Csillagfejlődés

A csillagok evolúciója (csillagfejlődés) a csillagászatban egy csillag  fizikai és megfigyelhető paramétereinek időbeli változása a benne lezajló termonukleáris reakciók , energiasugárzás és tömegveszteség következtében [1] . Az evolúciót gyakran "a csillagok életének" nevezik, amely akkor kezdődik, amikor a nukleáris reakciók a csillagok egyetlen energiaforrásává válnak, és akkor ér véget, amikor a reakció leáll – az evolúció a különböző csillagok esetében eltérően megy végbe [2] [3] [4] . Az asztrofizikai modellek szerint egy csillag élettartama a kezdeti tömegtől függően több milliótól több tíz billió évig tart [5] [6] , így a csillagászok közvetlenül csak nagyon rövid időszakot figyelnek meg fejlődésének az élettartamához képest. csillagé, amely során az evolúció során a változások szinte észrevehetetlenek [7] .

A csillagok hideg, ritkított csillagközi gázfelhőkből jönnek létre , amelyek a gravitációs instabilitás miatt összenyomódnak , a kompressziós folyamat során annyira felmelegszenek, hogy mélységükben megindulnak a hélium hidrogénből történő szintézisének termonukleáris reakciói [8] . A termonukleáris reakciók kezdetekor a protocsillag egy fősorozat csillagává válik (kivételt képezhetnek a szubtörpék és a barna törpék ), amelyen élete nagy részét tölti - a Nap is a fősorozat csillagának ebben a szakaszában van. [9] .

A csillagok további evolúciója is eltérő a csillag kezdeti tömegétől és kémiai összetételétől (fémességétől) függően. Így a közepes tömegű csillagok az evolúció során átmennek a szubóriások, a vörös óriások, a vízszintes ágon, a kék hurkon és az aszimptotikus ágon. Mindenesetre a hidrogén kiégésével a csillagok külső és belső jellemzői is megváltoznak, és megfelelő tömeggel egy adott pillanatban a csillagokban megindul a hármas hélium reakció , melynek során szén képződik bennük . A nehezebb csillagokban a nehezebb elemek magjai tovább szintetizálhatók, de mindenesetre a kémiai elemek nehezebb magjainak szintézise a vasnál megáll , mivel a nehezebb elemek szintézise energetikailag kedvezőtlen [8] .

Az evolúció utolsó szakaszában, tömegétől függően, a csillag vagy leveti a külső héját, fehér törpévé válik, vagy szupernóvává alakul , szupernóva-robbanás után neutroncsillag vagy fekete lyuk marad [8] .

A szoros bináris rendszerekben az evolúció késői szakaszában, amikor egy megnövekedett méretű csillag kitölti Roche-lebenyét , anyag áramlik a csillagok között, ami a csillagok paramétereinek megváltozásához vezet. Emiatt az ilyen rendszerekben a csillagok evolúciója eltér az egyes csillagok evolúciójától, és lefolyása függ a pálya paramétereitől és a kettősrendszer csillagainak kezdeti tömegétől is [10] [11] .

Termonukleáris fúzió a csillagok belsejében

Ötletek fejlesztése a csillagok energiaforrásáról

Az energiamegmaradás törvényének felfedezése óta felmerült a kérdés a csillagok energiaforrásával kapcsolatban. Különféle hipotéziseket állítottak fel, és az egyik leghíresebb az összehúzódási hipotézis volt: ebben a csillag gravitációs összehúzódását tekintették az állítólagos energiaforrásnak (ami egyben magyarázatot adott a csillagok látszólagos sokféleségére is). Lord Kelvin és Hermann von Helmholtz támogatta , de később világossá vált ellentmondása: a Nap számára egy ilyen energiaforrás 10 7 évre elegendő, míg a Föld kora geológiai és biológiai adatok szerint kb. legalább 10 9 év [12] [13] [14] .

Kimutatták, hogy a tömörítés során a csillagnak fel kell melegednie, nem pedig lehűlnie, ahogy korábban feltételezték - ez lehetővé tette a csillagok elméleti élettartamának növelését. Az 1880-as években Joseph Lockyer azt feltételezte, hogy nagy sűrűség esetén a csillagok halmazállapot -egyenlete nagymértékben eltér az ideális gáz állapotegyenletétől , kompressziója leáll, hűlni kezd és halványulni kezd – így a csillag eltűnik egy vörös óriás egy olyan fehér csillaggá, mint a Szíriusz , ami után az újra vörös lesz, de halványabb lesz - először sárga , majd vörös törpe .

A Hertzsprung-Russell diagram elkészítésekor kiderült, hogy a fő sorozat és az óriás ág szorosan megegyezik a Lockyer hipotézisében szereplő csillag fejlődési útjával. Ám ezt a hipotézist megcáfolták: kiderült, hogy a fősorozat csillagainak halmazállapota továbbra is közel marad az ideális gáz állapotához. Jelenleg azonban az összehúzódási hipotézis jó munkát végez a protocsillagok evolúciójának magyarázatában , amelyek az összehúzódás miatt sugároznak egészen addig, amíg át nem váltanak a fő sorozatba [13] [14] .

1896-ban Henri Becquerel felfedezte a radioaktivitást , 1903-ban Pierre Curie  pedig a radioaktív elemekből származó hő felszabadulását. Ezért James Jeans azt a hipotézist állította fel, hogy a csillagok a radioaktív bomlás következtében energiát sugároznak. Ez a hipotézis szintén nem tudta megmagyarázni a Nap nagy korát, és Jeans később azt javasolta, hogy a csillagokban nem radioaktív bomlás, hanem az anyag megsemmisülése történik. Bár a megsemmisülési hipotézis meglehetősen hosszú lehetséges élettartamot adott a Napnak, az asztrofizika további fejlődésében nem kapott megerősítést. A csillagenergia intranukleáris forrásának ötlete azonban helyesnek bizonyult [13] .

1906-ban Albert Einstein relativitáselméletére alapozva felfedezte a tömeg és az energia egyenértékűségét . 1920-ban Arthur Eddington , aki ismerte Einstein munkáit, azt javasolta, hogy a csillagokban energia szabadul fel a hidrogén héliummá történő átalakulása miatt : egy ilyen reakcióban tömeghiba miatt elegendő energia szabadul fel ahhoz, hogy sok csillagot kisugározzanak. millió, sőt milliárd év [14] . Eddington hipotézise ezt követően megerősítést nyert: 1939- re Hans Boethe , Karl Weizsäcker és Charles Critchfield egymástól függetlenül két mechanizmust javasolt a hidrogén héliummá történő átalakítására: a proton-proton ciklust és a CNO ciklust . 1941-ben Martin Schwarzschild kiszámította a Nap modelljét termonukleáris energiaforrással , és eredményei megerősítették a termonukleáris fúzió elméletét a csillagok belsejében. Jelenleg általánosan elfogadott, és a csillagfejlődés modelljei is ezen alapulnak [13] .

A termonukleáris fúzió miatt a csillagok kémiai összetétele idővel változik, és evolúciós változások következnek be [15] [16] . De ezek a változások nagyon lassan mennek végbe, és egyetlen csillag evolúcióját még nagyon hosszú megfigyelésekkel is szinte lehetetlen nyomon követni. Csak ritka esetekben, amikor egy csillag evolúciójának nagyon rövid szakaszában van, észrevehető a paramétereinek szisztematikus változása, például a kefeidák pulzálási periódusának változása . Ezért az evolúcióelmélet néhány közvetett jelen és számos, az evolúció különböző szakaszában lévő csillag megfigyelésein alapul [7] .

Fúziós reakciók

Az evolúció különböző szakaszaiban lévő csillagokban különféle termonukleáris reakciók mennek végbe [17] .

Tehát a fő sorozatú csillagok belsejében héliummagokat szintetizálnak hidrogénmagokból ( protonokból ). Ez az átalakulás kétféleképpen mehet végbe. A proton-proton ciklusban a protonok szekvenciális fúziója megy végbe közvetlenül 4 proton héliummagmá történő átalakulásával, és ez a folyamat alacsonyabb hőmérsékleten dominál - a kis tömegű csillagok magjában. A második módszer a CNO hurok . Ebben a szén , a nitrogén és az oxigén katalizátorként működik , a körforgás dominál magas hőmérsékleten, és ennek köszönhetően szabadul fel a nagy tömegű csillagokban lévő energia nagy része. E két folyamat egységnyi tömegére jutó energiafelszabadulási ereje körülbelül 1,5 M ⊙ csillagtömegnél és körülbelül 18 millió K középponti hőmérsékletnél kiegyenlítődik [18] [19] .

A nagy tömegű csillagokban az evolúció későbbi szakaszaiban nehezebb elemek szintetizálódnak: először a szén a hármas hélium folyamatban , a legnehezebb csillagokban pedig a nehezebb elemek vasig szintetizálódnak -  a nehezebb elemek további nukleoszintézise nem megy végbe, mivel energetikailag kedvezőtlen [20] . Az evolúció későbbi szakaszaiban lévő csillagok azonban általában fényesebbé válnak, és a fúziós kiindulási anyag tömegegységenkénti fajlagos energiafelszabadulása éppen ellenkezőleg, csökken, mivel a fajlagos kötési energia különbsége kisebb lesz. Ez az evolúció későbbi szakaszainak viszonylag rövid időtartamát okozza a csillag fősorozaton való tartózkodásának időtartamához képest: például a Nap fősorozaton való tartózkodásának időtartamát 12 milliárd évre becsülik, a hélium égési szakaszát pedig a Napban csak 110-130 millió évig fog tartani [21] [22] [23] .

A vasnál nehezebb elemek is keletkeznek a csillagokban, de nem a fősorozaton, hanem különleges körülmények között: például szupernóva - robbanások során , amikor nagy mennyiségű energia szabadul fel - az úgynevezett robbanásszerű nukleoszintézis során [24] ] [25] [26] .

Végül a barna törpék , bár nem csillagok a klasszikus értelemben, támogatják a deutérium égését és a könnyű elemek - lítium , berillium , bór - égését , amelyek meglehetősen alacsony hőmérsékleten is lezajlanak, és ezért csak fúziós reakciók ilyen alacsony hőmérsékleten. -tömeges objektumok [27] [28] [29] . Ezenkívül a legmasszívabb barna törpékben a hidrogénből származó héliumfúziós reakciók egy ideig lejátszódhatnak. A valódi csillagokkal ellentétben azonban a hidrogén égése gyorsan leáll bennük, és soha nem válik az egyetlen energiaforrássá [30] .

Csillagképződés

Molecular Cloud Compression

A csillagok evolúciója egy óriási molekulafelhőben kezdődik , amelyet néha átvitt értelemben "csillagbölcsőnek" is neveznek. A benne lévő atomok kezdeti koncentrációja körülbelül 10 2 részecske köbcentiméterenként, míg a csillagközi tér átlagosan legfeljebb 0,1 részecskét tartalmaz köbcentiméterenként. Az ilyen felhők tömege 10 5-10 7 M ⊙ , átmérője 50-300 fényév , gázhőmérsékletük 10-30 K lehet [31] [32] .

A gravitációs instabilitás kialakulásával a felhő zsugorodni kezd. Az instabilitást különböző tényezők okozhatják, például két felhő ütközése, egy felhő áthaladása egy spirálgalaxis sűrű karján , vagy egy szupernóva kellően közeli felrobbanása, a lökéshullám, amelyből a csillagközi gázon keresztül terjedve molekulafelhővel ütközhet. Ráadásul a galaxisütközések során a galaxisokhoz kapcsolódó gázfelhők ütközései is gyakrabban kezdenek előfordulni, ami megmagyarázza a csillagkeletkezési sebesség növekedését a galaxisütközések során [33] .

Ahhoz, hogy a gravitációs instabilitás a molekulafelhő összenyomódásához vezessen, szükséges, hogy potenciális energiájának és megduplázott kinetikus energiájának összege a viriális tétellel összhangban negatív legyen. Egy sugarú felhő állandó sűrűségénél a potenciális energia modulus (ez maga negatív) arányosan nő, és az összes molekula kinetikus energiájának összege arányosan nő , ezért a felhő összehúzódni kezd. ha tömege nagyobb egy bizonyos értéknél , amely a felhő sűrűségénél gázának moláris tömege és hőmérséklete megegyezik [31] [34] :

hol  van a gravitációs állandó ,  az univerzális gázállandó .

Ebből következik, hogy kezdetben a felhő legalább 10 3 M ⊙ tömegnél fog összehúzódni . Ahogy a felhő összehúzódik, kismértékben vagy egyáltalán nem melegszik le, mivel átlátszó a sugárzás számára, és a felszabaduló energia szinte teljes mennyisége a világűrbe sugárzik. Ez a gravitációs instabilitás kialakulásának küszöbtömegének csökkenéséhez vezet, és ennek eredményeként a kisebb tömegű és méretű területek zsugorodni kezdenek - ezt a folyamatot a csillagkeletkezési felhő feldarabolódásának nevezik, ez magyarázza a megfigyelt csillagképződést. csillagok főként csoportokban - különösen halmazokban . Ezenkívül a fragmentációs jelenség magyarázatot ad arra, hogy a kialakult csillagok tömegének viszonylag szűk tartománya van, nagyságrendileg 10 -1 és 10 2 M ⊙ között [31] [35] .

Ahogy a felhő sűrűsödik, úgy válik egyre kevésbé átlátszó a sugárzás számára, például 1 M ⊙ felhőtömegnél ez történik 2,5⋅10 4 R ⊙ sugarával . Ugyanakkor a gravitációs kompresszióból felszabaduló energia elkezdi felmelegíteni: a viriális tétel szerint a kompresszió következtében felszabaduló energia felét sugárzásra, másik felét az anyag melegítésére fordítják [36] . Általánosan elfogadott, hogy ettől a pillanattól kezdve a felhőt protocsillagnak nevezik [35] .

Protostár színpad

A felhő összenyomódása egyenetlenül megy végbe, és a tömörítés megkezdése után egy idővel hidrosztatikusan egyensúlyi mag képződik a felhőben - általánosan elterjedt vélemény, hogy ettől a pillanattól kezdve a felhő, vagy inkább magja egy protocsillag [37] . A mag jellemzői gyakorlatilag függetlenek a felhő tömegétől, tömege 0,01 M ⊙ , sugara pedig több AU. , a középső hőmérséklet pedig 200 K . A felhő külső rétegeinek felhalmozódása a magra a tömegének és hőmérsékletének növekedéséhez vezet, de ~2000 K hőmérsékleten növekedése leáll, mivel energiát fordítanak a hidrogénmolekulák disszociációjára . Egy ponton a hidrosztatikus egyensúly megbomlik, és a mag zsugorodni kezd. A következő hidrosztatikai egyensúlyi állapotot egy kisebb, immár ionizált ködmag eléri, amelynek tömege ~0,001 M ⊙ , sugara körülbelül 1 R ⊙ és hőmérséklete 2⋅10 4 K . Ugyanakkor az optikai tartományban kibocsátó magot egy poros gázhéj zárja le a környező térből, amelynek hőmérséklete jóval alacsonyabb, és csak az infravörös tartományban bocsát ki [37] [38] [39] .

A külső rétegek felhalmozódása folytatódik, és a magra ~15 km/s sebességgel eső anyag lökéshullámot képez . Ezt követően a burok összes anyaga a magra esik (bár nagy tömegű csillagokban az anyag egy része az erős sugárzási nyomás hatására elhagyhatja a csillagot ), ionizálódik, és ezzel egyidejűleg a protocsillag megfigyelhetővé válik a látható világban. tartomány [39] . Eddig a pillanatig a külső héj összenyomódása a dinamikus időskála mentén megy végbe , azaz időtartama megfelel az anyag szabadesésének idejének , amit a gáznyomás nem akadályoz meg [40] .

Csillagok a fő sorozat előtt

Azokat a protocsillagokat, amelyeknek már elfogyott a héjakrréciója, néha külön típusba sorolják, amelyeket pre-fősorozatú csillagoknak neveznek . Az alacsony hőmérsékletű és nagy fényerejű protocsillag a Hertzsprung-Russell diagram jobb felső részén található . Amíg a csillagban meg nem kezdődnek a termonukleáris reakciók, és a gravitációs összehúzódás következtében energiát szabadít fel, addig lassan átmegy a diagramon a fősorozatra [37] [38] [39] .

Mivel ebben a szakaszban az anyagot megakadályozza, hogy a gáznyomás összenyomja, a protocsillagok sokkal lassabban sűrítődnek össze, mint az előző szakaszban - a termikus időskálában , vagyis arra az időszakra, amely alatt a potenciális gravitációs energia felét elköltik. sugárzáson [40] , a viriális tétel szerint. A legnagyobb tömegű csillagok esetében körülbelül 10 5 év, a legkisebb tömegűeknél pedig körülbelül 10 9 év. A Nap esetében az összehúzódás és a fősorozatra való átmenet szakasza 30 millió évig tartott [37] [41] [42] .

1961-ben Chushiro Hayashi (Hayashi) kimutatta, hogy ha egy csillag teljes térfogatát egy konvektív zóna foglalja el, akkor lassú tömörítéssel az anyag hőmérséklete gyakorlatilag nem változik, és a fényesség csökken - ez megfelel a csillag mozgásának. a csillag helyzete függőlegesen lefelé a diagramon, és a csillag ilyen útvonalát általában Hayashi nyomnak nevezik . A 0,3–0,5 M ⊙ (különböző becslések szerint) és 3  M ⊙ közötti tömegű csillagok esetében a konvektív rétegek eltűnnek a tömörítés során, és az ilyen csillagok egy ponton elhagyják a Hayashi nyomvonalat, míg a 0,3–0,5 tömegnél kisebb tömegű csillagok M ⊙ a teljes tömörítési idő alatt a Hayashi pályán vannak [35] [43] [44] .

A Hayashi nyomvonal elhagyása után (közepes tömegű csillagok esetén) vagy a lassú összehúzódás kezdetétől (tömeges csillagok esetén) a csillag megszűnik konvektív lenni, és a kompresszió során felmelegszik, miközben a fényesség elenyésző mértékben változik, mivel a a sugárzó felület csökken. Ez egy majdnem vízszintes mozgásnak felel meg a diagramon balra, és az út ezen részét Heny-pályának nevezik [43] [44] [45] .

Mindenesetre a kompresszió során a csillag középpontjában a hőmérséklet megemelkedik, és a megfelelő tömegű csillag anyagában termonukleáris reakciók kezdődnek . Az összehúzódás korai szakaszában kevesebb energiát termelnek, mint amennyit a csillag kibocsát, és az összehúzódás folytatódik, ugyanakkor a termonukleáris reakciók részaránya megnő az energiafelszabadulásban. Egy bizonyos ponton, ha a csillag tömege nagyobb, mint 0,07-0,08 M⊙  , a termonukleáris reakciók következtében felszabaduló energia erejét összehasonlítják a csillag fényességével, és a kompresszió leáll - ezt a pillanatot tekintik a csillagképződés végének. a csillag és annak átmenete a fősorozatba . Ha egy csillag tömege kisebb, mint 0,07-0,08 M⊙ , akkor termonukleáris reakciók is lehetségesek benne, azonban a csillag magjában lévő anyag a kompresszió megszűnése előtt elfajul , így a termonukleáris reakciók soha nem lesznek az egyetlen energiaforrás. Az ilyen objektumokat barna törpéknek nevezik [8] [35] [46] .

A tömörítési folyamat protoplanetáris korongokat is képez a csillag körül, amelyek később bolygórendszerekké fejlődhetnek . A protoplanetáris korong kialakulása annak köszönhető, hogy a felhő kezdetben bizonyos szögimpulzussal rendelkezhet , és amikor a felhő megvastagszik, gyakoribbá válnak a részecskék ütközései, amelyek miatt a csillagba be nem jutott anyagból forgó korongot kezd alkotni. a csillag körül egy síkban [47] .

Fő sorozat

Amikor az összehúzódás véget ér, és a hidrogénből származó hélium fúziós reakciói az egyetlen energiaforrássá válnak, a protocsillag fősorozatú csillaggá válik . Egy csillag életkorát általában ettől a pillanattól számítják. A nulla korú csillagok az úgynevezett nulla fősorozatot alkotják , amely a diagram ezen régiójának alsó részén található [48] [49] . Ebben az időben a kialakult csillagok kémiai összetétele még közel áll a csillagközi közeg összetételéhez : főként hidrogénből (körülbelül 91%) és héliumból (körülbelül 9%) állnak, míg a nehezebb elemek kevesebb, mint 1% [50] [51] . A fősorozatú csillagok paramétereinek széles skálája van, amelyeket elsősorban tömegük, és kisebb mértékben fémességük határoz meg . Így például egy 0,1 M ⊙ tömegű csillag fényessége 0,0002 L ⊙ , hőmérséklete 3000 K és spektrális típusa M6, egy 18 M ⊙ tömegű csillag  fényessége pedig 30000 L ⊙ , 33000 K hőmérséklet és O9,5 spektrumtípus [5] . A csillagok belső szerkezete a tömegtől is függ: a kis tömegű csillagok teljesen konvektívek , a közepes tömegűek a magban sugárzási transzportot , a külső rétegekben pedig a konvekciót, a nagy tömegű csillagok pedig a magban konvekciót, a külsőben pedig a sugárzási transzportot. rétegek. A konvekció az anyagok viszonylag gyors keveredéséhez vezet, ami kiegyenlíti a konvektív réteg kémiai összetételét. Ez befolyásolja, hogy a csillag rétegeinek homogenitása a kémiai összetétel tekintetében megmarad-e a további evolúció során és a további evolúció során [18] [52] .

A fő sorozatra váltva a csillag élete nagy részében rajta marad - körülbelül 90%. Ennek oka az a tény, hogy a csillagok fényereje a fő szekvencia szakaszban a többi szakaszhoz képest alacsony, és a héliumfúzió során felszabaduló fajlagos energia nagyobb, mint más termonukleáris reakciókban [22] [53] [54] . A fő szekvencia szakasz időtartama megfelel a hidrogénégetés nukleáris időskálájának , vagyis annak az időnek, amely alatt a csillag a hidrogén reakciói során felszabaduló összes energiát héliummá sugározza [40] [55] . A legnehezebb csillagok esetében különböző becslések szerint egy és több millió év közötti [56] , a legkisebb tömegű csillagok esetében pedig körülbelül 10 billió év, ami meghaladja az Univerzum korát [6] . A Nap esetében a fősorozaton való tartózkodás ideje 10-13 milliárd év [23] [35] [57] . Az evolúció további szakaszai is a nukleáris időskálát követik, de nem a hidrogénnél, hanem más elemeknél, ezért kevesebb időt vesznek igénybe [40] [55] .

Miután egy csillag átáll a fősorozatba, folyamatosan a hidrogén héliummá alakul át. A magban felhalmozódik a hélium, és egyre kevesebb hidrogén marad vissza, ami lelassítja a héliumfúzió sebességét. Ezért a hidrogén elfogyásával a mag a külső rétegek nyomása alatt összehúzódik, sűrűsége megnő, és ennek következtében a reakciók sebessége is megnő. Ez a csillag jellemzőiben észrevehető változáshoz vezet: például a Nap fényessége, amikor elérte a fősorozatot, 70%-a volt a jelenleginek, és mire a szakasz véget ér, 2,2-szerese lesz. mint ez – vagyis a fényerő több mint háromszorosára változik [23] . A jövőben ezek a változások olyan jelentős változásokhoz vezetnek a csillagban, hogy az végül elhagyja a fősorozatot [35] [49] [58] .

A fősorozat szakaszának eltérő időtartama a különböző tömegű csillagok esetében lehetővé teszi a csillaghalmazok korának megfigyelésekből történő kiszámítását. A csillagok szinte egyszerre keletkeztek bennük, és minél régebbi a halmaz, annál kisebb a tömege azoknak a csillagoknak, amelyek még mindig a fősorozaton maradnak. A halmaz korát úgy számítják ki, hogy mennyi ideig tartózkodnak azon csillagok fő sorozatán, amelyek ismert tömegük szerint távolodni kezdtek tőle [59] [60] .

Subdwarfs

A szubtörpék a fősorozatú  csillagokhoz hasonló csillagok , azonban azonos spektrumtípusokkal a szubtörpék 1-2 m -rel halványabbak [61] . Ez a tulajdonság nagyon alacsony fémességhez kapcsolódik : a csillagokban lévő nehéz elemek nem teljesen ionizálódnak, és elektronjaik vannak a mély elektronhéjakban . Mivel az ilyen ionok mérete jóval nagyobb, mint a hidrogén- és héliummagok mérete , a nehéz elemek csökkentik a csillag anyagának átlátszóságát, ezért a belső rétegekből az energia lassabban kerül át a külső rétegekbe, és az anyag Ezzel szemben a szubtörpék anyaga átlátszóbb, mint a fősorozatú csillagok anyaga., és az energiaátvitel fő mechanizmusa a sugárzási átvitel [8] [62] .

A szubtörpék alacsony fémességét pedig az magyarázza, hogy a szubtörpék régi csillagok, amelyek röviddel az Ősrobbanás után keletkeztek olyan maradványanyagból, amely még nem volt a csillagok belsejében, és nem ment át nehéz elemek nukleoszintézisén, ezért nem ment át. nehéz elemekkel gazdagodott. A szubtörpék a II. típusú csillagpopulációhoz tartoznak [8] .

Evolúció a fő szekvencia szakasz után

Egy bizonyos pillanatban, amikor túl sok hélium halmozódik fel a magban, a hidrogén égése nem folytatódhat ugyanabban a módban, mint korábban. A csillagok további fejlődése alapvetően a tömegüktől függ [63] .

Kis tömegű csillagok

A kis tömegű csillagok evolúciójának tanulmányozását bonyolítja, hogy a fősorozat szakaszának időtartama számukra hosszabb, mint az Univerzum kora  – a kis tömegű csillagok között még nincsenek olyanok, amelyek elhagyták a fősorozatot. sorrend. Néhány adat azonban elméleti számításokból származik: a 0,2  M ⊙ -nél kisebb tömegű csillagok nem válnak vörös óriásokká , mivel belsőjük teljesen konvektív, ezért kémiailag homogének. Ezek a csillagok a hélium felhalmozódása során felforrósodnak, és kék törpékké változnak [6] [64] .

Közepes tömegű csillagok

Subgiant színpad

Amikor egy közepes tömegű csillag magja szinte teljesen héliummá válik , a benne zajló reakciók leállnak. A hidrogén még mindig jelen van a mag körüli külső héjban, ahol a legfeljebb 1,5  M⊙ tömegű csillagok már héliumszintézisen mennek keresztül . A nagyobb tömegű csillagokban a hélium a héjban még nem szintetizálódik: először rövid távú kompresszió kezdődik, ami a maghéj felmelegedéséhez és a hidrogén égésének megindulásához vezet. A csillag kissé felmelegszik és világosabbá válik, és a Hertzsprung-Russell diagramban az összehúzódás egy felfelé és balra való mozgásnak felel meg - az úgynevezett horognak [ 41] [ 63] . 

A hidrogén égési energia új forrását réteges forrásnak nevezzük, és fokozatosan kifelé mozdul, miközben a hélium mag növekszik. Ezt a szakaszt szubóriás ágnak nevezik , és időtartama körülbelül egymillió év 6  millió ⊙ csillag esetén , és körülbelül 700 millió év 1  millió ⊙ csillag esetén [23] [34] . Ekkor a csillag sugara növekszik, és a hőmérséklet csökken - a fényerő kis határokon belül változhat, vagyis a csillag az ábrán főként jobbra mozog. A Nap fényessége az óriásstádium végén nem sokban különbözik a kezdetiétől - 2,7  L ⊙ . A hőmérséklet 4900 K lesz , a sugár pedig 2,3  R ⊙ [23] . A nagy tömegű csillagok szubóriás szakaszának rövid időtartama ahhoz vezet, hogy kis számú megfigyelhető csillagot tartalmaz, és a diagram megfelelő régióját Hertzsprung-résnek nevezik [34] [63] . A masszív csillagok ezen a szakaszon áthaladva átmenetileg az instabilitási sávban találják magukat, és cefeidákká válnak , azonban az instabilitási sáv áthaladása viszonylag gyorsan - 10 2-10 4 év alatt - megtörténik. Emiatt egyes kefeidáknál a megfigyelési csillagászat során a pulzálási periódus időbeli változását észlelték, de ugyanezen okból kevés ilyen kefeidát ismerünk. Megfelelő tömegű csillagok esetén a kék hurkon való tartózkodás (lásd alább ) sokkal tovább tart, ezalatt lehetséges az instabilitási sáv átmenete – ezért az utóbbiakon lévő csillagok cefeidákká is válhatnak, és sokkal tovább maradhatnak, mint szubóriás szakaszban [65] [66] .

Vörös óriás ág

A szubóriás szakasz végén a csillag héliummagja meglehetősen nagy tömegűvé válik, és összehúzódni kezd, de a folyamat menete a csillag tömegétől függ. A 2,3  M⊙ - nél nagyobb tömegű csillagokban a mag összenyomódása annak következtében kezdődik meg, hogy tömege egy ponton meghaladja a Schoenberg-Chandrasekhar határértéket , miközben a mag anyaga az ideális gázhoz közeli állapotban marad. . Kisebb tömegű csillagokban a héliummag azután kezd összehúzódni, hogy elfajul . Ez nem befolyásolja a vörös óriás szakasz áthaladását, de az, hogy ez a szakasz pontosan hogyan fog végződni, a héliummag állapotától függ [34] .

A mag összenyomódása a csillag felmelegedéséhez és a külső rétegek erős tágulásához vezet; ennek pontos mechanizmusa nem ismert, de meg kell történnie, hogy az energia megmaradás törvénye és a viriális tétel egyszerre teljesüljön [67] . Az óriásstádium után a csillag mindenképpen átmegy a vörös óriás ágba , azonban a kisebb tömegű csillagokban a héliummag degeneráltnak bizonyul, és a nagyobb tömegű csillagokban az ideálishoz közeli állapotban marad. gáz. Emiatt a vörös óriás ágon a csillagok viselkedése eltérő [34] [63] [67] . Mindenesetre a csillagnak van egy kiterjesztett konvekciós zónája a külső rétegekben, amely egy bizonyos pillanatban eléri a magot, ami az anyag keveredéséhez vezet a csillagban - az úgynevezett első gombóc . Gyorsan növekszik a sugár és a fényesség, bár a hőmérséklet csökken. A mag, amelynek középpontjában nincs energiaforrás, izotermikussá válik, erős csillagszél támad , ami a csillag tömegének némi csökkenéséhez vezet [34] [63] . A Nap körülbelül 600 millió évig marad a vörös óriáságon [23] .

Ennek eredményeként a 2,3  M⊙ - nál nagyobb kezdeti tömegű csillagokban a hélium fokozatosan meggyullad a maghőmérséklet és -sűrűség növekedésével: egy szénmag szintetizálódik a magban lévő három héliummagból egy hármas héliumreakció során . Az ilyen csillagok esetében a vörös óriás ág itt ér véget, és a kék hurokba lépnek [34] [63] [67] .

A kisebb tömegű csillagokban a mag degenerált állapotban marad, ezért a mag anyaga jól vezeti a hőt és gyorsan tud energiát leadni. Ráadásul ebben az időben a csillag nagy mennyiségű neutrínót bocsát ki a neutrínó hűtőmechanizmusában , ami miatt a hőmérséklet emelkedése lelassul és a hélium újragyulladása késik. Ennek ellenére a héliummag tömege növekszik, és 0,48-0,50  M ⊙ tömegnél a hőmérséklet elegendő a hármas héliumreakció kiváltásához, körülbelül 10 8  K . Ellentétben a nehezebb csillagokkal, itt a hélium robbanásszerűen meggyullad, és néhány perc alatt hatalmas mennyiségű energia szabadul fel, aminek nagy része a degenerált állapot eltávolítására fordítódik a maganyagból – ezt a jelenséget héliumvillanásként ismerik [ 34] [63]. [67] [68] . Közvetlenül a hélium felvillanása előtt a Nap tömege 0,725 M⊙ lesz . Sugárja 170 R ⊙ , hőmérséklete - 3100 K , fényessége - 2300  L ⊙ [23] .

Végül a 0,2-0,5  M ⊙ tömegtartományban a csillag egy ponton átmegy a vörös óriás ághoz, de kiderül, hogy nem elég tömeges ahhoz, hogy meginduljon benne a hármas hélium reakció, és fehér törpévé változik. (lásd alább ) [6] [69] .

Vízszintes ág

A 2,3  M⊙ - nál kisebb tömegű csillagokban a hélium felvillanása és a magban égő hélium termonukleáris reakciói a konvektív zóna eltűnéséhez és a csillag gyors mozgásához vezetnek a fő sorozat felé. A csillag gyorsan csökken a méretében és felmelegszik, fényessége is csökken, és a vízszintes ágon (a „vízszintes óriáság” elnevezés is megtalálható) vagy a vörös megvastagodáson köt  ki - a Hertzsprung-Russell diagramon ez a a vízszintes ág jobb szélső része, amelyet fémes csillagok alkotnak , hasonló a Naphoz [34] [63] . A Nap esetében a vörös koncentrációra való átmenet csak körülbelül 10 4 évig tart, és az átmenet végén 9,5  R ⊙ sugarú, 4700 K hőmérsékletű és 41  L ⊙ fényerővel rendelkezik [23 ] .

A vízszintes ágba (a nulla korú vízszintes ágba) éppen belépett csillag konkrét helyzete a csillag teljes tömegétől és a héliummag tömegétől, valamint a külső hélium és nehezebb elemek tartalmától függ. héj. A vízszintes ág csillagainak fényereje közel azonos, de hőmérsékletük eltérő, ezért ez az ág vízszintesen helyezkedik el a Hertzsprung-Russell diagramon. Áthalad az instabilitási sávon , amelynek metszéspontja a diagramon a Schwarzschild-rést alkotja . Nincsenek állandó csillagok, csak olyan változók, mint az RR Lyrae . A tér két részre osztja az ágat: hidegre és melegre, a hideg rész csillagai pedig vörös halmazt alkotnak a diagramon [41] [67] .

A vízszintes ág csillagaiban a hélium fokozatosan elfogy a magokban, ami paramétereik némi változásához vezet. Egy bizonyos pillanatban a héliumréteg forrás elindul, és a szén-oxigén mag inaktívvá válik - a csillag elhagyja a vízszintes ágat [41] . A Nap számára a vízszintes ágon való tartózkodás 110-130 millió évig tart, és ezalatt a paraméterei gyakorlatilag nem változnak [22] [23] .

Blue Loop

A 2,3  M⊙ - nál nagyobb tömegű csillagokban a hélium nem robbanásszerűen, hanem fokozatosan gyullad meg, ezért eltérő módon fejlődnek. A paraméterek és a diagramon elfoglalt helyzet ilyen gyors változása nem következik be, azonban a héliummag energiatermelésének növekedésével a csillag fokozatosan zsugorodik és felforrósodik, szinte nem változik a fényerő, és balra mozog a csillagban. diagramot, de aztán visszatér az óriás ághoz. Az evolúciós pálya ezen részét kék huroknak nevezik [34] [41] .

A kék hurok fontos jellemzője, hogy rajta egy csillag átjuthat egy instabilitási sávon , ami miatt változóvá válik - ebben az esetben a vízszintes ágon lévő csillagokkal ellentétben a csillag kefeidává válik . A legtöbb cefeida pontosan a kék hurok csillaga, mivel áthaladása sokkal tovább tart, mint az óriás stádium. Tömegtől és fémességtől függően az instabilitási sáv átmenete kétszer is megtörténhet (ha a hőmérséklet emelkedik és amikor csökken), de egyszer megtörténhet, ha a kék hurkon lévő csillag hőmérséklete nem haladja meg a magas hőmérsékletet. a sáv határát, vagy egyáltalán nem történik meg [41] [65] [66] . A kék hurok áthaladásának időtartama a csillag tömegétől függ: 10 M ⊙ kezdeti tömegű csillag áthaladási ideje 4 millió év, 5  M ⊙ tömeg esetén  pedig 22 millió év [34] .

Az óriások aszimptotikus ága

Az óriások aszimptotikus ágát hagyományosan két részre osztják. Az első rész a vízszintes ág és a kék hurok szakasza után kezdődik, amikor a csillagok magjaiban lévő héliumtartalékok majdnem kimerültek, és a magok főleg szénből és oxigénből állnak . A magvégekben a hélium elégetése és a hidrogénhez hasonló hélium lemezforrás indul be, ami a fő szekvencia befejezésekor következik be . A csillag külső rétegei ismét gyorsan tágulnak, a felület pedig lehűl. Ezzel egyidejűleg a hidrogén égése a réteges forrásban leáll. A vörös óriás ághoz hasonlóan egy kiterjesztett konvektív héj jelenik meg, amely a 3-5  M ⊙ -nál nehezebb csillagoknál (a pontos érték a kezdeti kémiai összetételtől függ) egy ponton az anyag keveredéséhez, a második kikanalazásához vezet. [34] [41] .

Emiatt a Hertzsprung-Russell diagramban a csillag felfelé és jobbra mozog. A 2,3  M ⊙ tömegnél kisebb tömegű csillagok esetében a diagramon szereplő csillag útja meglehetősen közel van a vörös óriás ághoz , csak valamivel magasabb hőmérséklettel, ezért ezt a szakaszt "aszimptotikus óriáságnak" nevezik. Ugyanezt a kifejezést használják a 2,3  M ⊙ -nál nehezebb csillagok fejlődésének leírására is , bár számukra az aszimptotikus óriáság sokkal magasabban helyezkedik el, mint a vörös óriás ág [34] [41] .

A második rész, az úgynevezett termikusan  pulzáló fázis , akkor következik be, amikor a héliumréteg forrása eléri a maradék hidrogénhéjat. Ettől a pillanattól kezdve a hélium és a hidrogén források váltakoznak: a csillag nagyon instabillá válik, pulzálni kezd, és tömeget veszít, kidobja az anyagot és többször összekeveri a saját anyagát; egy csillag lüktetési periódusa több tíztől százezer évig terjed [70] . Ebben a szakaszban az 1,2–1,5 M ⊙ -nél nagyobb tömegű csillagok egy harmadik kikanalazáson esnek át, melynek során nagy mennyiségű szén kerül a felszínre , aminek eredményeként a csillag széncsillaggá válhat [34] . A 8 M⊙ - nál kisebb tömegű csillagok nem képesek kellően magas hőmérsékletet létrehozni a mélyben ahhoz, hogy a szén nukleáris égését megindítsák , és számukra ez a szakasz lesz az utolsó, ahol a termonukleáris reakciók végbemennek - miután a héj leesik a csillagról. , fehér törpe marad , amely szénből és oxigénből áll [34] [41] . Ennek a szakasznak a végére a Nap tömege 0,54  M ⊙ lesz [23] .

Nagy tömegű csillagok

A nagy kezdeti tömegű (több mint 8  M ⊙ ) csillagok evolúciós szakaszai hasonlóak a kisebb tömegű csillagokéhoz, de vannak eltérések is. Így például az ilyen csillagokban a hélium égése már azelőtt megkezdődik, hogy a csillag áthaladna a vörös óriás ágra, így a legnagyobb tömegű csillagok szuperóriásokká válnak, fokozatosan növekednek és lehűlnek, vagy ha az erős csillagszél miatt elveszítik burkukat  , Wolf-Rayet típusú csillagokká változnak [41] .

A 8-10  M ⊙ tömegű csillagok evolúciója ugyanúgy megy végbe, mint a kisebb tömegűek, azonban az evolúció végső szakaszában képesek szént gyújtani a belsejében. Ennek a folyamatnak a beindítását „ szénrobbanásnak ” nevezték; robbanásszerűen történik, mint egy héliumvillanás [71] . A szén detonációja során sok energia szabadul fel, ami nem csak a maggáz degenerációját távolítja el, hanem egy csillag felrobbanásához is vezethet, mint II. típusú szupernóva . Ha a csillag nem robban fel, akkor neon kezd felhalmozódni a magban , és esetleg nehezebb elemek. Előbb-utóbb a mag elfajul, ami után két helyzet lehetséges: vagy a csillag egy hőmérsékleti pulzálási fázis után leveti a héját, vagy szupernóvaként felrobban . marad a csillag helyén, a második esetben egy neutroncsillag [41] [72] [73] .

A 10  M⊙ - nál nagyobb tömegű csillagokban a benne képződő szén-oxigén mag nem degenerálódik, és nem történik széndetonáció - a szén fokozatosan világít, amikor a magban a hélium égése véget ér . Hasonló folyamat megy végbe a nehezebb elemekkel is, és a csillagban több rétegforrás és különböző kémiai összetételű réteg keletkezik, amelyek a csillag középpontjából terjednek tovább. A csillag tömege határozza meg, hogy a termonukleáris fúzió melyik elemen végződik  – mindenesetre nem szintetizálódnak a vasnál nehezebb elemek , amelyek a nukleonok maximális kötési energiájával rendelkeznek nukleononként , mivel ez energetikailag kedvezőtlen [20] [41] . A vas a 10-15  M ⊙ kezdeti tömegnél nagyobb csillagokban képződik [74] , de mindenesetre megjelenik a csillagban egy mag, amelyben termonukleáris reakciók nem mennek végbe, tömege pedig megnő. Egy ponton a mag összeomlik az anyag neutronizálásával, és maga a csillag II. típusú szupernóvaként robban fel. A csillag robbanása utáni maradék tömegétől függően vagy neutroncsillag vagy fekete lyuk [41] [75] lesz belőle .

A csillagfejlődés utolsó szakaszai

Fehér törpék

A fehér törpe  kis méretű, nagy anyagsűrűségű forró tárgy: a Nap nagyságrendű tömegével a sugara ~100-szor kisebb. Ilyen nagy sűrűséget az anyag degenerált állapota okoz [76] .

A 8-10 M⊙ tömegnél kisebb csillagok evolúciójuk végén fehér törpékké válnak . A 0,2 M⊙ -nél kisebb tömegű csillagoknál ez a folyamat a burok kilökődése nélkül megy végbe, mivel az állandó konvekció miatt kémiailag homogének, és életük végén teljesen héliummá válnak [6] [64] . A nagyobb tömegű csillagok, amikor egy rétegforrás ég bennük, a tömeg jelentős részét leadják, ami bolygóködként figyelhető meg . Magából a csillagból csak egy degenerált mag maradt meg, amely héját elvesztve fehér törpe. A 0,5 M⊙ - nál kisebb kezdeti tömegű csillagokból egy hélium fehér törpe , a nagyobb tömegű csillagokból 8 M⊙ - ig  egy szén - oxigén törpe marad vissza . Ha egy 8–10 M ⊙ tömegű csillag nem neutroncsillagot , hanem fehér törpét hagy el , akkor nehezebb elemekből áll: oxigénből, neonból , magnéziumból és esetleg más elemekből [41] [72] .

Így vagy úgy, a fehér törpékben nem keletkezik energia, és csak az anyag magas hőmérséklete miatt sugároznak. Bár közülük a legforróbb felületi hőmérséklete 70 000 K lehet , abszolút fényességük a sugárzó felület kis mérete miatt alacsony. Fokozatosan, évmilliárdok alatt a fehér törpék lehűlnek és fekete törpékké válnak [76] [77] .

Neutroncsillagok

A fehér törpe tömegét felülről a Chandrasekhar határérték korlátozza , ami körülbelül 1,46 M ⊙  - nagyobb tömeg esetén a degenerált elektrongáz nyomása a fehér törpe bármely sugarában nem tudja kompenzálni a gravitációs összehúzódás erejét. Ebben az esetben az atommag összeomlik, és anyagának nagy része neutronizálódik : az elektronok protonokká "préselődnek" , neutronokat képezve és neutrínókat bocsátanak ki. Anyagmagsűrűségnél a neutronok béta-bomlása energetikailag kedvezőtlenné válik, és a neutronok stabil részecskévé válnak [78] . A csillag magja nem fehér törpévé, hanem neutroncsillaggá változik , miközben hatalmas mennyiségű energia szabadul fel, és szupernóva-robbanás következik be . A 8-10 M ⊙ kezdeti tömegnél nagyobb csillagokból neutroncsillagok és fekete lyukak is lehetnek [41] [79] [80] .

A neutroncsillagok még a fehér törpéknél is sűrűbb objektumok. Egy neutroncsillag lehetséges legkisebb tömege 0,1 M⊙ , és ebben az esetben a neutroncsillag sugara körülbelül 200 km lesz . Körülbelül 2 M ⊙ tömegnél a sugár még kisebb lesz, körülbelül 10 km [79] .

Fekete lyukak

Ha a mag tömege meghaladja az Oppenheimer-Volkov határértéket , amely 2-2,5 M ⊙ , a neutroncsillag szintén nem lesz stabil a gravitációs összehúzódással szemben, és az összeomlás folytatódik. Az anyag halmazállapotai, amelyek megakadályozhatják a gravitációs összehúzódást, nem ismertek, és a mag tovább fog összeomlani. Egy ponton a sugara egyenlő lesz a Schwarzschild-sugárral , amelynél a második kozmikus sebesség egyenlő lesz a fénysebességgel , és megjelenik egy csillagtömegű fekete lyuk [41] [79] .

A fekete lyukak kialakulásának van azonban egy másik forgatókönyve is, amelyben szupernóva-robbanás nem következik be - ehelyett egy csillag összeomlik és fekete lyukká változik, az így összeomló csillagot sikertelen szupernóvának nevezik . Feltehetően a nagytömegű csillagok 10-30%-a fejezi be így az életét, azonban a csillagászok eddig csak két ilyen eseményt fedeztek fel [81] [82] .

Csillagok evolúciója szoros bináris rendszerekben

A kettős rendszerekben lévő csillagok, ha elég nagy a távolság közöttük, gyakorlatilag nem hatnak egymásra, így fejlődésük két különálló csillag fejlődésének tekinthető. Ez azonban nem igaz a közeli bináris rendszerekre  – olyan rendszerekre, amelyekben a csillagok távolsága összemérhető a méretükkel. Az ilyen rendszerekben az egyik vagy mindkét csillag mérete meghaladhatja a Roche-lebeny méretét , és ebben az esetben az anyag elkezdhet áramlani egy másik csillag felé, vagy kilökődhet a környező térbe. Emiatt a csillagok tömege és kémiai összetétele megváltozik, ami viszont megváltoztatja a csillagfejlődés menetét [10] [11] [83] [84] .

Kis tömegű zárt rendszerek

Ha mindkét csillagnak kicsi a tömege - például 2 és 1 M ⊙ , akkor a nagyobb tömegű csillag az evolúció folyamatában alóriássá válik , míg a második fősorozat csillaga marad . Egy bizonyos pillanatban a nagyobb csillag mérete meghaladja Roche-lebenyének méretét, és az anyag elkezd a második felé áramlani. A csillagok tömegének túlcsordulásból eredő változása következtében a tömeg túlcsordulása felgyorsul, mivel a csillagok közeledni kezdenek egymáshoz, ami a szögimpulzus megmaradásának törvényéből következik. Végül az eredetileg nagyobb tömegű csillag elveszti teljes héját, és 0,6 M⊙ tömegű fehér törpévé változik , míg a második csillag tömege 2,4 M⊙ -ra nő . A tömegnövekedés felgyorsítja az evolúció sebességét, a második csillag kifejlődik, kitöltve Roche-lebenyét, és a második csillag külső rétegeiből a főként hidrogénből álló gáz a fehér törpéhez áramlik majd. Amikor elegendő hidrogén ér egy fehér törpét, a felszínén hidrogénfúziós robbanás következik be , amelyet novarobbanásként fogunk megfigyelni . A tömegáramlás addig folytatódik, amíg a fehér törpe tömege meg nem haladja a Chandrasekhar határértéket , ami Ia típusú szupernóvát eredményez [11] [83] .

Például az Algol szoros bináris rendszer ennek a mechanizmusnak megfelelően fejlődik ki . Ehhez a rendszerhez kapcsolódik az Algol-paradoxon , amelyet az 1950-es években magyaráztak: ebben a rendszerben az A komponens tömege nagyobb, mint a B komponens, és gyorsabban kellene fejlődnie, de az Algol A egy fő szekvenciacsillag, az Algol B pedig egy fejlett szubóriás. Mielőtt megfigyelésekkel megállapították volna, hogy a rendszerben tömegáramlás fordul elő, egy ilyen rendszer létezése ellentmondani látszott a csillagfejlődés elméletének [83] .

Nagy tömegű zárt rendszerek

Egy másik példaként tekintsünk egy két csillagból álló rendszert, amelyek tömege 20 és 8 M ⊙ . Az előző esethez hasonlóan egy nagyobb tömegű csillag korábban fejlődik ki, és méretének növekedésével elkezd elveszíteni az anyagot. Néhány ezer éven belül elveszíti tömegének körülbelül 3/4 -ét, és 5 M ⊙ tömegű Wolf-Rayet csillaggá válik , amely főleg héliumból áll . Ennek a csillagnak a magjában a hélium szén és oxigén képződésével ég el , és egy szupernóva-robbanás után egy körülbelül 2 M⊙ tömegű kompakt objektum marad belőle . A szupernóva-robbanás során kilökődő anyag impulzusa 100 km/s nagyságrendű térsebességre gyorsíthatja fel a rendszert [10] [11] [83] [84] .

A második, már 23 M⊙ tömegű csillag tágulni kezd és erős csillagszelet bocsát ki , melynek anyaga akkréciós korongot képez egy kompakt objektum körül, és amikor a csillag felszínére esik, hőt generál. Röntgen sugárzás . Kezdetben meglehetősen gyenge lesz, de amikor a csillag betölti a Roche-lebenyet , ereje 10 3 -10 4 L ⊙ lesz . Végső soron három kimenetel lehetséges: egy szuperkritikus akkréciós koronggal rendelkező objektum kialakulása (például az SS 433 ), egy vörös óriás kialakulása neutroncsillaggal a magban ( Thorn-Zhitkov objektum ), és végül egy Wolf-Rayet csillag egy kompakt kísérővel és egy szórással a kagylótérbe. Utóbbi esetben egy Wolf-Rayet típusú csillag szupernóvaként robban fel, ami a legtöbb esetben a rendszer összeomlásához vezet, de elképzelhető olyan helyzet is, amelyben az összetevők gravitációs kapcsolata megmarad. Ebben az esetben a rendszer kettős neutroncsillaggá változik [10] [11] [83] [84] .

Jegyzetek

  1. ↑ A csillagok evolúciója . Fizikai és Mérnöki Enciklopédia . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2020. július 10.
  2. ↑ A csillagok élete . www.sai.msu.su _ Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2020. július 1.
  3. ↑ Hogyan néz ki egy csillag életciklusa? . new-science.ru . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2020. július 11.
  4. ↑ Postnov K. A. Mivé válnak a csillagok életük végén . Asztronet . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2020. július 12.
  5. ↑ 1 2 Mironova I. Fő szekvencia . Asztronet . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2020. június 29.
  6. ↑ 1 2 3 4 5 Laughlin G.; Bodenheimer P.; Adams F.C. The End of the Main Sequence  //  The Astrophysical Journal . — Bristol: IOP Publishing . — ISSN 0004-637X .
  7. ↑ 1 2 Shklovsky, 1984 , p. 87.
  8. ↑ 1 2 3 4 5 6 Kononovich, Moroz, 2004 , p. 398.
  9. ↑ A csillagok evolúciója . Fizikai Intézet. Kirensky . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2020. február 10.
  10. ↑ 1 2 3 4 Közeli kettőscsillagok evolúciója  / A. V. Tutukov // Kozmosz fizika: Kis Enciklopédia / Szerkesztőbizottság: R. A. Sunyaev (főszerkesztő) és mások - 2. kiadás. - M  .: Szovjet Enciklopédia , 1986. - S. 731-738. — 70.000 példány.
  11. ↑ 1 2 3 4 5 Cserepaschuk A. M. Közeli kettős csillagok az evolúció késői szakaszában . Asztronet . Letöltve: 2020. július 16. Az eredetiből archiválva : 2015. október 20.
  12. ↑ Rooney E. A csillagászat története. - P. 119. - ISBN 978-5-9950-0834-7 .
  13. ↑ 1 2 3 4 A csillagászat története . SI Vavilov, az Orosz Tudományos Akadémia Természettudományi és Technológiai Történeti Intézete . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2020. június 29.
  14. ↑ 1 2 3 Shklovsky, 1984 , p. 102–103.
  15. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , p. 360.
  16. ↑ Shklovsky, 1984 , p. 133.
  17. ↑ Nadezhin D.K. Nukleáris reakciók a csillagokban . Nagy Orosz Enciklopédia . Letöltve: 2020. augusztus 18. Az eredetiből archiválva : 2020. október 23.
  18. ↑ 1 2 Wilkinson F. Main-Sequence Stars . Az asztrofizikai néző . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2018. július 21.
  19. ↑ Fősorozat csillagai . Ausztrál Teleszkóp Nemzeti Létesítmény . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2020. július 21.
  20. ↑ 1 2 Kononovich, Moroz, 2004 , p. 413.
  21. ↑ Prialnik D. Bevezetés a csillagok szerkezetének és  evolúciójának elméletébe . - Cambridge University Press , 2000. - ISBN 978-0-521-65937-6 .
  22. ↑ 1 2 3 Schröder KP; Smith RC A Nap és a Föld távoli jövője újralátogatva  // Monthly Notices of the Royal Astronomical Society  : folyóirat  . - Oxford University Press , 2008. - május ( 386. kötet , 1. szám ). - 155-163 . o . - doi : 10.1111/j.1365-2966.2008.13022.x . - . - arXiv : 0801.4031 .
  23. ↑ 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 Sackmann IJ; Boothroid AI; Kraemer K.E. Napunk. III. Jelen és jövő  //  The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 1993.
  24. ↑ A titán csillagszületése  // Tudomány és élet . - 2020. - december ( 12. sz.). - S. 15-16 . — ISSN 0028-1263 .
  25. ↑ Ryzhov V. N. A csillagok nukleoszintézise - a kémiai elemek eredetének forrása . Asztronet . Letöltve: 2020. június 8. Az eredetiből archiválva : 2020. június 8.
  26. ↑ Robbanásveszélyes nukleoszintézis . Fizikai és Technológiai Enciklopédia . Letöltve: 2020. július 18. Az eredetiből archiválva : 2020. július 18.
  27. ↑ LeBlanc F. Bevezetés a csillagasztrofizikába . - Egyesült Királyság: John Wiley & Sons , 2010. - P. 218. - ISBN 978-0-470-69956-0 .
  28. ↑ Lewis J.S. A Naprendszer fizikája és  kémiája . - Egyesült Királyság: Elsevier Academic Press , 2004. - P. 600. - ISBN 978-0-12-446744-6 .
  29. ↑ Chabrier G. Deutériumégés csillag alatti objektumokban  //  The Astrophysical Journal  : Journal. - IOP Publishing , 2000. - Vol. 542 , sz. 2 . — P.L119 . - doi : 10.1086/312941 . - Iránykód . - arXiv : astro-ph/0009174 .
  30. ↑ Sötét világítótestek: barna törpék . Népszerű mechanika . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2020. június 8.
  31. ↑ 1 2 3 Kononovich, Moroz, 2004 , p. 387.
  32. ↑ Shklovsky, 1984 , p. 43.
  33. ↑ X. szakasz, Csillagfejlődés . New Hampshire Egyetem Kísérleti Űrplazma Csoportja . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2019. augusztus 19.
  34. ↑ 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 Salaris M.; Cassisi S. Csillagok és csillagpopulációk evolúciója  (angol) . - Cheichester: John Wiley & Sons , 2005. - 388 p. — ISBN 978-0-470-09219-X .
  35. ↑ 1 2 3 4 5 6 Surdin V. G .; Lamzin S. A. Protostárok . Hol, hogyan és miből keletkeznek a csillagok . Felhőtől csillagig . Astronet (1992) . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2015. szeptember 23.
  36. ↑ Viriális tétel  / Novikov I. D.  // Űrfizika: Kis Enciklopédia / Szerkesztőbizottság: R. A. Sunyaev (főszerkesztő) és mások - 2. kiadás. - M  .: Szovjet Enciklopédia , 1986. - S. 167-168. — 70.000 példány.
  37. ↑ 1 2 3 4 Surdin V. G. , Lamzin S. A. Protostars . Hol, hogyan és miből keletkeznek a csillagok . Felhőtől csillagig . Astronet (1992) . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2015. szeptember 23.
  38. ↑ 1 2 Richard B. Larson. A csillagkeletkezés fizikája  (eng.)  // Reports on Progress in Physics . - Bristol: IOP Publishing , 2003. - szeptember ( 66. kötet , 10. szám ). — P. 1651–1697 . — ISSN 0034-4885 . - doi : 10.1088/0034-4885/66/10/R03 .
  39. ↑ 1 2 3 Surdin V. G. , Lamzin S. A. Protostars . Hol, hogyan és miből keletkeznek a csillagok. . Mik azok a protosztárok? . Astronet (1992) . Letöltve: 2020. október 5. Az eredetiből archiválva : 2012. március 6..
  40. ↑ 1 2 3 4 Csillagok evolúciója (elérhetetlen link) . Csillagászati ​​és Űrgeodéziai Tanszék . Tomszki Állami Egyetem . Letöltve: 2020. augusztus 30. Az eredetiből archiválva : 2018. július 13. 
  41. ↑ 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 Karttunen H.; Kröger P.; Oja H.; Poutanen M.; Donner KJ Fundamental Astronomy  . — 5. kiadás. - Berlin, Heidelberg, N. Y .: Springer , 2007. - P. 243-254. — 510 p. - ISBN 978-3-540-00179-9 .
  42. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , p. 394–395.
  43. ↑ 12 Darling D. Henyey track . Az internetes tudomány enciklopédiája . Hozzáférés időpontja: 2020. július 11.
  44. ↑ 12 Henyey pálya . Oxford Referencia . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2021. július 15.
  45. ↑ Henyey LG ; Lelevier R.; Levee RD A CSILLAGFEJLŐDÉS KORAI FÁZISAI  // The Astronomical Society of the Pacific. – 1955.
  46. ↑ Burrows A.; Hubbard WB; Saumon D.; Lunine JI Barna törpe és nagyon kis tömegű csillagmodellek bővített halmaza  (angol)  // The Astrophysical Journal  : op. tudományos magazin . - IOP Publishing , 1993. - Vol. 406 , sz. 1 . - 158-171 . o . — ISSN 0004-637X . - doi : 10.1086/172427 . - .  — Lásd c. 160.
  47. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , p. 356–358.
  48. ↑ Hansen CJ; Kawaler SD (1999), Stellar Interiors: Physical Principles, Structure and Evolution , Astronomy and Astrophysics Library, N. Y .: Springer New York , p. 39, ISBN 978-0387941387 , < https://books.google.com/books?id=m-_6LYuUbUkC&pg=PA39 > Archiválva : 2020. június 7. a Wayback Machine -nél 
  49. ↑ 1 2 Clayton D. D. A csillagfejlődés és a nukleoszintézis elvei  . - Chicago: University of Chicago Press , 1983. - P. 481-482. — 621 p. - ISBN 978-0-226-10953-4 .
  50. ↑ Gloeckler G.; Geiss J. A lokális csillagközi közeg összetétele a pickup ionokkal diagnosztizálva  (angolul)  // Advances in Space Research  : folyóirat. — Elsevier , 2004. — 20. évf. 34 , sz. 1 . - P. 53-60 . — ISSN 0273-1177 . - doi : 10.1016/j.asr.2003.02.054 . — Iránykód .
  51. ↑ Surdin V. G. Csillagközi közeg . Asztronet . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2020. július 17.
  52. ↑ Baturin V.; Mironova I. Csillagok: felépítésük, élet és halál . A fősorozat csillagainak felépítése . Asztronet . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2020. július 5.
  53. ↑ Postnov K. A. A csillagok evolúciója a fő sorozat után // Előadások az általános asztrofizikáról fizikusoknak. — M .: Asztronet .
  54. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , p. 401.
  55. ↑ 1 2 Beljajeva E. E. Csillagok fizikája . Hidrosztatikus egyensúlyi egyenlet . KFU portál . Kazany Szövetségi Egyetem . Letöltve: 2020. augusztus 30. Az eredetiből archiválva : 2021. április 11.
  56. ↑ Popov S. B. 4. fejezet // Univerzum. A tömör útmutató a térhez és az időhöz: a Naprendszertől a legtávolabbi galaxisokig és az ősrobbanástól a világegyetem jövőjéig . — M. : Alpina non-fiction , 2018. — 400 p. - ISBN 978-5-91671-726-6 .
  57. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , p. 394–398.
  58. ↑ Shklovsky, 1984 , p. 134.
  59. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , p. 441.
  60. ↑ Mironova I. Csillagok: felépítésük, életük és haláluk . A csillagok evolúciójának megfigyelése . Asztronet . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2020. június 5.
  61. ↑ Zombeck, MV Handbook of Space Astronomy and Astrophysics 71-73. Cambridge University Press . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2007. augusztus 12.
  62. ↑ Világossági osztályok  // Űrfizika: Kis Enciklopédia / Szerkesztőbizottság: R. A. Sunyaev (főszerkesztő) és mások - 2. kiadás. - M  .: Szovjet Enciklopédia , 1986. - S. 607. - 656 p. — 70.000 példány.
  63. ↑ 1 2 3 4 5 6 7 8 Kononovich, Moroz, 2004 , p. 399.
  64. ↑ 1 2 Surdin, 2015 , p. 158.
  65. ↑ 1 2 Gerard S. A  kefeidák titkos élete . Villanova Egyetem (2014). Letöltve: 2020. július 12. Az eredetiből archiválva : 2020. július 13.
  66. ↑ 1 2 Rastorguev A. S. Cefeidák – az Univerzum csillagfényképei . PK Sternberg Állami Csillagászati ​​Intézet , Moszkvai Állami Egyetem . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2021. július 15.
  67. ↑ 1 2 3 4 5 Djorgovski G. Post-Main Sequence Stellar Evolution . Caltech Astronomy . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2020. július 4.
  68. ↑ Shklovsky, 1984 , p. 137.
  69. ↑ F. C. Adams, G. J. M. Graves, G. Laughlin. Red Dwarfs and the End of the Main Sequence  (angol)  // Revista Mexicana de Astronomía y Astrofísica . - Mexikó: Instituto de Astronomía, 2004. - december 1. ( 22. kötet ). — P. 46–49 . — ISSN 0185-1101 .
  70. ↑ van Loon, J. Th. A vörös szuperóriásoktól és az Asymptotic Giant Branch csillagoktól származó szelek fémességfüggéséről // Stellar Evolution at Low Metallicity: Mass Loss, Explosions, Cosmology ASP Conference Series  / szerkesztők: PA Crowther, J. Puls. - 2008. - 12 p. - doi : 10.1017/S1743921308020528 .
  71. ↑ Baturin V.A.; Mironova IV Szénrobbantás . Asztronet . Letöltve: 2020. július 19. Az eredetiből archiválva : 2020. június 5.
  72. ↑ 1 2 Mironova I. Egyetlen csillag fejlődési sémája . Asztronet . Asztronet . Letöltve: 2020. július 11. Az eredetiből archiválva : 2020. június 29.
  73. ↑ Siess, L. Evolution of massive AGB stars  // Astronomy and Astrophysics  : Journal  . - 2006. - Vol. 448 , sz. 2 . - P. 717-729 . - doi : 10.1051/0004-6361:20053043 . - .
  74. ↑ Salaris M., Cassisi S. A csillagok és a  csillagpopulációk evolúciója . - Chichester: John Wiley & Sons , 2005. - 239. - 338. o. — ISBN 978-0-470-09219-X .
  75. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , p. 414.
  76. ↑ 1 2 Kononovich, Moroz, 2004 , p. 418.
  77. ↑ Fehér törpe  csillag . Encyclopedia Britannica . Hozzáférés időpontja: 2021. november 29.
  78. ↑ Nadezhin D.K. Neutronizálás . Űrfizika . Asztronet . Hozzáférés időpontja: 2021. november 29.
  79. ↑ 1 2 3 Kononovich, Moroz, 2004 , p. 420.
  80. ↑ Szupernóvák  / V. P. Utrobin // Űrfizika: Kis Enciklopédia / Szerkesztőbizottság: R. A. Sunyaev (főszerkesztő) és mások - 2. kiadás. - M  .: Szovjet Enciklopédia , 1986. - S. 600-607. — 70.000 példány.
  81. ↑ Az összeomló csillagból fekete lyuk születik . NASA , Jet Propulsion Laboratory (2017. május 25.). Letöltve: 2020. július 16. Az eredetiből archiválva : 2020. július 16.
  82. ↑ Billings L. A csillagászok 2 fekete lyuk születésének lehettek szemtanúi . Scientific American (2015. november 1.). Letöltve: 2020. július 16. Az eredetiből archiválva : 2016. április 25.
  83. ↑ 1 2 3 4 5 Karttunen H.; Kröger P.; Oja H.; Poutanen M.; Donner KJ Fundamental Astronomy . - Springer, 2007. - S. 254-256. — 510 s. - ISBN 978-3-540-00179-9 .
  84. ↑ 1 2 3 Kononovich, Moroz, 2004 , p. 421-427.

Irodalom

Linkek

  Ugrás a Wikidata elemre  Szótárak és enciklopédiák
Bibliográfiai katalógusokban