, выбирая начальное и конечное состояние, выражение (27) можно сделать весьма близким к реальному процессу потери массы при взрыве сверхновой. Можно было бы сделать задачу самосогласованной, прирав­няв потери энергии, следующие из (20), выражению (27), но это пред­ставляет лишь теоретический интерес.

О воздействии взрыва SN1987A на Солнце и Землю

Между тем скалярное излучение, если оно действительно было зареги­стрировано детектором Амальди, могло привести к значительному воздей­ствию на Землю и Солнце. В работе Дикке [9] уже высказывалась гипо­теза о влиянии волн скалярного излучения на землетрясения. Поток энер­гии скалярного излучения через Землю согласно (26) составлял 5·1020 Дж, что сравнимо с энергией внутренних процессов, происходящих внутри Земли [10], и на два-три порядка превосходит энергию крупнейших зем­летрясений. В настоящее время нет какой-либо законченной теории воз­действия внутренних процессов, происходящих в мантии и ядре, на землетрясения, но не исключено, что дополнительная энергия колебаний ядра относительно коры ~1020 могла привести к долговременным последстви­ям в тектонической, сейсмической и вулканической активности.
Поток энергии скалярного излучения, проходивший через Солнце, исходя из (26) составлял 1026, превосходя на 1-2 порядка энергию крупнейших солнечных вспышек, что также могло иметь долговремен­ные последствия на солнечную активность.
С целью проверки этого предположения были просмотрены данные о количестве солнечных пятен — одной из основных характеристик активно­сти Солнца. На рис. 1 приведены данные за январь-март 1987 г. о числах Вольфа — показателя относительного числа пятен:

W = k(10G + N) (28)

где G — число групп пятен, N — число пятен во всех группах; k — коэффи­циент. Данные взяты из журнала "Солнечные данные" [11].





Рис. 1

Согласно рис. 1 солнечные пятна появились в феврале спустя два дня после вспыш­ки, и, как это видно из рис. 2, на котором приведены данные о числах Вольфа за 1986 — 1988 гг., с тех пор количество пятен на Солнце неуклон­но возрастало.



Рис. 2.

Относительное число солнечных пятен испытывают циклические изме­нения со средним периодом 11,1 года. Интервал же между последними минимумами в мае 1976 г. и в мае 1986 г., полученными среднемесячным сглаживанием, является минимальным за последние 150 лет наблюдений и, возможно, свидетельствует о характере начала увеличения солнечной активности в результате вспышки сверхновой [12].
Таким образом, наблюдения за Солнцем в ближайшие годы могут подтвердить или опровергнуть гипотезу о влиянии вспышки сверхновой на солнечную активность.

Воздействие взрывов сверхновых на движение планет

Р. Ньютону принадлежит постановка проблемы противоречия между, с одной стороны, датировками лунных и солнечных затмений по древним хроникам и, с другой, – расчетными датами затмений, полученными на основе современной теории движения планет.
В теории движения Луны известен параметр D" – вторая производная лунной элонгации, характеризующий ускорение. Элонгация – это угол, возрастающий пропорционально времени со скоростью, равной разности между средней скоростью Луны и средней скоростью Солнца в системе отсчета, связанной с Землей.
Зависимость D" от времени была вычислена Р. Ньютоном. Он пишет [13]: «Наиболее поразительным событием является... стремительное падение D" от 700 года до приблизительно 1300... Такие изменения в поведении D" и на такие величины невозможно объяснить на основании современных геофизических теорий».
На рисунке приведен график параметра D" – кривая Ньютона.


Рис. 3.

В результате как пишет Р. Ньютон, складывается следующая ситуация: «Ненормально большое число древних записей либо ложны, либо содержат ошибки, большие, чем те, которых можно было ожидать, исходя из технических возможностей того времени». Р. Ньютон пытался найти негравитационные источники скачка параметра D".
Во второй статье Р. Ньютона [14] устранены все сомнения в недостоверности приводимых данных. Им была проделана большая работа по анализу сведений из различных хроник. Весь массив из 852 старых наблюдений был разбит им на две группы.
Наиболее многочисленная группа данных состоит из записей того, что затмение Солнца наблюдалось в таком-то месте и в такое-то время. Подобных записей оказалось 631. Для этих событий была вычислена величина лунного ускорения

n'= 28" cтолетие–2

(по отношению к эфемеридной системе времени) и параметр вращательного ускорения Земли

у = (w'/w)´109 ,

где w – угловая скорость вращения Земли.
Данные были разделены на 17 временных интервалов и сведены в таблицу 1, где приведены усредненные значения параметра у и его стандартного отклонения.

Таблица II.

Усредненная дата
Число наблюдений
–660
11
–24,4
2,3
–551
16
–20,3
3,1
–398
11
–22,5
2,9
–166
5
–22,6
1,4
–44
6
–18,4
2,4
122
7
–22,0
3,1
415
14
–21,2
4,2
602
20
–19,1
4,5
772
48
–38,1
7,9
878
23
–21,0
6,4
1005
74
–22,1
6,1
1128
79
–10,5
4,3
1174
96
+4,0
7,8
1248
116
–12,8
5,4
1354
47
–17,6
17,9
1446
30
–33,0
30,0

Таблица четко демонстрирует, что точность средневековых наблюдений уступает точности более древних наблюдений, а это отражает упадок астрономии в средние века в Западной Европе по сравнению с арабскими и в более древние времена. Кроме того, таблица локализует момент начала скачка параметра ускорения по сравнению с кривой лунной элонгации: это XI–XII века.
Остальные 221 наблюдения содержат сведения относительно Луны более информативные, чем простая констатация места и времени затмения. Они сгруппированы также по временным интервалам и по типам наблюдений. Приведем фрагмент Таблицы 2, касающийся интересующего нас момента начала скачка параметра ускорения.

Таблица III.

Усредненная дата
Тип наблюдений
Число наблюдений
932
Величина затмения
12
–19,8
2,8
941
Время затмения Солнца
26
–16,5
0,8
948
Время затмения Луны
30
–19,7
0,9
979
Лунное затмение на восходе Луны
1
–18,8
2,4
1000
Значение лунной элонгации
1
–19,3
9,2
1092
Время лунного затмения
1
–5,4
11,7
1221
Величина затмения Солнца
1
–1,4
5,0

Эта таблица еще более точно датирует время начала скачка параметра ускорения XI веком. Решение проблемы, поставленной Р. Ньтоном, находится в том направлении, в котором он и искал, но не в области негравитационных сил геофизического происхождения, а в силах астрофизического происхождения.
Именно на середину XI в. приходится наиболее близкая к Солнечной системе вспышка сверхновой, на месте которой образовалась Крабовидная туманность.
Высказывания о возможном влиянии на астрономические аномалии гравитационного излучения (П. Дирак, Дж. Вебер) и скалярных волн (в рамках скалярно-тензорной теории Бранса-Дикке) хорошо известны специалистам, но в виду малости предполагаемого эффекта для SN1987A этот вопрос не рассматривался.
От вспышки этой сверхновой был зафиксирован поток энергии значительно превосходивший оценки от гравитационного коллапса звезды такой же массы, как SN1987A согласно общей теории относительности.
Действительно, максимально масса сверхновой SN1987А оценивается как 25 масс Солнца, что соответствует плотности потока энергии при условии полного перехода массы в энергию порядка

108 эрг/см2

поток же энергии зарегистрированный гравитационным детектором в группе Амальди соответствовал вспышке сверхновой с массой 2400 масс Солнца.
Первоначальная реакция на это сообщение теоретиков была высокомерной, характерной для некоторых кругов. В обзорной статье [15] высказывалась общепризнанная тогда точка зрения, что при вспышке сверхновой с массой более 8 масс Солнца выброс гравитационной энергии не может превосходить

10–4 Мс2,

где М – масса Солнца, что составляет

1,7 ´ 1050 эрг,

или в пересчете на плотность потока энергии в солнечной системе

0,57 ´ 103 эрг/см2

Аналогично в работе, на которую ссылается группа Амальди поток энергии гравитационных волн при несимметричном коллапсе звезды с массой 6 масс Солнца оценивается как

5 ´ 1051 эрг,

что дает поток энергии в солнечной системе

1,4 ´ 104 эрг/см2 .

Необходимо отметить, что после того как стало известно, что волна от сверхновой раскачала не только гравитационные детекторы, но даже и простые сейсмометры [16], некоторые теоретики сменили высокомерие на милость и доля гравитационной энергии от вспышки сверхновой оценивается уже как [17]

10–1 Мс2 ,

Но эта работа не произвела впечатления, по-видимому, на экспериментаторов, поскольку они по-прежнему считают, что поток энергии от SN1987A по крайней мере на два-три порядка превосходил то, что предсказывает ОТО, и для них неясным остается механизм возбуждения, как гравитационной антенны, так и сейсмометров.
В работах автора [1, 4,] был предложен вариант единой геометрической теории гравитации и электромагнетизма, в рамках пятимерной модели которой был проведен расчет гравитационного коллапса и была продемонстрирована возможность существования потока гравитационного и скалярного полей близкого к тому, что зарегистрировал детектор. В отличие от общей теории относительности поток энергии, соответствовавший массе звезды 25 масс Солнца составлял

106 эрг/см2 ,

в простейшем случае симметричного коллапса, когда гравитационное излучение отсутствует, надо отметить, что детектор Вебера не делает различия между гравитационными и скалярными волнами. Учет квадрупольного гравитационного излучения, а также дипольных и квадрупольных компонент скалярного излучения может увеличить эту величину.
Поскольку начало скачка параметра ускорения Земли приходится на 11 век, имеет смысл оценить возможное влияние этой вспышки на движение планеты [22, 23].
Данных о потоке энергии от сверхновой 1054 г. у нас, естественно, нет, но можно попробовать воспользоваться данными от вспышки SN1987A. В работе Вебера приведена оценка нижней величины полного потока гравитационной мощности, которая могла быть обнаружена, как аномальное воздействие на вращение Земли (другие аномалии требуют еще большего потока энергии). Эта величина составляет

N = 5 ´ 108 эрг/ см2 ´ сек ,

и для зарегистрированного потока энергии при учете, что среднее поперечное сечение поглощения для Земли составляет 4,7 , на частоте 1 Гц мы получаем

N = 106 эрг/см2 ´ сек

В случае вспышки сверхновой 1054 года нам известно, что она была гораздо ближе к солнечной системе, чем SN1987A. Расстояние до Крабовидной туманности составляет около 1 килопарсека, а до Большого Магелланового Облака, в котором произошла вспышка сверхновой 1987 г., 52 килопарсека.
Следовательно, поток энергии от сверхновой 1054 г. мог быть на три порядка выше. Конечно, вспышка сверхновой 1987 г. это уникальное явление. Это был голубой гигант с массой около 25 масс Солнца, вследствие чего излучение было зарегистрировано даже не очень чувствительными антеннами. Тем не менее, можно ожидать, что поток энергии от сверхновой 1054 г., был значительно большим

N = 109 эрг/см2 ´ сек,

что проявилось не только в изменении солнечной активности, но и в изменении параметров движения планет и, прежде всего, в их вращении.
Пересчет максимального значения потока энергии от сверхновой 1987 г. на поперечное сечение Земли дает следующее значение:

Р = 1018 Дж,

что сравнимо с энергией крупнейших землетрясений. Для случая сверхновой 1054 г. перечет потока энергии дает уже более значительную величину:

Р = 1021 Дж,

что на три порядка ниже энергии тектонических процессов.
Кинетическая энергия вращения Земли составляет

Е = 6 ´ 1028 Дж,

следовательно, возможное изменение параметра углового ускорения вращения Земли для этого потока энергии составило до

у = 102

при реальном скачке параметра у согласно Таблице 2 порядка 15.
Поскольку мы оставили в стороне вопрос о соотношении потоков энергии гравитационных и скалярных волн, а также вопрос о их возможной поляризации, полученная оценка не должна рассматриваться как значительно превосходящую реальную величину скачка.
Полное решение этого вопроса о природе зарегистрированного излучения гравитационным детектором в 1987 г. дело будущего, здесь можно лишь наметить контуры решения этой проблемы. Скалярно-гравитационная волна в пятимерной теории гравитации и электромагнетизма является продольно-поперечной в отличие от чисто поперечной гравитационной волны в ОТО. Поэтому она может являться переносчиком ударной волны, возникающей на заключительной стадии коллапса и ответственной за явление расширение оболочки сверхновой. Кроме того, при взаимодействии такой ударной волны с такими объектами, как Солнце и Земля могут оказаться существенными эффекты воздействия ударной нелинейной волны в присутствии сильного гравитационного поля, аналогичные воздействию морской гравитационной волны от землетрясений при выходе на побережье (цунами), когда амплитуда волны увеличивается на порядок. Не случайно, по-видимому, Солнце является лучшим детектором таких волн.
В целом можно сказать, что ОТО, несмотря на всю ее красоту и совершенство, впервые проявила пределы своего применения при расчете потери энергии при взрывах сверхновых, уступая дорогу не менее красивой и совершенной пятимерной теории гравитации и электромагнетизма, совершенствованию которой в том числе и Эйнштейн отдал значительную часть своей жизни.

О возможности экспериментального обнаружения скалярного излучения

Скалярное поле естественным образом появляется в пятимерной теории гравитации и электромагнетизма Калуцы, как дополнительная компонента гравитациоонно-электромагнитного многообразия. Так называемые теории Калуцы-Клейна являются в настоящее время одним из основных инструментов теоретиков в попытке объединить гравитационные, электрослабые и сильные взаимодействия. В работе автора была проведена оценка скалярного излучения при гравитационном коллапсе в теории Калуцы, и было показано, что она близка к тому, что было зафиксировано гравитационными антеннами в группах Амальди и Вебера от сверхновой SN1987А.
Используя принятую при расчетах константу связи гравитационного и скалярного полей, в работах автора было показано, что поток скалярного излучения от взрыва сверхновой 1054 г., на месте которой образовалась Крабовидная туманность, был столь велик, что привел к изменению ускорения Луны, по отношению к Земле, и к изменению скорости вращения Земли, что выразилось в так называемом сдвиге второй производной лунной элонгации. Никакие другие теории, по мнению специалистов, не в состоянии объяснить подобный сдвиг.
Оценки потока энергии скалярного излучения при гравитационном коллапсе, соответствующем предполагаемой вспышке Сириуса В, одной из ближайшей к Солнечной системе звездной системе, был столь велик, что мог привести к упоминаемым в мифологиях различных народов землетрясениям.
Все эти соображения приводят к осознанию, что такое скалярное излучение является естественным элементом не только микро- и мегамира, но и нашего макромира. Возникает вопрос: нельзя ли попытаться зафиксировать такое излучение?
Известно, что термоядерные взрывы имеют много общего со взрывом сверхновых звезд. До вспышки сверхновой SN1987А более менее общепризнанным был следующий сценарий взрыва сверхновых звёзд. Кроме массивного железного ядра, существовала мантия из кислорода и углерода, окружённая в свою очередь водородной оболочкой.
По мере выгорания углерода и кислорода процесс сжатия ядра ускоряется. При плотности 107 г/см3 и температуре в несколько миллионов градусов начинают в большом количестве образовываться нейтринные пары и свободно уходят из ядра, в связи с чем происходит его охлаждение, давление уменьшается и нарушается гидростатическое равновесие, приводящее к коллапсу. Но в процессе сжатия при возрастании температуры поток нейтринных пар резко увеличивается, что приводит к имлозии – взрыву во внутрь звезды. Продолжительность его оценивается несколькими долями секунды.
Прекращение коллапса такой огромной массы ведёт к переходу коллосальной кинетической энергии в тепловую с температурой до 1012К и плотностям до 1014 г/см3. В работе ещё М. Бербридж, Дж. Бербриджа, Фаулера и Хойла [18] была предложена следующая схема взрыва вызванного имплозией. Обращённая ударная волна, проходя через кислородно-углеродную мантию вызывает в ней ядерные реакции с выделением тепла. Таким образом, ударная волна превращается в детонационную волну. Для звезды массой 20М выделяемая энергия могла составить 1050 – 1052 эрг при сгорании кислородной оболочки массой от 0,1 до 10 М.
В работе Колгейта и Уайта [19] был предложен нейтринный механизм образования ударной волны в оболочке звезды. Ударная волна образуется в результате депозиции – переноса энергии от ядра, испытывающего коллапс, к оболочке с помощью нейтрино на поздних стадиях имплозии. В результате того, что оболочка ядра становится достаточно плотной, чтобы поглощать нейтрино, в веществе непосредственно за границами ядра генерируется ударная волна, которая и приводит к вспышке сверхновой. В целом нейтрино могут уносить до 99% общей энергии вспышки сверхновой.
Общий обзор взрывного нуклеосинтеза в звёздах был сделан Арнеттом [20], где он, в частности, рассмотрел возможность взрывного детонационного горения углерода при плотности вырожденного ядра около 109 г/см3 и кремния.
По оценкам время распространения ударной волны от центра звезды до внешней границы должно было составлять 1 час, ещё 1,5 час было необходимо для возрастания блеска до »12m для голубого гиганта.
После взрыва SN1987А эти и другие возможные сценарии остались под большим вопросом. Как известно, в момент 2ч 52мин мирового времени были зафиксированы первые нейтрино. Именно в это время сработала и гравитационная антенна в Италии. Спустя почти пять часов в 7 ч 36 мин была зафиксирована вторая нейтринная вспышка. Спустя ещё три часа в 10 ч 40 мин астрономы зафиксировали резкое увеличение яркости одной из звёзд в Большом Магеллановом Облаке.
Срабатывание гравитационной антенны в момент имплозии указывает на то, что всякие сценарии излучения гравитационных волн от взрыва сверхновой в моделях с несимметричным коллапсом [17], распадением нейтронной звезды на фрагменты и т. д., должны быть отброшены, поскольку тогда гравитационный импульс был бы зафиксирован значительно позже момента имплозии и прихода первых нейтрино.
Кроме того, в обзоре В. С. Имшенника и Д. К. Надеждина [21] ситуация с двумя пучками нейтрино резюмировалась следующим образом: «Что касается вопроса превращения первоначального коллапса ядра звезды в его взрыв – выброс оболочки звезды – то он остался нерешённым».
Аналогично в недавней статье К.А. Постнова и М. Е. Прохорова [22] говорилось: «Подчеркнём, что сегодня не известно, какой именно из механизмов (или какое их сочетание) на самом деле вызывает сброс оболочки сверхновых II типа. Одного нейтринного механизма, по-видимому, недостаточно».
Это становится особенно очевидно при взрыве красных гигантов, которые приводят к образованию белых карликов, а нейтринное излучение не играет при этом столь существенной роли, но при этом по-прежнему образуются ударные волны, приводящие к образованию планетарных туманностей.
Исходя из того, что термоядерная детонационная волна играет определённую роль во взрыве сверхновых звёзд, попытаемся оценить потоки скалярного излучения при термоядерных взрывах в земных условиях.
При таком взрыве заряда мощностью 20 килотонн тринитротолуола согласно справочным данным выделяется энергия 2·1010 ккал или 8·1020 эрг. Для заряда мощностью 200 мегатонн энергия составит 8·1024 эрг.
Принимая, как и в случае взрывов сверхновых звезд, что скалярное излучение составляет 1% от общей энергии взрыва, получим, что на расстояниях 1 км и 10 км регистрируемые потоки энергии скалярного излучения должны составлять для заряда 20 килотонн соответственно ~6·109 эрг и ~6·107 эрг, что вполне в пределах чувствительности современных гравитационных детекторов. Для заряда мощностью 200 мегатонн такие же потоки будут регистрироваться соответственно на расстояниях 100 км и 1000 км.
Обнаружение такого излучения имело бы важное значение в проблеме защиты Земли от астероидов. Как известно, в настоящее время из поражающих факторов термоядерного взрыва в космосе ни один не является существенным при поражении астероидов. Обнаружение скалярного излучения даёт шанс в борьбе с астероидами. Действительно, ударная волна от бомбы в 200 мегатонн скалярного излучения соответствует ударной волне от ядерного заряда в 2 мегатонны на Земле.

Список литературы:

1. Брюшинкин С.М. Единая геометрическая теория гравитации и электро­магнетизма. Космологические решения: Препринт ИАЭ-4739/1. — М., 1988.
2. Гуревич Л.Э., Дынкин С.Д. - ЖЭТФ, 1972, т. 63, № 8, с. 369.
3. Владимиров Ю.С. Системы отсчета в теории гравитации. — М.: Энергоатомиздат, 1982.
4. Брюшинкин С.М. Единая геометрическая теория гравитации и электро­магнетизма. II Сверхслабые гравитационные электромагнитные и скалярные поля: Препринт ИАЭ-4594/1. — М., 1988.
5. Grifols J.A., Masso E., Peris S. – Phys. Lett. B, 1988, vol. 207, N 4,
p. 493.
6. Amaldi E., et al. Preprint Departamento di Fisica dell Universita Roma. March, 1987.
7. Амальди Э., Пиццела Г. - В кн.: Астрофизика, кванты и теория относи­тельности. — М.: Мир, 1982.
8. Рис М., Руффини Р., Уилер Дж. Черные дыры, гравитационные волны и космология. — М.: Мир, 1977.
9. Дикке Р. – В кн.: Гравитация и относительность. – М., Мир, 1965.
10. Болт Б. Землетрясения. – М. Мир, 1981.
11. Солнечные данные, 1987, N1–3, 1988, N1–12.
12. Эдди Дж. А. Исторические свидетельства солнечной активности. В кн.: Поток энергии Солнца и его измерения. – М. Мир, 1980.
13. R.R.Newton. Astronomical evidens conserning nongravitational forces in Earth - Moon system. Astrofhys. and Space Sci. 1972. 16, p. 179-200.
14. R.R.Newton. The secular acceleration of Earth`s spin. Geophys. j.
R. astr. Soc., 1985, 80, p. 313-328.
15. Л.П.Грищук. Гравитационно-волновая астрономия. 156, с.
297, УФН.
16. В.К.Кравчук, В.Н.Руденко, О.Е.Старовойт. Корреляционный анализ
гравитационных и сейсмических возмущений в период вспышки
сверхновой 1987А. Физика Земли, N9, с. 57-65, 1995.
17. М.В.Сажин, С.Д.Устюгов, В.М. Чечеткин. Гравитационное
излучение при взрывах сверхновых звезд. Письма ЖЭТФ, т. 64, N11-12, 1996.
18. E.M. Burbidge, G.R. Burbidge, W.A. Fowler, F. Hoyle, Synthesis of the elements in stars, Rev. Mod. Phys. 29, 547, 1957.
19. S.A. Colgate, R.H. White, The hydrodynamic behavior of supernova explosions. Astrophys. J., 143, 626, 1966.
20. W.D. Arnett, On supernova hydrodynamics, Astrophys. J., 153, 343, 1968.
21. В.С. Имшенник, Д.К. Надеждин. Гидродинамическая теория и основы физической классификации вспышек сверхновых звёзд. Совр. пробл. физики и эвол. звёзд., Наука, 1989.
22. К.А. Постнов, М.Е. Прохоров, Связь наблюдаемого распределения масс компактных звёзд с механизмом вспышек сверхновых. Астроном. жур. т. 78, N 11, с. 1025-1033, 2001.
22. С.М.Брюшинкин. Земное эхо космических бурь. Химия и жизнь –
XXI век., N 6, 1998.
23. С.М. Брюшинкин. Эхо «сверхновых» бурь. 1. Воздействие взрывов
сверхновых на Солнце и Землю. Дельфис, N 2 (18), 1999. Воздействие
взрывов сверхновых на вращение Земли. Дельфис, N 3 (19), 1999.