引力いんりょく坍缩

恆星こうせい的てき引力いんりょく坍縮

引力いんりょく坍缩（英文えいぶん：Gravitational collapse）是これ天体てんたい物理ぶつり学がく上うえ恒星こうせい或ある星ほし际物质在ざい自身じしん物ぶつ质的引力いんりょく作用さよう下向げこう内ない塌陷的てき过程，产生这种情じょう况的原因げんいん是ぜ恒星こうせい本身ほんみ不能ふのう提供ていきょう足あし够的作用さよう力りょく以平いたいら衡自身じしん的てき引力いんりょく，从而无法继续维持原はら有ゆう的てき流体りゅうたい静せい力学りきがく平衡へいこう，引力いんりょく使し恒星こうせい物ぶつ质彼此拉近きん而产生せい坍缩。在天ざいてん文学ぶんがく中ちゅう，恒星こうせい形成けいせい或ある衰亡すいぼう的てき过程都会とかい经历相しょう应的引力いんりょく坍缩。特とく别地，引力いんりょく坍缩被ひ认为是ぜIb和わIc型がた超新星ちょうしんせい以及II型がた超新星ちょうしんせい形成けいせい的てき机つくえ制せい，大だい质量恒星こうせい坍缩成なり恆星こうせい黑くろ洞ほら时的引力いんりょく坍缩也有やゆう可能かのう是ぜ伽とぎ玛射线暴的てき形成けいせい机つくえ制せい之の一いち。至いたり今いま人じん们对引力いんりょく坍缩在ざい理り论基础上还不十分ふじゅうぶん了解りょうかい，很多细节仍然没ぼつ有ゆう得え到いた理り论上的てき完かん善ぜん阐释。由よし于在引力いんりょく坍缩中ちゅう很有可能かのう伴とも随ずい着ぎ引力いんりょく波は的てき释放，通つう过对引力いんりょく坍缩进行计算机つくえ数すう值模拟以预测其释放的てき引力いんりょく波は波形なみかた是ただし当とう前まえ引力いんりょく波は天文学てんもんがく界かい研究けんきゅう的てき课题之の一いち。

恒星こうせい形成けいせい中ちゅう的てき引力いんりょく坍缩

参まいり见：恒星こうせい形成けいせい

恒星こうせい形成けいせい于星际间尘埃和わ气体构成的てき巨きょ型がた星ほし云うん，这些星ぼし云うん中ちゅう的てき粒子りゅうし通常つうじょう状じょう态下以高速そく随ずい机つくえ运动，彼此ひし间的引力いんりょく不足ふそく以将它们压缩到一いち起おこり。但ただし当とう外界がいかい条件じょうけん（例れい如临近ちか的てき超新星ちょうしんせい爆ばく发或者しゃ其他激げき变事件じけん的てき发生）允まこと许时，这些星ぼし云うん被ひ足あし够强的てき压力压缩以至于引力りょく能のう够克服こくふく这些粒子りゅうし的てき运动使し它们彼此ひし靠もたれ拢。于是星ぼし云うん开始引力いんりょく坍缩的てき过程，并且其速度そくど越来ごえく越えつ快かい，由ゆかり于角すみ动量守恒もりつね的まと制せい约最终从原ばら先さき庞大的てき星ほし云うん中分なかぶん离出许多小しょう的てき但ただし更さら致密的てき星ほし云うん，这一过程也经常称作引力凝聚（gravitational condensation）。这些星ぼし云うん继续在ざい自身じしん的てき引力いんりょく作用さよう下か发生坍缩，同どう时坍缩的能のう量りょう不断ふだん转化成かせい星ぼし云うん的てき内うち能のう，在ざい星ほし云うん内部ないぶ产生向こう外的がいてき辐射压，这个辐射压能够通过平衡へいこう向こう内的ないてき引力いんりょく逐渐减缓并最终停止ていし引力いんりょく坍缩。当とう辐射压与引力いんりょく彼此ひし平衡へいこう时，星ほし云うん坍缩为一个具有一定密度的球体，这被称しょう作さく原はら恒星こうせい。原はら恒星こうせい的てき周しゅう围仍然しか充たかし斥着厚あつ重おも的てき星ほし际气体たい和わ尘埃。天文学てんもんがく家か已やめ经观测到部分ぶぶん引力いんりょく凝聚ぎょうしゅう的てき过程，但ただし这一过程还没有得到全面的了解。

一个约大于1/10倍ばい太ふとし阳质量的りょうてき原げん恒星こうせい能のう够具有ぐゆう足あし够高的てき温度おんど和わ密度みつど发生氢核聚变，从而能のう够演化か为主しゅ序じょ星ぼし，在ざい主しゅ序じょ星ぼし阶段提供ていきょう恒星こうせい辐射压的主要しゅよう来き源げん就是这种氢核聚变。而小于这一质量的原恒星只能形成褐矮星ぼし或ある次じ恒星こうせい天体てんたい，它们不能ふのう进行氢核聚变，但ただし有ゆう些可以进行ぎょう氘核聚变；更さら小しょう的てき原げん恒星こうせい只ただ有ゆう成なり为行くだり星ぼし的てき可能かのう，正せい如太ふとし阳系中なか的てき大だい行くだり星ぼし那な样。

恒星こうせい衰亡すいぼう中ちゅう的てき引力いんりょく坍缩

参まいり见：恒星こうせい演えんじ化か

我わが们主要よう详细讨论恒星こうせい衰亡すいぼう中ちゅう的てき引力いんりょく坍缩过程，这发生せい在ざい恒星こうせい演えんじ化か的てき最さい后きさき阶段。由よし于支持しじ恒星こうせい的てき辐射压来自じ于恒星ぼし内部ないぶ轻元素げんそ到いた重じゅう元素げんそ的てき聚变而产生せい的てき热量，当とう恒星こうせい的てき核かく燃料ねんりょう消耗しょうもう殆尽后きさき，恒星こうせい的てき温度おんど会かい逐渐冷却れいきゃく，辐射压从而逐渐不能ふのう平衡へいこう恒星こうせい自身じしん的てき引力いんりょく而产生せい坍缩，而恒星こうせい的てき半径はんけい会かい逐渐减小。从物理ぶつり上じょう研究けんきゅう引力いんりょく坍缩的てき基もと础是广义相しょう对论，因いん此我们考虑如下か的てき恒星こうせい模型もけい。

恒星こうせい的てき相しょう对论模型もけい

参まいり见：托たく尔曼-奥本おくもと海かい默だま-沃尔科か夫おっと方かた程ほど

由よし于一个理想化的恒星是各かく向こう同性どうせい的てき球体きゅうたい，它的引力いんりょく场应该也是ぜ球たま对称的てき，我わが们考虑一个一般化的定态球对称度ど规：

$ds^{2}=-e^{2\alpha (r)}dt^{2}+e^{2\beta (r)}dr^{2}+r^{2}d\Omega ^{2}\,$

这里$\alpha (r)\,$和わ$\beta (r)\,$都みやこ是ただし一般いっぱん化か的てき函数かんすう，它们只ただ与あずか恒星こうせい引力いんりょく场的径みち向こう分量ぶんりょう$r\,$有ゆう关。

将はた这个引力いんりょく场与恒星こうせい本身ほんみ物ぶつ质建立こんりゅう联系的てき是ぜ爱因斯坦场方程ほど：

$G_{\mu \nu }=R_{\mu \nu }-{\frac {1}{2}}Rg_{\mu \nu }=8\pi GT_{\mu \nu }\,$

其中爱因斯坦张量$G_{\mu \nu }\,$可か由よし度ど规的形式けいしき直ちょく接写せっしゃ成なり

$G_{tt}={\frac {1}{r^{2}}}e^{2(\alpha -\beta )}\left(2r\partial _{r}\beta -1+e^{2\beta }\right)\,$

$G_{rr}={\frac {1}{r^{2}}}\left(2r\partial _{r}\alpha +1-e^{2\beta }\right)\,$

$G_{\theta \theta }=r^{2}e^{-2\beta }\left[\partial _{r}^{2}\alpha +\left(\partial _{r}\alpha \right)^{2}-\partial _{r}\alpha \partial _{r}\beta +{\frac {1}{r}}\left(\partial _{r}\alpha -\partial _{r}\beta \right)\right]\,$

$G_{\phi \phi }=\sin ^{2}\theta G_{\theta \theta }\,$

如果星ほし体たい为一理想りそう流体りゅうたい模型もけい，则这一いち模型もけい的てき能のう量りょう-动量张量为

$T_{\mu \nu }=\left(\rho +p\right)U_{\mu }U_{\nu }+pg_{\mu \nu }\,$

其中$\rho \,$是ぜ理想りそう流体りゅうたい的てき能のう量りょう密度みつど，$p\,$实际是ぜ星ほし体たい的てき辐射压力，由ゆかり于星体たい的てき各かく向こう同性どうせい它们都と只ただ是ぜ径みち向こう坐すわ标$r\,$的てき函数かんすう；而$U_{\mu }\,$是これ四よん维速度そくど，由ゆかり于它应该是ぜ类时的てき，应该满足$U^{\mu }U_{\nu }=-1\,$的てき关系，因いん此根据すえ度ど规的形式けいしき可か得え到いた

$U_{\mu }=\left(e^{\alpha },0,0,0\right)\,$

将はた这一形式けいしき代入だいにゅう能のう量りょう-动量张量得え到いた

$T_{\mu \nu }={\begin{pmatrix}e^{2\alpha }\rho &&&\\&e^{2\beta }p&&\\&&r^{2}p&\\&&&r^{2}\left(sin^{2}\theta \right)p\end{pmatrix}}$

由よし此我们可以得到いた独立どくりつ分量ぶんりょう的てき爱因斯坦方かた程ほど，$tt\,$分量ぶんりょう为

${\frac {1}{r^{2}}}e^{-2\beta }\left(2r\partial _{r}\beta -1+e^{2\beta }\right)=8\pi G\rho \,$

$rr\,$分量ぶんりょう为

${\frac {1}{r^{2}}}e^{-2\beta }\left(2r\partial _{r}\alpha +1-e^{2\beta }\right)=8\pi Gp\,$

$\theta \theta \,$分量ぶんりょう为

$e^{-2\beta }\left[\partial _{r}^{2}\alpha +\left(\partial _{r}\alpha \right)^{2}-\partial _{r}\alpha \partial _{r}\beta +{\frac {1}{r}}\left(\partial _{r}\alpha -\partial _{r}\beta \right)\right]=8\pi Gp\,$

由よし于$\phi \phi \,$分量ぶんりょう和わ$\theta \theta \,$分量ぶんりょう只ただ差さ一いち个系数すう，两者是ぜ关联的てき，无需单独列れつ出で$\phi \phi \,$分量ぶんりょう的てき方かた程ほど。

注意ちゅうい到いた$tt\,$分量ぶんりょう的てき方かた程ほど中ちゅう只ただ含$\beta \,$和わ$\rho \,$，因いん此建立こんりゅう一いち个新函数かんすう$m(r)\,$并做如下代だい换

$m(r)={\frac {1}{2G}}\left(r-re^{2\beta }\right)\,$

从而有ゆう

$e^{2\beta }=\left[1-{\frac {2Gm(r)}{r}}\right]^{-1}\,$

代入だいにゅう度ど规得到いた

$ds^{2}=-e^{2\alpha (r)}dt^{2}+\left[1-{\frac {2Gm(r)}{r}}\right]^{-1}dr^{2}+r^{2}d\Omega ^{2}\,$

可か见度规的分量ぶんりょう$g_{rr}\,$具有ぐゆう史ふみ瓦かわら西にし度ど规的てき一般いっぱん化か形式けいしき，但ただし对于分量ぶんりょう$g_{tt}\,$而言，爱因斯坦方かた程ほど变为如下形式けいしき：

${\frac {dm}{dr}}=4\pi r^{2}\rho \,$

考こう虑边界かい条件じょうけん，这个最さい简单的てき微分びぶん方かた程ほど的てき解かい是ぜ

$m(r)=4\pi \int _{0}^{r}\rho \left(r^{\prime }\right)r^{\prime 2}dr^{\prime }\,$

对于半径はんけい为$R\,$的てき星ほし体たい，可知かち$m(R)\,$就是星ほし体たい的てき（史ふみ瓦かわら西にし）质量$M\,$，即そく

$M=m(R)=4\pi \int _{0}^{R}\rho (r)r^{2}dr\,$

而$m(r)\,$的てき物理ぶつり意い义似乎就是ぜ对星体内たいない部ぶ的てき能のう量りょう密度みつど在ざい半径はんけい$r\,$的てき范围内ない积分，亦また即そく这一范围内的星体质量。不ふ过，如果我わが们考虑在度ど规定义下的てき空そら间积分ぶん，积分的てき体からだ元もと应该由よし下か式しき给出

${\sqrt {\gamma }}d^{3}x=e^{\beta }r^{2}\sin \theta drd\theta d\phi \,$

其中$\gamma \,$是ぜ由よし度ど规的空そら间分量りょう给出的てき张量：

$\gamma _{ij}dx^{i}dx^{j}=e^{2\beta }dr^{2}+r^{2}d\theta ^{2}+r^{2}\sin ^{2}\theta d\phi ^{2}\,$

因いん此对空そら间的体たい积分应为

${\begin{aligned}{\bar {M}}&=4\pi \int _{0}^{R}\rho (r)r^{2}e^{\beta (r)}dr\\&=4\pi \int _{0}^{R}{\frac {\rho (r)r^{2}}{\left[1-{\frac {2Gm(r)}{r}}\right]^{1/2}}}dr\end{aligned}}$

这种差さ异在物理ぶつり上じょう是ぜ由よし于引力りょく的てき存在そんざい所しょ导致的てき度ど规变化か而产生せい的てき，因いん此它实际上じょう来き源げん于星体たい内部ないぶ物ぶつ质彼此间的てき引力いんりょく相互そうご作用さよう，总体上表じょうひょう现为星ほし体たい内在ないざい的てき束たば缚能量りょう，即そく$E_{B}={\bar {M}}-M>0\,$，它表示ひょうじ了りょう将星しょうせい体内たいない部ぶ的てき物ぶつ质打散ち后きさき抛ほう到いた无限远处所しょ需要じゅよう的てき能のう量りょう。

对于$rr\,$分量ぶんりょう的てき爱因斯坦方かた程ほど，如果用よう$m(r)\,$表示ひょうじ可か写うつし为

${\frac {d\alpha }{dr}}={\frac {Gm(r)+4\pi Gr^{3}\rho }{r[r-2Gm(r)]}}\,$

考こう虑星体たい的てき能のう量りょう-动量守恒もりつね：$\nabla _{\mu }T^{\mu \nu }=0\,$，由ゆかり于$T^{\mu \nu }\,$和わ度ど规形式しき的てき关系，只ただ有ゆう$\nabla _{r}T^{rr}\,$这一项是不平庸为零的。仅保留ほりゅう这一项后由动量-能のう量りょう守恒もりつね关系得え到いた

$(p+\rho ){\frac {d\alpha }{dr}}=-{\frac {dp}{dr}}\,$

将はた这一方程与上面得到的$rr\,$分量ぶんりょう的てき爱因斯坦方かた程合ほどあい并消去しょうきょ$\alpha (r)\,$，从而得え到いた

${\frac {dp}{dr}}=-{\frac {(\rho +p)\left[Gm(r)+4\pi Gr^{3}p\right]}{r[r-2Gm(r)]}}\,$

这一方いっぽう程ほど叫さけべ做托たく尔曼-奥本おくもと海かい默だま-沃尔科か夫おっと方かた程ほど，或ある简单地ち称しょう作さく恒星こうせい的てき流体りゅうたい静せい力学りきがく平衡へいこう方かた程ほど。由よし于$m(r)\,$和わ$\rho (r)\,$直接ちょくせつ相しょう关，这个方かた程ほど揭示けいじ了りょう星ほし体たい的てき能のう量りょう密度みつど与あずか辐射压力之の间的联系。同どう时我们还需要じゅよう星ほし体たい的てき状じょう态方程ほど来らい确定一颗恒星所处的状态，通常つうじょう情じょう况下辐射压力是能これよし量りょう密度みつど和わ熵的てき函数かんすう。这里我わが们只考こう虑熵很小可か以忽略りゃく的てき状じょう态，另外对于天体てんたい系けい统而言ごと，状じょう态方程ほど通常つうじょう具有ぐゆう幂指数すう的てき形式けいしき，从而有ゆう

$p=K\rho ^{\gamma }\,$

这里$K\,$和わ$\gamma \,$都みやこ是ただし常数じょうすう。

在ざい一个简单的理想模型中，恒星こうせい可か以是一个不可压缩的理想流体，从而它的能のう量りょう密度みつど在ざい恒星こうせい内部ないぶ总是常数じょうすう，而在外部がいぶ总是零れい，即そく

$\rho (r)={\begin{cases}\rho ,&r<R\\0,&r>R\end{cases}}$

根ね据すえ积分关系可か以进一いち步ほ得え到いた$m(r)\,$的てき形式けいしき

$m(r)={\begin{cases}{\frac {4}{3}}\pi r^{3}\rho ,&r<R\\{\frac {4}{3}}\pi R^{3}\rho =M,&r>R\end{cases}}$

将はた这个函数かんすう的てき形式けいしき代入だいにゅう流体りゅうたい静せい力学りきがく平衡へいこう方かた程ほど并对$r\,$积分就得到いた了りょう压力$p(r)\,$：

$p(r)=\rho \left[{\frac {R{\sqrt {R-2GM}}-{\sqrt {R^{3}-2GMr^{2}}}}{{\sqrt {R^{3}-2GMr^{2}}}-3R{\sqrt {R-2GM}}}}\right]\,$

再さい将しょう它代入だいにゅう$rr\,$分量ぶんりょう的てき爱因斯坦方かた程ほど，从而可か得え到いた度たび规分量りょう$g_{tt}=-e^{2\alpha (r)}\,$的形まとがた式しき：

$e^{\alpha (r)}={\frac {3}{2}}\left(1-{\frac {2GM}{R}}\right)^{1/2}-{\frac {1}{2}}\left(1-{\frac {2GMr^{2}}{R^{3}}}\right)^{1/2},\qquad r<R\,$

从压力りょく的てき表ひょう达式$p(r)\,$中ちゅう看み出で当とう$r\,$越えつ小しょう即そく越えつ接近せっきん恒星こうせい内部ないぶ中心ちゅうしん压力就越大だい。当とう$r=0\,$时，恒星こうせい中心ちゅうしん的てき压力为

$p(0)=\rho \left[{\frac {R{\sqrt {R-2GM}}-R{\sqrt {R}}}{R{\sqrt {R}}-3R{\sqrt {R-2GM}}}}\right]\,$

当とう$M={\frac {4}{9G}}R\,$时这个表达式的てき值为无穷大だい，而任何なん大だい于这个值的てき质量$M\,$在ざい广义相しょう对论中ちゅう都と没ぼつ有ゆう对应的てき定てい态解。也就是ぜ说，当とう我わが们将一颗超过这个质量的恒星压缩到给定的半径$R\,$之これ内ない后きさき，这颗恒星こうせい会かい不断ふだん地ち坍缩直ちょく到いた形成けいせい一いち个恆星こうせい黑くろ洞ほら。实际上じょう，任にん何なん定てい态的球だま对称星ほし体たい的てき质量都と受到$M<{\frac {4}{9G}}R\,$这个关系的てき制せい约。

这种坍缩可能かのう会かい因いん费米简并压力的てき存在そんざい而停止ていし，即そく由よし于泡あわ利り不ふ相あい容よう原理げんり的てき存在そんざい，恒星こうせい的てき任意にんい两个电子都と拒こばめ绝继续接近せっきん，这种因いん电子简并压力而获得とく支ささえ撑自身じしん引力いんりょく的てき星ほし体たい即そく是これ白しろ矮星。而有些星体たい的てき质量过大以至超ちょう过了钱德拉ひしげ塞ふさが卡极限げん（1.4倍ばい太ふとし阳质量りょう），电子的てき简并压力不足ふそく以平いたいら衡向内ない的てき引力いんりょく坍缩，此时恒星こうせい的てき半径はんけい会かい进一いち步ほ减小，电子和わ质子合ごう并产生せい中子なかご和わ中ちゅう微ほろ子こ，这一过程叫做不可逆βべーた衰おとろえ变。最さい终中微ほろ子こ全部ぜんぶ飘散，恒星こうせい坍缩成なり一颗依靠中子简并压力平衡引力并且典型半径只有10千せん米まい的てき中子なかご星ぼし。中子なかご星ぼし的てき光度こうど非常ひじょう低ひく，但ただし常常つねづね具有ぐゆう高速こうそく的てき角すみ动量和わ高だか强度きょうど的てき磁场，这样的てき中子なかご星ぼし被ひ称しょう作さく脉冲星ぼし，最早もはや于1967年ねん被ひ发现。脉冲星ほし所しょ释放的てき电磁脉冲具有ぐゆう高度こうど的てき方向ほうこう性せい和わ规律性せい。关于描述中子なかご星ぼし的てき状じょう态方程ほど人じん们至今こん还并未み完全かんぜん了解りょうかい，但ただし普遍ふへん认为质量过大的てき中子なかご星ほし没ぼつ有ゆう一个稳定的态，它会在ざい引力いんりょく的てき作用さよう下か持じ续坍缩为一いち个黑くろ洞ほら，这个临界条件じょうけん（大だい约在3-4倍ばい太ふとし阳质量りょう）叫さけべ做奥本おくもと海かい默だま-沃尔科か夫おっと极限。

II型がた超新星ちょうしんせい的てき引力いんりょく坍缩

参まいり见：II型がた超新星ちょうしんせい

II型がた超新星ちょうしんせい是ぜ大だい质量恒星こうせい引力いんりょく坍缩的てき结果。尽つき管かん相しょう关的理り论研究けんきゅう已やめ经长达三さん十じゅう余よ年ねん，以及对超新星ちょうしんせいSN 1987A的てき观测取得しゅとく了りょう相当そうとう宝たから贵的成果せいか，在ざい超新星ちょうしんせい引力いんりょく坍缩的てき理り论研究けんきゅう中ちゅう仍有很多部分ぶぶん和わ细节完全かんぜん没ぼつ有ゆう弄ろう清楚せいそ，它们坍缩的てき细节有ゆう可能かのう彼此ひし之の间存在そんざい很大差さ异。一般认为质量在9倍ばい太ふとし阳质量りょう以上いじょう大だい质量恒星こうせい在ざい核かく聚变反はん应的最さい后きさき阶段会かい产生铁元素的すてき内ない核かく，其内核かく的てき坍缩速度そくど可か以达到いた每秒まいびょう七なな万まん千せん米まい（约合0.23倍ばい光速こうそく），这个过程会かい导致恒星こうせい的てき温度おんど和わ密度みつど发生急きゅう剧增长。内うち核かく的てき这一能いちのう量りょう损失过程终止于向外がい简并压力与あずか向こう内うち引力いんりょく的てき彼此ひし平衡へいこう。在ざい光ひかり致蜕变的てき作用さよう下か，γがんま射い线将はた铁原子げんし分解ぶんかい为氦原子核げんしかく并释放中子なかご，同どう时吸收きゅうしゅう能のう量りょう；而质子こ和わ电子则通过电子俘获过程（不ふ可逆かぎゃくβべーた衰おとろえ变）合ごう并，产生中子なかご和わ逃逸的てき中ちゅう微ほろ子こ。

在ざい一いち颗典型がた的てきII型がた超新星ちょうしんせい中ちゅう，新しん生成せいせい的てき中子なかご核かく的てき初はつ始はじめ温度おんど可か达一千せん亿开尔文ぶん，这是太ふとし阳核心こころ温度おんど的てき6000倍ばい。 如此高だか的てき热量大だい部分ぶぶん都と需要じゅよう被ひ释放，以形成けいせい一颗稳定的中子星，而这一过程能够通过进一步的中微子释放来完成。这些“热”中ちゅう微ほろ子こ构成了りょう涵盖所有しょゆう味あじ的中てきちゅう微ほろ子こ-反はん中ちゅう微ほろ子こ对，并且在ざい数量すうりょう上じょう是ぜ通どおり过电子こ俘获形成けいせい的中てきちゅう微ほろ子こ的てき好こう几倍。大だい约10⁴⁶焦こげ耳みみ的てき引力いんりょく能のう量りょう——约占星ほし体たい剩余じょうよ质量的てき10%——会かい转化成かせい持じ续时间约10秒びょう的中てきちゅう微ほろ子こ暴，这是这场事件じけん的てき主要しゅよう产物 。中ちゅう微ほろ子こ暴会带走内ない核かく的てき能のう量りょう并加速そく坍缩过程，而某些中微ほろ子こ则还有ゆう可能かのう被ひ恒星こうせい的てき外そと层物质吸收きゅうしゅう，为其后きさき的てき超新星ちょうしんせい爆ばく发提供ていきょう能のう量りょう 。

内うち核かく最さい终会坍缩为一个直径约为30千せん米まい的てき球体きゅうたい，而它的てき密度みつど则与一个原子核的密度相当，其后坍缩会かい因いん核かく子こ间的强つよ相互そうご作用さよう以及中子なかご简并压力突然とつぜん终止。向むこう内ない坍缩的てき物ぶつ质的运动由よし于突然しか被ひ停止ていし，物もの质会发生一定いってい程度ていど的てき反はん弹，由ゆかり此会激げき发出向しゅっこう外がい传播的てき激げき波は。计算机つくえ模も拟的结果指出さしで这种向こう外そと扩散的てき激げき波は并不是ぜ导致超新星ちょうしんせい爆ばく发的直接ちょくせつ原因げんいん ；实际上じょう在ざい内ない核かく的てき外そと层区域くいき由よし于重元素げんそ的てき解体かいたい导致的てき能のう量りょう消耗しょうもう，激げき波は存在そんざい的てき时间只ただ有ゆう毫秒量りょう级 。这就需要じゅよう存在そんざい一种尚未了解的过程，能のう够使内ない核かく的てき外そと层区域くいき重おも新しん获得大だい约10⁴⁴焦こげ耳みみ的てき能のう量りょう，从而形成けいせい可か见的爆ばく发。当とう前まえ的てき相しょう关研究けんきゅう主要しゅよう集中しゅうちゅう在ざい对于作さく为这一过程基础的中微子重新升温、自じ旋和磁场效こう应的组合研究けんきゅう。

当とう原始げんし恒星こうせい的てき质量低てい于大约20倍ばい太ふとし阳质量りょう（取と决于爆ばく炸的强度きょうど以及爆ばく炸后回かい落的物ぶつ质总量りょう），坍缩后きさき的てき剩余じょうよ产物是ぜ一いち颗中子なかご星ぼし；对于高だか于这个质量的りょうてき恒星こうせい，剩余じょうよ质量由よし于超过奧本おくもと海かい默だま-沃爾科か夫おっと極限きょくげん，会かい继续坍缩为一个黑洞ほら（这种坍缩有ゆう可能かのう是ぜ伽とぎ玛射线暴的てき产生原因げんいん之の一いち，并且伴とも随ずい着ぎ大量たいりょう伽とぎ玛射线的放出ほうしゅつ在ざい理り论上也有やゆう可能かのう产生再さい一いち次じ的てき超新星ちょうしんせい爆ばく发），理り论上出で现这种情形がた的てき上限じょうげん大だい约为40-50倍ばい太ふとし阳质量りょう。对于超ちょう过50倍ばい太ふとし阳质量的りょうてき恒星こうせい，一般认为它们会跳过超新星爆发的过程而直接坍缩为黑洞，不ふ过这个极限げん由よし于模型がた的てき复杂性せい计算起おこり来らい相当そうとう困こま难。但ただし据すえ最近さいきん的てき观测显示，质量极高的てき恒星こうせい（～150倍ばい太ふとし阳质量りょう）在ざい形成けいせいII型がた超新星ちょうしんせい时很可能かのう不ふ需要じゅよう铁核的てき存在そんざい，而其爆ばく发可能かのう具有ぐゆう另一种完全不同的理论机制。

引力いんりょく坍缩中ちゅう的てき引力いんりょく辐射

由よし于超新星ちょうしんせい的てき引力いんりょく坍缩并不是ぜ高度こうど对称的てき，这一点已经在对超新星SN 1987A的てき观测中ちゅう得え到いた证实超新星ちょうしんせい的てき爆ばく发很有ゆう可能かのう是ぜ一いち种重要じゅうよう的てき引力いんりょく波は源みなもと，按照不ふ同情どうじょう况可分ぶん为三さん类。

在ざい超新星ちょうしんせい引力いんりょく坍缩开始后きさき形成けいせい中子なかご星ぼし的てき最初さいしょ期き（～0.1秒びょう），这个新生しんせい的てき中子なかご星ぼし处于高度こうど不ふ稳定的てき对流状じょう态，同どう时它也是高温こうおん并且是非ぜひ球だま对称的てき，处于一いち种“沸にえ腾”的てき状じょう态。这种沸にえ腾能够使中心ちゅうしん炽热的てき核かく物ぶつ质（～10¹²开尔文ぶん）上じょう升ます到いた中子なかご星ぼし的てき表面ひょうめん，并被表面ひょうめん的てき中ちゅう微ほろ子こ流ながれ冷却れいきゃく。理り论上这一过程中ちゅう非ひ对称的てき中子なかご星ぼし的てき自じ转会产生相当そうとう微弱びじゃく的てき并具有ぐゆう周期しゅうき性せい的てき引力いんりょく辐射。据すえ推测，这个过程中ちゅう可能かのう会かい产生大概たいがい在ざい10个周期き上じょう的てき引力いんりょく波は，频率在ざい100赫兹左右さゆう，强度きょうど在ざい$3\times 10^{-22}(30\mathrm {kpc} /r)\,$的まと量りょう级（$r\,$是ぜ超新星ちょうしんせい到いた地球ちきゅう的てき距离）。这类事件じけん由よし于有炽热的中てきちゅう微ほろ子こ流りゅう的てき存在そんざい，可か以由中ちゅう微ほろ子こ探さがせ测器与あずか引力いんりょく波は探さがせ测器进行相しょう关符合ふごう测量。

在ざい超新星ちょうしんせい的てき引力いんりょく坍缩过程中ちゅう，转动会かい使し坍缩的てき内ない核かく逐渐变得扁平へんぺい，从而开始发生引力いんりょく辐射。如果内ない核かく的てき角すみ动量足あし够小以至于离心力りょく不足ふそく以使坍缩在ざい内ない核かく达到原子核げんしかく的てき密度みつど之の前ぜん就停下か，那な么内核かく的てき坍缩、反はん弹以及之后きさき发生的てき振ふ荡很有ゆう可能かのう是ぜ轴对称しょう的てき。因よし此这期き间会产生一种持续时间很短且无周期性的引力波的突发信号（burst），并伴随ずい有ゆう电子俘获和わ中ちゅう微ほろ子こ输运的てき过程。但ただし引力いんりょく辐射的てき波形なみかた和かず振幅しんぷく都と很难从理论上预测，现在只ただ有数ゆうすう值模拟的方法ほうほう。这种突发信号しんごう可能かのう频带很宽，中心ちゅうしん频率在ざい1千せん赫兹；或ある者もの有ゆう可能かのう是ぜ在ざい200赫兹到10千赫兹之间任意一个频率的周期性啁啾信号しんごう。理り论上估计如果其发射的しゃてき能のう量りょう要よう大だい于0.01倍ばい太ふとし阳质量りょう，现在的てき地面じめん探さがせ测器则有可能かのう观测到发生在ざい室しつ女おんな座ざ星ほし系けい团之これ内ない的てき这类事件じけん。但ただし事こと实上数すう值模拟的结果显示这部分ぶぶん引力いんりょく辐射的てき能のう量りょう非常ひじょう少しょう，一般认为辐射能量不会超过超新星总质量的$10^{-6}\,$，相あい应的强度きょうど在ざい$3\times 10^{-21}(30\mathrm {kpc} /r)\,$的まと量りょう级之下か，这对于现在ざい的てき地面じめん引力いんりょく波は探さがせ测器LIGO和わVIRGO而言将はた无法探さがせ测到本ほん星ほし系けい群ぐん以外いがい的てき此类事件じけん。

如果在ざい坍缩过程中内なかうち核かく的てき角かく动量足あし够大以至于它能のう使し坍缩在ざい内ない核かく达到原子核げんしかく的てき密度みつど之の前ぜん就停下か，则这过程中ちゅう产生的てき动态不ふ稳定性せい有ゆう可能かのう破やぶ坏内核かく的てき轴对称しょう性せい。内うち核かく有ゆう可能かのう形成けいせい一种自转的棒状结构，并有可能かのう碎裂成なり更さら多大ただい质量的てき碎块。这个过程所しょ形成けいせい的てき引力いんりょく波は强度きょうど有ゆう可能かのう可か以与双そう中子なかご星ぼし旋近时的引力いんりょく波は强度きょうど相しょう媲美。这种强度きょうど的てき引力いんりょく波は信号しんごう可か以被现在的てきLIGO和わVIRGO探さがせ测至室しつ女おんな座ざ星ほし系けい团之内ない（超新星ちょうしんせい爆ばく发几率りつ为每年まいとし几次），并有可能かのう在ざい下した一代探测器中延伸到超新星爆发几率为每年几万次的范围。

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