천문학

부착을 통한 대량 손실이 항성 잔해에서 발생할 수 있습니까?

부착을 통한 대량 손실이 항성 잔해에서 발생할 수 있습니까?



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우리는 정상적인 별이 쌍성 동반자에게 질량을 잃을 수 있다는 것을 알고 있습니다. 그러나 이것이 중성자 별과 백색 왜성에게 일어날 수 있습니까? 별의 블랙홀이 백색 왜성 또는 중성자 별에 의해 궤도를 돌고 있다고 가정 해 봅시다. 가능하다면 질량 손실이 발생하기 위해 서로 얼마나 가깝게 궤도를 돌아야할까요?


부착을 통한 대량 손실이 항성 잔해에서 발생할 수 있습니까? -천문학

별은 다음과 같은 반응을 통해 탄소와 산소 핵 ( "항성 핵 합성"과정의 일부)을 생성합니다.

화살표->는 융합 반응을 나타냅니다.

이 탄소와 산소는 별의 중심에 자리 잡고 있습니다. 별의 초기 질량이 태양 질량이 8 개 미만이면 행성상 성운으로서 대기를 잃고 백색 왜성 핵 잔재를 남깁니다.

백색 왜성은 그 주 계열과 거대한 단계에서 "전자 축퇴 압력"에 의해 지원되는 탄소-산소 코어 잔재이며, 별은 중력 (안쪽으로 향함)과 가스 압력 (밖으로 향함) 사이의 균형입니다. 그러나 나머지 단계에서는 다양한 압력 소스가 지배적입니다. 전자 축퇴 압력은 백색 왜성의 원자가 너무 압축되어 전자가 서로 경계를 이루기 때문에 발생합니다. 주어진 부피에 특정 수의 전자 만 맞출 수 있다는 물리 법칙이 있습니다. 즉, 전자는 겹칠 수 없습니다. 백색 왜성이이 한계에 도달했습니다. 백색 왜성은 더 이상 압축 될 수 없습니다.

백색 왜성의 최대 질량은 태양 질량 1.4입니다. 이 제한 질량은 항성 이론가 Subrahmanyan Chandrasehkar의 이름을 딴 Chandrasekhar 한계라고합니다. 그는 먼저 인도, 영국, 미국에서 일했습니다.

다음 표는 다른 주 계열 질량의 별들이 남긴 백색 왜성 질량을 보여줍니다.

메인 시퀀스 질량결과적인 백색 왜성 질량
3 개의 태양 질량 1.2 태양 질량
1.5 0.8
0.8 0.6

백색 왜성은 약 1,000kg / cc로 매우 밀도가 높습니다. 지름은 지구 (12,000km)와 비슷한 수천 km입니다. 그들은 별의 핵이기 때문에 처음에는 매우 뜨겁고 10,000 켈빈 이상으로 나타납니다. 그들은 시간이 지남에 따라 식습니다. 4,000K 이하에서는 탄소와 산소가 결정화되고 별은 사실상 고체입니다.

고온이지만 작은 크기 (따라서 광도)는 HR 다이어그램의 가장 낮은 영역에 배치됩니다.

이 퇴화 상태에서 원자핵은 자유롭게 움직일 수 있으며 서로 가깝게 모여있는 전자입니다. 질량이 찬드라 세 카르 한계를 벗어 났을 때 전자 축퇴 압력은 더 이상 별을지지 할 수 없으며 더 이상 붕괴됩니다.

중성자 별

태양 질량이 8 개 이상인 별은 초신성 폭발로 대기를 잃습니다. 폭발은 이런 방식으로 작동합니다. 질량이 큰 별은 철을 만들어 핵에 축적되고 전자 축퇴 압력에 의해 지원됩니다. 철심이 태양 질량 1.4 배를 초과하면 전자 축퇴 압력이 더 이상 핵을 유지하지 못하고 갑자기 붕괴하여 핵이 약 3,000km 반경에서 1/5 초 만에 약 20km로 축소됩니다.

더 이상 코어에 앉아 있지 않은 주변 대기는 안쪽으로 돌진하고 코어 표면에 부딪 히고 바깥쪽으로 반등합니다. 이 바깥쪽으로 움직이는 반동은 전체 대기를 소각하는 핵융합 파를 일으켜 구리,은, 금, 우라늄 및 니켈과 같은 철보다 무거운 원자를 생성합니다. 이 원소 구성 과정을 "폭발 핵 합성"이라고합니다. 별의 대기는 계속해서 바깥쪽으로 돌진하고 초신성 잔해라고 불리는 커다란 원형 가스 구름이됩니다.

코어는 어떻게됩니까? 전자 축퇴 압력이 발생하고 코어가 붕괴되었습니다. 고 에너지 광자는 철과 기타 원소를 분해하여 양성자, 중성자 및 전자를 자유롭게합니다. 엄청난 붕괴 압력 하에서 양성자와 전자가 합쳐져 ​​중성자를 형성하므로 전체 코어가 중성자로 구성됩니다. 중성자는 또한 최대 밀도를 가지며 코어는 이제 "중성자 축퇴 압력"에 의해 중력에 대항합니다.

중성자 별은 거대한 원자핵과 같습니다. 밀도는 천억 (100,000,000,000) kg / cc입니다. 지구를 약 10 입방 축구장 크기로 압축하는 것을 상상해보십시오.

중성자 축퇴 압력은 또한 질량 제한이 있으며, 그 이상은 별을 지원할 수 없습니다. 이 한계는 태양 질량 3 개에서 발생하며 Oppenheimer-Volkov 한계라고합니다. 중성자 별은 쿼크 별이라는 이론적 물체로 붕괴됩니다. 쿼크 별은 발견되지 않았으며 대부분 알려지지 않은 속성을 가지고 있습니다. 우리는 그들이 존재하는지 아직 모릅니다.

펄서

펄서는 회전하는 자화 된 중성자 별입니다. 스핀 축과 자기 축이 정렬되어 있지 않으면 자기장의 회전으로 인해 자기 축 방향으로 빛이 방출됩니다. 이 빛은 등대 광선처럼 주위를 휩쓸고 있습니다. 우리는 중성자 별의 스핀에서 어떤 시점에 투영선을 따라 위치 할 때만 광선을 봅니다. 그 다음, 우리는 펄서에게 이름을 부여하는 빛 펄스 ( "펄싱 라디오 스타"에서 유래)를 깜빡이는 빛을 봅니다.

최초의 펄서는 캠브리지 천문학자인 Jocelyn Bell에 의해 1967 년 전파 망원경으로 발견되었습니다. 회전 기간은 몇 밀리 초에서 몇 초까지 다양합니다. 우리 은하계에는 수백 개의 펄서가 알려져 있습니다. 그들은 너무 희미해서 외부 은하에서 감지 할 수 없습니다.

빛을 생성하는 에너지는 중성자 별의 회전 에너지에서 비롯됩니다. 중성자 별이 빛을 내면 회전 에너지를 잃고 점차 속도가 느려집니다.

중성자 별의 특성에 대한 훌륭한 설명은 Robert L. Forward의 공상 과학 고전 인 "Dragon 's Egg"에 나와 있습니다.

블랙홀

속성

"탈출 속도"는 한 물체가 다른 물체의 중력 영향을 영구적으로 벗어나기 위해 필요한 최소 속도로 정의됩니다. 중성자 별의 표면에서 탈출 속도는 빛의 속도의 절반 정도이며 0.5c로 표기됩니다. 별의 잔해가 너무 조밀하고 거대하여 탈출 속도가 빛의 속도에 도달 (또는 초과)하면 우리는 그 물체를 블랙홀이라고 부릅니다. 다른 프로세스는 블랙홀을 만들 수 있습니다. 여기서 집중은 별의 잔재로서 블랙홀에있을 것입니다.

탈출 속도가 빛의 속도와 같은 반경을 Schwarzschild 반경이라고합니다. "이벤트 지평선"이라고도합니다. Schwarzschild 반경은 다음과 같이 지정됩니다.

여기서 G는 중력 상수, M은 물체의 질량, c는 빛의 속도입니다. 더 편리한 공식은

여기서 R은 km이고 M은 태양 질량입니다.

축소 된 개체 자체의 크기는 이벤트 지평선 반경보다 훨씬 작을 수 있습니다. 블랙홀의 중심에는 "특이점"이라는 물체가 있습니다. 현재의 수학적 방법을 사용하여 그 속성을 설명 할 방법이없는 지역을 가리키는 용어입니다. 즉, 이벤트 지평선 내부에서 일어나는 일을 테스트하거나 (빛이 방출되지 않으므로 정보를 사용할 수 없음) 이벤트 지평선 내부에서 일어나는 일을 예측할 방법이 없습니다. 붕괴 된 물체 자체가 빛을 내지 않기 때문에 블랙홀은 "검은 색"입니다.

발각

블랙홀은 주변 물체에 대한 중력 영향을 통해 감지 할 수 있습니다 (태양 외 행성에 대한 논의를 기억하십시오). 첫 번째 블랙홀 후보는 HDE 226868이라고하는 B0 ( "B-zero") 별의 보이지 않는 거대한 동반자 인 Cygnus X-1이라고합니다. B0 별은 30 개의 태양 질량의 질량을 가지고 있으며 7 개의 태양 질량의 보이지 않는 동반자입니다.

이 별과 동반자 쌍은 또한 매우 높은 에너지의 광자 인 X 선의 원천입니다. 블랙홀이 B0 별의 표면에서 가스를 제거 할 때 X- 선이 생성됩니다. 이 가스는 압축되고 마찰 가열되는 디스크 모양의 블랙홀을 돌고 있습니다. 뜨거운 가스는 엑스레이를 방출합니다. X-ray는 밝기를 매우 빠르게 변경할 수 있습니다. 이 깜박임은 아마도 가스 디스크의 내부 가장자리에있는 핫스팟에서 발생합니다.

디스크의 물질은 천천히 블랙홀로 떨어집니다. 블랙홀은 강한 중력의 원천이지만 중력은 물체를 끌어 내려 끌어 내리지 않는다는 것은 블랙홀이 일종의 국소 흡입을 생성한다는 일반적인 오해입니다. 대신, 가스 입자 사이의 충돌은 그들 중 일부를 블랙홀로 나선형으로 보냅니다. 따라서 가스는 천천히 블랙홀에 축적되므로 디스크를 "증착 디스크"라고합니다.

증발

블랙홀은 "호킹 방사선"또는 "호킹 효과"라는 과정을 통해 시간이 지남에 따라 천천히 질량을 잃을 수 있습니다. 이 효과는 유명한 케임브리지 천체 물리학 자 Stephen Hawking의 이름을 따서 명명되었습니다.

빈 공간은 아주 짧은 시간 동안 만 존재하는 입자로 저절로 분출 될 수 있습니다. 이러한 입자는 항상 물질 / 반물질 쌍으로 나타납니다. 이 과정을 "가상 입자 쌍 생산"이라고하며, 여기서 "가상"이라는 단어는 매우 짧은 수명에서 비롯됩니다. 생산 된 후 그들은 다시 합쳐져 서로를 전멸시킵니다.

중력 에너지는 쌍 생산에 사용될 수 있습니다. Hawking은 이벤트 지평선에서 가상 쌍을 생성 할 수 있다고 제안합니다. 쌍 중 한 명은 이벤트 지평선에 떨어지고 한 명은 탈출합니다. 빠져 나가는 입자는 이제 "실제 입자"라고 불리며 블랙홀의 중력 에너지의 일부를 함께 전달합니다. 질량과 중력 에너지가 동등하다는 내 말을 받아 들여야합니다. 따라서 이탈 된 입자는 블랙홀 질량의 일부를 제거합니다. 이런 식으로 블랙홀이 증발합니다.

이 증발 과정은 매우 느리지 만 블랙홀이 덜 거대 해지면 속도가 빨라집니다. 10kg의 블랙홀은 우주의 나이 인 150 억년 후에 증발 할 것입니다. 5 개의 태양 질량 블랙홀은 10 62 년 안에 증발 할 것입니다.

호킹 방사선은 매우 희미하기 때문에 그 과정이 가장 빠른 증발의 마지막 순간까지이를 감지하는 것은 현실적인 희망이 아닐 것입니다.

기타 블랙홀 (읽지 않아도 됨)

블랙홀은 형성 방법에 따라 어떤 질량도 가질 수 있습니다. 우주가 매우 젊고 밀도가 높을 때 미니어처 블랙홀이 형성되었을 수 있습니다. 이를 "원시 블랙홀"이라고합니다. 그들은 발견되지 않았습니다.


지구와 다른 지구 행성이 운성 물질로 형성된 부착 모델은 1944 년 Otto Schmidt에 의해 제안되었으며 원시 행성 이론 William McCrea (1960)와 마지막으로 이론을 포착하다 마이클 울프슨. [3] 1978 년 Andrew Prentice는 행성 형성에 대한 초기 라플라시안의 아이디어를 부활시키고 현대 라플라시안 이론. [3]이 모델들 중 어느 것도 완전히 성공하지 못했고 제안 된 많은 이론이 설명 적이었습니다.

Otto Schmidt의 1944 년 부착 모델은 Viktor Safronov가 1969 년에 정량적 방식으로 추가로 개발했습니다. [4] 그는 지구 행성 형성의 여러 단계를 자세히 계산했습니다. 그 이후로,이 모델은 집중적 인 수치 시뮬레이션을 사용하여 행성 축적을 연구하기 위해 더욱 개발되었습니다. 이제 별이 성간 가스의 중력 붕괴에 의해 형성되는 것으로 받아 들여지고 있습니다. 붕괴되기 전에이 가스는 대부분 오리온 성운과 같은 분자 구름 형태입니다. 구름이 붕괴되어 위치 에너지를 잃으면 가열되어 운동 에너지를 얻고 각운동량을 보존하면 구름이 평평한 디스크 (증착 디스크)를 형성합니다.

빅뱅 이후 수십만 년이 지난 후 우주는 원자가 형성 될 수있는 지점까지 냉각되었습니다. 우주가 계속 팽창하고 냉각됨에 따라 원자는 충분한 운동 에너지를 잃었고 암흑 물질은 충분히 결합하여 원 은하를 형성했습니다. 추가의 축적이 일어나면서 은하가 형성되었습니다. 간접적 인 증거가 널리 퍼져 있습니다. [7] 은하는 합병과 부드러운 가스 축적을 통해 성장합니다. 은하계 내부에서도 축적이 일어나 별을 형성합니다.

별은 약 300,000 M의 거대한 분자 구름 인 차가운 분자 수소의 거대한 구름 내부에서 형성되는 것으로 생각됩니다. 직경 65 광년 (20 pc). [8] [9] 수백만 년에 걸쳐 거대한 분자 구름은 붕괴되고 분열되는 경향이 있습니다. [10]이 파편들은 작고 조밀 한 핵을 형성하고 차례로 별이됩니다. [9] 핵의 질량은 태양의 몇 배에서 몇 배까지 다양하며 원성 (원 태양) 성운이라고 불립니다. [8] 천문 단위 (0.01 ~ 0.1 pc)의 직경은 2,000 ~ 20,000이고 입자 수 밀도는 약 10,000 ~ 100,000 / cm3 (160,000 ~ 1,600,000 / cu in)입니다. 해수면에서 공기의 입자 수 밀도 (2.8 × 10 19 / cm 3 (4.6 × 10 20 / cu in))와 비교합니다. [9] [11]

태양 질량의 원 성운의 초기 붕괴에는 약 100,000 년이 걸립니다. [8] [9] 모든 성운은 일정량의 각운동량으로 시작합니다. 상대적으로 낮은 각운동량을 가진 성운의 중앙 부분에있는 가스는 빠른 압축을 겪고 원래 성운 질량의 작은 부분을 포함하는 뜨거운 정수압 (비 수축) 코어를 형성합니다. 이 핵심은 별이 될 씨앗을 형성합니다. 붕괴가 계속됨에 따라 각운동량의 보존은 떨어지는 엔벨로프의 회전이 가속화되어 결국 디스크를 형성합니다.

원반에서 물질이 계속 유입됨에 따라 외피는 결국 얇고 투명 해지며 초기에는 원적외선에서 그리고 나중에는 가시 광선에서 관찰 할 수있게됩니다. 이 무렵 원형 별은 중수소를 융합하기 시작한다. protostar가 충분히 무거운 경우 (80M 이상 제이), 수소 융합이 이어집니다. 그렇지 않으면 질량이 너무 낮 으면 물체는 갈색 왜성이됩니다. 이 새로운 별의 탄생은 붕괴가 시작된 지 약 100,000 년 후에 일어난다. [8]이 단계의 물체는 Class I protostars로 알려져 있으며, 젊은 T Tauri 별, 진화 된 protostars 또는 젊은 항성 천체라고도합니다. 이때까지 형성되는 별은 이미 그 질량의 상당 부분을 원반의 총 질량에 추가했으며 나머지 외피는 중앙 YSO 질량의 10-20 %를 초과하지 않습니다. [11]

다음 단계에서는 원반에 모인 봉투가 완전히 사라지고 원형 별은 고전적인 T Tauri 별이됩니다. 후자는 부착 디스크를 가지고 있으며 계속해서 뜨거운 가스를 축적하는데, 이는 스펙트럼에서 강한 방출 선으로 나타납니다. 전자는 부착 디스크를 가지고 있지 않습니다. 고전적인 T 타 우리 별들은 약하게 늘어선 T 타 우리 별들로 진화합니다. [14] 이것은 약 1 백만년 후에 발생합니다. [8] 고전적인 T 타 우리 별 주위에있는 원반의 질량은 별 질량의 약 1-3 %이며 10-7에서 10-9M의 비율로 증가합니다. 연간. 한 쌍의 바이폴라 제트도 일반적으로 존재합니다. 부착은 고전적인 T 타 우리 별의 모든 고유 한 특성을 설명합니다 : 방출 선의 강한 플럭스 (별 고유 광도의 최대 100 %), 자기 활동, 광도 가변성 및 제트. 방출 선은 축적 된 가스가 자기 극 주위에서 발생하는 별의 "표면"에 부딪 힐 때 실제로 형성됩니다. 제트는 축적의 부산물입니다. 과도한 각운동량을 제거합니다. 고전적인 T Tauri 무대는 약 천만년 동안 지속됩니다. [8] 부착이 2 천만년 이상 지속되는 소위 Peter Pan Disk라는 몇 가지 예가 있습니다. 디스크는 결국 중앙 별에의 부착, 행성 형성, 제트에 의한 분출, 중앙 별과 인근 별의 자외선 복사에 의한 광증 발로 인해 사라진다. 그 결과, 어린 별은 약하게 늘어선 T 타 우리 별이되며, 수억 년에 걸쳐 초기 질량에 따라 일반적인 태양과 같은별로 진화합니다.

우주 먼지의 자체 축적은 입자가 바위 크기의 행성으로 성장하는 것을 가속화합니다. 더 큰 행성은 더 작은 행성을 축적하고 다른 행성은 충돌로 산산조각납니다. 축적 원반은 작은 별, 가까운 쌍성의 항성 잔해 또는 물질로 둘러싸인 블랙홀 (은하 중심에있는 것들) 주변에서 흔히 볼 수 있습니다. 동적 인 마찰과 같은 디스크의 일부 동역학은 궤도를 도는 가스가 각운동량을 잃고 중앙 질량 물체로 떨어지도록하는 데 필요합니다. 때때로 이것은 항성 표면 융합을 초래할 수 있습니다 (본다이 부착 참조).

지구 행성 또는 행성 코어의 형성에서 여러 단계를 고려할 수 있습니다. 첫째, 가스와 먼지 입자가 충돌하면 van der Waals 힘 및 전자기력과 같은 미세 물리적 과정에 의해 응집되어이 단계에서 마이크로 미터 크기의 입자를 형성하며 축적 메커니즘은 본질적으로 거의 중력이 아닙니다. 그러나, 센티미터에서 미터 범위의 행 성형 형성은 잘 알려져 있지 않으며, 그러한 곡물이 단순히 반발하는 것이 아니라 축적되는 이유에 대한 설득력있는 설명이 제공되지 않습니다. [19] : 341 특히, 이러한 물체가 어떻게 성장하여 0.1-1km (0.06–0.6 마일) 크기의 행성이되는지는 아직 명확하지 않습니다. [5] [20]이 문제는 "미터 크기 장벽"으로 알려져 있습니다. 응집에 의해 먼지 입자가 성장함에 따라 주변의 다른 입자에 비해 점점 더 큰 상대 속도와 체계적인 내부 드리프트 속도를 획득하여 파괴적인 충돌을 일으키고 응집체의 성장을 제한합니다. 최대 크기로. Ward (1996)는 느리게 움직이는 곡물이 충돌 할 때 매우 낮지 만 0이 아닌 충돌 곡물의 중력이 탈출을 방해한다고 제안합니다. [19] : 341 또한 입자 조각화는 작은 입자를 보충하고 디스크를 두껍게 유지하는 동시에 모든 크기의 고체를 상대적으로 많이 유지하는 데 중요한 역할을한다고 생각됩니다. [23]

'미터 크기'장벽을 넘어 서기위한 여러 메커니즘이 제안되었습니다. 조약돌의 국부적 인 농도가 형성 될 수 있으며, 이는 중력에 의해 큰 소행성 크기의 행성으로 붕괴됩니다. 이러한 농도는 가스 디스크의 구조 (예 : 소용돌이 사이, 압력 범프, 거대한 행성에 의해 생성 된 틈의 가장자리 또는 디스크의 난류 영역 경계)로 인해 수동적으로 발생할 수 있습니다. 또는, 입자는 스트리밍 불안정성 (streaming instability)이라고하는 피드백 메커니즘을 통해 농도에 적극적인 역할을 할 수 있습니다. 스트리밍 불안정 상태에서 원시 행성 디스크의 고체와 가스 사이의 상호 작용은 새로운 입자가 작은 농도의 여파로 축적되어 거대한 필라멘트로 성장하게되면서 국소 농도의 성장을 초래합니다. 또는 먼지의 응집으로 인해 형성된 입자가 다공성 인 경우 자체 중력으로 인해 붕괴 될 수있을 정도로 커질 때까지 성장이 계속 될 수 있습니다. 이러한 물체의 밀도가 낮기 때문에 기체와 강하게 결합 된 상태를 유지하여 침식 또는 조각화를 초래할 수있는 고속 충돌을 방지 할 수 있습니다. [25]

곡물은 결국 서로 달라 붙어 플라 네테시 멀이라고하는 산 크기 (또는 더 큰)의 몸체를 형성합니다. 행성계 사이의 충돌과 중력 상호 작용이 결합하여 약 10 억 ~ 1 백만년에 걸쳐 달 크기의 행성 배아 (원 행성)를 생성합니다. 마지막으로 행성의 배아는 충돌하여 천만년에서 1 억년에 걸쳐 행성을 형성합니다. Planetesimals는 상호 중력 상호 작용이 진화를 계산할 때 고려할만큼 충분히 중요 할만큼 충분히 거대합니다. [5] 성장은 기체 항력으로 인해 더 작은 물체의 궤도 붕괴에 의해 도움을 받아 배아 궤도 사이에 좌초되는 것을 방지합니다. 추가 충돌과 축적은 지구 행성 또는 거대한 행성의 핵심으로 이어집니다.

지역적으로 집중된 자갈의 중력 붕괴를 통해 형성된 플라 네티 멀이 행성 배아로 성장하고 거대한 행성의 핵심은 자갈의 추가 축적에 의해 지배됩니다. 조약돌 부착은 물체가 거대한 물체를 향해 가속 할 때 느끼는 가스 저항의 도움을받습니다. 가스 항력은 거대한 몸체의 탈출 속도 이하로 자갈을 느리게하여 자갈을 나선형으로 가다듬 게 만듭니다. 조약돌 부착은 행성의 부착에 비해 1000 배 정도 행성의 형성을 가속화하여 가스 디스크가 소실되기 전에 거대한 행성이 형성되도록합니다. 그러나 조약돌 부착을 통한 핵 성장은 천왕성과 해왕성의 최종 질량 및 구성과 양립 할 수없는 것으로 보인다. [30]

지구 행성의 형성은 목성 행성이라고도 불리는 거대한 가스 행성의 형성과 다릅니다. 지구 행성을 구성하는 입자는 내부 태양계에서 응축 된 금속과 암석으로 만들어집니다. 그러나 목성의 행성은 크고 얼음이 많은 행성으로 시작하여 태양 성운에서 수소와 헬륨 가스를 포착했습니다. 이 두 종류의 행성 사이의 구별은 태양 성운의 서리 선 때문에 일어난다. [32]

운석은 소행성 기원과 진화의 모든 단계에서 축적과 충격에 대한 기록을 담고 있지만, 소행성 축적과 성장의 메커니즘은 잘 알려져 있지 않습니다. 증거에 따르면 소행성의 주요 성장은 모 소행성에 축적되기 전에 공간에서 녹은 (또는 부분적으로 녹은) 물방울로 형성되는 밀리미터 크기의 구형 인 콘드 룰 (chondrule)의 가스 보조 축적에 기인 할 수 있습니다. 내부 태양계에서 chondrules는 부착을 시작하는 데 중요한 역할을 한 것으로 보입니다. [34] 소행성의 작은 덩어리는 부분적으로는 2AU를 넘는 비효율적 인 콘드 룰 형성 때문이거나 원시성 근처에서 콘드 룰을 덜 효율적으로 전달했기 때문일 수 있습니다. 또한 충격은 소행성의 형성과 파괴를 통제했으며, 지질 학적 진화의 주요 요인으로 여겨진다. [34]

연골, 금속 입자 및 기타 구성 요소가 태양 성운에서 형성되었을 가능성이 있습니다. 이들은 함께 결합되어 부모 소행성을 형성했습니다. 이 몸체 중 일부는 이후 녹아 금속 코어와 감람석이 풍부한 맨틀을 형성하고 다른 일부는 수성으로 변경되었습니다. [34] 소행성이 냉각 된 후 45 억 년 동안 충격에 의해 침식되거나 파괴되었습니다. [35]

부착이 발생하려면 충돌 속도가 탈출 속도의 약 2 배 미만이어야합니다. 이는 반경 100km (60 마일) 소행성의 경우 약 140m / s (460ft / s)입니다. [34] 소행성대에 부착하기위한 간단한 모델은 일반적으로 마이크로 미터 크기의 먼지 입자가 서로 달라 붙어 성운의 중앙면에 정착하여 밀도가 높은 먼지 층을 형성한다고 가정합니다. 이는 중력으로 인해 킬로미터의 원반으로 변환되었습니다. -크기의 행성. 그러나 몇 가지 주장 [ 어느? ]는 소행성이 이러한 방식으로 증가하지 않았을 수도 있음을 시사합니다. [34]

행성이 형성되기 수백만 년 전에 태양계 외부에서 형성된 혜성 또는 그 전구체. [36] 혜성이 형성되는 방법과시기는 태양계 형성, 역학 및 지질학에 대한 뚜렷한 의미와 함께 논의됩니다. 3 차원 컴퓨터 시뮬레이션은 혜성 핵에서 관찰 된 주요 구조적 특징이 약한 혜성 체의 쌍별 저속 증가로 설명 될 수 있음을 나타냅니다. 현재 선호되는 형성 메커니즘은 성운 가설의 것이다. 혜성은 아마도 행성이 성장한 원래 행성의 "구성 요소"의 잔재 일 것이다. [39] [40] [41]

천문학 자들은 혜성이 Oort 구름과 흩어진 원반 모두에서 기원한다고 생각합니다. [42] 흩어진 원반은 해왕성이 태양에 훨씬 더 가까웠 던 프로토-카이퍼 벨트로 바깥쪽으로 이동했을 때 만들어졌으며 궤도에 영향을받을 수없는 동적으로 안정된 물체의 집단을 남겼습니다. 카이퍼 벨트 (Kuiper belt proper)), 그리고 해왕성이 태양 주위를 여행 할 때 해왕성이 여전히 그들을 방해 할 수있을만큼 주위 주위가 충분히 가까운 인구 (흩어진 원반). 흩어진 원반이 동적으로 활성화되고 카이퍼 벨트가 상대적으로 동적으로 안정적이기 때문에 흩어진 원반은 이제 주기적 혜성의 가장 가능성이 높은 원점으로 간주됩니다. 고전적인 오르 트 구름 이론은 반지름이 약 50,000 AU (0.24 pc) 인 구인 오르 트 구름이 태양 성운과 동시에 형성되고 때때로 혜성을 거대한 행성 또는 내부 태양계로 방출한다고 말합니다. 별이 근처를지나 가면서 중력 장애를 일으 킵니다. 이러한 혜성 구름의 예는 이미 나선 성운에서 볼 수있을 것입니다. [44]

그만큼 로제타 67P / Churyumov–Gerasimenko 혜성 임무는 2015 년에 태양의 열이 표면을 통과 할 때 묻힌 얼음의 증발 (승화)을 유발한다고 결정했습니다. 생성 된 수증기의 일부는 핵에서 빠져 나갈 수 있지만 80 %는 표면 아래 층에서 재 응축됩니다. 이 관찰은 표면 가까이에 노출 된 얇은 얼음이 풍부한 층이 혜성 활동과 진화의 결과 일 수 있으며, 혜성의 형성 역사 초기에 반드시 전지구 적 층이 발생하는 것은 아니라는 것을 의미합니다. [45] [46] 대부분의 과학자들은 혜성의 핵 구조가 이전 세대의 더 작은 얼음 행성의 잔해 더미로 처리된다는 모든 증거가 지적한다고 생각했지만, [47] 로제타 임무는 혜성이 이질적인 물질의 "잔해 더미"라는 생각을 타파했습니다. [48] ​​[49]


별 형성의 큰 문제 : 별 형성 속도, 항성 군집 및 초기 질량 함수

Mark R. Krumholz, 물리학 보고서, 2014

5.2.1 일반 이론

별 형성 과정의 어느 시점에서 가스는 모두 별들로 변환되었거나 일부 항성 피드백 과정에서 방출되기 때문에 제거됩니다. Hils [630]에 의해 처음 설명 된 별이 어떻게 반응 할 것인지에 대한 고전적인 이론은 매우 간단하지만보다 정교한 분석 모델이 존재합니다 [631,632]. 자기장의 지원을 무시할 수있는 가스와 별의 virialized 시스템으로 시작하면 운동 및 위치 에너지는 다음과 관련이 있습니다.

두 항은 시스템의 질량 M을 T ∝ M 및 W ∝ M 2로 개별적으로 확장합니다. 질량의 일부를 빠르게 제거하여 질량 ϵ M을 별의 형태로 남겨두면 결과 시스템의 총 에너지는 다음과 같습니다.

여기서 T '및 W'는 가스 제거 후 새로운 운동 및 위치 에너지입니다. 총 에너지 E는 음수이며, 이는 ϵ> 1 / 2 인 경우에만 시스템이 결합되었음을 나타냅니다. (정확히 동일한 계산은 초신성의 비대칭 발차 기가 중성자 별을 시스템을 함께 유지하기 위해 정확히 올바른 방향으로 밀지 않는 한, 초신성으로가는 별의 쌍성 동반자가 일반적으로 결합 해제된다는 것을 의미합니다.) 급속한 가스 방출로 인해 파괴되는 성단은 다소 무시 무시한 이름 인 "유아 사망률"이 있습니다. 반면에 질량 손실이 동적 시간에 비해 느리면 시스템은 항상 바이 리얼 평형 상태를 유지하며이 경우 시스템은 항상 경계를 유지하지만 반경이 다음에서 증가 함을 보여주는 것이 간단합니다. 초기 값 R에서 최종 값 R '= R / ϵ.

많은 저자들이 N- 바디 시뮬레이션으로이 과정을 연구했습니다. 가장 일반적인 절차는 가스 포텐셜에서 스타 클러스터로 시작하는 것입니다.이 포텐셜은 별이 생성하는 포텐셜에 상대적인 깊이가 별 형성 효율에 의해 지정됩니다. 별 자체는 매끄럽게 분포되고 기체와 virial 평형 상태에서 [633–642], 부드러운 및 sub-virial [643,644], 프랙탈 또는 기타 하위 구조 분포 [645,646]로 분포하거나 출력에서 ​​직접 가져올 수 있습니다. 기체 역학 시뮬레이션의 [647–649]. 클러스터 전위는 규정 된 분석 공식을 통해 또는 N-body 1과 함께 유체 역학 시뮬레이션을 실행하고 별 피드백 효과에 대한 간단한 처방을 사용하여 가스가 분산되도록하는 등 일정 기간 동안 제거됩니다. 637,642]. 이 접근법의 주요 자유 매개 변수는 별 형성 효율 ϵ, 가스가 제거되는 시간 척도, 시뮬레이션이 시작될 때 별의 유리 병 비율입니다.

시뮬레이션은 일반적으로 위에 주어진 간단한 분석적 주장과 일치하지만 몇 가지 중요한 차이점이 있습니다. 첫째, 초기에 virialized 항성 개체군과 즉각적인 가스 제거의 경우에도 ϵ = 0.5는 성단 생존 또는 파괴에 대한 하드 라인을 나타내지 않습니다. 대신 적어도 일부 결합 잔재는 ϵ ≈ 0.33 값으로도 남게됩니다. 주로 운동 에너지가 별들 사이에 균일하게 분포되지 않기 때문에 전위가 제거 될 때 맥스웰 분포의 고 에너지 꼬리에있는 별들 에너지의 불균형 한 부분을 빼앗아가는 반면 낮은 에너지를 가진 사람들은 뒤에 남아 있습니다. 그러나 ϵ & lt 0.5의 값에서 클러스터는 증가하는 질량 손실을 겪고 ϵ ≲ 0.3에서 총합이됩니다. 반대로 질량 제거가 ∼10 번의 교차 시간에서 느리더라도 은하 조석 장의 존재로 인해 ϵ의 상당한 질량 손실이 여전히 발생할 수 있습니다. 이것은 제거가 느리더라도 대량 제거 중에 성단에서 너무 멀리 떨어져있는 별을 제거하는 경향이 있습니다.

둘째, 매끄럽지 만 초기에 virialized되지 않은 클러스터의 경우, 클러스터는 초기 조건이 virialized보다 훨씬 더 생존 할 가능성이 높으며 ϵ만으로는 결과에 대한 좋은 예측 변수가 아닙니다. 대신, 결합 된 별의 비율은 주로 가스 제거 직후 별의 비 리얼 비율로 정의되는 효과적인 별 형성 효율 ϵ eff에 의해 결정됩니다. (ϵ eff는 자유 낙하 시간당 무 차원 별 형성 속도 인 ϵ ff와 혼동되어서는 안됩니다. 이는 완전히 다른 개념을 나타냅니다. 불행히도 ϵ 문자는이 분야에서 너무 많은 다른 것에 사용됩니다.) 따라서 별은 가스와 관련하여 서브 바이 리얼이지만 존재하는 동안 가스 제거는 실제 별 형성 효율 ϵ보다 큰 효과적인 별 형성 효율을 가져 오며, 그에 따라 별 성단은 파괴하기 더 어려울 것입니다.

셋째, 특정 구조 모델을 통해 또는 유체 시뮬레이션의 결과를 취함으로써 초기 조건이 고도로 하위 구조화 된 경우, 결과는 매우 확률 적이며 구조의 한 구현에서 다른 구현으로 크게 변경 될 수 있습니다. 이러한 실현을 생성하는 데 사용되는 모든 매개 변수 (예 : 별 형성 효율 및 초기 바이 리얼 비율)는 고정되어 있습니다. 따라서이 경우 바운드 클러스터에 남아있는 질량의 양은 매우 무작위 적이며 시뮬레이션의 매우 큰 통계적 앙상블에서만 현실적으로 결정될 수 있습니다.


블랙홀

지금까지 우리는 태양 질량이 약 3 개 이하인 항성 잔해에 어떤 ​​일이 일어나는지 보았습니다. 태양 질량이 1.4 개 미만인 잔해는 백색 왜성이되고 결국에는 전자 퇴화 물질의 검은 구체로 냉각됩니다. 태양 질량 1.4 ~ 3 개의 코어는 중성자 별이되고, 10km의 빠르게 회전하는 중성자 구체는 ​​물질을 분해합니다. Young neutron stars may also be detected as pulsars if one of their beams crosses Earth. Sometimes though a star is so massive that the mass of the material left after all other mass-loss processes exceeds the limit that even neutron degeneracy pressure can withstand. At this stage then the material keeps collapsing inwards until all the mass becomes concentrated at a single point, a singularity. It is now a 블랙홀.

Black holes are even more exotic objects than neutron stars. With all the mass concentrated at a point they have extremely high gravitational fields. They are referred to as black because not even light can escape from them once it has crossed a region known as the event horizon. At the event horizon, the escape velocity equals the speed of light, . Black holes are therefore hard to observe because they do not emit light at any waveband. Rather than look for a black hole itself, astronomers infer their presence due to their effect on surrounding matter.

A black hole that is one component of a binary system may draw material off its nearby giant companion. As this falls towards the black hole it forms an accretion disk. The material in the accretion disk gets heated and so becomes ionised. Charged objects that get accelerated due to centripetal force emit high frequency synchrotron radiation. This is observed at UV, X-ray and Gamma-ray wavebands.

A black hole that is one component of a binary system may draw material off its nearby giant companion. As this falls towards the black hole it forms an accretion disk. The material in the accretion disk gets heated and so becomes ionised. Charged objects that get accelerated due to centripetal force emit high frequency synchrotron radiation. This is observed at UV, X-ray and Gamma-ray wavebands.

Black holes formed from core collapse of massive stars in hypernovae are thought to range in mass from about 3 to 15 solar masses. They are commonly referred to as stellar black holes so as to distinguish them from the supermassive black holes that are thought to lie at the centre of galaxies such as our own. These may range in mass from about 10 6 to 10 9 solar masses. Such supermassive black holes are likely to be responsible for phenomena such as active galactic nuclei (AGNs), Seyfert galaxies, BL Lacerate Objects and quasars or QSOs.

Some theories also predict the existence of primordial black holes formed during the Big Bang. Whilst still only theoretical in that none have ever been observed they would be very small - about the size of an atom but with a mass of 10 11 kg.


5 Discussion

In addition to producing the two-power-law mass spectrum, competitive accretion naturally results in a certain degree of mass segregation. This arises due to the accretion in the gas-dominated phase where there is a strong correlation between accretion rate, and thus the final mass, and position in the cluster (see equations 16 and 20). This direct correlation between the final mass and position in the cluster neglects variations in the initial masses and the relative movements of the stars due to their interactions. If the cluster is mass-segregated entering the stellar-dominated phase, then the implies that the mass segregation will persist. Simulations of accretion in clusters show that the mass segregation does result but that there is not a one-to-one correlation between mass and radius ( Bonnell et al. 2001). In fact, low-mass stars are located throughout the cluster, including in the core, but the high-mass stars are predominantly located in the central regions as is found in young stellar clusters such as the ONC ( Hillenbrand 1997).

It is also worth noting that, although the models presented here are meant to consider accretion on to young stars, they are equally appropriate for the growth of clumps in a molecular cloud. As the clumps evolve towards gravitational instability, they will accrete from the surrounding gas and this accretion will be governed by the physics described here. Thus, for example, the clump mass function found by Motte, André & Neri (1998) for the ρ Oph molecular cloud could be due to the accretion by the pre-stellar clumps as the whole system collapses down to form a cluster. The observed slope would imply that the whole system is in a density configuration and is subvirial (dominated by the diffuse gas not in the clumps). The steeper slope found by Motte et al. (1998) at the high-mass end of the mass spectrum can be interpreted as arising from a region of near-uniform gas density. A test of such a possibility is to estimate the degree of mass segregation of the clumps in this pre-stellar cluster system.

Finally, it is possible that the mass spectrum for massive stars, , is significantly different from that for lower-mass stars if they do not form in a similar fashion. If massive stars cannot accrete above 10 M because of the effect of radiation pressure on the infalling dust ( Yorke & Krügel 1977 Yorke 1993), but form through a merger process in a dense core ( Bonnell et al. 1998), then the expected mass spectrum could be significantly different from that presented here.


Supergiants are evolved high-mass stars, larger and more luminous than main-sequence stars. O class and early B class stars with initial masses around 10–300 M evolve away from the main sequence in just a few million years as their hydrogen is consumed and heavy elements start to appear near the surface of the star. These stars usually become blue supergiants, although it is possible that some of them evolve directly to Wolf–Rayet stars. [2] Expansion into the supergiant stage occurs when hydrogen in the core of the star is depleted and hydrogen shell burning starts, but it may also be caused as heavy elements are dredged up to the surface by convection and mass loss due to radiation pressure increase. [삼]

Blue supergiants are newly evolved from the main sequence, have extremely high luminosities, high mass loss rates, and are generally unstable. Many of them become luminous blue variables (LBVs) with episodes of extreme mass loss. Lower mass blue supergiants continue to expand until they become red supergiants. In the process they must spend some time as yellow supergiants or yellow hypergiants, but this expansion occurs in just a few thousand years and so these stars are rare. Higher mass red supergiants blow away their outer atmospheres and evolve back to blue supergiants, and possibly onwards to Wolf–Rayet stars. [4] [5] Depending on the exact mass and composition of a red supergiant, it can execute a number of blue loops before either exploding as a type II supernova or finally dumping enough of its outer layers to become a blue supergiant again, less luminous than the first time but more unstable. [6] If such a star can pass through the yellow evolutionary void it is expected that it becomes one of the lower luminosity LBVs. [7]

The most massive blue supergiants are too luminous to retain an extensive atmosphere and they never expand into a red supergiant. The dividing line is approximately 40 M , although the coolest and largest red supergiants develop from stars with initial masses of 15–25 M . It is not clear whether more massive blue supergiants can lose enough mass to evolve safely into old age as a Wolf Rayet star and finally a white dwarf, or they reach the Wolf Rayet stage and explode as supernovae, or they explode as supernovae while blue supergiants. [2]

Supernova progenitors are most commonly red supergiants and it was believed that only red supergiants could explode as supernovae. SN 1987A, however, forced astronomers to re-examine this theory, as its progenitor, Sanduleak -69° 202, was a B3 blue supergiant. [8] Now it is known from observation that almost any class of evolved high-mass star, including blue and yellow supergiants, can explode as a supernova although theory still struggles to explain how in detail. [9] While most supernovae are of the relatively homogeneous type II-P and are produced by red supergiants, blue supergiants are observed to produce supernovae with a wide range of luminosities, durations, and spectral types, sometimes sub-luminous like SN 1987A, sometimes super-luminous such as many type IIn supernovae. [10] [11] [12]

Because of their extreme masses they have relatively short lifespans and are mainly observed in young cosmic structures such as open clusters, the arms of spiral galaxies, and in irregular galaxies. They are rarely observed in spiral galaxy cores, elliptical galaxies, or globular clusters, most of which are believed to be composed of older stars, although the core of the Milky Way has recently been found to be home to several massive open clusters and associated young hot stars. [13]

The best known example is Rigel, the brightest star in the constellation of Orion. Its mass is about 20 times that of the Sun, and its luminosity is around 117,000 times greater. Despite their rarity and their short lives they are heavily represented among the stars visible to the naked eye their immense brightness is more than enough to compensate for their scarcity.

Blue supergiants have fast stellar winds and the most luminous, called hypergiants, have spectra dominated by emission lines that indicate strong continuum driven mass loss. Blue supergiants show varying quantities of heavy elements in their spectra, depending on their age and the efficiency with which the products of nucleosynthesis in the core are convected up to the surface. Quickly rotating supergiants can be highly mixed and show high proportions of helium and even heavier elements while still burning hydrogen at the core these stars show spectra very similar to a Wolf Rayet star.

While the stellar wind from a red supergiant is dense and slow, the wind from a blue supergiant is fast but sparse. When a red supergiant becomes a blue supergiant, the faster wind it produces impacts the already emitted slow wind and causes the outflowing material to condense into a thin shell. In some cases several concentric faint shells can be seen from successive episodes of mass loss, either previous blue loops from the red supergiant stage, or eruptions such as LBV outbursts. [14]


내용

Type Ia supernova Edit

White dwarfs are the remnants of low-mass stars and, if they form a binary system with another star, they can cause large stellar explosions known as type Ia supernovae. The normal route by which this happens involves a white dwarf drawing material off a main sequence or red giant star to form an accretion disc. Much more rarely, a type Ia supernova occurs when two white dwarfs orbit each other closely. [8] Emission of gravitational waves causes the pair to spiral inward. When they finally merge, if their combined mass approaches or exceeds the Chandrasekhar limit, carbon fusion is ignited, raising the temperature. Since a white dwarf consists of degenerate matter, there is no safe equilibrium between thermal pressure and the weight of overlying layers of the star. Because of this, runaway fusion reactions rapidly heat up the interior of the combined star and spread, causing a supernova explosion. [8] In a matter of seconds, all of the white dwarf's mass is thrown into space. [9]

Neutron star mergers Edit

Neutron star mergers occur in a fashion similar to the rare type Ia supernovae resulting from merging white dwarfs. When two neutron stars orbit each other closely, they spiral inward as time passes due to gravitational radiation. When they meet, their merger leads to the formation of either a heavier neutron star or a black hole, depending on whether the mass of the remnant exceeds the Tolman–Oppenheimer–Volkoff limit. This creates a magnetic field that is trillions of times stronger than that of Earth, in a matter of one or two milliseconds. Astronomers believe that this type of event is what creates short gamma-ray bursts [10] and kilonovae. [11]

Thorne–Żytkow objects Edit

If a neutron star collides with red giant of sufficiently low mass and density, both can survive in the form of a peculiar hybrid known as Thorne–Żytkow object, with a neutron star surrounded by a red giant.

Binary star mergers Edit

About half of all the stars in the sky are part of binary systems, with two stars orbiting each other. Some binary stars orbit each other so closely that they share the same atmosphere, giving the system a peanut shape. While most contact binary stars are stable, a few have become unstable and have merged in the past for reasons not well understood (see relevant section below).

When two low-mass stars in a binary system merge, mass may be thrown off in the orbital plane of the merging stars, creating an excretion disk from which new planets can form. [12]

While the concept of stellar collision has been around for several generations of astronomers, only the development of new technology has made it possible for it to be more objectively studied. For example, in 1764, a cluster of stars known as Messier 30 was discovered by astronomer Charles Messier. In the twentieth century, astronomers concluded that the cluster was approximately 13 billion years old. [13] The Hubble Space Telescope resolved the individual stars of Messier 30. With this new technology, astronomers discovered that some stars, known as “blue stragglers”, appeared younger than other stars in the cluster. [13] Astronomers then hypothesized that stars may have “collided”, or “merged”, giving them more fuel so they continued fusion while fellow stars around them started going out. [13]

While stellar collisions may occur very frequently in certain parts of the galaxy, the likelihood of a collision involving the Sun is very small. A probability calculation predicts the rate of stellar collisions involving the Sun is 1 in 10 28 years. [14] For comparison, the age of the universe is of the order 10 10 years. The likelihood of close encounters with the Sun is also small. The rate is estimated by the formula:

어디 is the number of encounters per million years that come within a radius of the Sun in parsecs. [15] For comparison, the mean radius of the Earth's orbit, 1 AU, is 4.82 × 10 −6 parsecs .

Our star will likely not be directly affected by such an event, but the Earth may be easily affected by a nearby collision. Astronomers say that if a stellar collision happens within 100 light years of the Earth, the resulting gamma-ray burst could possibly destroy all life on Earth. [14] This is still very unlikely though because there are no stellar clusters this close to the Solar System.

KIC 9832227 is an example of an eclipsing contact binary star system. It is mainly composed of two stars orbiting each other so closely that they share the same atmosphere, giving the system a peanut shape. As the orbits of the two stars decay due to stellar mass loss and internal viscosity, the two stars will eventually merge, resulting in a luminous red nova.

An analysis of the eclipses of KIC 9832227 initially suggested that its orbital period was indeed shortening, and that the cores of the two stars would merge in 2022. [16] [17] [18] [19] However subsequent reanalysis found that one of the datasets used in the initial prediction contained a 12-hour timing error, leading to a spurious apparent shortening of the stars' orbital period. [20] [21] [22] [23]

The mechanism behind binary star mergers is not yet fully understood, and remains one of the main focuses of those researching KIC 9832227 and other contact binaries.


Novae

Novae are much less luminous than Supernovae:

Like Supernovae, novae brighten quickly, and fade slowly. The remnants of the nova outburst can be seen for months to years afterward.

Novae occur in binary systems in which one star is a White Dwarf. The WD accretes matter (hydrogen) from the companion onto its surface. The accreted matter is heated by falling onto the WD, and the hydrogen "flash-fuses" into helium.

In Novae, mass is accreting onto the WD at a fairly high rate. Because of this, the material cannot get rid of its heat efficiently, reaches fusion temperatures on the surface, and is then blown off into space. Given the mechanism, it turns out that a system can go Nova several times. The typical time between nova outbursts in such systems is at least decades, and can be thousands of years. The rule here is that the more luminous the outburst, the longer the time between outbursts. So really bright novae will probably have burst intervals of thousands of years. All those that we have seen do multiple bursts in the past century are much less luminous.

But what if the mass accretion rate is slow enough for the heat to escape without a nova eruption? Then the mass of the WD will slowly increase until it reaches the Chandrasekhar limit. If the WD accretes enough mass to drive it over the Chandrasekhar limit (1.4 Solar masses), the star undergoes runaway Carbon burning, and explodes.

In other words, there are (at least) two types of Supernovae

The Type I SNe are further divided into Types Ia, Ib, and Ic. Types Ib and Ic appear to be due to exploding massive stars, like Type II SNe, but the progenitors of Types Ib and Ic are stars that managed to shed their entire Hydrogen envelope before exploding.

Type Ia SNe appear to be different beasts altogether. While Type II (and Ib and Ic) SNe are always associated with regions of recent star formation, Type Ia SNe can happen in any environment.

The current understanding is that Type Ia SNe are due to accrection onto WD stars in close binaries. If the WD accretes enough mass to drive it over the Chandrasekhar limit (1.4 Solar masses), the star undergoes runaway Carbon burning, and explodes.

Because there is no collapse to nuclear densities in Type Ia SNe, there is no neutrino burst from them. Thus, although the photon luminosities of Type Ia's is comparable to that of Type II's, the Total energy released (including neutrinos) is much less in Type Ia's.

It is possible to distinguish between Type Ia and Type II SNe just from their light curves. This means they can be distinguised at large distances, even if they are too faint for good spectroscopy.

A last comment about stellar evolution. This process, by which hydrogen is converted into heavier elements in stars, and then returned to the ISM via stellar mass loss (stellar winds, planetary nebula ejection, supernovae) is the means by which the heavy elements in our bodies were produced. The carbon, oxygen, and calcium in our bodies were made in stellar interiors. And it is via the process of stellar evolution that this material found its way back out into space to form our planet.


내용

Accretion disk jets: Why do the disks surrounding certain objects, such as the nuclei of active galaxies, emit jets along their polar axes? These jets are invoked by astronomers to do everything from getting rid of angular momentum in a forming star to reionizing the universe (in active galactic nuclei), but their origin is still not well understood.

Accretion disks are a ubiquitous phenomenon in astrophysics active galactic nuclei, protoplanetary disks, and gamma ray bursts all involve accretion disks. These disks very often give rise to astrophysical jets coming from the vicinity of the central object. Jets are an efficient way for the star-disk system to shed angular momentum without losing too much mass.

The most spectacular accretion disks found in nature are those of active galactic nuclei and of quasars, which are thought to be massive black holes at the center of galaxies. As matter enters the accretion disc, it follows a trajectory called a tendex line, which describes an inward spiral. This is because particles rub and bounce against each other in a turbulent flow, causing frictional heating which radiates energy away, reducing the particles' angular momentum, allowing the particle to drift inwards, driving the inward spiral. The loss of angular momentum manifests as a reduction in velocity at a slower velocity, the particle must adopt a lower orbit. As the particle falls to this lower orbit, a portion of its gravitational potential energy is converted to increased velocity and the particle gains speed. Thus, the particle has lost energy even though it is now travelling faster than before however, it has lost angular momentum. As a particle orbits closer and closer, its velocity increases, as velocity increases frictional heating increases as more and more of the particle's potential energy (relative to the black hole) is radiated away the accretion disk of a black hole is hot enough to emit X-rays just outside the event horizon. The large luminosity of quasars is believed to be a result of gas being accreted by supermassive black holes. [3] Elliptical accretion disks formed at tidal disruption of stars can be typical in galactic nuclei and quasars. [4] Accretion process can convert about 10 percent to over 40 percent of the mass of an object into energy as compared to around 0.7 percent for nuclear fusion processes. [5] In close binary systems the more massive primary component evolves faster and has already become a white dwarf, a neutron star, or a black hole, when the less massive companion reaches the giant state and exceeds its Roche lobe. A gas flow then develops from the companion star to the primary. Angular momentum conservation prevents a straight flow from one star to the other and an accretion disk forms instead.

Accretion disks surrounding T Tauri stars or Herbig stars are called protoplanetary disks because they are thought to be the progenitors of planetary systems. The accreted gas in this case comes from the molecular cloud out of which the star has formed rather than a companion star.

In the 1940s, models were first derived from basic physical principles. [6] In order to agree with observations, those models had to invoke a yet unknown mechanism for angular momentum redistribution. If matter is to fall inwards it must lose not only gravitational energy but also lose angular momentum. Since the total angular momentum of the disk is conserved, the angular momentum loss of the mass falling into the center has to be compensated by an angular momentum gain of the mass far from the center. In other words, angular momentum should be transported outwards for matter to accrete. According to the Rayleigh stability criterion,

On one hand, it was clear that viscous stresses would eventually cause the matter towards the center to heat up and radiate away some of its gravitational energy. On the other hand, viscosity itself was not enough to explain the transport of angular momentum to the exterior parts of the disk. Turbulence-enhanced viscosity was the mechanism thought to be responsible for such angular-momentum redistribution, although the origin of the turbulence itself was not well understood. The conventional α -model (discussed below) introduces an adjustable parameter α describing the effective increase of viscosity due to turbulent eddies within the disk. [7] [8] In 1991, with the rediscovery of the magnetorotational instability (MRI), S. A. Balbus and J. F. Hawley established that a weakly magnetized disk accreting around a heavy, compact central object would be highly unstable, providing a direct mechanism for angular-momentum redistribution. [9]

Α-Disk model Edit

Using Kramers' law for the opacity it is found that

The Shakura–Sunyaev model assumes that the disk is in local thermal equilibrium, and can radiate its heat efficiently. In this case, the disk radiates away the viscous heat, cools, and becomes geometrically thin. However, this assumption may break down. In the radiatively inefficient case, the disk may "puff up" into a torus or some other three-dimensional solution like an Advection Dominated Accretion Flow (ADAF). The ADAF solutions usually require that the accretion rate is smaller than a few percent of the Eddington limit. Another extreme is the case of Saturn's rings, where the disk is so gas poor that its angular momentum transport is dominated by solid body collisions and disk-moon gravitational interactions. The model is in agreement with recent astrophysical measurements using gravitational lensing. [13] [14] [15] [16]

Magnetorotational instability Edit

Balbus and Hawley (1991) [9] proposed a mechanism which involves magnetic fields to generate the angular momentum transport. A simple system displaying this mechanism is a gas disk in the presence of a weak axial magnetic field. Two radially neighboring fluid elements will behave as two mass points connected by a massless spring, the spring tension playing the role of the magnetic tension. In a Keplerian disk the inner fluid element would be orbiting more rapidly than the outer, causing the spring to stretch. The inner fluid element is then forced by the spring to slow down, reduce correspondingly its angular momentum causing it to move to a lower orbit. The outer fluid element being pulled forward will speed up, increasing its angular momentum and move to a larger radius orbit. The spring tension will increase as the two fluid elements move further apart and the process runs away. [17]

It can be shown that in the presence of such a spring-like tension the Rayleigh stability criterion is replaced by

Most astrophysical disks do not meet this criterion and are therefore prone to this magnetorotational instability. The magnetic fields present in astrophysical objects (required for the instability to occur) are believed to be generated via dynamo action. [18]

Magnetic fields and jets Edit

Accretion disks are usually assumed to be threaded by the external magnetic fields present in the interstellar medium. These fields are typically weak (about few micro-Gauss), but they can get anchored to the matter in the disk, because of its high electrical conductivity, and carried inward toward the central star. This process can concentrate the magnetic flux around the centre of the disk giving rise to very strong magnetic fields. Formation of powerful astrophysical jets along the rotation axis of accretion disks requires a large scale poloidal magnetic field in the inner regions of the disk. [19]

Such magnetic fields may be advected inward from the interstellar medium or generated by a magnetic dynamo within the disk. Magnetic fields strengths at least of order 100 Gauss seem necessary for the magneto-centrifugal mechanism to launch powerful jets. There are problems, however, in carrying external magnetic flux inward towards the central star of the disk. [20] High electric conductivity dictates that the magnetic field is frozen into the matter which is being accreted onto the central object with a slow velocity. However, the plasma is not a perfect electric conductor, so there is always some degree of dissipation. The magnetic field diffuses away faster than the rate at which it is being carried inward by accretion of matter. [21] A simple solution is assuming a viscosity much larger than the magnetic diffusivity in the disk. However, numerical simulations, and theoretical models, show that the viscosity and magnetic diffusivity have almost the same order of magnitude in magneto-rotationally turbulent disks. [22] Some other factors may possibly affect the advection/diffusion rate: reduced turbulent magnetic diffusion on the surface layers reduction of the Shakura–Sunyaev viscosity by magnetic fields [23] and the generation of large scale fields by small scale MHD turbulence –a large scale dynamo. In fact, a combination of different mechanisms might be responsible for efficiently carrying the external field inwards towards the central parts of the disk where the jet is launched. Magnetic buoyancy, turbulent pumping and turbulent diamagnetism exemplify such physical phenomena invoked to explain such efficient concentration of external fields. [24]

When the accretion rate is sub-Eddington and the opacity very high, the standard thin accretion disk is formed. It is geometrically thin in the vertical direction (has a disk-like shape), and is made of a relatively cold gas, with a negligible radiation pressure. The gas goes down on very tight spirals, resembling almost circular, almost free (Keplerian) orbits. Thin disks are relatively luminous and they have thermal electromagnetic spectra, i.e. not much different from that of a sum of black bodies. Radiative cooling is very efficient in thin disks. The classic 1974 work by Shakura and Sunyaev on thin accretion disks is one of the most often quoted papers in modern astrophysics. Thin disks were independently worked out by Lynden-Bell, Pringle and Rees. Pringle contributed in the past thirty years many key results to accretion disk theory, and wrote the classic 1981 review that for many years was the main source of information about accretion disks, and is still very useful today.

A fully general relativistic treatment, as needed for the inner part of the disk when the central object is a black hole, has been provided by Page and Thorne, [25] and used for producing simulated optical images by Luminet [26] and Marck, [27] in which, although such a system is intrinsically symmetric its image is not, because the relativistic rotation speed needed for centrifugal equilibrium in the very strong gravitational field near the black hole produces a strong Doppler redshift on the receding side (taken here to be on the right) whereas there will be a strong blueshift on the approaching side. Due to light bending, the disk appears distorted but is nowhere hidden by the black hole.

When the accretion rate is sub-Eddington and the opacity very low, an ADAF is formed. This type of accretion disk was predicted in 1977 by Ichimaru. Although Ichimaru's paper was largely ignored, some elements of the ADAF model were present in the influential 1982 ion-tori paper by Rees, Phinney, Begelman and Blandford. ADAFs started to be intensely studied by many authors only after their rediscovery in the mid-1990 by Narayan and Yi, and independently by Abramowicz, Chen, Kato, Lasota (who coined the name ADAF), and Regev. Most important contributions to astrophysical applications of ADAFs have been made by Narayan and his collaborators. ADAFs are cooled by advection (heat captured in matter) rather than by radiation. They are very radiatively inefficient, geometrically extended, similar in shape to a sphere (or a "corona") rather than a disk, and very hot (close to the virial temperature). Because of their low efficiency, ADAFs are much less luminous than the Shakura–Sunyaev thin disks. ADAFs emit a power-law, non-thermal radiation, often with a strong Compton component.