Astronomía

Desde el estallido original, la fracción de masa estelar aún sobrevive en la secuencia principal

Desde el estallido original, la fracción de masa estelar aún sobrevive en la secuencia principal


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Supongamos que todas las estrellas de esta galaxia nacieron en un solo evento de explosión de fusión importante hace aproximadamente 10 Gyr. A partir de esta explosión original, quiero calcular la fracción de masa estelar que aún sobrevive como estrellas en la secuencia principal. Para esto, tengo que usar un Salpeter IMF, y un rango de formación estelar entre 0.1 y 120 masas solares.

Lo que he hecho es partir de Salpeter IMF: $$ Phi (m) text {d} m = Phi_ {0} , m ^ {- 2.35} $$

con $$ Phi_ {0} $$ una normalización constante.

A partir de esto, me integro de $$ m_ {1} = 0.1 , text {M} _ { odot} $$ a $$ m_ {2} = 120 , text {M} _ { odot} $$

$$ N (0,1

Este resultado depende del valor de $$ Phi_ {0} $$ y no sé cómo lidiar con eso para conseguir $$ N (0,1<> ?

Además, parece que tengo que tener en cuenta la edad del evento de explosión de una fusión importante (10 Gyr).

A partir de estos 2 principios, ¿cómo podría calcular la fracción de estrellas que sobreviven en la secuencia principal?

Cualquier ayuda es bienvenida, Saludos.


Cuando estas calculando fracciones, en lugar de números absolutos, el valor de $ Phi_0 $ lo hace no importa, ya que será un factor multiplicador tanto en el numerador como en el denominador.

Has obtenido (casi, ver más abajo) una expresión para el denominador de tu fracción.

El numerador se encuentra calculando una integral equivalente desde su límite inferior hasta un límite superior que, en cambio, está definido por las estrellas de la secuencia principal más longevas que todavía están "vivas", es decir, aquellas con una vida útil igual a la edad de nuestra Galaxia.

Finalmente, se le pidió que encontrara la fracción de masa estelar que sobrevive, no la fracción de estrellas. La masa estelar que existe entre dos intervalos de masa es $$ M_ * = int_ {m_1} ^ {m_2} m Phi (m) dm $$


Pérdida de masa estelar

¿Es una estrella Wolf-Rayet la precursora de una supernova? Este es todavía un asunto controvertido. Parece que la supernova histórica subluminada, Cas A, que explotó aparentemente sin previo aviso en el siglo XVII, fue una de estas estrellas. Probablemente fue un WO sobre la base de las abundancias observadas en los filamentos ópticos y la falta de hidrógeno en la eyección. Si bien son extremadamente enérgicos, los choques de las estrellas WO no tienen mucha materia superpuesta a medida que transitan la envoltura estelar, por lo que el material expulsado se enfría rápidamente sin producir una onda expansiva ópticamente brillante. La supernova normal de Tipo II surge de una etapa menos evolucionada de la estrella, por ejemplo, una supergigante roja o azul. En estas estrellas, las envolturas son masivas y permanecen calientes y luminosas durante mucho más tiempo, casi un año, antes de que se vuelvan ópticamente delgadas y se enfríen rápidamente. La meseta larga observada en la curva de luz SN II normal se atribuye generalmente a esta estructura de envoltura. Por lo tanto, la etapa que precede a una supernova está configurada por la tasa de pérdida de masa estelar, por lo que aún queda un trabajo considerable por hacer sobre los mecanismos impulsores de ese fenómeno antes de que se puedan dar respuestas definitivas a las preguntas relativas a las etapas de evolución de la presupernova. . Al menos un tipo de explosión de rayos γ puede resultar de las hipernovas, en las que el impacto que se propaga a través del viento WR libera hasta 10 52 erg.

La apariencia precisa de la superficie estelar en la etapa de formación del núcleo de Fe sigue siendo una cuestión muy debatida. Debido al papel que juega la pérdida de masa en las etapas finales de la evolución estelar, la estrella puede terminar como una estrella azul o roja al final de su vida. Las estrellas Wolf-Rayet son candidatas para el estado final de presupernova. Sin embargo, debe recordarse que el precursor de SN1987A en el LMC fue una supergigante B3, y los cálculos del modelo muestran que para un 15 a 25 METRO estrella se forma el núcleo de hierro mientras que la estrella es una supergigante roja. Claramente, las etapas finales de las estrellas masivas son un área fructífera para el trabajo futuro.

La formación de núcleos sucesivamente más pesados ​​por fusión no puede continuar más allá de la formación de Fe. La energía de enlace de este núcleo es la mayor posible para un isótopo estable, por lo que el procesamiento posterior solo puede conducir a la destrucción del núcleo. Se trata de reacciones endoérgicas que privan a la estrella de su energía gravitacional y producen la rápida desintegración de los núcleos. El enfriamiento procede a través de la emisión de neutrinos, que es lo suficientemente rápida como para que la estrella no pueda ajustarse cuasiestáticamente a las pérdidas de energía y comience a contraerse dinámicamente. La formación de Fe es, por tanto, el principio del fin de una estrella masiva. Después de esta etapa, solo son posibles el colapso dinámico y la consiguiente explosión de supernova.


Resumen

Presentamos una perspectiva cósmica sobre la búsqueda de vida y examinamos el número probable de civilizaciones comunicantes inteligentes extraterrestres (CETI) en nuestra galaxia utilizando la información astrofísica más reciente. Nuestro cálculo involucra historias de formación de estrellas galácticas, distribuciones de metalicidad y la probabilidad de que las estrellas alberguen planetas similares a la Tierra en sus zonas habitables, bajo supuestos específicos que describimos como condiciones Astrobiológicas Copernicanas Débiles y Fuertes. Estos supuestos se basan en la única situación en la que se sabe que existe vida inteligente y comunicativa: en nuestro propio planeta. Este tipo de vida se ha desarrollado en un entorno rico en metales y ha tardado aproximadamente 5 Gyr en hacerlo. Investigamos el posible número de civilizaciones CETI en base a diferentes escenarios. En un extremo está el escenario Copernicano Astrobiológico Débil, tal que un planeta forma vida inteligente en algún momento después de los 5 Gyr, pero no antes. El otro es el escenario Copernicano Astrobiológico Fuerte en el que la vida debe formarse entre 4.5 y 5.5 Gyr, como en la Tierra. En el escenario Strong (bajo el más estricto conjunto de supuestos), encontramos que debería haber al menos civilizaciones dentro de nuestra Galaxia: este es un límite inferior, basado en el supuesto de que la vida media, L, de una civilización comunicante es de 100 años (ya que sabemos que nuestra propia civilización ha tenido comunicaciones por radio para este tiempo). Si se distribuye uniformemente por toda la Galaxia, esto implicaría que el CETI más cercano está como máximo a un año de distancia y muy probablemente alojado por una estrella enana M de baja masa, probablemente superando con creces nuestra capacidad para detectarla en el futuro previsible, y haciendo interestelar. comunicación imposible. Además, la probabilidad de que las estrellas anfitrionas de esta vida sean estrellas de tipo solar es extremadamente pequeña y la mayoría tendrían que ser enanas M, que pueden no ser lo suficientemente estables para albergar vida en escalas de tiempo largas. Además, exploramos otros escenarios y explicamos el número probable de CETI que hay dentro de la Galaxia basándonos en variaciones de nuestras suposiciones.

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Gran muerte estelar masiva

El destino de las estrellas de gran masa es bastante diferente al de las de baja masa. A primera vista, podría pensar que con más masa vivirán más tiempo, pero no, son solo consumidores de combustible. Como tal, las estrellas masivas (tipos O y B en la secuencia principal) tendrán una vida muy corta. Para tener una buena idea de cómo muere una estrella de gran masa, veamos por lo que pasa una estrella realmente grande.

Las estrellas muy masivas también son muy luminosas, por lo que tienden a tener vientos estelares muy fuertes (ya que esto está relacionado con su producción de energía). Debido a esto, es posible que tengan mucho gas a su alrededor que fue expulsado hace mucho tiempo. A veces es fácil ver estas nubes de gas, a veces no. Al igual que otras cosas de eyección de masa que ya hemos visto, el material puede arrojarse de varias maneras, siendo las más comunes el flujo de salida bipolar y los anillos. La Figura 1 muestra varias etapas diferentes en el ciclo de vida de las estrellas, todas en una ubicación conveniente.

Figura 1. Una imagen del telescopio espacial Hubble que muestra estrellas en varias etapas de sus vidas. La región inferior derecha (1) es una nube de gas a partir de la cual se forman las estrellas. Cerca del centro (2) hay un grupo de estrellas de secuencia principal. Arriba ya la izquierda de ellos hay una gran estrella (3) en proceso de morir. La estrella masiva ya ha expulsado un anillo de material, así como material en una dirección bipolar. En cierto modo, esta imagen es como un retrato familiar que muestra a los miembros más jóvenes y mayores de una familia. Crédito de la imagen: Wolfgang Brandner (JPL / IPAC), Eva K. Grebel (Univ. Washington), You-Hua Chu (Univ. Illinois Urbana-Champaign) y NASA.

A veces, el flujo de salida es aún más enérgico y, a veces, confuso para los astrónomos. Algunas estrellas de tipo O muy masivas tienen vientos tan fuertes que pueden arruinar por completo sus evoluciones; pierden tanta masa que debes tener eso en cuenta en tus cálculos al tratar de averiguar cómo vivirán sus vidas estas estrellas. Debido a esta incertidumbre, nos cuesta mucho predecir lo que hará una estrella muy masiva o incluso tratar de averiguar qué pudo haber hecho una de ellas en el pasado. Las imágenes de dos de estos objetos se muestran en la Figura 2. Una estrella masiva observada recientemente (con el emocionante nombre de WOH G64) ha perdido tanto material que se ha formado un anillo grueso y polvoriento alrededor. Esta estrella está muy lejos, en otra galaxia de hecho, por lo que no es posible ver fácilmente el anillo, pero su presencia es revelada por espectros y otros instrumentos. Puedes aprender sobre esta estrella masiva aquí. A pesar de que ha perdido mucho material, WOH G64 sigue siendo unas 1500 veces más ancho que el Sol.

Figura 2. Dos estrellas muy masivas con episodios de pérdida de masa muy extremos. A la izquierda está la estrella WR124, una estrella masiva que expulsa material a velocidades de 100,000 millas / h. Cada gota de gas que expulsa tiene una masa de más de 30 veces la de la Tierra. A la derecha está la estrella inusual Eta Carina. En realidad, la estrella está enterrada en el centro de las dos burbujas, que se cree que provienen de una erupción que ocurrió en 1847. Siga este enlace para ver cómo se formaron las burbujas. Durante este estallido se expulsaron las dos burbujas y un disco de material que se puede ver entre las burbujas. La velocidad del material en este caso es del orden de 1,5 millones de millas / h. Créditos de imagen: Yves Grosdidier (Universidad de Montreal y Observatoire de Strasbourg), Anthony Moffat (Universitie de Montreal), Gilles Joncas (Universite Laval), Agnes Acker (Observatoire de Strasbourg), Jon Morse (Universidad de Colorado) y NASA.

Todos estos grandes episodios de pérdida masiva son solo un adelanto de lo que eventualmente sucederá con estas estrellas. Estas estrellas son más masivas que el límite para entrar en las etapas de la nebulosa planetaria, por lo que los escenarios de muerte de las estrellas masivas siguen caminos muy diferentes. ¿Qué tan grande puede ser una estrella? No estamos exactamente seguros, pero hay un límite en la cantidad de material que puede unirse para formar una sola estrella, y estimaciones conservadoras lo sitúan en alrededor de 150 masas solares. Sin embargo, en 2010, los astrónomos del Very Large Telescope en Chile anunciaron el descubrimiento de una estrella que puede tener una masa que actualmente es 265 veces la masa del Sol. ¡Lo realmente sorprendente de esta estrella, con el lindo nombre R136a1, es que comenzó con una masa de aproximadamente 320 masas solares! Por lo tanto, probablemente tuvo algunos episodios graves de pérdida masiva en su vida. En caso de que se lo pregunte, esta estrella ni siquiera está en nuestra galaxia, sino en una galaxia vecina.

Veremos el ciclo de vida de una estrella de 25 masas solares para ver qué le sucede a una de estas grandes bestias. Es más masivo, por lo que puede pasar por más etapas de combustión que una estrella de baja masa. Puede encender los elementos más masivos debido al mayor calentamiento gravitacional en el núcleo (más masa significa más gravedad). Cada etapa de quema lleva menos tiempo. Los datos de la tabla adjunta son de Chieffi, Limongi y Straniero (1998) basados ​​en su modelo de computadora para tal estrella.

Proceso de fusión Principales productos Fusion Duración del proceso de fusión
H Él 6 millones de años
Él C, O 700.000 años
C Ne, O 1000 años
Nordeste O 9 meses
O S, Si, Ar 4 meses
Si Fe, Cr 1 día

Cuando la estrella está quemando hidrógeno, está en la secuencia principal. Todas las demás etapas de combustión posteriores tienen la estrella fuera de la secuencia principal y en el área del diagrama H-R poblada por Supergigantes. Las estrellas simplemente evolucionan a través de estas diversas etapas de combustión mientras son supergigantes, a veces supergigantes azules, a veces supergigantes amarillas y, a veces, supergigantes rojas, por lo que deambularán de un lado a otro por la parte superior del diagrama H-R durante estas etapas posteriores. Si hace clic aquí, puede ver algunos caminos evolutivos de tales estrellas. La región en la que habitan las supergigantes no es una ubicación claramente definida en el diagrama H-R, pero es básicamente la parte superior donde la luminosidad es muy alta.

Eche un vistazo a los números de la columna de la derecha. ¿Por qué cada etapa es más corta que la etapa anterior? Hay dos razones

  • Hay menos combustible disponible en cada etapa. Después de todo, las estrellas están compuestas originalmente principalmente de hidrógeno y helio, por lo que todo el resto del material proviene en su mayor parte de etapas de combustión anteriores. Solo una fracción de la estrella original está formada por elementos más pesados ​​que el hidrógeno y el helio que se utilizan en las últimas etapas de combustión.
  • Hay menor eficiencia en los procesos de quemado posteriores. Se libera menos energía cuando los elementos más pesados ​​se están fusionando, por lo que la estrella necesita quemar ese material a un ritmo mayor para producir suficiente energía para sostener la estructura de la estrella (para mantener cosas como el equilibrio hidrostático y térmico).

Así que ahora estas estrellas masivas moribundas serán vistas como Supergigantes Rojas o Supergigantes azules, dependiendo de qué tan calientes o fríos estén. Debido a su gran radio, también tienden a ser extremadamente luminosos. ¿Qué tan grandes pueden llegar a ser los radios? En 2005, los astrónomos descubrieron varias supergigantes rojas con radios que eran mucho más grandes que el de Betelgeuse (que se muestra arriba): ¡estas estrellas tenían radios que son aproximadamente 1500 veces el del Sol! Para ver qué tan grandes son realmente estas estrellas, solo eche un vistazo aquí. Obviamente, con las capas externas tan estiradas, la fusión que se está produciendo en lo profundo del núcleo no será visible para nadie. A pesar de que las estrellas como esta parecen estar en las últimas etapas de sus vidas, solo podemos ver lo que está sucediendo en la superficie, no lo que realmente está sucediendo en el núcleo. ¡Por supuesto que el núcleo es la parte interesante!

Eventualmente, el núcleo de la estrella masiva se verá como una cebolla gigante, con el material más denso en el medio y el material de menor densidad en la parte superior. Cada cáscara de la cebolla tendrá una pequeña cantidad de fusión todavía, pero la energía que se está produciendo en este punto es bastante patética.

Se han estado quemando todo tipo de elementos, y ahora llegamos al último elemento en arder, el hierro (Fe). ¿Quema? Seguro que lo hace, pero a un costo. Mientras que los procesos de fusión anteriores liberaban energía, la quema de hierro consume energía. La energía que debería usarse para sostener la estrella, en cambio, se dedica a quemar el hierro. ¿Es esto un problema? ¡Puedes apostar tu ojal a que es! La fusión de hierro consume energía, por lo que no hay suficiente energía para ayudar a sostener la estrella. Sin apoyo, la gravedad llega y aprieta el núcleo. ¿Qué pasa cuando aprietas cosas? Hace más calor. El núcleo de hierro se calienta más y comienza a quemarse más rápido, lo que hace que se absorba más energía, lo que elimina más soporte contra la gravedad, lo que hace que el núcleo se comprima más y se caliente más, lo que hace que el hierro se queme más rápido, lo cual. Creo que te haces una idea.

El núcleo de la estrella colapsa durante la etapa de combustión del hierro (ya que nada lucha contra la gravedad), que toma solo aproximadamente 1/4 de segundo. El proceso de colapso encoge el núcleo al tamaño de la Tierra. Se vuelve muy denso, hasta el punto de la degeneración electrónica (recuerde, así es como es una enana blanca). ¿Se detendrá el colapso? No, ya que el núcleo es más masivo que el límite de Chandrasekhar (el núcleo de hierro tiene aproximadamente 1,5 masas solares en este caso). La masa del núcleo es demasiado para el límite de Chandrasekhar, por lo que la degeneración de electrones no detendrá el colapso, continuará. La gravedad sigue aplastando a la estrella hasta que alcanza el punto en el que las piezas de átomos se aplastan. Esto no es algo fácil de hacer, pero como los protones (p + ) y electrones (e - ) se golpean juntos forman neutrones (norte) y neutrinos (), que se pueden escribir como

Esta reacción tiene sentido, porque combinas lo positivo y lo negativo juntos y, al final, obtienes cosas neutrales. Toda esta compresión y movimiento atómico da como resultado que el núcleo de la estrella termine como una gran bola de neutrones. En este punto, el colapso se puede detener degeneración de neutrones (10 14 g / cc es la densidad de dicho material). La degeneración de neutrones es mucho más extrema que la degeneración de electrones: mayor densidad, reglas físicas más extremas, etc. Debido a la degeneración, la estrella no se volverá más densa mientras la degeneración de neutrones pueda sostenerla. En el caso de que la degeneración no pueda sostenerlo, terminará con un agujero negro, más sobre esto más adelante.

El núcleo que termina como una bola de material degenerado por neutrones se llama Estrella neutrón. Se trata de una estrella tan pequeña y compacta que una estrella de neutrones de 1,5 masas solares tendría sólo unos 20 km de tamaño. Piense en eso: ¡un objeto más masivo que el Sol, solo del tamaño de una gran ciudad! Sería increíblemente denso, 10 14 g / cc. Esto es algo así como la densidad que obtendría si tomara 100 portaaviones y los aplastara hasta el tamaño de un terrón de azúcar. ¡Intenta poner eso en una taza de té!

En aproximadamente 1/4 de segundo, el núcleo ha sido aplastado, dando como resultado una estrella de neutrones, que en la mayoría de los casos tiene solo unas pocas masas solares en tamaño. ¿Qué pasa con el resto de la estrella? Recuerde, el núcleo de la estrella de neutrones en este punto es solo una pequeña parte de la masa total, por lo que todavía debe tener cuidado con algunas masas solares que se encuentran más allá del núcleo de la estrella.

El núcleo colapsó muy rápidamente de un tamaño cercano al del Sol a solo unos 20 km, por lo que hay un hueco en el soporte del resto de la estrella. ¿Qué apoyo? - ¡NO HAY SOPORTE! Nada detiene el resto de la estrella. Esto es como cuando el Coyote corre por un acantilado y no se cae de inmediato, al menos no hasta que se da cuenta de que está por el acantilado. Las capas externas de la estrella no saben realmente que les han cortado las piernas por un momento, pero una vez que lo hagan, tenga cuidado. Las capas superiores caerán sobre el núcleo degenerado de neutrones ultradenso y el material se calentará hasta unos 5 mil millones de grados. Esta alta temperatura y la correspondiente alta presión generarán una increíble cantidad de energía. La energía que se genera por el impacto de las capas externas en el núcleo es enorme. Esta energía que se produce aquí en este pequeño intervalo de tiempo es la misma cantidad que la emitida por el Sol durante toda su vida (10 mil millones de años).Esta enorme energía reprimida se libera en una explosión masiva que volará las capas externas; básicamente, la estrella explota. Así es como se produce una supernova. Esta pequeña animación muestra una supergigante azul colapsando rápidamente y luego explotando como una supernova.

  • La explosión destruye casi toda la masa de la estrella. Lo que queda atrás puede tener solo unas pocas masas solares de tamaño, aunque en el caso de un agujero negro puede ser más grande.
  • El núcleo que queda tiene la forma de una estrella de neutrones o un agujero negro.
  • Se libera una gran cantidad de energía, por lo que estas cosas son muy brillantes. Una supernova produce la cantidad de energía equivalente a una galaxia completa (miles de millones de estrellas) y puede permanecer brillante durante bastante tiempo, semanas o meses, dependiendo de la distancia. Incluso ha habido supernovas que fueron visibles durante el día.
  • La fusión del hierro y la enorme cantidad de energía del colapso de la estrella son tan grandes que se produce la fusión de elementos aún más pesados. Todos los elementos más masivos que el hierro requieren enormes cantidades de energía para formarse, ya que, como el hierro, sus procesos de fusión consumen energía. Una supernova es lo único que tiene energía de sobra para la fusión de los elementos pesados, por lo que esta es la única forma en que se pueden hacer estas cosas. Todo el cobre, zinc, níquel, oro, plata, mercurio y otros elementos hasta el uranio se producen en supernovas (estos incluyen los elementos números 27 a 92 en la tabla periódica). La NuSTAR El satélite de rayos X ha estado estudiando la distribución química del material de una supernova que ocurrió hace solo unos cientos de años, algo de este material todavía es radiactivo.
  • Durante la formación de la estrella de neutrones se produce la liberación de neutrinos, que en ocasiones pueden detectarse. Recuerde, hay detectores de neutrinos que actualmente están trabajando para detectar neutrinos del Sol y estos detectores también pueden detectar neutrinos de supernovas.
  • La explosión produce una gran onda de choque. La onda de choque puede viajar a través del espacio y comprimir nubes de gas, lo que conducirá a la formación de nuevas estrellas. Esto puede ayudar a explicar por qué la formación de estrellas a gran escala puede continuar, ya que las estrellas grandes mueren con relativa rapidez, generalmente cerca del lugar donde nacieron. Si uno muere en una supernova cerca del lugar de su formación (cerca de una Nube Molecular Gigante), la onda de choque de la explosión puede encender nuevos episodios de formación estelar en el GMC. La muerte de una estrella puede dar lugar al nacimiento de muchas más. Observaciones recientes del Spitzer El telescopio parece respaldar este escenario, con una región de formación estelar que se encuentra cerca de una probable supernova; puede ver un esquema del evento aquí. Algunas personas incluso han relacionado la explosión de supernovas con cosas en la Tierra, como cambios climáticos o varios grandes eventos de extinción, pero esas son solo teorías.

Las estrellas masivas son bastante raras, por lo que, en promedio, solo ocurre una supernova en una galaxia cada siglo.

Ahora voy a complicar un poco las cosas. En realidad, hay dos tipos principales de supernovas. Uno es el tipo que acabo de describir, el otro ocurre cuando una enana blanca está cerca de su límite de masa (el viejo límite de Chandrasekhar = 1.4 masas solares) y se empuja por encima de este límite cuando se le arroja demasiada masa, generalmente en un binario sistema. Es posible que desee refrescar su memoria en lo que respecta a las novas en el conjunto de notas anterior. Si la estrella enana blanca en el sistema binario es realmente grande (cerca de 1,4 masas solares), en lugar de convertirse en nova cuando se le arroja masa, será demasiado masiva para sostenerse y puede convertirse en una supernova. También existe la teoría de que si tienes dos enanas blancas en un sistema binario y chocan, se convertirá en una supernova de tipo I. De cualquier manera, la enana blanca termina siendo demasiado masiva y colapsa sobre sí misma. Dado que hay dos tipos de supernovas muy diferentes, y tienen que ser distinguibles, y lo son, principalmente porque el objeto que explota en cada caso es muy diferente (estrella masiva contra enana blanca). Para distinguir entre los dos tipos, se dan las siguientes designaciones

  • Supernova Tipo Ia - una enana blanca que atraviesa el límite de Chandrasekhar
  • Supernova Tipo II - una estrella masiva colapsando y luego explotando cuando comienza la fusión de hierro

En general, las supernovas de Tipo Ia son más brillantes en aproximadamente dos magnitudes que las de Tipo II. Debería saber la distancia a la supernova si desea utilizar el brillo como una forma de categorizarlo, por lo que no es un buen método. Afortunadamente, es posible diferenciar las dos supernovas observando sus espectros. El objeto que se convierte en supernova es bastante diferente en cada caso, por lo que el espectro de cada tipo de supernova es distinto. Una enana blanca es el núcleo quemado de una estrella muerta, por lo que está compuesta principalmente de cosas como carbono, oxígeno, nitrógeno, etc., pero no mucho hidrógeno. Una estrella masiva, por otro lado, todavía está compuesta principalmente de hidrógeno, por lo que cuando explote, su espectro estará lleno de hidrógeno. Es bastante fácil distinguir los dos tipos de supernovas sin conocer sus distancias. Notará que si sabe qué tipo de supernova tiene, puede usar su brillo máximo típico (de la Figura 5 anterior) y la magnitud aparente que observa para obtener su distancia.

Una supernova de Ia muy inusual es 2006gz. Este tiene un espectro como un Ia 'regular', pero era más brillante de lo normal. También tenía demasiado carbono y silicio, lo que llevó a algunos astrónomos a especular que en realidad se trataba de una colisión de dos enanas blancas. También se ha propuesto que 2006gz provenía de una enana blanca límite super-Chandrasekhar, una enana blanca anormalmente grande. Hasta ahora no sabemos la respuesta a esta pregunta inusual, pero muestra que a veces suceden cosas muy extrañas. También hubo un estudio reciente del Chandra observatorio que parecía indicar que la mayoría de las supernovas de tipo Ia son en realidad producidas por la fusión de dos enanas blancas, en lugar de una sola estrella. Entonces, hasta que se encuentre más evidencia (porque así es como se hace la ciencia), solo tendremos que usar la frase general "enana blanca que supera el límite de masa", lo que podría ocurrir debido a razones muy diferentes.

Deberías preguntarte a ti mismo ¿Por qué es 'Ia'? ¿Por qué no llamarlo simplemente "yo"?. Buena pregunta. Una supernova de tipo I tiene muy poco hidrógeno en los espectros, pero a veces no se debe a que la estrella que explotó fuera una enana blanca. Hay otras dos supernovas de tipo I, con los nombres sorprendentemente originales de Ib y Ic. Se cree que ambos provienen de estrellas de gran masa que han volado la mayor parte de sus capas externas, por lo que no queda mucho hidrógeno en sus espectros. La principal diferencia entre Ib e Ic es si queda helio: un Ic no tiene helio en su espectro, mientras que un Ib todavía tiene algo de helio. Tanto el Ib como el Ic son más débiles que un Ia, y un poco raros ya que solo provienen de estrellas muy masivas. A diferencia de las estrellas masivas involucradas en la supernova de tipo II, estas han perdido demasiada masa para tener una gran explosión. Generalmente cuando hablamos de supernovas de tipo I, nos referimos a las de tipo Ia.

Recientemente, los astrónomos han descubierto que hay algunas supernovas que podrían describirse mejor como super-supernovas, pero ese es un nombre algo tonto. El termino hipernovas Se ha propuesto para estas explosiones extremas. Existe un poco de debate sobre qué sucede exactamente durante una hipernova, ya que esta es una idea relativamente nueva y la mayoría de ellas solo se ha observado que ocurren a distancias muy grandes. Una opción es que una estrella muy masiva (más de 30 masas solares, posiblemente hasta 150 masas solares) que previamente había estado perdiendo masa, eventualmente colapse sobre sí misma, cause una explosión masiva y eventualmente forme un agujero negro. Otra opción es la fusión de estrellas inusuales, como dos estrellas de neutrones, que resulta en una explosión masiva (aprenderá más sobre las estrellas de neutrones en el siguiente conjunto de notas). Un efecto secundario de tal evento es la emisión de una gran cantidad de rayos gamma, que normalmente no se observan desde las estrellas. Ahora unos días como estallidos de rayos gamma se puede ver con el Rápido telescopio, y se han descubierto varias hipernovas posibles de esa manera, aunque no fue hasta después de que las miramos con otros telescopios, luz visible o telescopios de rayos X para estar seguros de su producción total de energía. La energía total de una hipernovas es generalmente 100 veces mayor que la energía emitida por las supernovas "normales". Actualmente, el poseedor del récord de la explosión estelar más poderosa es el objeto conocido como SN2006gy (sí, ese es un nombre poco convincente), que se observó en 2006 y tenía una producción de energía mayor que cualquier otra supernova. Aquí hay una comparación del brillo de este objeto a lo largo del tiempo con otras supernovas "normales". Esto es similar a la Figura 5 que se muestra arriba. Aquí hay una animación que muestra la explosión basada en los datos de rayos X y rayos gamma de la región que siguió a la explosión. Es interesante que haya dos grandes burbujas de material, que fueron desprendidas por SN2006gy antes de ocurrió la explosión. Esto es muy similar a lo que vemos hoy en Eta Carina (Figura 2), un objeto en nuestra propia galaxia que algún día podría estallar como una hipernova. Se cree que varias otras estrellas también tuvieron estallidos más pequeños antes de estallar en pedazos como supernova, ¡una especie de hipo antes de un gran eructo! Y en caso de que se preguntara cómo se perdió una explosión tan asombrosa en 2006, no se preocupe, no mucha gente la notó desde que SN2006gy ocurrió en una galaxia que está a unos 240 millones de años luz de distancia, por lo que apenas era visible, excepto con los telescopios más grandes.

Si bien la mayoría de los estallidos de rayos gamma son invisibles para nosotros (ya que los rayos gamma no pueden alcanzar la superficie de la Tierra), aún es posible "verlos", ya que la energía total emitida es enorme. Los estallidos de rayos gamma emiten luz en todas las longitudes de onda, no solo rayos gamma (recuerde que los objetos calientes emiten luz en muchas longitudes de onda aunque solo tienen un pico para su emisión). Entonces cuando el Rápido satélite observa una ráfaga, la ubicación se transmite a telescopios terrestres regulares, tanto de luz visible como de radio, en un esfuerzo por medir la salida de luz en tantas longitudes de onda como sea posible. En marzo de 2008, hubo un estallido de rayos gamma que fue tan poderoso y concentrado que podría haber sido visto a simple vista durante unos 15 segundos. ¡Eso es bastante impresionante considerando que el objeto que produjo el estallido estaba a unos 7.500 millones de años luz de distancia! Una explosión de rayos gamma en 2013 fue tan duradera y poderosa que batió récords de producción total. La explosión de 2013 duró horas, lo cual es muy inusual para tales eventos. Pero estaba a una gran distancia, por lo que no habrías notado nada.

Las supernovas son algo raras, por lo que los astrónomos solo pueden observar que ocurren en galaxias distantes. Actualmente, se observan alrededor de 200 o más supernovas cada año en otras galaxias; en 2003, se descubrieron casi 330 supernovas, algunas a casi mil millones de años luz de distancia. Si bien esto puede parecer correcto, el problema es que, dado que se trata de supernovas muy distantes, no hay muchos detalles visibles. En su mayor parte, los astrónomos pueden averiguar el tipo de supernova en una galaxia distante obteniendo un espectro, pero eso es todo. Los astrónomos a lo largo de los siglos han visto supernovas, algunas en nuestra propia galaxia, aunque en los viejos tiempos no sabían qué eran. Al observar los registros de varias culturas, los astrónomos han descubierto que algunos eventos astronómicos inusuales que desconcertaron a las personas en el pasado eran en realidad supernovas. Éstos son algunos de los más famosos:

  • 1054 d.C.- Astrónomos chinos y árabes observaron aparecer una nueva estrella en la constelación del toro Tauro; esta es una supernova muy importante y la encontraremos más adelante.
  • 1572 A. D. - Tycho Brahe hizo observaciones cuidadosas de uno en la constelación de Cassiopeia
  • 1604 A. D. - Johannes Kepler (y muchos otros) observaron uno en la constelación de Ophiuchus

La supernova de Kepler (como a veces se la llama) fue la última supernova que se observó que estalló en nuestra galaxia. No hemos visto una estrella convertirse en supernova en nuestra galaxia en unos 400 años, ¡hace mucho que necesitamos una! Por supuesto, es posible que hayan ocurrido otras supernovas en nuestra galaxia desde la de Kepler, pero pueden haber ocurrido en partes distantes de nuestra galaxia y no pudimos verlas. Como verá, existe una buena sospecha de que este es el caso.

Si bien hoy en día es difícil ver una supernova con gran detalle (ya que la mayoría están muy lejos), a veces es fácil encontrar el material sobrante de la explosión. Esto se debe a que no solo hay mucho material, sino que se mantiene relativamente caliente durante bastante tiempo. La nube de gas que quedó de la explosión de la supernova se conoce como Supernova Remnant (SNR). Como una explosión en un espectáculo de fuegos artificiales, la nube tarda mucho en desaparecer, aunque en el caso de una SNR, la nube puede permanecer durante miles de años.

Figura 7. Se muestran varios restos de supernova. A la izquierda está la Nebulosa del Cangrejo, el remanente de la Supernova observada por los astrónomos orientales en 1054 A. D. Esta imagen de luz visible es del Very Large Telescope. En el centro está el bucle Cygnus, visto por un telescopio de rayos X. Este es un remanente muy antiguo y también muy grande. La línea en la parte inferior derecha de la imagen es el ancho de la Luna Llena. A la derecha hay una imagen de rayos X del remanente que fue la supernova de Tycho (observada en 1572 A. D.). Si hace clic en las imágenes de Crab o Tycho, podrá ver la imagen de rayos X de Chandra de esos restos. (Créditos de las imágenes: VLT, ROSAT, MPE, NASA, NASA / CXC / ASU / J. Hester et al., NASA / CXC / Rutgers / J. Warren y J. Hughes et al.).

Estas no son solo cosas interesantes para observar, sino que pueden proporcionar información útil sobre las supernovas. Esto se hace midiendo la velocidad del gas y combinándolo con el tamaño del objeto. Hacer esto proporciona a los astrónomos la edad de la supernova (ya que velocidad = tamaño / tiempo desde la explosión). Aunque no hayamos visto la explosión, podemos estimar cuándo ocurrió. Muchas SNR que se ven hoy en día todavía están bastante calientes a pesar de que pueden haberse "disparado" hace cientos de años. A menudo tienen emisiones de rayos X, lo que nos dice que todavía están muy calientes. Las supernovas descritas anteriormente, como la observada en 1054 y las vistas por Kepler y Tycho, dejaron grandes nubes de gas en expansión. El que se ve en 1054 se puede observar hoy como un objeto llamado Nebulosa del Cangrejo (o, por su nombre de catálogo, M1).

Figura 8. Cas A, un remanente de supernova. La imagen de la izquierda es del radiotelescopio Very Large Array (NRAO). La imagen de la derecha es del telescopio de rayos X Chandra (NASA / CXC / MIT / UMass Amherst / M.D.Stage et al). Haga clic en cualquiera de las imágenes para ampliarla.

Una SNR bastante confusa es Cas A, una SNR en la constelación de Cassiopeia (de ahí proviene el "Cas" en su nombre). Esta es una fuente de radio muy potente, así como una fuente de rayos X potente (consulte la Figura 8). Obviamente todavía hace bastante calor. También es relativamente pequeño. La combinación de esta información con datos de velocidad y tamaño les dice a los astrónomos que este objeto explotó hace unos 300 años. ¡No hemos visto una supernova en nuestra galaxia desde hace unos 400 años! ¡De alguna manera, esta cosa explotó y nadie lo notó! También parece que nos perdimos otra supernova que era incluso más reciente, ¡hace solo 150 años o más! Desafortunadamente, estaba en una parte bastante desordenada de la galaxia, por lo que habría sido difícil de ver incluso si supiéramos que estaba sucediendo.

Otra buena SNR es la nebulosa de las encías. Esta es una gran nube de gas y es realmente grande porque es muy antigua. Se estima que este objeto explotó alrededor del año 10.000 a. C. No solo es bastante antiguo, sino que también está relativamente cerca. Teniendo esto en cuenta, cuando esta cosa explotó, ¡habría sido tan brillante como la Luna Llena!

Veamos qué tenemos hasta ahora. Los astrónomos pueden estudiar supernovas en otras galaxias, pero son tan lejanas y débiles que solo los telescopios más grandes que tenemos pueden ver la mayoría de ellas. Pueden estudiar los remanentes de supernovas para tratar de averiguar qué sucedió en el pasado cuando estas cosas explotaron. Eso es algo aburrido, ¿eh? No es todo el tiempo. En realidad, las cosas en la comunidad astronómica se pusieron bastante locas no hace mucho, el 23 de febrero de 1987, para ser exactos. Esa noche ocurrió el evento de su vida: Supernova 1987A, o SN 1987A para abreviar. Las supernovas se nombran por el año (1987 en este caso) y una letra por el orden en que ocurrieron en el año. La primera del año es A, la segunda es B, etc. En 1987, la primera supernova vista se denominó SN 1987A.

Figura 9. Supernovas 1987A: imagen de la supernova en su punto más brillante en la parte del cielo en la que apareció. En la parte superior izquierda de la imagen está la nebulosa Tarántula, una gran región H II. Estos objetos están en realidad a miles de años luz de distancia, alrededor de 160.000 años luz de hecho. Image ESO, haga clic en el enlace para ver la versión más grande de la imagen.

¿Cuál fue el problema con SN 1987A? Esta fue la primera supernova de visibilidad a simple vista observada desde 1604: ¡no se necesitaba un telescopio para verlo, así de brillante era! Si bien no ocurrió en nuestra galaxia, sino en una de nuestras galaxias vecinas (la Gran Nube de Magallanes es la galaxia en la que sucedió), todavía estaba lo suficientemente cerca como para que pudieran llevarse a cabo estudios detallados. La supernova fue descubierta, o quizás una palabra mejor es "notada" por Ian Shelton en la noche del 23 de febrero de 1987. Es muy probable que otros la vieran pero no la reconocieron por lo que era.

Cuando SN1987A se disparó, prácticamente todos los telescopios que pudieron observarlo se utilizaron para estudiarlo. Esto incluyó telescopios ubicados en países como Chile, Sudáfrica y Australia, principalmente porque la Gran Nube de Magallanes y la supernova son objetos muy australes. También se utilizaron satélites, incluido el satélite ultravioleta, IUE (que realizó más de 600 observaciones) y una variedad de cohetes que obtuvieron imágenes de rayos X. El telescopio espacial Hubble no estaba en órbita en ese momento, pero lo ha estado mirando desde entonces.

Figura 10. La variación de brillo de SN1987A a lo largo del tiempo. Este gráfico muestra miles de observaciones realizadas tanto por astrónomos profesionales como aficionados. La escala de tiempo en la parte inferior está en días, pero usa un sistema bastante extraño. El gráfico completo cubre un tiempo correspondiente a unos 3,3 años. La escala de magnitud está a los lados. Recuerde, lo más tenue que puede ver con sus ojos es de magnitud 6, por lo que SN1987A fue visible a simple vista durante aproximadamente un año. El gráfico es cortesía de la Asociación Estadounidense de Observadores de Estrellas Variables (AAVSO).

Otra ventaja adicional de esta supernova sobre otras que se están estudiando es que sabíamos qué objeto explotó.Esta zona del cielo está bastante bien estudiada, por lo que se hicieron muchos estudios estelares y se catalogó la estrella en cuestión, Sanduleak -69 202, y se conocieron sus características (color o temperatura y luminosidad) antes de que se convirtiera en supernova. ¿Por qué era tan importante? Sabíamos qué tipo de estrella explotó (temperatura, luminosidad, masa probable, composición, etc.), por lo que la información al respecto ayudó a los astrónomos a refinar los modelos informáticos de los eventos de supernova. La supernova fue brillante durante mucho tiempo (visible a simple vista durante aproximadamente un año), por lo que su evolución se siguió de cerca (y todavía se sigue) para ver si nuestras teorías sobre los remanentes de supernova son correctas. La velocidad a la que la supernova se iluminó y se desvanece también puede proporcionar información para varios modelos de computadora y puede compararse con otras supernovas.

El espectro de la explosión confirmó la producción de elementos pesados ​​(elementos más pesados ​​que el hierro). Esto se vio en la forma en que aparecían varios elementos y luego se descomponían con el tiempo. Esto estaba exactamente en línea con las teorías sobre la producción de elementos pesados, un buen ejemplo en el que las teorías que han existido durante mucho tiempo finalmente fueron apoyadas por observaciones. Además, midiendo la velocidad de expansión, podemos determinar la distancia a la galaxia Gran Nube de Magallanes de una manera muy precisa, algo que es muy difícil de hacer. Probablemente uno de los descubrimientos más emocionantes fue el de los neutrinos de la supernova. Todos esos detectores de neutrinos de todo el mundo se configuraron para buscar neutrinos del Sol. El día de la supernova, estos detectores prácticamente se inundaron de neutrinos. Por "inundado" me refiero a que detectaron quizás seis u ocho neutrinos, lo que se considera una inundación en comparación con el número normal de neutrinos que se detectan. ¡Este fue otro caso en el que la teoría y las observaciones se unieron!

Cuando miras la supernova hoy, puedes ver varios anillos de material alrededor de su ubicación. Este material no es parte de la explosión de la supernova, pero fue volado por la estrella años antes (es posible que desee volver a la parte superior de las notas para observar esas grandes estrellas que actualmente están soplando en masa, especialmente Eta Carina). . No fue hasta que estalló la supernova que el anillo realmente hizo algo; en este caso, los anillos se iluminaron, porque la luz (energía) de la supernova viajó a través de ellos y calentó los gases.

Figura 11. Cómo se ve hoy el área alrededor de SN 1987A. La supernova está en el centro de la estructura de múltiples anillos. El anillo interior está a menos de un año luz de la supernova, mientras que los otros anillos están a unos años luz de distancia. Los anillos no son parte de la supernova, pero están hechos de material que salió de la estrella antes de que se convirtiera en supernova. Para ver por qué los anillos tienen la orientación que tienen, simplemente haga clic en este enlace. Crédito de la imagen: P. Challis (CfA).


3. SELECCIÓN DE MUESTRAS Y PROPIEDADES

Utilizando la nueva técnica de estimación de metalicidad fotométrica descrita en la sección anterior, estimamos distancias y abundancias de metales para estrellas individuales en SDSS Stripe 82, que es una de las franjas de imágenes en SDSS que se ha escaneado repetidamente a lo largo del ecuador celeste. Hay dos catálogos fotométricos disponibles en Stripe 82: el calibración o catálogo Standard Star (Ivezić et al.2007, en adelante catálogo de calibración) 15 y el co-agregar catálogo de imágenes (Annis et al. 2011, en adelante catálogo co-agregado). El catálogo de estrellas de calibración contiene magnitudes estelares para aproximadamente un millón de fuentes, donde las magnitudes se promediaron a nivel de catálogo. El catálogo co-agregado se basa en los productos de imagen co-agregados y es aproximadamente 0.5 mag más profundo que el catálogo de calibración. Ambos catálogos, que en principio se produjeron a partir de las mismas observaciones, obtenidos con las instalaciones del telescopio de levantamiento ARC de 2,5 m SDSS, proporcionan los datos más precisos (

1%) conjunto de fotometría disponible dentro de SDSS y, por lo tanto, se puede utilizar para establecer las mejores restricciones disponibles en el MDF fotométrico de Galaxy. Ambos catálogos fueron construidos sobre el Foto sistema de magnitud. Sin embargo, empleamos directamente nuestro UberCalmodelos basados ​​en la estimación de parámetros utilizando esta fotometría, porque las diferencias fotométricas globales de punto cero entre los dos sistemas son insignificantes.

A continuación, describimos la selección de una muestra fotométrica de Stripe 82 diseñada para minimizar el sesgo (Sección 3.1) y evaluar los efectos de gigantes no reconocidos en la muestra (Sección 3.2). En la siguiente sección (Sección 4), presentamos un MDF insesgado del halo galáctico y probamos la hipótesis de que el halo se compone de dos subcomponentes superpuestos, basados ​​tanto en la metalicidad como en la información cinemática de nuestras estrellas de muestra.

3.1. Selección de muestras y sesgo

Una muestra imparcial de estrellas es, por supuesto, un ingrediente importante para obtener un MDF representativo de la (s) población (es) de halo de la Vía Láctea. Aunque las muestras fotométricas son menos susceptibles a los sesgos de la muestra que los estudios espectroscópicos que utilizan la metalicidad o el color en la selección de la muestra, todavía existe un sesgo que debe tenerse en cuenta, como se analiza a continuación.

En este trabajo adoptamos una selección de muestras basada en la masa estelar, estimada utilizando nuestras isócronas. La Figura 11 muestra nuestros modelos calibrados por color en [Fe / H] = −2,4, −1,6, −1,2 y −0,8; las líneas sólidas gruesas indican dónde 0,65 & lt METRO*/METRO & lt 0,75. Este rango de masa estelar es similar a lo que se adopta en este trabajo (ver más abajo). Nuestra elección para la selección de muestras basada en la masa fue motivada por nuestro razonamiento de que, para obtener una muestra representativa del halo, las estrellas con diferentes metalicidades deben muestrearse en rangos de masa idénticos. Consideramos que esta es una opción superior a las selecciones basadas en colores más comúnmente adoptadas, debido a la fuerte relación entre el color, la metalicidad y la masa.Los cortes de color estrechos en una muestra estelar producirían una mezcla de estrellas, incluida una metalicidad menor y menos masiva. estrellas y estrellas más masivas y de mayor metalicidad. Aunque los colores se pueden usar como sustitutos de las temperaturas, solo tienen una aplicabilidad limitada para las masas estelares, por lo que creemos que nuestra selección basada en la masa debería producir una muestra de estrellas menos sesgada para el ensamblaje de un MDF halo válido.

Figura 11. Rango de masa estelar en el modelo considerado en este trabajo. Los modelos calibrados por color se muestran en [Fe / H] = −2,4 (13 Gyr más a la izquierda), −1,6 (13 Gyr), −1,2 (13 Gyr) y −0,8 (9 Gyr más a la derecha), donde las líneas continuas representan 0,65 & lt METRO*/METRO & lt 0,75. La secuencia fiducial de M13 se muestra como una línea gris para comparar.

La Figura 12 ilustra las relaciones de metalicidad-luminosidad en función de la masa estelar, donde la luminosidad se expresa en términos de una distancia heliocéntrica máxima que puede alcanzar una estrella en un límite de magnitud específico. Tenga en cuenta que adoptamos una edad de 13 Gyr para los modelos en −3.0 & # x2264 [Fe / H] & # x2264 −1.2, y 4 Gyr en −0.3 & # x2264 [Fe / H] & # x2264 +0.4, con un interpolación lineal entre estos dos rangos de metalicidad (Sección 2.1). La tuEl límite de magnitud de la banda se utilizó en la Figura 12, debido a la fuerte sensibilidad de esta banda a las abundancias de metales. La tumax = 20,6 (panel superior) y tumax = 21.0 (panel inferior) corresponde a un error de fotometría mediana de σ ≈ 0.03 mag en la calibración y los catálogos co-agregados, respectivamente. El tamaño del error es similar al adoptado en las pruebas de estrellas artificiales (Sección 2.5).

Figura 12. Distancia heliocéntrica máxima en función de la masa estelar que puede alcanzar una estrella en tu & lt 20.6 mag (panel superior) y tu & lt 21.0 mag (panel inferior). Estos límites de magnitud corresponden a σtu ≈ 0.03 error mag en tu en los catálogos de calibración Stripe 82 (arriba) y co-agregados (abajo), respectivamente. Las curvas sólidas y punteadas muestran límites de distancia en varios contenedores de metalicidad diferentes. La región sombreada en gris representa un límite de masa-distancia establecido para la muestra de halo en este trabajo, lo que asegura que la muestra sea insesgada en [Fe / H] −1.2, tenga una masa estelar menor que la masa de desvío de [Fe / H ] = −3 modelo, y está relativamente libre de contaminación de disco grueso (Dhelio & gt 5 kpc).

En un dado tulímite de magnitud de banda, calculamos una distancia máxima a la que se puede observar cada estrella en una masa estelar y abundancia de metales dadas. Con una masa fija, las estrellas pobres en metales son más brillantes que las ricas en metales, por lo que pueden observarse a mayores distancias que las estrellas ricas en metales (ver Figura 11). Tenga en cuenta que una selección basada en el color tendría la consecuencia opuesta en la luminosidad de las estrellas que se incluirían en un color (o temperatura) fijo. Las estrellas son más brillantes con una metalicidad más alta. De ello se deduce que, en un estudio de magnitud limitada como el SDSS, la selección basada en el color produciría muestras que están sesgadas contra más estrellas pobres en metales a mayores distancias del Sol.

La región sombreada en gris en la Figura 12 indica el límite de masa-distancia establecido en nuestra muestra de halo. En ambos paneles, estas áreas están rodeadas por un modelo [Fe / H] = −1.2 para asegurar que la muestra no esté sesgada en [Fe / H] & # x2264 −1.2. Nuestros MDF de halo fotométricos deberían verse menos afectados por esta elección, ya que generalmente esperamos obtener relativamente pocas estrellas de halo fuera de este rango de metalicidad. Se ha aplicado una restricción adicional a la masa estelar a la muestra, porque las masas de desvío de la secuencia principal (los puntos finales de alta masa de cada curva en la Figura 12) varían en diferentes metalicidades. Por lo tanto, impusimos un límite de masa superior, METRO* & lt 0,75 METRO, que está cerca de la masa de desvío de la secuencia principal de un modelo [Fe / H] = −3, las masas de desvío ocurren en masas más altas para [Fe / H] & gt −3. El límite inferior de la distancia heliocéntrica (5 kpc) se estableció para excluir posibles intrusos de disco grueso en la muestra, lo que naturalmente da como resultado un corte de masa más bajo en

0.65 METRO. Además, impusimos un corte basado en la latitud galáctica (ver discusión a continuación en la Sección 4.1). La aplicación de estas restricciones da como resultado un espacio de parámetros relativamente estrecho (áreas grises en la Figura 12) en el plano de masa estelar versus distancia (5 kpc & # x2264Dhelio 8 kpc para el catálogo de calibración 5 kpc & # x2264Dhelio 9 kpc para el catálogo co-agregado). En resumen, nuestra selección de muestra (delineada por las regiones grises en la Figura 12) recolecta todas las estrellas en [Fe / H] −1.2 en un volumen limitado del halo, dado el límite de magnitud establecido en un catálogo fotométrico (σtu & lt 0.03 mag en este trabajo). La distribución resultante de nuestra muestra en distancias galactocéntricas se muestra en la Figura 13.

Figura 13. Distribución de distancias galactocéntricas para las muestras de halo finales en la calibración y los catálogos co-agregados en Stripe 82.

Hemos realizado comparaciones de nuestras muestras obtenidas tanto por la calibración como por los catálogos co-agregados, utilizando un radio de búsqueda de 1 ''. Como se recomienda en Ivezić et al. (2007), solo incluimos fuentes en el catálogo de calibración con al menos cuatro observaciones repetidas en cada paso de banda, tanto para las comparaciones fotométricas como para el siguiente análisis, y procedemos con las magnitudes medias y sus errores estándar. Después de realizar rechazos iterativos de 3σ, encontramos diferencias de punto cero de -0,007 ± 0,022 mag, -0,001 ± 0,011 mag, +0,002 ± 0,013 mag y +0,003 ± 0,015 mag, en tugramo, gramor, gramoI, y gramoz, respectivamente, para estrellas con tu & lt 20,6 y una magnitud inferior a 16 en cada paso de banda de filtro, véanse también las comparaciones fotométricas en Annis et al. (2011). El sentido de estas diferencias es que el tugramo Las medidas de color en el catálogo co-agregado son más rojas que las del catálogo de calibración. Restringimos nuestra comparación para incluir solo aquellas estrellas con latitudes galácticas en |B| & gt 35 °, para ser coherente con el análisis del MDF halo llevado a cabo a continuación. Los errores enumerados indican las dispersiones derivadas en la diferencia de color (en lugar de los errores en la media), utilizando

100, 000 objetos en cada comparación. Porque más débil tuLas mediciones de banda producen excesos de UV menos fuertes, el uso de fotometría del catálogo co-agregado conduciría a estimaciones de metalicidad fotométrica sistemáticamente más altas que en el catálogo de calibración (esto se confirma en la siguiente sección). Las desviaciones rms de las diferencias de color entre los dos catálogos son estables (σcolor & lt 0,003 mag) a lo largo de los 110 ° de la franja 82.

Aunque un estudio detallado está más allá del alcance del presente trabajo, identificamos una fuerte desviación sistemática en el tu banda de paso (Δtu

22 mag) en el extremo débil, más allá del límite de magnitud establecido en nuestra muestra (tu & lt 20,6). Una causa probable de la desviación sistemática es una desviación de tipo Malmquist en el catálogo de calibración, porque las fuentes débiles cercanas al límite de detección pueden detectarse o pasarse por alto, debido a la existencia de grandes errores de Poisson. Dado que el catálogo de calibración tomó el promedio de las magnitudes de la fuente de imágenes individuales, la magnitud media podría, por lo tanto, estar sesgada hacia mediciones de fuente más brillantes. Evitamos el problema del punto cero de la fotometría al requerir σtu Los errores fotométricos pequeños de & lt 0.03 mag también hacen que las estimaciones de la metalicidad fotométrica sean más confiables.

No hemos hecho uso de la base de datos fotométrica principal de SDSS en este trabajo. El límite de integridad del 95% en el tu paso de banda de la encuesta principal es 22.0 mag, pero el σtu = 0.03 límite mag corresponde a tu ≈ 18,7 mag, del orden de 2 mag menos profundo que para el catálogo Stripe 82. En esta magnitud límite, el uso de la base de datos principal de SDSS permitiría la exploración de distancias heliocéntricas solo hasta

2,2 kpc para la construcción de una muestra insesgada de [Fe / H] a [Fe / H] & lt −1,2, que es un volumen insuficiente para sondear el MDF halo.

En resumen, en el siguiente análisis utilizamos los criterios de selección que se enumeran a continuación.

La selección anterior restringe la muestra fotométrica a 0,2 gramor 0.5 (ver Figura 11). El número total de objetos que pasaron los criterios de selección anteriores son 2523 del catálogo de calibración y 2626 del catálogo agregado conjuntamente. La mediana r magnitudes son 18,7 mag y 19,1 mag para la calibración y los catálogos co-agregados, respectivamente, con un

Dispersión de 0,3 mag. La separación estándar estrella-galaxia SDSS basada en la diferencia entre la función de dispersión puntual (PSF) y las magnitudes del modelo es robusta a r

21.5 (Lupton et al. 2002 Scranton et al. 2002), por lo que la contaminación por galaxias en nuestra muestra debería ser insignificante (ver también Annis et al. 2011 Bovy et al. 2012a).

3.2. Contaminación por gigantes distantes y estrellas de disco grueso

Nuestra calibración es válida solo para las estrellas de la secuencia principal, y hemos asumido explícitamente que la gran mayoría de las estrellas de la muestra se encuentran en su fase de evolución de la secuencia principal. Sin embargo, ciertamente existen gigantes y subgigantes de fondo distantes a lo largo de cada línea de visión, y sus distancias pueden subestimarse en gran medida si se aplica a ciegas una relación de paralaje fotométrica para las estrellas de la secuencia principal. Desafortunadamente, ugriz la fotometría por sí sola no es suficiente para discriminar de manera confiable a los gigantes de las enanas, a diferencia de las estrellas de rama horizontal (Ivezić et al. 2007), y por lo tanto, es inevitable cierto nivel de contaminación por gigantes en nuestra muestra.

Evaluamos el nivel de contaminación esperada de gigantes y subgigantes usando fotometría de racimo tanto para M13 ([Fe / H] = −1.6 ver Figura 11) como para M92 ([Fe / H] = −2.4) (An et al. 2008). Para ello aplicamos cortes basados ​​en χ y agudo parámetros en DAOPHOT (Stetson 1987) como en An et al. (2008). En base a la gran extensión de estos grupos en los chips CCD SDSS, optamos por no aplicar cortes basados ​​en la distancia desde los centros de los grupos.

Asumimos que la densidad numérica del halo sigue un perfil de ley de potencias con un índice de -2,8 y una elipticidad del halo de 0,6 (p. Ej., Jurić et al. 2008). Usando este modelo, junto con la fotometría para cada grupo, simulamos diagramas de color-magnitud para cada línea de visión en la Franja 82, y aplicamos los mismos cortes de masa-metalicidad-luminosidad a la muestra como en la sección anterior. Integramos el número de gigantes a 30 kpc del Sol, más allá de lo cual la contaminación de los gigantes es insignificante, porque esos gigantes distantes son demasiado débiles para ser incluidos en nuestra muestra o no satisfacen nuestros criterios de selección. Cada objeto fue etiquetado como un (sub) gigante o un enano, dependiendo de la ubicación en el diagrama de color-magnitud del cúmulo original, y se contó el número de gigantes incluidos en la muestra. A partir del cálculo anterior, encontramos que las tasas de contaminación están en aproximadamente el nivel del 10% al 15% de la fotometría M13, y el nivel del 15% al ​​20% cuando se usa la fotometría M92. M92 es más pobre en metales que M13, por lo que más gigantes de racimo caen en el rango de color (0.2 gramor 0.5), que está implícitamente establecido por nuestros criterios de selección de muestra. Esto da como resultado una tasa de contaminación ligeramente más alta de la fotometría M92.

Más que cualquier otro parámetro (por ejemplo, parámetros de forma del halo) en el modelo, encontramos que la fracción supuesta de gigantes es el factor dominante que determina la tasa de contaminación total en nuestra muestra. Tenga en cuenta que nuestra estimación de contaminación gigante en la muestra es más alta que lo que Jurić et al. (2008) estimado (

4%). Jurić y col. (2008) obtuvieron una estimación de la fracción de gigantes en alrededor del 5% de M13, utilizando la tubería SDSS Foto valores en esta región abarrotada, sobre un rango de color similar al de nuestro análisis, y concluyó que el sesgo en la densidad numérica del halo es de aproximadamente 4% debido a la identificación errónea de los gigantes como enanos de la secuencia principal.

La contaminación gigante en nuestra muestra produce un cambio general de las estimaciones de la metalicidad fotométrica hacia valores más altos. La figura 14 muestra las secuencias fiduciales en el tugramo versus gramor diagrama para una serie de grupos que se utilizaron en nuestra calibración de color. Las líneas negras que se muestran son secuencias fiduciales, con las líneas punteadas que indican una secuencia gigante. Para M67, solo se detectó una secuencia principal en SDSS (los gigantes son demasiado brillantes para ser incluidos An et al. 2008). Las líneas grises superpuestas en cada panel muestran nuestros modelos calibrados en [Fe / H] = −3.0 (más a la izquierda), −2.4, −1.6, −0.8 y 0.0 (más a la derecha), respectivamente. En un dado gramor, los gigantes tienen mas rojos tugramo colores que la secuencia principal, lo que conduce a una metalicidad fotométrica sobreestimada si se identifican erróneamente como enanos. El tamaño de un sesgo en la metalicidad fotométrica puede ser tan grande como 0,5-1 dex, pero afortunadamente esto solo se aplica a un número limitado de estrellas a lo largo de cada línea de visión.

Figura 14. Secuencias fiduciales de la muestra del grupo de calibración (líneas negras) en el tugramo vs. gramor avión. Las líneas negras continuas representan una secuencia enana, las líneas punteadas muestran la secuencia gigante. Las líneas grises superpuestas son modelos calibrados en [Fe / H] = −3.0 (izquierda), −2.4, −1.6, −0.8 y 0.0 (derecha), respectivamente. En un dado gramor, los gigantes tienen mas rojos tugramo colores que la secuencia principal, lo que lleva a una metalicidad fotométrica sobreestimada. Los valores entre paréntesis junto al nombre del grupo indican la abundancia de metales del grupo en [Fe / H].

Por otro lado, la contaminación por estrellas de disco grueso en nuestra muestra es insignificante. Realizamos un conjunto de simulaciones galácticas para verificar la fracción general de intrusos de disco grueso en nuestra muestra a lo largo de varias líneas de visión, utilizando los resultados de las pruebas de estrellas artificiales en la Sección 2.5. Para simular una dispersión en la distribución subyacente de [Fe / H], combinamos estrellas artificiales en el [Fe / H] central (≈ − 0.7 para el disco grueso y ≈ - 1.6 para el halo) con aquellos a valores de ± 1σ (± 0,2 y ± 0,4 dex para el disco grueso y el halo, respectivamente), tomando normalizaciones de una distribución gaussiana. Adoptamos los parámetros estructurales galácticos en Jurić et al. (2008).

La fracción de estrellas de disco grueso, por supuesto, varía en diferentes latitudes galácticas, por lo que calculamos la fracción de estrellas de disco grueso a lo largo de la Franja 82. Descubrimos que la fracción promedio es insignificante (0.4% de toda la muestra) por debajo de la fotométrica. [Fe / H] = −1,0 (véase también Bovy et al. 2012b). Esto se debe a que nuestra selección de muestras, basada en la masa, la metalicidad y la distancia, está fuertemente sesgada contra las estrellas con [Fe / H] & gt −1.2. Si todas las estrellas por debajo de la metalicidad solar se incluyen en esta estimación, la fracción se convierte en

3,4%. Sin embargo, solo las estrellas con metalicidades fotométricas menores que [Fe / H] = −1 están involucradas en las siguientes discusiones, y podemos asumir con seguridad que la contaminación del disco grueso es insignificante.


Astronomía espacial ultravioleta

IX Objetos extragalácticos

Las galaxias externas, como la nuestra, son agrupaciones gigantes de estrellas (hasta 10 11 a 10 12) y material interestelar asociado. Existe una amplia variedad de formas y contenido estelar entre las galaxias externas: muchas son galaxias espirales que se parecen a las nuestras, mientras que otras son esféricas o elípticas y carecen de patrones espirales obvios.

Como en el caso de nuestra galaxia, se espera que las observaciones ultravioleta revelen principalmente el componente estelar caliente. Sin embargo, una ventaja de observar otras galaxias es que la distribución espacial de la población estelar caliente se ve de un vistazo, mientras que esto es mucho más difícil de determinar para nuestra propia galaxia, que vemos desde dentro. Las variaciones en esta distribución de una galaxia a la siguiente, y en comparación con la distribución de estrellas más frías y del material interestelar en estas galaxias, proporcionan información sobre las tasas de formación de estrellas y la historia y sobre la evolución general de las galaxias. La capacidad de detectar y medir estrellas calientes en presencia de un número mucho mayor de estrellas frías, mediante observaciones UV, es incluso más importante en los estudios de galaxias externas que en los nuestros, ya que en los primeros las estrellas individuales a menudo no se resuelven individualmente. y, por tanto, los problemas debidos a la superposición de imágenes y la confusión son más graves. Las observaciones ultravioleta también proporcionan mediciones más sensibles del material interestelar en observaciones de extinción o reflexión de la luz estelar.

Algunas galaxias, en particular las galaxias Seyfert y los objetos cuasi estelares (quásares), exhiben una actividad altamente energética en sus regiones centrales, que trasciende con mucho la que puede asociarse incluso con las estrellas individuales más masivas. La luminosidad total de un núcleo galáctico activo puede superar con creces la luminosidad total del resto de las galaxias. Los cuásares son, de hecho, los objetos más luminosos del universo. Las observaciones de estos objetos en la radiación ultravioleta pueden aumentar el conocimiento que se necesita para adquirir una comprensión de estos objetos.

Se obtuvieron mediciones fotométricas y espectrofotométricas de varias galaxias externas con OAO-2 y posteriormente se complementaron con observaciones más sensibles con IUE. Se han obtenido imágenes ultravioleta de las Nubes de Magallanes y varias otras galaxias en vuelos de cohetes sonoros, el Apolo 16 misión (ver Fig.24), Astro vuelos de transbordadores espaciales del Goddard Space Flight Center & # x27s UIT (ver Fig. 25), y otros experimentos espaciales de imágenes ultravioleta. La cabaña en el Astro Los vuelos de transbordadores espaciales se han utilizado para obtener espectros ultravioleta lejanos de cuásares y otros objetos extragalácticos en longitudes de onda tan cortas como 92 nm.

FIGURA 24. Comparación de imágenes visibles y ultravioleta lejana de la Gran Nube de Magallanes, la galaxia externa más cercana. (a) Imagen en el rango de longitud de onda 1250-1600 Å (10 min) obtenida con la cámara S201 del Laboratorio de Investigación Naval en el Apolo 16. (b) Imagen de luz visible, a la misma escala. (Fotografía del Observatorio Lick.)

FIGURA 25. Comparación de imágenes ultravioleta lejana (arriba), tomadas con la UIT en el Astro-2 misión del transbordador, e imágenes visibles desde tierra (abajo) de tres galaxias espirales. (Cortesía de T. Stecher, NASA GSFC).

Estas observaciones se están ampliando enormemente utilizando instrumentos de imagen y espectroscopia en el HST, en particular el STIS, y con el FUSE recientemente lanzado. Entre otras cosas, estos nuevos instrumentos han proporcionado mediciones del gas y el polvo en galaxias externas y en el espacio intergaláctico.

Uno de los objetivos más importantes del HST es determinar con mayor precisión la escala de distancia del universo; puede hacerlo observando galaxias a distancias mucho mayores con el mismo grado de detalle que las galaxias más cercanas que se observan actualmente con telescopios terrestres. Las observaciones ultravioleta son un aspecto importante de estos estudios, porque las estrellas calientes más luminosas son indicadores de distancia útiles, y son mucho más brillantes en la luz ultravioleta que en la visible. Además, para objetos muy distantes, el corrimiento al rojo debido a la expansión del universo permite observaciones de longitudes de onda por debajo del límite de longitud de onda corta de 91,2 nm para objetos cercanos, establecido por la absorción debida al hidrógeno atómico interestelar local.


Estructura estelar y evolución

VI.C Evolución de 25 METRO⊙ Estrellas

Las estrellas de gran masa evolucionan de manera similar a las estrellas de 5 METRO durante la secuencia principal y la evolución inmediata posterior a la secuencia principal, excepto que la fracción de masa contenida en el núcleo convectivo es mayor, y las estrellas de mayor masa pueden perder masa incluso en la secuencia principal. El 25-METRO estrella evoluciona hacia la región del gigante rojo, pero la quema de helio en el centro ocurre cuando Tef todavía está en el rango de 10 4 a 2 × 10 4 K, y la quema de carbón comienza poco después. La estrella se expande para convertirse en una gigante roja con L/L = 2 × 10 5 y Tef = 4500 K. Ahora se produce una secuencia de varias fases nuevas de combustión nuclear en el núcleo, lo suficientemente rápido como para que se produzcan pocos cambios simultáneos en las características de la superficie. El carbono se quema a aproximadamente 9 × 10 8 K, el neón se quema a 1,75 × 10 9 K, el oxígeno se quema a 2,3 × 10 9 K y el silicio se quema a 4 × 10 9 K. Un núcleo central de aproximadamente 1,5 METRO, compuesto de hierro y níquel, se acumula, rodeado por capas que son ricas en silicio, ricas en oxígeno y ricas en helio, respectivamente. Fuera de estas capas está el sobre, aún con su composición original. Las capas están separadas por fuentes de capa activa. La temperatura en el centro alcanza 7 × 10 9 K y la densidad es 3 × 10 9 g cm −3 (ver Fig. 5). Sin embargo, la secuencia de reacciones nucleares que ha construido los elementos hasta el grupo de picos de hierro en el núcleo no puede continuar. Estos elementos se han producido con una liberación neta de energía en cada paso, un total de 8 × 10 18 ergios g −1 de hidrógeno convertido en hierro. Sin embargo, para acumular elementos aún más pesados, se requiere una entrada neta de energía. Además, la barrera de Coulomb para la producción de estos elementos por reacciones que involucran partículas cargadas se vuelve muy alta. En cambio, ocurre un proceso completamente diferente en el núcleo. La temperatura, y junto con ella la energía fotónica promedio, se vuelve tan alta que los fotones pueden reaccionar con el hierro, dividiéndolo en núcleos de helio y neutrones. Este proceso requiere una entrada neta de energía, que en última instancia debe provenir de la energía térmica del gas. Por lo tanto, la presión no aumenta lo suficientemente rápido para compensar el aumento de la fuerza de gravedad y el núcleo comienza un colapso gravitacional catastrófico. En una escala de tiempo de menos de 1 segundo, la densidad central aumenta a 10 14 g cm −3 y la temperatura aumenta a 3 × 10 10 K. A medida que aumenta la densidad, los electrones libres degenerados son capturados por los núcleos, reduciendo el electrón. presión y contribuir aún más al colapso. Al mismo tiempo, hay una pérdida de energía muy rápida de los neutrinos. Se alcanza el punto donde la mayor parte de la materia está en forma de neutrones libres, y cuando la densidad se vuelve lo suficientemente alta, su presión degenerada aumenta lo suficientemente rápido como para detener el colapso. En ese punto, una buena fracción del núcleo de hierro original se ha derrumbado a un tamaño de 106 cm y se ha formado una estrella de neutrones, casi en equilibrio hidrostático, con un frente de choque en su borde exterior a través del cual el material de las partes exteriores de la estrella está cayendo y desacelerando. Se cree que el colapso del núcleo es el precursor del evento conocido como supernova de tipo II.

La pregunta de qué sucede después del colapso del núcleo es una de las más interesantes en astrofísica. ¿Puede al menos parte de la energía gravitacional liberada durante el colapso ser transferida a la envoltura y resultar en su expansión y expulsión en forma de supernova? Las indicaciones actuales son que es posible y que el impacto se propagará hacia afuera en el sobre. Una gran fracción de la energía gravitacional se libera en forma de neutrinos, producidos durante la neutronización del núcleo. La mayoría de estos neutrinos simplemente escapan, pero la deposición de una pequeña fracción de su energía y momento en las capas justo fuera de la estrella de neutrones es crucial para el proceso de eyección. Suponiendo que el choque se propague hacia afuera, pasa a través de las diversas capas y da como resultado un procesamiento nuclear adicional, incluida la producción de una amplia variedad de elementos hasta el pico de hierro inclusive. También acelera la mayor parte del material fuera del núcleo de hierro original hacia afuera para escapar de las velocidades. Cuando el impacto alcanza la superficie de la estrella gigante roja, el material más externo se acelera a 10,000 km seg -1, y las capas más profundas alcanzan velocidades comparables pero algo menores. Luminosidad, velocidad y Tef en función del tiempo en las simulaciones numéricas de un estallido de este tipo concuerdan bien con las observaciones. La enorme luminosidad surge, en las primeras etapas, de la rápida liberación de la energía térmica de la envoltura. En épocas posteriores, la mayor parte de la radiación observada se genera por la desintegración radiactiva del 56 Ni que se produce principalmente por la combustión explosiva de silicio en el choque de la supernova. Las observaciones de supernovas se ajustan mejor a energías de explosión totales de aproximadamente 10 51 erg. La Nebulosa del Cangrejo (Fig. 14) es consistente con esta energía y una velocidad de expansión de 10,000 km seg -1. Otra buena prueba de la teoría de la evolución estelar es el cálculo de las abundancias relativas de los elementos entre el oxígeno y el hierro en la envoltura de la supernova expulsada. La integración de los rendimientos de estos elementos en el rango de masas estelares que producen supernovas da valores que son consistentes con las proporciones de abundancia solar.

FIGURA 14. Nebulosa del Cangrejo en Tauro (M1, NGC 1952) en luz roja, el remanente de la explosión de la supernova en 1054 dC (reflector Shane de 120 pulgadas). (Fotografía del Observatorio Lick.)


Desde el estallido original, fracción de masa estelar aún sobrevive en la secuencia principal - Astronomía

Las estrellas se forman dentro de nubes moleculares, vastas agregaciones de moléculas que residen en los discos galácticos. Estas nubes, que a menudo contienen la masa de un millón de estrellas, son mucho más densas y frías que el gas interestelar circundante. Las estrellas nacen del colapso de pequeñas áreas de condensación que se encuentran dispersas por el volumen mucho mayor de una nube molecular. El colapso puede ocurrir debido a fluctuaciones de densidad aleatorias o desencadenarse externamente, por ejemplo, por ondas de choque de supernovas o colisiones de galaxias. Poco después de que comience el colapso, se desarrolla una pequeña protoestrella soportada por presión en el centro mismo del flujo del colapso. Durante la fase de colapso principal, la protoestrella central está rodeada por un flujo de gas y polvo hacia adentro. A medida que la protoestrella evoluciona, tanto la temperatura como la densidad aumentan en el interior. Finalmente, el núcleo central de la protoestrella se calienta tanto que se inicia la "combustión" nuclear y la estrella comienza su producción de energía a través de la fusión nuclear.

La formación de estrellas es un proceso complicado por los detalles del fraccionamiento, la rotación, la turbulencia y los campos magnéticos de las nubes. Si bien se cree que la formación de estrellas de baja masa (por debajo de 8 masas solares) se comprende y se desarrolla a través de un disco de acreción, el mecanismo para formar estrellas más masivas tampoco se comprende del todo. Debido a la mayor presión de radiación de sus emisiones, el disco de acreción saldría volando. El modelo actual asume, de acuerdo con las observaciones, la formación de un chorro dirigido, que transporta una pequeña fracción de material pero despeja una cavidad a través de la cual la mayor parte de la radiación puede escapar sin interacción con el disco de acreción (Bannerjee y Pudritz 2007). De esta manera, las estrellas de baja y alta masa podrían formarse de manera similar. Otros modelos asumen la coalescencia de dos o más estrellas ligeras o la acreción competitiva de una estrella de baja y alta masa que se alimenta de la misma nube molecular (Bonnel et al. 1997 Bonnel y Bate 2006).

La distribución de masa galáctica de las estrellas recién nacidas se conoce como función de masa inicial. Para sostener la combustión nuclear en su interior, las estrellas deben tener al menos el 8% de la masa del Sol. Durante su formación, las estrellas con una masa más pequeña no liberan suficiente energía de enlace gravitacional para calentar el gas a las temperaturas requeridas para encender la fusión nuclear. Son las llamadas enanas marrones. Las estrellas de menor masa, entre aproximadamente el 8 y el 40% de la masa de nuestro Sol, se denominan enanas rojas, debido a su pequeño tamaño y su baja temperatura superficial. En el otro extremo del rango de masas, las estrellas más de 100 veces más masivas que el Sol son altamente inestables debido a la producción espontánea de pares de electrones y positrones a partir de interacciones de plasma y, por lo tanto, no existen en nuestro Universo. Durante su enorme esperanza de vida, las estrellas producen energía a través de la fusión nuclear y brillan continuamente durante millones a miles de millones de años. Las estrellas de menor masa consumen su combustible de manera muy silenciosa y sobreviven durante varios miles de millones de años. Las estrellas masivas, por otro lado, se queman en unos pocos millones de años.

Las estrellas sufren cambios drásticos durante su evolución. Uno de los mejores métodos para trazar el curso de la evolución estelar es el diagrama de Hertzsprung & # X2013Russell (HR) que se muestra en la Fig.8, un tipo particular de gráfico desarrollado a principios del siglo XX por los astrónomos Hertzsprung y Russell. En este diagrama, la luminosidad o producción de energía de una estrella se traza en el eje vertical y la temperatura de la superficie de la estrella en el eje horizontal. Por razones históricas, las temperaturas de la superficie a lo largo del eje horizontal se trazan hacia atrás, de modo que aumentan hacia la izquierda. En el diagrama HR, las diversas estrellas se trazan luego de acuerdo con su luminosidad y temperatura superficial. Como se puede ver, las estrellas no se distribuyen aleatoriamente en el diagrama HR, sino que se agrupan en determinadas zonas.

La mayoría de las estrellas se alinean a lo largo de una banda bien definida en el diagrama HR conocida como secuencia principal y, por lo tanto, también se denominan estrellas de secuencia principal. Esta tendencia no es casualidad. Las estrellas que se encuentran a lo largo de la secuencia principal tienen las configuraciones internas adecuadas para soportar la fusión de hidrógeno en helio. Dado que las estrellas pasan la mayor parte de su vida en este estado de combustión de hidrógeno, la mayoría de las estrellas en el diagrama HR se encuentran en la banda de la secuencia principal. Nuestro Sol también es una estrella típica de la secuencia principal.

Después de que el suministro de hidrógeno en el núcleo de la estrella se agota y se convierte en helio, la temperatura central es demasiado baja para fusionar el helio en elementos más pesados. Por lo tanto, el núcleo carece de una fuente de energía y ya no puede soportar la masa superpuesta de la estrella. A través de la presión gravitacional, el tamaño del núcleo se contrae y la temperatura de la región central aumenta en consecuencia. El calor liberado por el núcleo aumenta constantemente la luminosidad de la estrella. Paradójicamente, aunque el núcleo de helio se está reduciendo, el radio de la estrella, determinado por la capa exterior de hidrógeno, aumenta en factores de 100 a 1.000. A través de esta expansión, la temperatura de la superficie desciende hasta en un 50% y la estrella se vuelve más roja. Por lo tanto, estas estrellas se llaman gigantes rojas y se encuentran en el diagrama HR en la esquina superior derecha.

Cuando la temperatura del núcleo de la gigante roja alcanza unos cien millones de grados, comienza una nueva secuencia de reacciones nucleares llamada quema de helio en el núcleo, donde los núcleos de helio se fusionan con carbono y oxígeno. Nuestro Sol ha vivido durante 4.500 millones de años y ya ha quemado la mitad de su hidrógeno en el núcleo. Después de aproximadamente otros 5 mil millones de años, nuestro Sol también se convertirá en una gigante roja y, por lo tanto, aumentará tanto su tamaño que el radio del Sol alcanzará la órbita de la Tierra.

La evolución posterior de una estrella y la naturaleza de su muerte estelar dependen de la masa inicial. Si la masa inicial de una estrella es inferior a unas 8 masas solares, está quemando He de forma inestable (véase también la sección 4.3) y las pulsaciones resultantes conducen a la pérdida de grandes cantidades de gases calientes hacia el final de su vida. . Esta nube que se aleja de la estrella se llama nebulosa planetaria. El núcleo central pequeño y caliente de la estrella que queda es una enana blanca y consiste en las cenizas de la quema de helio, es decir, carbono y oxígeno. Aunque la temperatura de la superficie de la enana blanca todavía es muy alta, su luminosidad es pequeña, porque la fusión nuclear ha cesado. Por lo tanto, las enanas blancas se encuentran en la esquina inferior izquierda del diagrama HR.

Si la masa inicial de una estrella es más de aproximadamente 8 masas solares, se producirán más fases de combustión. Estas se denominan fases de combustión avanzadas y consisten en la combustión de carbono, neón, oxígeno y silicio, y reciben el nombre de los núcleos principalmente destruidos en esa fase. En estas fases de combustión posteriores, se forman núcleos cada vez más pesados, y las cenizas de las fases de combustión anteriores proporcionan el combustible para las siguientes fases de combustión. Sin embargo, en las regiones externas y, por lo tanto, más frías y menos densas de la estrella, las fases de combustión anteriores aún continúan. Esto conduce a la combustión de la concha con distintas conchas adyacentes de diferentes composiciones químicas, en las que prevalecen diferentes fases de combustión. En la capa más externa de la estrella todavía el hidrógeno se quema en helio (combustión de hidrógeno), en la siguiente capa de helio en carbono y oxígeno (combustión de helio), y finalmente, en la estrella completamente evolucionada, sigue carbono, oxígeno, neón, y conchas de silicio (Fig. 9). En el núcleo de la estrella se acumulan cantidades significativas de hierro a través de la combustión del silicio. En las Sectas se ofrece una discusión detallada de las fases de combustión nuclear. 4.2 hasta 4.4.

En los siguientes libros se ofrece una introducción detallada a la evolución estelar: Clayton (1984), Hansen y Kawaler (1994), Kippenhahn y Weigert (1994), Phillips (1994), Tayler (1994). Los libros y reseñas que discuten la nucleosíntesis estelar son Rolfs y Rodney (1988), Arnett (1996), Thielemann et al. (2001b).Se pueden encontrar tablas de velocidades de reacción nuclear y secciones transversales en Rauscher y Thielemann (2000).

El punto final de la evolución de estrellas con más de 8 masas solares es una supernova de tipo II. No se debe confundir las novas con las supernovas e incluso los dos tipos (es decir, el tipo I y el tipo II) de supernovas son bastante diferentes. Se hará evidente a continuación que los sitios de estos eventos explosivos están relacionados sólo de manera vaga, a pesar de la similitud en el nombre. Existe una gran diferencia en el mecanismo subyacente entre las supernovas de tipo I (SN I) y las de tipo II (SN II). La confusa elección de nombres es, una vez más, histórica. La astronomía se guía por observaciones y los primeros astrónomos no tenían el equipo para investigar los objetos en detalle. Obviamente, incluso hoy en día, es imposible ver los eventos en sistemas binarios directamente. Se pueden ver muchos más detalles en las curvas de luz (es decir, el brillo en función del tiempo) y los espectros.

Históricamente, las novas relativamente frecuentes (véase la sección 5.2) fueron nombradas en primer lugar. Posteriormente, se observaron erupciones de luz mucho más brillantes en el cielo. Dado que son más brillantes en más de un factor de 10 6, se las denominó apropiadamente supernovas. La curva de luz de una supernova es algo diferente a la de una nova: su tiempo de ascenso es de solo unas pocas horas en lugar de días y decae exponencialmente después de haber alcanzado su punto máximo. Investigaciones más detalladas mostraron que se pueden encontrar varias clases de supernovas, de acuerdo con las características de sus espectros: el tipo I no muestra líneas de hidrógeno, mientras que se encuentran en erupciones tipo II. Esto indica si el objeto que explota tiene una envoltura de hidrógeno extendida (como estrellas masivas). En la Tabla 2 se muestra un esquema de clasificación más detallado. Las supernovas de tipo Ia se discuten con más detalle en la Sect. 5.3, mientras que el escenario único que produce todos los demás tipos (SNIb, c SNII) se presenta brevemente a continuación.

Cuando el núcleo estelar se vuelve dominado por el hierro, la fusión en elementos más pesados ​​no conduce a la liberación de energía, sino que requiere la absorción de energía. (Véase, por ejemplo, la figura 7.13 del capítulo 7, vol. 1, que muestra la sección transversal del valle de estabilidad de los núcleos con hierro en su punto más bajo). Por lo tanto, el núcleo carece de una fuente de energía y no puede sostenerse contra él. la gravedad ya lleva a un colapso de la estrella. En un solo segundo, las regiones más internas se comprimen a densidades nucleares de aproximadamente 10 12 kg / m 3 y temperaturas de aproximadamente 10 11 K. Los núcleos de hierro, que se han sintetizado justo antes en la combustión del silicio, se descomponen nuevamente en protones y neutrones a través de la radiación térmica de alta energía. Las regiones más internas están tan comprimidas que la densidad del núcleo se vuelve lo suficientemente alta como para que los electrones y protones se combinen, produciendo neutrones y neutrinos. A medida que continúa el colapso, esta bola gigante de neutrones generalmente alcanza un estado de densidad máxima y luego rebota. El rebote impulsa una onda de choque extraordinariamente poderosa hacia afuera a través de las partes externas de la estrella. Las investigaciones realizadas en las últimas 3 décadas han dejado en claro que este pronto impacto no tendrá suficiente energía para explotar las capas externas restantes de la estrella. Solo con el suministro adicional de energía a través del calentamiento de neutrinos se puede soportar la onda de choque para hacer estallar la estrella por completo. Esta poderosa explosión puede explicar las supernovas de tipo II, pero también de tipo Ib, c. En el centro de la explosión de la supernova, el núcleo denso de neutrones puede quedar como una estrella de neutrones. Alternativamente, si el núcleo restante se vuelve más pesado que unas pocas masas solares debido a la caída parcial del material, incluso puede colapsar en un agujero negro. El mecanismo de doble explosión con choque rápido y explosión retardada por neutrinos aún no se comprende bien. Un tratamiento adecuado del transporte de neutrinos requiere simulaciones hidrodinámicas tridimensionales detalladas, que actualmente están más allá de la capacidad de las computadoras modernas y, por lo tanto, hay que abstenerse de aproximaciones cuyos méritos son discutibles. Para obtener una descripción general, consulte, por ejemplo, Janka et al. (2007).

Shapiro y Teukolsky (1983) analizan la física de los objetos compactos restantes después de la muerte estelar, por ejemplo, enanas blancas, estrellas de neutrones y agujeros negros.

Para que se produzcan reacciones nucleares en el interior de las estrellas, es necesaria una temperatura de al menos 10 millones de grados. Esta alta temperatura es necesaria porque los núcleos tienen carga positiva y, por lo tanto, se repelen entre sí a través del potencial de Coulomb. La energía cinética típica de los núcleos en el interior estelar varía entre unos pocos keV y unos pocos 100 keV, siendo mucho más pequeña que la altura típica de unos pocos MeV de la barrera de Coulomb entre los socios de reacción. Por lo tanto, las reacciones nucleares en las estrellas proceden principalmente de la penetración de la barrera aprovechando el efecto túnel de la mecánica cuántica. Las secciones transversales disminuyen exponencialmente con las energías cinéticas de los núcleos debido a la disminución de la probabilidad de penetración a través de la barrera de Coulomb. La dependencia de la energía cinética relativa mi entre núcleos que interactúan se puede representar de manera más simple mediante una fórmula en la que un factor proporcional a la inversa de la energía cinética relativa 1 /mi y el factor de penetración de la barrera GRAMO(mi) se factoriza de la sección transversal: &sigma(mi) = (1/mi) GRAMO(mi) S(mi). Esto deja una función S(mi) llamado astrofísico S-factor que varía suavemente con la energía cinética mi de los núcleos que interactúan en ausencia de resonancias. Las reacciones inducidas por neutrones no tendrían que superar la barrera de Coulomb. Sin embargo, los neutrones no son muy abundantes en los interiores estelares. Siguen desempeñando un papel importante para la nucleosíntesis de núcleos pesados ​​a través de los denominados procesos s y r, que se analizarán en la secc. 4.5.

La velocidad de reacción, expresada como el número de reacciones por volumen y por tiempo, es proporcional a la astrofísica. S-factor. A las temperaturas y densidades relevantes para los entornos estelares, los núcleos que interactúan tienen una distribución de velocidades de Maxwell. Esta distribución también debe tenerse en cuenta al determinar la velocidad de reacción. Una introducción a la astrofísica S-Los factores y las velocidades de reacción se pueden encontrar en muchos libros de texto sobre astrofísica nuclear, por ejemplo, Arnett (1996), Rolfs y Rodney (1988), Iliadis (2007), Boyd (2008).

La combustión nuclear en fases hidrostáticas tardías (ver, por ejemplo, combustión de silicio) y en diferentes escenarios explosivos se produce a altas temperaturas y densidades. Esto conduce al equilibrio entre reacciones directas e inversas, por ejemplo, captura y fotodisintegración. Da lugar a abundancias de equilibrio que dependen únicamente del suministro de neutrones y protones libres y de ciertas propiedades nucleares. Las altas temperaturas favorecen la creación de núcleos ligeros porque dominan los procesos de fotodesintegración. Las densidades altas conducen a núcleos pesados ​​y las condiciones intermedias producen la mayor abundancia de núcleos con altas energías de unión. Tal equilibrio se puede establecer dentro de un grupo de especies nucleares donde las reacciones individuales unen diferentes grupos. Esto se llama equilibrio cuasi-estadístico (QSE). El equilibrio estadístico nuclear completo (NSE) se alcanza cuando todos los núcleos están equilibrados.

A continuación, se describirán una a una las diferentes etapas de combustión, comenzando con la combustión de hidrógeno, siendo la primera etapa de combustión de cada estrella.

En la quema de hidrógeno, que ocurre en los núcleos de estrellas de la secuencia principal como nuestro Sol, los núcleos de hidrógeno ordinarios (es decir, protones) se queman a través de una cadena o ciclo de reacciones nucleares en núcleos de 4 He. En este plasma estelar hay dos procesos que queman hidrógeno: el protón y la cadena del protón (cadena pp) (Fig. 10).

La cadena pp procede a través de una secuencia de reacciones de dos cuerpos. La primera reacción en la cadena pp es la fusión exotérmica de dos protones p en el deuterón d que consta de un protón py un neutrón n a través de la reacción

Para que tenga lugar esta reacción, un protón p debe convertirse en un neutrón n a través de p & rarr n + e + + & nu, liberando un positrón e + y un neutrino & nu. Tal conversión solo puede proceder a través de la interacción débil (ver Sección 3.1). Por lo tanto, la velocidad de la reacción en la ecuación. (2) es muy bajo, lo que hace que la reacción sea el cuello de botella de la cadena pp.

Una vez que se forma el deuterón d, muy rápidamente se somete a la reacción

Hay dos alternativas para el siguiente paso, que conducen a una ramificación de la cadena pp en la cadena ppI y ppII. En la cadena de ppI, que ocurre en el 86% de los casos, dos núcleos de 3 He se fusionan con un núcleo final de 4 He mientras se liberan dos protones:

En la cadena de ppII, que ocurre en el 14% de los casos, un núcleo de 3 He se fusiona con un núcleo de 4 He creando un núcleo de 7 Be y, por lo tanto, liberando un fotón, & gamma:

En casi todos los casos, esta reacción es seguida por la captura de un electrón y la emisión de un neutrino & nu, convirtiendo así un núcleo de 7 Be en 7 Li. A esto le sigue la captura de otro protón, creando dos núcleos de 4 He:

Otra ramificación en la cadena ppIII ocurre en un porcentaje muy pequeño de casos con una probabilidad total de solo 0.02%. En esta cadena, a la reacción (5) le sigue la siguiente secuencia de reacciones:

La reacción neta de las tres cadenas de pp

conduce a una transformación de cuatro protones en un núcleo de 4 He liberando dos positrones e +, dos neutrinos & nu y una energía total de 26,73 MeV. Una fracción de esta energía es transportada por los neutrinos, que dejan a la estrella prácticamente sin obstáculos debido a su insignificante interacción con el material solar.

La fusión de hidrógeno en helio también se puede lograr a través de otra secuencia llamada ciclo CNO (Fig.11), que es notablemente diferente de la cadena pp:

En esta secuencia, los núcleos C, N y O solo actúan como "catalizadores" y la reacción neta del ciclo del CNO viene dada nuevamente por la Ec. (8).

Para las estrellas de la secuencia principal más livianas que aproximadamente 2 masas solares, la cadena pp domina en la combustión de hidrógeno, mientras que el ciclo CNO se ve favorecido sobre la cadena pp en las estrellas que son más del doble de masivas que el Sol.

En nuestro Sol, la cadena de pp domina el ciclo de CNO, produciendo alrededor del 98% de la energía total. Un requisito previo para los ciclos de CNO es, por supuesto, la existencia de los elementos C, N, O en el plasma estelar. Las estrellas formadas temprano en la Galaxia (estrellas de primera generación) contienen solo elementos primordiales y, por lo tanto, no pueden quemar hidrógeno a través de un ciclo de CNO en absoluto.

La temperatura del Sol en el núcleo es de aproximadamente 1,5 & # X00D7 10 7 K, mientras que la temperatura de la superficie es sólo de unos 5.600 K. El Sol ya ha vivido durante 4.600 millones de años y tendrá suficiente suministro de hidrógeno para vivir durante unos 5.000 millones de años más. . Esto conduce a una larga vida útil de unos 10 mil millones de años antes de que se agote su combustible.

¿Cómo se puede obtener información del núcleo del Sol, donde se produce la combustión del hidrógeno? Los fotones que nos llegan del Sol se emiten desde la superficie solar. Han cambiado enormemente su energía mediante muchos procesos de dispersión en su camino desde el núcleo solar caliente hasta la superficie relativamente fría del Sol. Por lo tanto, en la región visible solo se puede observar la superficie solar y no el interior solar. Una posibilidad de obtener información sobre el núcleo del Sol es la heliosismología, es decir, mediante la observación de los modos de vibración del Sol. Se confirmó mediante heliosismología que nuestro modelo solar estándar es correcto (Fiorentini y Ricci 2000 Bahcall et al. 2001a Christensen-Dalsgaard 2001).

Otra posibilidad es observar los neutrinos que se liberan en reacciones nucleares de la cadena pp y el ciclo CNO y llegan a la superficie prácticamente sin obstáculos. Actualmente existen cuatro detectores de neutrinos que miden los neutrinos solares: HOMESTAKE (EE. UU.), GALLEX (Italia), (SUPER) KAMIOKANDE (Japón) y SNO (Canadá). Todos estos detectores de neutrinos están bajo tierra para proteger los rayos cósmicos que darían señales de fondo no deseadas en los detectores de neutrinos. Los detectores de neutrinos solares existentes miden solo alrededor de 1/3 a 1/2 del flujo de neutrinos de electrones en comparación con el valor calculado a partir del modelo solar estándar (Bahcall 2000). Esta discrepancia se denomina problema de los neutrinos solares (Bahcall 1989, 1999). Se han descartado posibles problemas tanto con las mediciones de neutrinos como con nuestro modelo solar estándar. Recientemente, en SNO fue posible observar no sólo los neutrinos de electrones solares, sino también los neutrinos & mu y & tau en el mismo experimento (Heger 2001 SNO Collaboration et al. 2002a, b). El flujo de neutrinos total medido concuerda con el valor esperado del modelo solar estándar. La solución al problema de los neutrinos solares implica algo de física nueva mediante la introducción de las denominadas oscilaciones de neutrinos. Oscilaciones de neutrinos (véase la sección 8.2 del capítulo 10, vol. 1). A través de tales oscilaciones, los neutrinos electrónicos y nu emitidos en el núcleo solar por las reacciones nucleares dadas en las Ecs. (2), (6) y (7) pueden transformarse en otros tipos de neutrinos. Por lo tanto, principalmente los neutrinos & mu emergen en su camino desde el núcleo del Sol hasta el detector. Los experimentos que miden los neutrinos electrónicos muestran, por tanto, un flujo menor que el emitido inicialmente en el núcleo solar (Bahcall 2001 Bahcall et al. 2001b Fiorentini et al. 2001). Esta imagen física es la culminación de unos 40 años de detección e investigación de neutrinos solares.

Recientemente, estos hallazgos se han combinado con los resultados de la llamada anomalía de neutrinos atmosféricos, donde los & mu-neutrinos generados en las desintegraciones de piones oscilan en, principalmente, & tau-neutrinos. Además, los experimentos terrestres realizados con flujos de neutrinos (producidos en centrales nucleares o con aceleradores) proporcionan información sustancial sobre el patrón de mezcla entre las diferentes especies de neutrinos. Las búsquedas de posibles oscilaciones en sabores de neutrinos ligeros adicionales, que tendrían un significado cosmológico claro, aún no han proporcionado una respuesta clara a la pregunta de su existencia. (Véase la sección 8.2 en el capítulo 10, vol. 1).

La fusión de protones en helio continúa hasta que la estrella agota su hidrógeno. Cuando esto sucede, la estrella sufre un colapso gravitacional y la temperatura se eleva a unas pocas veces 108 K en el núcleo de la estrella, lo que hace posible la fusión del helio en núcleos más pesados. En la primera reacción de combustión de helio, la fusión de dos núcleos de 4 He crea el núcleo de 8 Be. Sin embargo, el núcleo de 8 Be tiene una vida media extremadamente corta de solo 10-16 s, antes de volver a descomponerse en dos núcleos de 4 He. Este proceso está en equilibrio, donde la tasa de producción es igual a la tasa de destrucción del núcleo de 8 Be:

Sin embargo, el 8 Be recién producido puede capturar otro núcleo de 4 He creando el núcleo de 12 C a través de la reacción

Las reacciones (10) y (11) se denominan reacción triple-& alfa, porque tres núcleos de 4 He o partículas & alfa son necesarios para la creación de 12 C. Esta reacción solo puede crear carbono en cantidades apreciables debido a la existencia de una resonancia. en 12 C a la energía relevante para la quema de helio. A través de esta resonancia, la reacción (11) se mejora en muchos órdenes de magnitud.

En la quema de helio, aproximadamente la mitad de los núcleos de carbono producidos se convierten en núcleos de oxígeno 16 O mediante la captura de otro núcleo de 4 He:

Las capturas adicionales de los núcleos de helio 4 He por los núcleos de oxígeno 16 O ocurren solo en un grado mucho menor y, por lo tanto, la quema de helio llega a su fin después de la creación de 12 C y 16 O.

El carbono y el oxígeno son los dos elementos más importantes para la vida basada en el carbono. El carbono es necesario para los núcleos complejos del ADN y las proteínas, mientras que el oxígeno es necesario incluso para el agua. Curiosamente, estos dos elementos están extremadamente afinados con respecto a la fuerza nuclear. Si la fuerza de esta fuerza fuera 0.5% mayor o menor, la abundancia promedio de carbono u oxígeno en nuestro Universo se reduciría en más de dos órdenes de magnitud. Esto haría muy improbable la existencia de vida basada en el carbono en nuestro Universo (Oberhummer et al. 2000 Schlattl et al. 2004).

Fuera del núcleo estelar que quema helio, la combustión de hidrógeno continúa en una capa alrededor del núcleo. Si la masa inicial de una estrella es inferior a aproximadamente 8 masas solares, no se producirán más fases de combustión después de que se detenga la combustión del helio y la combustión nuclear. Una enana blanca con una nebulosa planetaria en expansión circundante será el punto final de la vida de la estrella. Charbonnel y col. (1999) y Marigo (2001) revisan los rendimientos químicos en estrellas ligeras y de masa intermedia entre 0,8 y 8 masas solares.

Dos efectos interesantes ocurren en la quema de helio de estrellas de baja masa. En primer lugar, las estrellas con menos de aproximadamente 2 masas solares se someten a un destello de He en el núcleo en lugar de encender un He estable después de la fase de combustión H. Esto se debe a que los núcleos de las estrellas de menor masa son más densos que los de las estrellas de mayor masa. Para las estrellas con menos de aproximadamente 2 masas solares, el núcleo de He contraído es tan denso que no puede describirse como un gas ideal. Más bien, es un gas degenerado, en el que la presión solo depende de la densidad pero no de la temperatura. Una vez que se enciende la reacción triple y alfa, que es muy eficiente a alta densidad, se produce una fuga termonuclear porque el aumento de temperatura no eleva la presión y, por lo tanto, no provoca una expansión de la zona de combustión. Por lo tanto, el mecanismo de autorregulación habitual de la combustión hidrostática ya no funciona y la combustión de He avanza rápidamente a altas temperaturas. Las temperaturas muy altas levantan la degeneración del gas y su ecuación de estado se vuelve dependiente de la temperatura de nuevo muy repentinamente. Esto provoca una expansión explosiva del núcleo exterior, expulsando también las capas exteriores de la estrella como una nebulosa planetaria.

El segundo fenómeno ocurre en estrellas entre 2 y 8 masas solares, las llamadas estrellas Asymptotic Giant Branch (AGB). La quema regular de He tiene lugar en el núcleo de estas estrellas en su fase de gigante roja. Con el agotamiento de Él en el centro de la estrella, la zona ardiente se mueve hacia afuera y se convierte en una cáscara ardiente. Por lo tanto, hay dos proyectiles ardiendo, un proyectil que quema H y un proyectil que quema He. El caparazón de combustión de He es muy delgado y no genera suficiente energía para equilibrar las capas de masa encima de él a través de la presión de radiación. Esto aplasta la cáscara cada vez más. Debido a la dependencia no lineal de la densidad de la tasa triple y alfa, que en realidad son dos reacciones una tras otra, la liberación de energía aumentará considerablemente, pero aún no será suficiente para expandir y autorregular la capa contra la presión de las capas circundantes. Una mayor contracción mejora la tasa triple y alfa de forma no lineal y así sucesivamente. Aunque el gas no está degenerado, ocurre una fuga termonuclear similar a la del caso degenerado. Cuando se alcanza una temperatura crítica, se libera suficiente energía para expandir el caparazón explosivamente contra su entorno. Esta rápida expansión, el destello del caparazón de He, es tan fuerte que también destruye el caparazón de combustión de H. Debido a la expansión, la densidad cae y la reacción triple y alfa cesa. Rápidamente, la estrella se contrae de nuevo, el material exterior se asienta, y primero se enciende de nuevo la capa de combustión de H y luego la de combustión de He. Esto prepara el escenario para otro ciclo similar.Las estrellas AGB experimentan una gran cantidad de pulsos de este tipo, donde la fase de fuga termonuclear con el destello dura solo unos pocos cientos de años, mientras que el tiempo entre pulsos es de cien a mil veces más largo. Estos pulsos inducen oscilaciones y vibraciones en el plasma estelar, lo que conduce a una mayor pérdida de masa de la superficie de la estrella. Las estrellas AGB tienen fuertes vientos estelares, que disminuyen considerablemente su masa total durante su evolución. Los destellos de las conchas tienen otro impacto importante: provocan grandes zonas de convección, mezclando los componentes del plasma a grandes distancias dentro de la estrella. Esto es importante para la producción de los núcleos del proceso s (véase la sección 4.5.1).

Los destellos de caparazón de He solo ocurren en estrellas de baja masa porque son causados ​​por capas delgadas que arden con He y el tamaño de las capas se escala con la masa estelar.

En una estrella masiva con más de 8 masas solares, la siguiente etapa después de la quema de helio es la quema de carbono. Esto comienza cuando el núcleo de carbono / oxígeno se ha encogido de modo que la temperatura en su centro ha alcanzado aproximadamente 5 & # X00D7 10 8 K. Luego, dos núcleos de carbono se fusionan creando núcleos de 20 Ne o 23 Na:

La siguiente etapa es la quema de neón a partir de 109 K, en la que los fotones primero desintegran 20 Ne y liberan 4 He, que a su vez reacciona con el 20 Ne no disociado para acumular 24 Mg y núcleos adicionales:

La quema de oxígeno ocurre cuando la temperatura alcanza 2 & # X00D7 10 9 K, siendo la reacción más importante la que produce 28 Si:

La etapa final se alcanza a una temperatura de 5 & # X00D7 10 9 K, cuando comienza la combustión del silicio. A esta alta temperatura, tiene lugar una serie de reacciones que comienzan con la fotodisintegración del 28 Si:

Luego, los núcleos de 4 He liberados acumulan núcleos más pesados ​​mediante sucesivas reacciones de captura.

y así. A temperaturas tan altas, las reacciones de captura y fotodesintegración están en equilibrio. En este llamado equilibrio estadístico nuclear (NSE), el conocimiento de reacciones individuales o velocidades de reacción ya no es importante para calcular las abundancias. Las abundancias producidas solo dependen de la temperatura y densidad del plasma y de las energías de enlace nuclear (Iliadis 2007 Boyd 2008). El resultado de esta serie de reacciones de fotodisintegración y captura es la acumulación constante de elementos más pesados ​​hasta los elementos agrupados alrededor del hierro (Hix y Thielemann 1998), con 56 Ni producido preferentemente porque es el núcleo con la energía de enlace más alta y tiene el mismo número. de protones y neutrones.

La secuencia de combustión estelar termina cuando el núcleo de la estrella está compuesto en gran parte por elementos en la región de masa de níquel y hierro, porque no se obtendrá más energía de más reacciones nucleares. Tan pronto como la energía producida no es suficiente para mantener el equilibrio hidrostático, el núcleo ya no puede soportar las capas externas y comienza a colapsar debido a su gravitación, lo que lleva a una supernova de colapso del núcleo (ver Sección 4.1.3).

En un colapso del núcleo, la nucleosíntesis explosiva de supernova también tiene lugar a través de la onda de choque que avanza hacia afuera (Thielemann et al. 2001a), modificando el patrón de abundancia elemental de las capas externas de la estrella pre-supernova. Esta quema explosiva de las capas de C, Ne, O y Si en la estrella conduce principalmente a modificaciones de las abundancias en la región de Ca a Fe (Rauscher et al. 2002). La fotodisintegración de núcleos pesados ​​también conduce a la producción de nucleidos estables ricos en protones, los denominados p-nucleidos (véase también la sección 4.5.2). La fuerte emisión de neutrinos causada por la formación de una estrella de neutrones en el colapso del núcleo influye en la nucleosíntesis en las capas más profundas y apenas expulsadas de la estrella, así como en las capas externas (Secciones 4.5.2 y 4.5.3).

La nucleosíntesis de estrellas masivas es revisada por Rauscher et al. (2002), Woosley y Heger (2007). Rauscher y Thielemann (2001) dan una descripción general de la nucleosíntesis estelar que incluye hidrógeno, helio, neón, silicio y combustión explosiva, así como los conceptos básicos del proceso s y r. La combustión explosiva y los procesos s y r también se presentan a continuación.

Como se ha visto en las secciones anteriores, las fases de combustión estelar solo conducen a la producción de núcleos hasta Fe. Una revisión del Consejo Nacional de Investigación de las Academias Nacionales identificó 11 preguntas clave que se abordarán en la ciencia en la próxima década (Turner et al. 2003). El tercer lugar de la lista es "¿Cómo se produjeron los elementos de Fe a U?" Aunque Burbidge et al. (1957), Cameron (1957) y se ha avanzado mucho desde entonces, persisten una serie de problemas con respecto a los sitios astrofísicos de ciertos procesos de nucleosíntesis y también con respecto a las propiedades de ciertos núcleos altamente inestables en tales procesos. En las siguientes subsecciones, se ofrece un breve resumen del conocimiento actual de cómo se sintetizaron los elementos más allá del Fe.

Debido a la falta de una barrera de Coulomb, el proceso más probable para la formación de elementos más pesados ​​que los agrupados alrededor del hierro es la captura de neutrones. Si se dispone de un suministro de neutrones, pueden acumularse mediante capturas secuenciales de neutrones en un "núcleo semilla" en la región del hierro para construir núcleos más ricos en neutrones. A medida que aumenta el número de neutrones del núcleo, se volverá inestable a la desintegración ß, transformando un neutrón en un protón en el núcleo y emitiendo un electrón y un antineutrino. Las sucesivas capturas de neutrones, intercaladas por desintegraciones & beta, acumulan muchos, pero no todos, los núcleos estables más pesados.

Hay dos escalas de tiempo básicas en este escenario de nucleosíntesis de elementos pesados ​​por captura de neutrones: (1) la vida útil de la desintegración & beta, y (2) los intervalos de tiempo entre capturas sucesivas que son inversamente proporcionales a las velocidades de reacción de captura de neutrones y al flujo de neutrones . Si la tasa de captura de neutrones es lenta en comparación con las desintegraciones & beta relevantes, la ruta de síntesis seguirá muy de cerca el fondo del valle de estabilidad. Por otro lado, si la velocidad de captura de neutrones es más rápida que la de las desintegraciones y beta relevantes, se formarán núcleos muy ricos en neutrones. Una vez que ha cesado el flujo de neutrones, esos núcleos se transformarán en núcleos estables mediante una serie de desintegraciones & beta. Los dos procesos anteriores se denominan procesos s y r, respectivamente, de acuerdo con su velocidad lenta o rápida de captura de neutrones. Las abundancias observadas de núcleos en el sistema solar, especialmente en las regiones de núcleos de capa cerrada, sugieren que los procesos s y r contribuyeron más o menos por igual a la formación de los elementos por encima de la región del hierro (ver Fig.12). .

Dos reacciones importantes proporcionan neutrones para el proceso s:

La reacción en 13 C es mucho más eficiente en la liberación de neutrones porque es fuertemente exotérmica, a diferencia de la segunda reacción. Sin embargo, el 13 C normalmente no ocurre en las zonas de combustión de He, mientras que el 22 Ne sí lo hace. Esto demostró ser un problema de larga data en las simulaciones estelares completas de la nucleosíntesis del proceso-s.

Las primeras observaciones (ver Burbidge et al. 1957) ya habían encontrado Tc en la superficie de las estrellas AGB. Dado que los isótopos de Tc tienen una vida corta en comparación con la edad de una estrella de este tipo, tenían que producirse en esa estrella y llevarse a la superficie. Solo en los últimos años, los modelos estelares sofisticados pudieron seguir los complicados procesos de convección y nucleosíntesis dentro de las estrellas AGB con suficiente precisión para confirmarlos como los sitios de producción. He-shell flashes (ver sección 4.3) y la mezcla provocada por ellos resultó ser la clave (Busso et al. 2001 Boothroyd 2006). Un destello de este tipo puede mezclar protones de la capa exterior no quemada de la estrella, que luego se puede usar para producir 13 C por captura de protones en 12 C y la subsecuente desintegración beta de los 13 N resultantes. Con este 13 C, los neutrones pueden ser muy suficientemente liberado incluso durante la fase entre impulsos. Además, la reacción en 22 Ne puede liberar más neutrones durante la fase de alta temperatura del flash en sí. Así, los nucleidos del plasma estelar se irradian con neutrones en ráfagas durante milenios. Las grandes zonas de convección que aparecen en la fase de flash hacen que el material recién sintetizado salga a la superficie.

De la manera descrita anteriormente, las estrellas AGB producen la mayoría de los núcleos del proceso s, el llamado componente principal. Se sabía desde hace mucho tiempo que debía haber un segundo sitio de procesamiento s, que produjera núcleos s ligeros. Debido a que exhiben abundancias más pequeñas que las del componente principal, esto se denominó componente débil. Un proceso s tan débil se encuentra en estrellas masivas (es decir, estrellas con más de 8 masas solares), donde la captura de 4 He por 22 Ne es la principal fuente de neutrones. Las estrellas masivas alcanzan temperaturas más altas que las estrellas AGB que ya se encuentran en sus últimas etapas de evolución, lo que ayuda a liberar neutrones. Incluso se pueden liberar más neutrones durante la combustión explosiva, cuando la temperatura aumenta debido a la onda de choque de la supernova que atraviesa las capas externas de la estrella. Debido a la ineficacia de la liberación de neutrones de 22 Ne y la corta escala de tiempo, este mecanismo no puede avanzar mucho más allá del Fe en las estrellas masivas.

Para la nucleosíntesis de los elementos pesados ​​a través del proceso s tanto en AGB como en estrellas masivas, ya debe haber núcleos presentes en la región del hierro, que se produjeron en generaciones anteriores de estrellas. Por lo tanto, el proceso s será más fuerte en estrellas formadas más recientemente que en estrellas más viejas que contienen elementos menos pesados.

Dado que la acumulación de núcleos en el proceso s- (y r-) sigue el lado rico en neutrones del valle de estabilidad (ver, por ejemplo, la Fig. 13 en el Capítulo 7, Vol. 1), 32 isótopos ricos en protones no pueden ser producido en cualquier proceso. Estos llamados p-núclidos se encuentran naturalmente pero con abundancias muchos órdenes de magnitud más bajos que los otros núclidos. El proceso hipotético que sintetiza estos nucleidos se denominó proceso p y se han sugerido varios modelos. La más favorecida es la fotodisintegración de núcleos preexistentes en las capas de Ne / O de estrellas masivas. Cuando un frente de choque de supernova pasa a través de estas capas, las altas temperaturas de 2 & # X20134 GK permiten la fotodisintegración, comenzando con la emisión inducida por rayos gamma de varios neutrones, lo que lleva a núcleos ricos en protones. La ruta de fotodisintegración puede ramificarse cuando la emisión de protones o α se vuelve más favorable que la emisión de neutrones en tales núcleos ricos en protones. La mayor parte de los p-nucleidos se puede explicar en un modelo de este tipo, pero persisten algunos problemas (Rauscher et al. 2002 Arnould y Goriely 2003 Boyd 2008). Especialmente no se comprende la producción de los isótopos p ligeros, en particular 92,94 Mo y 96,98 Ru. Entre los núcleos p, tienen con mucho la mayor abundancia, pero no pueden producirse al mismo tiempo que los demás. Sigue siendo una pregunta abierta si los modelos estelares deben revisarse o si debe invocarse un mecanismo de producción adicional para estos núcleos p ligeros.

El flujo de neutrinos de una supernova de colapso del núcleo es lo suficientemente alto como para contribuir a la nucleosíntesis de ciertos elementos e isótopos raros, incluso en las capas externas de la estrella. En este proceso denominado & nu, la dispersión inelástica de un neutrino conduce a la formación de un nucleido hijo excitado, que luego decae por emisión de partículas. Este proceso puede contribuir significativamente a la producción de nucleidos ligeros (11 B, 19 F) y pesados ​​(138 La, 180 Ta) (Woosley y Weaver 1995 Heger et al. 2005).

Además de la nucleosíntesis del proceso s, aproximadamente la mitad de los núclidos más allá del Fe se producen mediante capturas rápidas de neutrones en escalas de tiempo cortas en el proceso r. El sitio del proceso r es controvertido. Las más favorecidas son las supernovas de colapso del núcleo donde se cree que las condiciones apropiadas del proceso r se encuentran cerca de la región de formación de la estrella de neutrones. Estas capas más internas, que apenas se expulsan, se mueven hacia afuera dentro de un fuerte flujo de neutrinos, lo que hace que el material se vuelva muy rico en neutrones. Con una densidad de neutrones alta, las capturas de neutrones pueden proceder mucho más rápido que las desintegraciones beta y producir núcleos muy ricos en neutrones lejos de la estabilidad. A través de capturas que ocurren simultáneamente, fotodisintegraciones con emisión de neutrones y desintegraciones & beta, los elementos más pesados ​​se sintetizan en unos pocos segundos. Cuando el material expulsado se enfría, esos núcleos altamente inestables se desintegran y vuelven a estabilizarse, proporcionando así la fracción necesaria de elementos pesados. Si bien el proceso s está confinado a la región hasta Bi, se cree que el proceso r también alcanza la región de los núcleos fisionables y produce elementos naturales de larga duración como U. El punto final de la ruta del proceso r es altamente debatido ya que depende de las barreras de fisión de núcleos pesados ​​y muy ricos en neutrones, para lo cual aún no hay consenso entre los modelos teóricos.

Las condiciones en esas regiones más internas de una supernova de colapso del núcleo están estrechamente relacionadas con el funcionamiento del mecanismo de explosión. Dado que esto último aún no se comprende completamente, aún no está claro si las condiciones requeridas pueden realmente establecerse. Por lo tanto, todavía se discuten varios escenarios alternativos, como las salidas de chorros de estrellas que explotan asimétricamente. La búsqueda del sitio del proceso r sigue siendo un foco principal de investigación.

Recientemente, se ha sugerido un proceso de nucleosíntesis adicional en las capas profundas de la estrella en explosión (Fr & # 246hlich et al. 2006). Se descubrió que el flujo combinado de neutrinos y antineutrinos de la estrella de neutrones caliente emergente crea inicialmente condiciones muy ricas en protones antes de que la materia se vuelva rica en neutrones en momentos posteriores y / o radios más grandes. El entorno de alta temperatura y densidad da lugar a capturas rápidas de protones, sintetizando así núcleos más allá del Fe pero en el lado de la estabilidad rico en protones. Se requiere una pequeña cantidad de neutrones para acelerar el flujo de materia hacia elementos más pesados ​​y estos son producidos por la captura de antineutrinos en los protones. El proceso & nup quizás podría explicar la abundancia sorprendentemente alta de Sr, Y y Zr que se encuentra en estrellas muy viejas (Travaglio et al. 2004 Frebel et al. 2005). Nuevamente, los detalles de este llamado proceso & nup (incluida la cuestión de cuán eficientemente puede producir elementos más allá del Fe) dependen en gran medida de las condiciones en las capas profundas de la estrella en explosión y el mecanismo de explosión. Entre los escenarios alternativos sugeridos se encuentran las salidas de viento de los discos de acreción alrededor de los agujeros negros formados por el colapso del núcleo de estrellas muy masivas (Surman et al. 2006). También se cree que estos son la causa de los llamados estallidos de rayos gamma, que son los fenómenos más energéticos observados en nuestro Universo hoy en día (MacFadyan y Woosley 1999 M & eacutesz & aacuteros 2006).

Los elementos ligeros y frágiles litio, berilio y boro (LiBeB) no se producen principalmente en la nucleosíntesis estelar o primordial. De hecho, la curva de abundancia en la Fig. 13 muestra una gran caída (casi una brecha, en realidad) para los números de masa 8 & # X201311, lo que refleja la escasez de núcleos de LiBeB en el sistema solar. Solo el núclido 7 Li puede producirse tanto en la nucleosíntesis primordial (véase la sección 3) como en la estelar (véase la sección 4.2), mientras que los nucleidos 6 Li, 9 Be, 10 B y 11 B son productos de espalación casi puros de elementos.

Los rayos cósmicos galácticos de alta energía (GCR) se originan probablemente a partir de supernovas (Erlykin y Wolfendale 2001). Los GCR consisten principalmente en núcleos desnudos de hidrógeno y helio de rápido movimiento y, en menor cantidad, de núcleos de carbono, nitrógeno y oxígeno (CNO) -núcleos. Los núcleos de hidrógeno y helio de las nubes interestelares pueden romper los núcleos CNO en vuelo de los rápidos GCR. Por lo tanto, los GCR están enriquecidos en aproximadamente un millón de veces en núcleos de LiBeB en comparación con la abundancia del sistema solar.

El origen más plausible de la mayor parte de los núcleos LiBeB es que los núcleos de hidrógeno y helio de los GCR golpean y descascaran los núcleos CNO contenidos en las nubes interestelares. Sin embargo, este proceso por sí solo parece incapaz de producir LiBeB al nivel observado. Por tanto, se ha propuesto otro sitio de producción de núcleos LiBeB. Esto invoca la fragmentación en vuelo de los núcleos de carbono y oxígeno por colisión con los núcleos de hidrógeno y helio en las nubes interestelares. Los sitios de este proceso son principalmente los alrededores de estrellas masivas, que pueden proporcionar núcleos de carbono y oxígeno recién sintetizados y acelerarlos a través de ondas de choque. Finalmente, la espalación a través de neutrinos en explosiones de supernovas también produce los nucleidos 7 Li y 11 B (Hartmann et al. 1999).

Vangioni-Flam et al. Ofrecen una revisión de la nucleosíntesis por espalación. (2000). *****


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Las estrellas masivas fusionan elementos más pesados ​​en sus núcleos que las estrellas de menor masa. Esto conduce a la creación de elementos más pesados ​​hasta el hierro. El hierro roba energía crítica del núcleo, provocando su colapso. La onda de choque, junto con un enorme enjambre de neutrinos, atraviesa las capas externas de la estrella y hace que explote. La supernova resultante crea elementos aún más pesados, esparciéndolos por el espacio. Además, felizmente, no estamos en peligro por una supernova cercana.

Tabla de contenido
Las estrellas masivas fusionan elementos más pesados ​​hasta el hierro 1:15
El hierro utiliza grandes cantidades de energía, lo que hace que las estrellas colapsen 3:58
La supernova resultante crea elementos aún más pesados ​​10:00
Relájate, algo más te matará 9:04

FOTOS Y VIDEOS
Blowing Bubbles http://chandra.harvard.edu/resources/animations/pne.html [crédito: NASA / CXC / April Jubett]
Los tamaños de las estrellas http://www.eso.org/public/images/eso1030c/ [crédito: ESO / M. Kornmesser]
Gigantes rojos https://commons.wikimedia.org/wiki/File:Redgiants.svg [crédito: Wikimedia Commons]
Alpha Orionis http://imgsrc.hubblesite.org/hu/db/images/hs-1996-04-a-print.jpg [crédito: A. Dupree (CfA), NASA, ESA]
Sun y VY Canis Majoris https://commons.wikimedia.org/wiki/File:Sun_and_VY_Canis_Majoris.svg [crédito: Wikimedia Commons]
Witch Head Nebula y Rigel http://www.deepskycolors.com/archive/2009/11/16/witch-Head-Nebula-and-Rigel.html [crédito: Rogelio Bernal Andreo]
Capas de una estrella masiva https://en.wikipedia.org/wiki/User:FT2/scc#/media/File:Massive_star_cutaway_pre-collapse_(pinned,_8M%2B).png [crédito: Wikimedia Commons]
Swift de la NASA revela un nuevo fenómeno en una estrella de neutrones http://www.nasa.gov/mission_pages/swift/bursts/new-phenom.html#.VcvAYflVhBd [crédito: Centro de vuelo espacial Goddard de la NASA]
¿Qué es un agujero negro? http://www.nasa.gov/audience/forstudents/k-4/stories/nasa-knows/what-is-a-black-hole-k4.html [crédito: NASA / CXC / M.Weiss]
La muerte de las estrellas http://www.spacetelescope.org/videos/hubblecast52a/ [crédito: ESA / Hubble]
Mosaico gigante de la nebulosa del cangrejo http://www.nasa.gov/multimedia/imagegallery/image_feature_460.html [crédito: NASA, ESA, J. Hester (Universidad Estatal de Arizona)]
Hubble y Chandra ven una chuchería celestial http://www.spacetelescope.org/images/heic1018b/ [crédito: NASA, ESA, el Hubble Heritage Team (STScI / AURA) y NASA / CXC / SAO / J. Abrazos]
Vela Supernova Remnant http://www.glitteringlights.com/Images/Nebulae/i-pqWFzmt/O [crédito: Marco Lorenzi]
Spica [crédito: Phil Plait]
Cassiopeia A https://en.wikipedia.org/wiki/Cassiopeia_A#/media/File:Cassiopeia_A_Spitzer_Crop.jpg [crédito: Oliver Krause (Steward Observatory) George H. Rieke (Steward Observatory) Stephan M. Birkmann (Max-Planck- Institut fur Astronomie) Emeric Le Floc'h (Observatorio Steward) Karl D. Gordon (Observatorio Steward) Eiichi Egami (Observatorio Steward) John Bieging (Observatorio Steward) John P. Hughes (Universidad de Rutgers) Erick Young (Observatorio Steward) Joannah L. Hinz (Observatorio Steward) Sascha P. Quanz (Max-Planck-Institut fur Astronomie) Dean C. Hines (Instituto de Ciencias Espaciales)]
Sloshing Supernova http://svs.gsfc.nasa.gov/cgi-bin/details.cgi?aid=11735 [crédito: Video e imágenes del Centro de Vuelo Espacial Goddard de la NASA cortesía de NASA / JPL-Caltech]
Star Burst http://svs.gsfc.nasa.gov/cgi-bin/details.cgi?aid=11447 [crédito: Video del Centro de Vuelo Espacial Goddard de la NASA cortesía de ESA / Hubble / L. Calcada]

Las estrellas están en una lucha constante entre la gravedad, tratando de colapsarlas, y su calor interno tratando de inflarlas. Durante la mayor parte de la vida de una estrella, estas dos fuerzas se encuentran en una tregua incómoda.

Para una estrella como el sol, la balanza se inclina en sus años crepusculares. Por un breve y glorioso momento, se expande, pero luego destruye sus capas externas, dejando atrás el núcleo comprimido gravitacionalmente. Sale con un quejido. Bueno, un gemido de una bola de fuego nuclear de dos octillones de toneladas, apenas restringida.

Pero las estrellas más masivas no están tan resignadas a su destino. Cuando salen, salen con un ¡Bang! Un muy, muy, big bang.

En el núcleo de una estrella, la presión y la temperatura son lo suficientemente altas como para que los núcleos atómicos puedan comprimirse y fusionarse. Esto libera energía y crea elementos más pesados. La fusión de hidrógeno produce helio. La fusión del helio produce carbono. Y cada elemento más pesado, en general, necesita temperaturas y presiones más altas para fusionarse.

Las estrellas de menor masa, como el sol, se detienen en el carbono. Una vez que se acumula en el núcleo, el destino de las estrellas está sellado. Pero, si la estrella tiene más de unas ocho veces la masa del sol, puede crear temperaturas en su núcleo superiores a 500.000.000 grados Celsius, y luego el carbono se fusionará.

En realidad, hay muchos pasos en este proceso, pero al final obtienes carbono, que se fusiona con neón, magnesio y algo de sodio. Lo que sucede a continuación se remonta a lo que encontramos que sucede en el núcleo del sol a medida que envejece. Fusionar un elemento. Crea uno más pesado. Luego, el más pesado se acumula hasta que el núcleo se contrae y se calienta lo suficiente como para comenzar a fusionarlo.

Entonces, la fusión de carbono produce neón, magnesio y sodio, y esos se acumulan. El núcleo se calienta y cuando alcanza los mil millones de grados, el neón se fusiona. La fusión de neón crea más magnesio, así como algo de oxígeno. Estos se acumulan en el núcleo, se encoge, se calienta hasta aproximadamente 1.500 millones de grados y luego el oxígeno se fusiona, creando silicio. Luego, eso se acumula hasta que la temperatura alcanza alrededor de 2 a 3 mil millones de grados, donde el silicio puede fusionarse.

Entre una pila de otros elementos, la fusión de silicio crea hierro, y eso es un problema. Gran, gran problema. Una vez que comienza la fusión del silicio, la estrella es una bomba de tiempo.

Pero, antes de encender esa mecha, demos un paso atrás. ¿Qué está pasando con las capas externas de la estrella? ¿Qué vemos si estamos afuera, mirando hacia atrás? Debido a que la estrella nació masiva, pasó sus días de fusión de hidrógeno como una estrella azul de secuencia principal. Estrellas como esta son extremadamente luminosas y se pueden ver a distancias tremendas.

Sin embargo, como el sol, una estrella masiva cambia cuando se detiene la fusión del hidrógeno. Su núcleo se contrae y luego comienza la fusión del helio. Se hincha, como lo hará el sol, pero en lugar de convertirse en un gigante rojo, genera tanta energía que se convierte en un supergigante rojo.

Estas son estrellas increíblemente enormes. Algunos, de más de mil millones de kilómetros de diámetro. Y son luminosos. Por ejemplo, Betelgeuse en Orión es una supergigante roja y una de las estrellas más brillantes del cielo, a pesar de estar a más de 600 años luz de distancia. Desde esa distancia, necesitaría un telescopio de descenso para ver el sol, en absoluto. Y eso no es nada comparado con VY Canis Majoris, la estrella más grande conocida, que tiene unos asombrosos 2 mil millones de kilómetros de diámetro. Incluso tenemos un término especial para eso: un hipergigante.

A medida que el núcleo cambia de una reacción de fusión a la siguiente, las capas externas responden contrayéndose y expandiéndose. Entonces, un súper gigante rojo puede encogerse y convertirse en un súper gigante azul. Rigel, otra estrella de Orión, es un supergigante azul que emite más de 100.000 veces más energía que el sol.

Bien, volvamos al núcleo. Ahora parece una cebolla, con múltiples capas. El hierro se está acumulando en los centros, rodeado de silicio en fusión, afuera hay una capa de oxígeno en fusión, luego neón, luego carbono, luego helio y finalmente hidrógeno.

Podría pensar que las estrellas masivas durarían más porque tienen más combustible que las estrellas de menor masa. Pero los núcleos de estos monstruos están mucho más calientes y fusionan elementos a velocidades mucho más altas, quedando sin combustible más rápidamente.

Una estrella como el sol puede fusionar felizmente hidrógeno en helio durante más de diez mil millones de años. Pero una estrella dos veces más masiva que el sol se queda sin hidrógeno en solo dos mil millones de años. Una estrella con ocho veces la masa del Sol se agota en solo cien millones de años aproximadamente. Y cada paso del proceso de fusión ocurre cada vez más rápido que el anterior.

En un caso extremo, como para una estrella veinte veces la masa del sol, fusionará helio durante aproximadamente un millón de años, carbono durante aproximadamente mil y la fusión de neón consumirá todo su combustible en un solo año. El oxígeno dura unos meses. El silicio se fusiona a una velocidad ridículamente alta. La estrella pasará por todo su suministro, consiga esto, un día. ¡Sí! Un día. La gran mayoría de la vida de una estrella se dedica a la fusión de hidrógeno. El resto pasa en el metafórico en un abrir y cerrar de ojos.

El silicio se fusiona en un montón de elementos diferentes, incluido el hierro. Ese hierro inerte se acumula en el núcleo, al igual que todos esos elementos antes. Y al igual que antes, el núcleo de hierro se encoge y se calienta. Pero aquí hay una gran diferencia.

En todas las etapas de fusión anteriores, se crea energía. Esa energía se transforma en calor y eso ayuda a mantener la aplastante cantidad de masa estelar sobre el núcleo. Pero el hierro es diferente. Cuando se fusiona, en realidad absorbe energía en lugar de crearla. En lugar de proporcionar energía a la estrella, la elimina. Esto acelera la contracción, comprimiendo el núcleo y calentándolo aún más.

Peor aún, a estas temperaturas y presiones, los núcleos de hierro absorben electrones que se mueven rápidamente, lo que también ayuda a sostener el núcleo. Es un doble golpe. Ambos medios principales de apoyo a la estrella se eliminan en un instante. La fusión del silicio en hierro ocurre tan rápido que, literalmente, esto toma una fracción de segundo una vez que comienza.

Al núcleo le arrancan las piernas por debajo. No se encoge, se colapsa. La gravedad del núcleo es tan asombrosamente fuerte que las partes externas chocan contra las internas a una fracción significativa de la velocidad de la luz. Esto golpea el núcleo central, colapsando desde varios cientos de kilómetros de ancho hasta un par de docenas de kilómetros de ancho, en solo unas milésimas de segundo. La estrella está condenada, porque todo el infierno está a punto de estallar.

Ahora, en este punto, puede suceder una de dos cosas. Si la estrella tiene menos de unas veinte veces la masa del sol, el colapso del núcleo se detiene cuando todavía tiene unos veinte kilómetros de ancho. Forma lo que se llama una estrella de neutrones, que cubriré en el próximo episodio.

Si la estrella es más masiva que esto, entonces el colapso no puede ser detenido por ninguna fuerza en el universo. El núcleo se colapsa hasta un punto. La gravedad se vuelve tan intensa que ni siquiera la luz puede escapar. Nace un agujero negro.

También cubriremos los agujeros negros en un episodio futuro, pero por ahora, ¿qué sucede cuando el núcleo colapsa y se detiene repentinamente?

El núcleo de la estrella, ya sea una estrella de neutrones o un agujero negro, ahora es extremadamente pequeño con una gravedad terriblemente fuerte. Tira de la materia de la estrella por encima de ella. ¡DIFÍCIL! Este material se derrumba a una velocidad fantástica y se comprime enormemente, calentándose furiosamente.

Al mismo tiempo, suceden dos cosas en el núcleo. Mientras estas cosas caen, una onda de choque monstruosa creada por el colapso del núcleo se mueve hacia afuera y golpea el material entrante. La energía explosiva es tan loca que ralentiza sustancialmente ese material. El segundo evento es que la complicada física cuántica que se está gestando en el núcleo genera una gran cantidad de partículas subatómicas llamadas neutrinos. La energía total transportada por estos pequeños neutrinos está casi fuera de razón.

En una fracción de segundo, se llevan cien veces más energía que la que producirá el sol durante toda su vida. ¡Esa es una cantidad increíble de energía!

Ahora, estas pequeñas bestias son muy esquivas y odian interactuar con la materia normal. Un solo neutrino podría atravesar billones de kilómetros de plomo sin siquiera darse cuenta. Pero, muchos se crean en el colapso del núcleo, y el material cayendo en el núcleo es tan denso que una gran cantidad de ellos es absorbido. Esta vasta ola de neutrinos choca contra el material que se aproxima, como un tren bala que golpea una rebanada de mantequilla tibia. El material detiene su caída, invierte el curso y sale disparado.

La estrella explota. Explota. (Sonido de explosión)

Esto se llama supernova y es uno de los eventos más violentos y aterradores que puede ofrecer el universo. Una estrella entera se hace trizas y el gas en expansión estalla hacia afuera a un 10% de la velocidad de la luz. La energía liberada es tan enorme que se pueden ver literalmente en la mitad del universo. Eclipsan a todas las estrellas del resto de la galaxia combinadas.

El material en expansión, llamado remanente de supernova, forma formas fantásticas. La más famosa es la Nebulosa del Cangrejo, de una estrella que vimos explotar en el año 1054. Los zarcillos se formaron cuando el material se expandió hacia el gas y el polvo que rodeaba a la estrella progenitora.

A medida que los remanentes se expanden y envejecen, se vuelven más tenues. Algunos tienen bordes brillantes a medida que empujan el material entre las estrellas. Otros forman redes complejas de filamentos.

A menudo me preguntan si hay estrellas lo suficientemente cerca como para hacernos daño cuando explotan. La respuesta rápida es no. Aunque las supernovas son súper violentas, el espacio es grande. Una supernova tendría que estar al menos a 100 años luz de nosotros antes de que empecemos a sentir efectos reales.

La estrella más cercana que podría explotar de esta manera es Spica, en Virgo, y está a más de 100 años luz de distancia. Digo, podría explotar, porque está en el límite de masa inferior para convertirse en supernova. Puede que no explote en absoluto. Betelgeuse ciertamente explotará algún día, pero está demasiado lejos para hacernos daño. Estamos bastante a salvo de esta amenaza en particular.

Notaré que después de todo esto, hay otro tipo de supernova que involucra a las enanas blancas, que cubriremos en nuestro episodio sobre estrellas binarias. Felizmente, probablemente también estemos a salvo de ellos. Respira fácil.

A pesar de lo aterradoras y peligrosas que son las supernovas, hay un aspecto muy importante en ellas que debes conocer. Las supernovas son capaces de causar una gran destrucción, pero también son críticas para nuestra propia existencia. Cuando la estrella explota, el gas se calienta tanto y es comprimido tan violentamente por la explosión, que sufre una fusión, lo que los astrónomos llaman nucleosíntesis explosiva, creando literalmente elementos más pesados ​​de forma explosiva.

Los nuevos elementos se producen en cantidades que empequeñecen la masa de la Tierra. Calcio, fósforo, níquel, más hierro. Todo hecho con el forraje infernal del calor de la supernova y arrojado al universo. Se necesitan milenios o más, pero este material se mezcla con las otras nubes de gas y polvo que flotan en el espacio. A veces, estas nubes estarán formando estrellas activamente. A veces, el colapso de la nube para formar estrellas en realidad puede ser provocado por la supernova que choca contra ella. De cualquier manera, los elementos pesados ​​creados en la supernova pasarán a formar parte de la próxima generación de estrellas y planetas.

Las supernovas son la forma en que se crean y se dispersan la mayoría de los elementos pesados ​​del universo. El calcio en sus huesos, el hierro en su sangre, el fósforo en su ADN. Todo creado en el corazón de la titánica muerte de una estrella. Esa estrella explotó hace más de cinco mil millones de años, pero partes de ella continúan, en ti.

Hoy aprendiste que las estrellas masivas fusionan elementos más pesados ​​en sus núcleos que las estrellas de menor masa. Esto conduce a la creación de elementos más pesados ​​hasta el hierro. El hierro roba energía crítica del núcleo, provocando su colapso. La onda de choque, junto con la enorme tormenta de neutrinos, atraviesa las capas externas de las estrellas y hace que explote.

La supernova resultante crea elementos aún más pesados, esparciéndolos por el espacio. Además, felizmente, no estamos en peligro de supernovas.

Crash Course Astronomy se produce en asociación con PBS Digital Studios. Tienen un canal de YouTube con excelentes videos. Ve, solo ve hacia allí. Mira sus videos, son fantásticos. Este episodio fue escrito por mí, Phil Plait. El guión fue editado por Blake de Pastino y nuestra consultora es la Dra. Michelle Thaller. Fue dirigido por Nicholas Jenkins, editado por Nicole Sweeney, el diseñador de sonido es Michael Aranda, y el equipo gráfico, como siempre, es Thought Caf & eacute.

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Actualmente soy miembro de Lyman Spitzer en la Universidad de Princeton. Fui becario Burke en el Instituto de Tecnología de California (2018-2021).

Recibí mi doctorado en Astronomía en la Universidad de Texas en Austin en 2018, bajo la supervisión del Prof. Pawan Kumar.

Recibí mi licenciatura en física de Yuanpei College, Universidad de Pekín (PKU) en 2013. El Programa Yuanpei, que lleva el nombre del presidente más venerado de PKU & rsquos, el Sr. Cai Yuanpei, permite a los estudiantes elegir libremente su campo de estudio. Me interesé en la astrofísica a partir de una discusión coincidente sobre los rayos cósmicos con el profesor Zhuo Li, quien más tarde se convirtió en mi asesor de pregrado.

INTERESES DE INVESTIGACIÓN

Mi objetivo de investigación es comprender la física subyacente detrás de varios fenómenos transitorios de alta energía, incluidas las ráfagas de radio rápidas (FRB), los eventos de interrupción de las mareas (TDE) y las fusiones de objetos compactos. También he trabajado en estallidos de rayos gamma, historial de formación de agujeros negros binarios, discos de acreción, pérdida de masa antes de la supernova y estrellas de hipervelocidad. Basado en mi experiencia en física del plasma, relatividad especial / general, hidrodinámica, transferencia radiativa y evolución estelar, he desarrollado métodos analíticos y numéricos para reconocer los mecanismos responsables de los diversos comportamientos observacionales de estas fuentes transitorias.

Disfruto de las interacciones con otros investigadores sobre diversos temas. Muchos de mis proyectos fueron

hecho junto con mis compañeros postdoctorados y estudiantes. A continuación describo una selección de mis trabajos. Las predicciones interesantes de mi investigación y las pruebas de observación se resumen en una tabla al final.

RÁPIDAS RÁPIDAS DE RADIO

Mecanismo de emisión: En Lu, Kumar & amp Zhang (2020), proponemos que los FRB son generados por ondas Alfven que se propagan en la magnetosfera de la estrella de neutrones (NS) a grandes distancias donde se quedan sin carga y los grupos de carga son acelerados por un campo eléctrico y generar coherentemente la emisión de curvatura en la banda de radio.

Figura de la derecha: las ondas de Alfven lanzadas desde los puntos del pie magnético se propagan a lo largo de las líneas de campo a distancias mucho mayores que el radio NS, donde la densidad de carga es demasiado baja para sostener la corriente asociada con la onda. Como resultado de la falta de carga, se desarrolla un fuerte componente de campo eléctrico paralelo al campo B de fondo, y los grupos de carga se aceleran a factores de Lorentz altos y producen coherentemente una emisión de curvatura en la banda de radio. La emisión de FRB se transmite de forma estrecha a la región atravesada por la flecha naranja. Las ondas de Alfven lanzadas lejos de los polos quedan atrapadas por líneas de campo que no se extienden a grandes distancias, y se forma un par de bolas de fuego que emite rayos X duros visibles desde una gran fracción del cielo. Este modelo proporciona una imagen unificada para ráfagas débiles como FRB 200428, así como los eventos brillantes observados a distancias cosmológicas.

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Figura de la derecha: la liberación repentina de energía magnética excita las oscilaciones del modo de corte horizontal en la corteza. Las ondas de corte se propagan a lo largo de la corteza y la oscilación de corte horizontal está bien acoplada a las líneas del campo B magnetosférico que están ancladas en la superficie NS. Por lo tanto, una gran fracción de la energía de las ondas de corte se transmitirá a la magnetosfera en forma de ondas Alfven.

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EVENTOS DE INTERRUPCIÓN DE LAS MAREAS

Las estrellas de la secuencia principal son destruidas por las fuerzas de las mareas cuando se acercan lo suficiente a un agujero negro supermasivo (BH). Después de la interrupción, la estrella se estira en una corriente larga y delgada (de relación de aspecto

1000) en órbitas muy excéntricas (1-e

0.01) que sufren una precesión relativista general. Tal precesión hace que la corriente se auto-intersecte y el gas impactado que se expande desde el punto de intersección eventualmente formará un disco de acreción, que impulsa la emisión de múltiples longitudes de onda. Se han encontrado unas pocas docenas de estos candidatos a eventos de interrupción de las mareas (TDE) en encuestas recientes diseñadas para encontrar fuentes variables en los rayos X ópticos / UV y suaves.

Simulación numérica global de la hidrodinámica

La evolución del flujo de respaldo delgado es prohibitivamente

costoso. En Lu & amp Bonnerot (2020), hicimos una clave

simplificación del problema calculando primero el

ubicación donde el arroyo se auto-interseca de acuerdo con

movimiento geodésico relativista general y luego realizar

Simulaciones hidrodinámicas de la colisión de la corriente.

proceso en un marco de rotación local cerca de la intersección

punto. Las dos etapas están unidas por un Lorentz

transformación. Descubrimos que el choque autocruzado redistribuye la energía y el momento angular del gas en la corriente de retroceso. Para órbitas suficientemente profundas (Rp & gt

15Rg), los choques en la intersección pueden desencadenar una gran fracción (hasta el 50%) del gas de retorno. Llamamos al gas libre el "flujo de salida inducido por colisión" o CIO. Descubrimos que el CIO cubre una gran fracción del cielo visto desde el BH y es capaz de reprocesar los fotones duros (EUV / rayos X blandos) del disco en la banda óptica. Esto proporciona una explicación de la emisión óptica brillante que se ve en muchos TDE. Los efectos del ángulo de visión hacen que la luminosidad de los rayos X varíe en órdenes de magnitud de un evento a otro.El CIO transporta una gran energía cinética de 1e50-1e52 erg y puede generar emisiones de radio al nivel de ASASSN-14li cuando genera una descarga en el medio circundante en escalas parsec.

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FORMACIÓN DE BBH

La Colaboración LIGO-Virgo informó recientemente sobre un evento desconcertante, GW190814, con masas componentes de 23 y 2,6 Msun. En Lu, Beniamini & amp Bonnerot (2021), proponemos un escenario de fusión de segunda generación donde el secundario de GW190814 provenía de una coalescencia de estrella de neutrones binarios (bNS) anterior y el remanente pudo fusionarse nuevamente con el terciario de 23 Msun BH. Esto ocurre cuando el remanente (muy probablemente un BH de baja masa) recibe una patada de aproximadamente 100 km / s en la dirección del "cono de pérdida" con forma de platillo volador, como se muestra en la figura siguiente. Este modelo fue motivado por la tasa relativamente pequeña (1 a 23 por Gpc ^ 3 por año) inferida de GW190814 y la masa secundaria está cerca de las masas totales de los sistemas bNS conocidos. Mostramos que aproximadamente el 1% de la coalescencia de bNS que se produce en sistemas triples debería dar lugar a fusiones de segunda generación, siempre que un terciario de BH masivo se encuentre en una separación inferior a unas pocas AU. Dado que la tasa de coalescencia total de bNS es del orden de 10 ^ 3 por Gpc ^ 3 por año, este modelo requiere que al menos el 10% de fusiones de bNS ocurran en sistemas triples. Dado que el tiempo de retraso típico para la fusión de segunda generación es aproximadamente un tiempo de Hubble, estas fusiones bNS en triples ocurrieron en un pasado distante cuando el Universo estaba menos enriquecido en metales. La baja metalicidad (& lt 0.1 solar) también se favorece para la formación de 23 Msun BH.

Este modelo tiene una serie de predicciones comprobables, una de las cuales es que los eventos secundarios de tipo GW190814 deberían tener un giro adimensional de aproximadamente 0,7. Nuestro trabajo proporciona una fuerte motivación para futuros estudios de la evolución de estrellas triples masivas.

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EXPLOSIONES DE RAYOS GAMMA

El problema clásico de un chorro relativista que interactúa con el medio circunestelar (CSM) requiere costosas simulaciones 2D (para el caso axisimétrico). En Lu, Beniamini & amp McDowell (2020), presentamos un modelo simplificado asumiendo que el CSM impactado y el material de chorro están en una superficie infinitamente delgada, por lo que el problema 2D original se reduce efectivamente a 1D. A partir de las leyes generales de conservación, derivamos la ecuación de movimiento para cada elemento fluido en esta superficie, teniendo en cuenta la desaceleración a lo largo de la normal de la superficie debido a la masa recién barrida y la expansión lateral debido al gradiente de presión en la dirección tangencial. La presión y la densidad de energía del CSM impactado vienen dadas por las condiciones de salto en el choque delantero. El método se implementa con un método de diferenciación finita, en un nuevo código (C ++) Jedi (para & ldquojet dynamics & rdquo). En unos pocos segundos en un solo núcleo de CPU, el código resuelve la evolución del chorro de condiciones iniciales ultrarrelativistas a velocidades no relativistas, así como el flujo de sincrotrón en ángulos de visión arbitrarios y frecuencias, incluida la autoabsorción. Se ha demostrado en varios casos de prueba que nuestro método proporciona una buena aproximación de la hidrodinámica y la emisión de posluminiscencia para una amplia variedad de estructuras de chorro y perfiles de densidad CSM.

Las siguientes figuras muestran las curvas de luz a 10 ^ 15 Hz (panel izquierdo) y 10 ^ 9 Hz (panel derecho) para diferentes ángulos de visión (1 a 90 grados). Las líneas continuas incluyen las contribuciones de los chorros de avance y de contraataque, y las líneas discontinuas son solo para el chorro de contraataque (que se aleja del observador). Las líneas punteadas corresponden a las mismas condiciones iniciales pero sin incluir el efecto de expansión lateral.

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La siguiente figura muestra la evolución hidrodinámica de un chorro estructurado según la ley de potencia, con un tamaño de núcleo de chorro y energía por ángulo sólido y cuatro velocidades más allá del núcleo del chorro. El núcleo del chorro tiene un factor de Lorentz 300, una energía isotrópica de 10 ^ 52 ergio y un ángulo de apertura medio de 0,03 rad (1,7 grados). El CSM tiene una densidad uniforme de 0,01 cm ^ -3. El chorro es axisimétrico con su eje a lo largo de la dirección x. La unidad de longitud es el radio de desaceleración. Las líneas de color muestran la ubicación de la superficie del chorro en diferentes momentos que están en unidades del tiempo de desaceleración. Los puntos negros muestran los puntos de la cuadrícula numérica y las líneas negras son sus trayectorias (se ve claramente la expansión lateral).


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