Stjerneudvikling

Stjernernes udvikling (stjerneudvikling) i astronomi er en ændring over tid i en stjernes  fysiske og observerbare parametre på grund af termonukleare reaktioner, der foregår i den , dens udstråling af energi og massetab [1] . Evolution omtales ofte som "en stjernes liv", som begynder, når kernereaktioner bliver den eneste kilde til stjernens energi, og slutter, når reaktionerne stopper - evolutionen forløber forskelligt for forskellige stjerner [2] [3] [4] . Ifølge astrofysiske modeller varer en stjernes levetid, afhængig af den oprindelige masse, fra adskillige millioner til titusinder af trillioner af år [5] [6] , så astronomerne observerer kun en meget kort periode af dens udvikling sammenlignet med levetiden af en stjerne, hvor de evolutionære ændringer er næsten umærkelige [7] .

Stjerner er dannet af kolde fortærrede skyer af interstellar gas , som komprimeres på grund af gravitationel ustabilitet , under kompressionsprocessen opvarmes de så meget, at termonukleære reaktioner af heliumsyntese fra brint begynder i deres dybder [8] . I det øjeblik, hvor termonukleære reaktioner begynder, bliver protostjernen en hovedsekvensstjerne (en undtagelse kan være subdværge og brune dværge ), som den vil tilbringe det meste af sit liv på - Solen er også på dette stadie af hovedsekvensstjernen [9] .

Stjernernes videre udvikling varierer også afhængigt af stjernens begyndelsesmasse og kemiske sammensætning (metallicitet) . Således går mellemstore stjerner under evolutionen gennem stadierne af subjætter, røde kæmper, den vandrette gren, den blå sløjfe og den asymptotiske gren. Under alle omstændigheder, når brint brænder ud, ændres både stjernernes ydre og indre karakteristika, og med tilstrækkelig masse begynder den tredobbelte heliumreaktion på et bestemt tidspunkt i stjernerne , hvorunder der dannes kulstof i dem . I tungere stjerner kan kernerne af tungere grundstoffer syntetiseres yderligere, men under alle omstændigheder stopper syntesen af ​​tungere kerner af kemiske grundstoffer ved jern , da syntesen af ​​tungere grundstoffer er energetisk ugunstig [8] .

På det sidste trin af evolutionen, afhængigt af massen, fælder stjernen enten sin ydre skal og bliver til en hvid dværg eller bliver til en supernova , efter en supernovaeksplosion er der en neutronstjerne eller et sort hul tilbage [8] .

I tætte binære systemer i de sene stadier af evolutionen, når en stjerne, der er øget i størrelse, fylder sin Roche-lap , flyder stof mellem stjernerne, hvilket fører til en ændring i stjernernes parametre. På grund af dette adskiller udviklingen af ​​stjerner i sådanne systemer sig fra udviklingen af ​​enkeltstjerner, og dens forløb afhænger også af kredsløbets parametre og startmasserne af stjernerne i det binære system [10] [11] .

Termonuklear fusion i stjerners indre

Udvikling af ideer om stjerners energikilde

Siden opdagelsen af ​​loven om bevarelse af energi , opstod spørgsmålet om stjernernes energikilde. Forskellige hypoteser er blevet fremsat, og en af ​​de mest berømte var kontraktionshypotesen: I den blev stjernens gravitationssammentrækning betragtet som den påståede energikilde (hvilket også forklarede stjernernes tilsyneladende mangfoldighed). Hun blev støttet af Lord Kelvin og Hermann von Helmholtz , men senere blev hendes modsætning klar: for Solen ville en sådan energikilde være nok i 10 7 år, mens Jordens alder ifølge geologiske og biologiske data var kl. mindst 10 9 år [12] [ 13] [14] .

Det blev vist, at stjernen under kompression skulle varmes op og ikke køle ned, som tidligere antaget - dette gjorde det muligt at øge stjernernes teoretiske levetid. I 1880'erne antog Joseph Lockyer , at ved høje tætheder afviger tilstandsligningen for en stjernes stof meget fra tilstandsligningen for en ideel gas , dens kompression stopper, og den begynder at afkøle og dæmpe - således går stjernen fra en rød kæmpe til en hvid stjerne som Sirius , hvorefter den bliver rød igen, men bliver svagere - først gul , og derefter en rød dværg .

Da Hertzsprung-Russell-diagrammet blev tegnet , viste hovedsekvensen og kæmpegrenen sig at matche stjernens evolutionære vej i Lockyers hypotese. Men så blev denne hypotese tilbagevist: det viste sig, at tilstanden af ​​stoffet for stjernerne i hovedsekvensen stadig er tæt på tilstanden af ​​en ideel gas. Imidlertid gør kontraktionshypotesen i øjeblikket et godt stykke arbejde med at forklare udviklingen af ​​protostjerner , som udstråler på grund af sammentrækning, indtil de går over til hovedsekvensen [13] [14] .

I 1896 opdagede Henri Becquerel radioaktivitet , og i 1903 opdagede Pierre Curie  frigivelsen af ​​varme fra radioaktive grundstoffer. Derfor fremsatte James Jeans hypotesen om, at stjerner udstråler energi på grund af radioaktivt henfald. Denne hypotese kunne heller ikke forklare Solens store alder, og Jeans foreslog senere, at der ikke sker radioaktivt henfald i stjernerne, men udslettelse af stoffet. Selvom udslettelseshypotesen gav en ret lang mulig levetid for Solen, fandt den ikke bekræftelse i den videre udvikling af astrofysikken. Men selve ideen om en intranuklear kilde til stjerneenergi viste sig at være korrekt [13] .

I 1906 opdagede Albert Einstein, baseret på sin relativitetsteori , ækvivalensen mellem masse og energi . I 1920 foreslog Arthur Eddington , som var bekendt med Einsteins arbejde, at energi i stjerner frigives på grund af omdannelsen af ​​brint til helium : i en sådan reaktion, på grund af en massefejl , skulle der frigives nok energi til at udstråle stjerner for mange millioner og endda milliarder af år [14] . Eddingtons hypotese blev efterfølgende bekræftet: i 1939 foreslog Hans Boethe , Karl Weizsäcker og Charles Critchfield uafhængigt af hinanden to mekanismer til omdannelse af brint til helium: proton-proton-cyklussen og CNO-cyklussen . I 1941 beregnede Martin Schwarzschild en model af Solen med en termonuklear energikilde , og hans resultater bekræftede teorien om termonuklear fusion i stjerners indre. I øjeblikket er det generelt accepteret, og modeller for stjernernes udvikling er baseret på det [13] .

Det er på grund af termonuklear fusion, at stjernernes kemiske sammensætning ændres over tid, og at der sker evolutionære ændringer [15] [16] . Men disse ændringer sker meget langsomt, og udviklingen af ​​en enkelt stjerne er næsten umulig at spore selv med meget lange observationer. Kun i sjældne tilfælde, når en stjerne er på et meget kort stadium af sin udvikling, er det muligt at bemærke en systematisk ændring i dens parametre, for eksempel en ændring i pulsationsperioden i Cepheider . Derfor er evolutionsteorien baseret på nogle indirekte tegn og på observationer af mange stjerner, der er på forskellige udviklingsstadier [7] .

Fusionsreaktioner

I stjerner på forskellige udviklingsstadier finder forskellige termonukleare reaktioner sted [17] .

Så i det indre af hovedsekvensstjerner syntetiseres heliumkerner fra brintkerner ( protoner ). Denne transformation kan foregå på to måder. I proton-proton-cyklussen sker der en sekventiel fusion af protoner direkte med omdannelsen af ​​4 protoner til en heliumkerne, og denne proces dominerer ved lavere temperaturer - i kernerne af lavmassestjerner. Den anden måde er CNO-løkken . I den fungerer kulstof , nitrogen og oxygen som katalysatorer , kredsløbet dominerer ved høje temperaturer og på grund af denne proces frigives det meste af energien i massive stjerner. Kraften af ​​energifrigivelse pr. masseenhed af disse to processer udlignes ved en stjernemasse på omkring 1,5 M ⊙ og en temperatur i midten på omkring 18 millioner K [18] [19] .

I massive stjerner syntetiseres tungere grundstoffer på senere stadier af evolutionen: først kulstof i den tredobbelte heliumproces , og i de tungeste stjerner syntetiseres tungere grundstoffer op til jern  - yderligere nukleosyntese af tungere grundstoffer forekommer ikke, da det er energisk ugunstig [20] . Stjerner på senere stadier af udviklingen bliver dog som regel lysere, og den specifikke energifrigivelse pr. masseenhed af det oprindelige materiale til fusion falder tværtimod, da forskellen i specifik bindingsenergi bliver mindre. Dette forårsager en relativt kort varighed af de senere stadier af evolution sammenlignet med varigheden af ​​stjernens ophold på hovedsekvensen: for eksempel er varigheden af ​​Solens ophold på hovedsekvensen anslået til 12 milliarder år, og heliumbrændingsstadiet i Solen vil kun vare 110-130 millioner år [21] [22] [23] .

Grundstoffer, der er tungere end jern, dannes også i stjerner, men ikke når de er på hovedsekvensen, men under særlige omstændigheder: for eksempel under supernovaeksplosioner , når en stor mængde energi frigives - under den såkaldte eksplosive nukleosyntese [24 ] [25] [26] .

Endelig understøtter brune dværge , selvom de ikke er stjerner i klassisk forstand, forbrændingen af ​​deuterium og forbrændingen af ​​lette grundstoffer - lithium , beryllium , bor , som kan forløbe ved ret lave temperaturer og derfor kun er fusionsreaktioner, der forekommer i så lave temperaturer. -masseobjekter [27] [28] [29] . Hertil kommer, at i de mest massive brune dværge kan heliumfusionsreaktioner fra brint finde sted i nogen tid. Men i modsætning til rigtige stjerner stopper forbrændingen af ​​brint i dem hurtigt og bliver aldrig den eneste energikilde [30] .

Stjernedannelse

Molekylær skykomprimering

Udviklingen af ​​en stjerne begynder i en gigantisk molekylær sky , også nogle gange billedligt kaldet "stjernevuggen". Den oprindelige koncentration af atomer i det er omkring 10 2 partikler pr. kubikcentimeter, mens det interstellare rum i gennemsnit ikke indeholder mere end 0,1 partikler pr. kubikcentimeter. Sådanne skyer kan have en masse på 10 5 -10 7 M ⊙ , en diameter på 50 til 300 lysår og en gastemperatur i dem på 10-30 K [31] [32] .

Med udviklingen af ​​gravitationel ustabilitet kan skyen begynde at skrumpe. Ustabiliteten kan være forårsaget af forskellige faktorer, for eksempel kollisionen af ​​to skyer, passagen af ​​en sky gennem den tætte arm af en spiralgalakse eller eksplosionen af ​​en supernova på tilstrækkelig tæt afstand, chokbølgen, hvorfra, forplanter sig gennem den interstellare gas, kan kollidere med en molekylær sky. Derudover begynder kollisioner af gasskyer forbundet med galakser at forekomme oftere under galaksekollisioner , hvilket forklarer stigningen i stjernedannelseshastigheden under galaksekollisioner [33] .

For at gravitationel ustabilitet kan føre til kompression af en molekylær sky, er det nødvendigt, at summen af ​​dens potentielle energi og fordoblede kinetiske energi , i overensstemmelse med virial sætning , bliver negativ. Ved en konstant tæthed af en sky med en radius vokser det potentielle energimodul (det er i sig selv negativt) proportionalt, og summen af ​​værdierne af den kinetiske energi af alle molekyler vokser proportionalt. Derfor vil skyen begynde at trække sig sammen hvis dens masse er større end en vis værdi , hvilket ved skyens tæthed er molmassen af ​​dens gas og temperatur lig med [31] [34] :

hvor  er gravitationskonstanten ,  er den universelle gaskonstant .

Det følger herfra, at skyen til at begynde med vil trække sig sammen med en masse på mindst 10 3 M ⊙ . Når skyen trækker sig sammen, vil den kondensere med lidt eller ingen opvarmning, da den er gennemsigtig for stråling, og næsten al den frigivne energi udstråles ud i det ydre rum. Dette fører til et fald i tærskelmassen for udvikling af gravitationel ustabilitet, og som et resultat vil områder med mindre masse og størrelse begynde at krympe - denne proces kaldes fragmentering af stjernedannelsesskyen, det forklarer den observerede dannelse af stjerner hovedsageligt i grupper - især i hobe . Desuden forklarer fragmentationsfænomenet, hvorfor de dannede stjerner har et relativt snævert masseområde, fra 10 −1 til 10 2 M ⊙ i størrelsesorden [31] [35] .

Efterhånden som skyen bliver tættere, bliver den mindre og mindre gennemsigtig for stråling, for eksempel med en skymasse på 1 M ⊙ sker det med dens radius på 2,5⋅10 4 R ⊙ . Samtidig begynder energien, der frigives fra gravitationskompressionen, at varme den op: Ifølge virialsætningen bruges halvdelen af ​​den energi, der frigives på grund af kompression, på stråling, og den anden halvdel bruges på at opvarme stoffet [36] . Det er almindeligt accepteret, at skyen fra dette øjeblik kaldes en protostjerne [35] .

Protostar stadium

Kompressionen af ​​skyen sker ujævnt, og et stykke tid efter starten af ​​kompressionen dannes der en hydrostatisk ligevægtskerne i skyen - man tror almindeligvis, at fra dette øjeblik er skyen, eller rettere dens kerne, en protostjerne [37] . Kernens karakteristika er praktisk talt uafhængige af skyens masse, massen er 0,01 M ⊙ , og radius er flere AU. , og temperaturen i midten er 200 K . Accretion af skyens ydre lag på kernen fører til en stigning i dens masse og temperatur, men ved en temperatur på ~2000 K stopper dens vækst, da energi bruges på dissociering af brintmolekyler. På et tidspunkt bliver den hydrostatiske ligevægt forstyrret, og kernen begynder at krympe. Den næste hydrostatiske ligevægtstilstand nås for en mindre, nu ioniseret tågekerne med en masse på ~0,001 M ⊙ , en radius på omkring 1 R ⊙ og en temperatur på 2⋅10 4 K . Samtidig lukkes kernen, der udsender i det optiske område, fra det omgivende rum af en støvet gasskal, som har en meget lavere temperatur og kun udsender i det infrarøde område [37] [38] [39] .

Tilvæksten af ​​de ydre lag fortsætter, og stoffet, der falder på kernen med en hastighed på ~15 km/s , danner en chokbølge . Efterfølgende falder alt hylsterets stof ned på kernen (selvom i massive stjerner kan en del af stoffet forlade stjernen på grund af stærkt strålingstryk ), ioniseres, og samtidig bliver protostjernen tilgængelig for observation i det synlige rækkevidde [39] . Indtil dette øjeblik fortsætter komprimeringen af ​​den ydre skal langs den dynamiske tidsskala , det vil sige, at dens varighed svarer til tidspunktet for stoffets frie fald, hvilket ikke forhindres af gastryk [40] .

Stjerner før hovedsekvensen

Protostjerner, der allerede er løbet tør for skaltilvækst, skelnes nogle gange i en separat type kaldet præ-hovedsekvensstjerner . Protostjernen, som har en lav temperatur og høj lysstyrke, er i sin øverste højre del på Hertzsprung-Russell-diagrammet . Indtil termonukleare reaktioner begynder i stjernen, og den frigiver energi på grund af gravitationssammentrækning, bevæger den sig langsomt på diagrammet til hovedsekvensen [37] [38] [39] .

Da stoffet på dette stadium forhindres i at blive komprimeret af gastryk, komprimeres protostjernerne meget langsommere end på det foregående trin - i den termiske tidsskala , det vil sige i den periode, hvor halvdelen af ​​den potentielle gravitationsenergi bruges om stråling [40] , ifølge virial sætning. For de mest massive stjerner tager det omkring 10 5 år, og for de mindst massive, omkring 10 9 år. For Solen varede stadiet med sammentrækning og overgang til hovedsekvensen 30 millioner år [37] [41] [42] .

I 1961 viste Chushiro Hayashi (Hayashi), at hvis hele volumen af ​​en stjerne er optaget af en konvektiv zone, så ændres temperaturen af ​​dets stof praktisk talt ikke med langsom kompression, og lysstyrken falder - dette svarer til bevægelsen af stjernens position lodret nede på diagrammet, og sådan en stjernebane kaldes almindeligvis for Hayashi-spor . For stjerner med masser i området fra 0,3–0,5 M ⊙ (ifølge forskellige skøn) til 3  M ⊙ forsvinder konvektive lag under kompression, og på et tidspunkt forlader sådanne stjerner Hayashi-sporet, mens stjerner med masser mindre end 0,3–0,5 M ⊙ er på Hayashi-sporet gennem hele kompressionstiden [35] [43] [44] .

Efter at have forladt Hayashi-sporet (for stjerner med mellemmasse) eller fra begyndelsen af ​​langsom sammentrækning (for massive stjerner), holder stjernen op med at være konvektiv og begynder at varme op under kompression, mens lysstyrken ændres ubetydeligt, da arealet af den udstrålende overflade mindskes. Dette svarer til en næsten vandret bevægelse til venstre i diagrammet, og denne del af stien kaldes Heny-sporet [43] [44] [45] .

Under alle omstændigheder stiger temperaturen i midten af ​​stjernen under kompression, og hvad angår stjernen, med dens tilstrækkelige masse, begynder termonukleære reaktioner at forekomme . I de tidlige stadier af sammentrækningen producerer de mindre energi, end stjernen udsender, og sammentrækningen fortsætter, men samtidig stiger andelen af ​​termonukleære reaktioner i frigivelsen af ​​energi. På et tidspunkt, hvis stjernen har en masse større end 0,07-0,08  M ​​⊙ , sammenlignes kraften af ​​energifrigivelse på grund af termonukleære reaktioner med stjernens lysstyrke, og kompressionen stopper - dette øjeblik betragtes som afslutningen på dannelsen af stjernen og dens overgang til hovedsekvensen . Hvis en stjerne har en masse mindre end 0,07–0,08 M ​​⊙ , så er termonukleære reaktioner også mulige i den, dog bliver stjernens stof i kernen degenereret før kompressionen stopper, så termonukleære reaktioner bliver aldrig den eneste energikilde. Sådanne objekter er kendt som brune dværge [8] [35] [46] .

Kompressionsprocessen danner også protoplanetariske skiver omkring stjernen, som senere kan udvikle sig til planetsystemer . Dannelsen af ​​en protoplanetarisk skive opstår på grund af, at skyen i begyndelsen kan have en vis vinkelmomentum , og når skyen tykner, bliver partikelkollisioner hyppigere, hvorved stoffet, der ikke er kommet ind i stjernen, begynder at danne en skive, der roterer rundt om stjernen i ét plan [47] .

Hovedsekvens

Når sammentrækningen slutter, og fusionsreaktioner af helium fra brint bliver den eneste energikilde, bliver protostjernen en hovedsekvensstjerne . En stjernes alder tælles normalt fra dette øjeblik. Stjerner i alderen nul danner den såkaldte nul hovedsekvens , placeret i den nederste del af denne region af diagrammet [48] [49] . På dette tidspunkt er deres kemiske sammensætning af dannede stjerner stadig tæt på sammensætningen af ​​det interstellare medium : de består hovedsageligt af brint (ca. 91%) og helium (ca. 9%), mens tungere grundstoffer er mindre end 1% [50] [51] . Hovedsekvensstjerner har en lang række parametre, som primært bestemmes af deres masse og i mindre grad af deres metallicitet . Så for eksempel vil en stjerne med en masse på 0,1 M ⊙ have en lysstyrke på 0,0002 L ⊙ , en temperatur på 3000 K og en spektraltype på M6, og en stjerne med en masse på 18 M ⊙ vil have  en lysstyrke på 30000 L ⊙ , en temperatur på 33000 K og en spektral type O9.5 [5] . Stjernernes indre struktur afhænger også af massen: stjerner med lav masse er fuldstændig konvektiv , stjerner med mellemmasse har strålingstransport i kernen og konvektion i de ydre lag, og massive stjerner har konvektion i kernen og strålingstransport i det ydre lag. lag. Konvektion fører til relativt hurtig sammenblanding af stof, hvilket udjævner den kemiske sammensætning af det konvektive lag. Dette har indflydelse på, om homogeniteten af ​​stjernens lag med hensyn til kemisk sammensætning vil blive bevaret under videre evolution og på dens videre evolution [18] [52] .

Efter at have skiftet til hovedsekvensen forbliver stjernen på den i det meste af sin levetid - omkring 90%. Dette skyldes, at stjernernes lysstyrke på hovedsekvensstadiet er lav sammenlignet med andre stadier, og den specifikke energifrigivelse under heliumfusion er højere end ved andre termonukleare reaktioner [22] [53] [54] . Varigheden af ​​hovedsekvensstadiet svarer til den nukleare tidsskala for brintforbrænding, det vil sige den tid, det tager for stjernen at udstråle al den energi, der frigives ved hydrogenets reaktioner til helium [40] [55] . For de tungeste stjerner varierer det ifølge forskellige skøn fra en til flere millioner år [56] , og for de mest lavmassestjerner er det omkring 10 billioner år, hvilket overstiger universets alder [6] . For Solen vil opholdsperioden på hovedsekvensen være 10-13 milliarder år [23] [35] [57] . De fleste af de videre udviklingsstadier følger også den nukleare tidsskala, men ikke for brint, men for andre grundstoffer, derfor tager de kortere tid [40] [55] .

Efter en stjerne går over til hovedsekvensen, gennemgår den konstant omdannelsen af ​​brint til helium. Helium ophobes i kernen, og der bliver mindre og mindre brint tilbage, hvilket bremser heliumfusionshastigheden. Derfor, når brinten er opbrugt, trækker kernen sig sammen under trykket fra de ydre lag, dens tæthed øges, og som et resultat stiger reaktionshastigheden. Dette fører til en mærkbar ændring i stjernens karakteristika: for eksempel var Solens lysstyrke, da den ramte hovedsekvensen, 70 % af den nuværende, og når scenen slutter, vil den være 2,2 gange større end det - det vil sige, at lysstyrken ændrer sig mere end tre gange [23] . I fremtiden fører disse ændringer til så væsentlige ændringer i stjernen, at den endelig forlader hovedsekvensen [35] [49] [58] .

Den forskellige varighed af hovedsekvensstadiet for stjerner med forskellig masse gør det muligt at beregne stjernehobenes alder ud fra observationer. Stjernerne blev dannet i dem næsten samtidigt, og jo ældre hoben er, jo mindre er massen af ​​de stjerner, der stadig er tilbage i hovedsekvensen. Hobens alder beregnes som varigheden af ​​opholdet på hovedsekvensen af ​​stjerner, der begyndte at bevæge sig væk fra den i henhold til deres kendte masser [59] [60] .

Underdværge

Underdværge  er stjerner, der ligner hovedsekvensstjerner , men med de samme spektraltyper er underdværge 1-2 m svagere [61] . Denne egenskab er forbundet med meget lav metallicitet : tunge grundstoffer i stjerner er ikke fuldstændig ioniserede, og de har elektroner i dybe elektronskaller . Da størrelsen af ​​sådanne ioner er meget større end størrelsen af ​​brint- og heliumkerner , reducerer tunge grundstoffer gennemsigtigheden af ​​stjernens stof, hvilket er grunden til, at energi fra de indre lag overføres langsommere til de ydre lag, og stoffet af underdværge er tværtimod mere gennemsigtige end stoffet om hovedsekvensstjerner. , og hovedmekanismen for energioverførsel er strålingsoverførsel [8] [62] .

Subdværgenes lave metallicitet forklares til gengæld af, at subdværge er gamle stjerner dannet kort efter Big Bang fra relikviestof, der endnu ikke har været i stjerners indre og ikke har gennemgået nukleosyntese af tunge grundstoffer og derfor ikke har blevet beriget med tunge elementer. Underdværge tilhører stjernepopulationen af ​​type II [8] .

Evolution efter hovedsekvensstadiet

På et bestemt tidspunkt, når for meget helium akkumuleres i kernen , kan forbrændingen af ​​brint ikke fortsætte i samme tilstand som før. Stjernernes videre udvikling afhænger i det væsentlige af deres masse [63] .

Stjerner med lav masse

Studiet af udviklingen af ​​lavmassestjerner kompliceres af det faktum, at varigheden af ​​hovedsekvensstadiet for dem er længere end universets alder  - blandt lavmassestjerner er der endnu ikke dem, der har forladt de vigtigste rækkefølge. Nogle data opnås dog ved teoretiske beregninger: stjerner med en masse mindre end 0,2  M ⊙ bliver ikke røde kæmper , da deres indre er fuldstændig konvektiv og derfor kemisk homogene. Disse stjerner vil, efterhånden som de akkumulerer helium , varmes op og blive til blå dværge [6] [64] .

Mellemmassestjerner

Subgiant stage

Når kernen af ​​en mellemmassestjerne bliver næsten helt til helium , stopper reaktionerne i den. Brint er stadig til stede i den ydre skal omkring kernen, hvor stjerner op til 1,5  M ⊙ i masse allerede gennemgår heliumsyntese. I stjerner med en større masse er helium i skallen endnu ikke syntetiseret: Først begynder kortvarig kompression, hvilket fører til opvarmning af kerneskallen og starten på brintforbrænding i den. Stjernen varmes lidt op og bliver lysere, og i Hertzsprung-Russell-diagrammet svarer sammentrækningen til en opadgående og til venstre bevægelse - den såkaldte krog [ 41] [ 63] . 

Den nye kilde til brintforbrændingsenergi kaldes den lagdelte kilde, og den bevæger sig gradvist udad, mens heliumkernen vokser. Dette stadie kaldes undergiganten , og dets varighed er omkring en million år for 6  M ⊙ stjerner og omkring 700 millioner år for 1  M ⊙ stjerner [23] [34] . På dette tidspunkt stiger stjernens radius, og temperaturen falder - lysstyrken kan variere inden for små grænser, det vil sige, at stjernen hovedsageligt bevæger sig til højre i diagrammet. Solens lysstyrke ved slutningen af ​​subgigantstadiet vil ikke afvige meget fra dens begyndelse - 2,7  L⊙ . Temperaturen vil være 4900 K , og radius vil være 2,3  R ⊙ [23] . Den korte varighed af subgigantstadiet for massive stjerner fører til, at det indeholder et lille antal observerbare stjerner, og det tilsvarende område på diagrammet kaldes Hertzsprung-gabet [34] [63] . Massive stjerner, der passerer gennem dette stadie, befinder sig midlertidigt i ustabilitetsstrimlen og bliver til Cepheider , men passagen af ​​ustabilitetsstriben sker relativt meget hurtigt - på 10 2 -10 4 år. På grund af dette er der i nogle cepheider under observationsastronomi blevet bemærket en ændring i pulsationsperioden med tiden, men af ​​samme grund er få sådanne cepheider kendt. For tilstrækkeligt massive stjerner tager det meget længere tid at være på den blå sløjfe (se nedenfor ), hvor overgangen af ​​ustabilitetsstrimlen er mulig - derfor kan stjernerne på sidstnævnte også blive til cepheider og forblive det i meget længere tid end på subgigantstadiet [65] [66] .

Rød kæmpe gren

I slutningen af ​​subgigantstadiet bliver stjernens heliumkerne ret massiv og begynder at trække sig sammen, men hvordan denne proces forløber afhænger af stjernens masse. I stjerner med en masse på mere end 2,3  M ⊙ begynder komprimeringen af ​​kernen på grund af det faktum, at dens masse på et tidspunkt overstiger Schoenberg-Chandrasekhar grænsen , mens kernens substans forbliver i en tilstand tæt på en ideel gas. . I stjerner med lavere masse begynder heliumkernen at trække sig sammen, efter at den er blevet degenereret . Dette påvirker ikke passagen af ​​det røde kæmpestadium, men hvordan dette stadie præcist ender afhænger af heliumkernens tilstand [34] .

Kompressionen af ​​kernen fører til dens opvarmning og en stærk udvidelse af stjernens ydre lag; den nøjagtige mekanisme for dette er ukendt, men det skal ske, så loven om energibevarelse og virialsætningen samtidig er opfyldt [67] . Efter subgigantstadiet går stjernen under alle omstændigheder over til den røde kæmpegren , men i stjerner med lavere masse viser heliumkernen sig at være degenereret, og i stjerner med større masse forbliver den i en tilstand tæt på et ideal gas. På grund af dette er opførselen af ​​stjerner på den røde kæmpegren anderledes [34] [63] [67] . Under alle omstændigheder har stjernen en udvidet konvektionszone i de ydre lag, som på et bestemt tidspunkt når kernen, hvilket fører til sammenblanding af stof i stjernen - det såkaldte first scoop out . Der er en hurtig stigning i radius og lysstyrke, selvom temperaturen falder. Kernen, der ikke har nogen energikilde i centrum, bliver isotermisk, en stærk stjernevind opstår , hvilket fører til noget tab af masse af stjernen [34] [63] . Solen vil blive på den røde kæmpegren i omkring 600 millioner år [23] .

Som et resultat heraf antændes helium i stjerner med en begyndelsesmasse på mere end 2,3  M ⊙ gradvist med en stigning i kernetemperatur og tæthed: en kulstofkerne syntetiseres fra tre heliumkerner i kernen under en tredobbelt heliumreaktion . For sådanne stjerner ender den røde kæmpegren her, og de bevæger sig til den blå sløjfe [34] [63] [67] .

I stjerner med lavere masse forbliver kernen i en degenereret tilstand, hvorfor kernens stof leder varme godt og hurtigt kan frigive energi. Derudover udsender stjernen på dette tidspunkt en stor mængde neutrinoer i neutrino-kølemekanismen , på grund af hvilken temperaturstigningen bremses, og genantændelsen af ​​helium forsinkes. Ikke desto mindre øges heliumkernens masse, og ved en masse på 0,48–0,50  M ⊙ er temperaturen tilstrækkelig til at udløse den tredobbelte heliumreaktion, omkring 10 8  K . I modsætning til tungere stjerner, antændes helium her eksplosivt og i løbet af få minutter frigives en enorm mængde energi, hvoraf det meste bruges på at fjerne den degenererede tilstand fra kernestoffet – dette fænomen er kendt som en heliumflash [34] [63] [67] [68] . Umiddelbart før heliumflashen vil Solens masse være 0,725 M ⊙ . Dens radius vil være 170 R ⊙ , temperatur - 3100 K , og lysstyrke - 2300  L ⊙ [23] .

Endelig, i masseområdet 0,2–0,5  M ⊙ , passerer stjernen på et tidspunkt til den røde kæmpegren, men den viser sig ikke at være massiv nok til at den tredobbelte heliumreaktion starter i den, og den bliver til en hvid dværg (se nedenfor ) [6] [69] .

Vandret gren

I stjerner med en masse mindre end 2,3  M ⊙ fører et heliumglimt og indtræden af ​​termonukleære reaktioner af helium, der brænder i kernen, til forsvinden af ​​konvektionszonen og stjernens hurtige bevægelse mod hovedsekvensen. Stjernen aftager hurtigt i størrelse og varmes op, dens lysstyrke falder også, og den ender på den vandrette gren (navnet "vandret kæmpegren" findes også) eller på den røde fortykkelse  - på Hertzsprung-Russell-diagrammet er dette den yderste højre del af den vandrette gren dannet af stjerner med metallicitet , sammenlignelig med solens [34] [63] . For Solen vil overgangen til den røde koncentration kun tage omkring 10 4 år, og ved slutningen af ​​overgangen vil den have en radius på 9,5  R ⊙ , en temperatur på 4700 K , og en lysstyrke på 41  L ⊙ [23 ] .

Den specifikke position af en stjerne, der lige er kommet ind i den vandrette gren (den vandrette gren af ​​nulalderen) afhænger af stjernens samlede masse og heliumkernens masse samt indholdet af helium og tungere grundstoffer i den ydre skal. Stjernerne i den vandrette gren har næsten samme lysstyrke, men varierer i temperatur, hvorfor denne gren er placeret vandret på Hertzsprung-Russell-diagrammet. Den passerer gennem striben af ​​ustabilitet , skæringspunktet, som danner Schwarzschild-gabet på diagrammet . Der er ingen permanente stjerner, kun variabler som RR Lyrae . Rummet deler grenen i to dele: kold og varm, og stjernerne i den kolde del danner en rød hob på diagrammet [41] [67] .

I stjernerne i den vandrette gren forbruges helium gradvist i kernerne, hvilket fører til en vis ændring i deres parametre. På et bestemt tidspunkt affyres en heliumlagskilde, og kulstof-ilt-kernen bliver inaktiv - stjernen forlader den vandrette gren [41] . For Solen vil det at være på den vandrette gren vare 110-130 millioner år, og i løbet af denne tid vil dens parametre praktisk talt ikke ændre sig [22] [23] .

Blue Loop

I stjerner med masse større end 2,3  M ⊙ antændes helium ikke eksplosivt, men gradvist, hvorfor de udvikler sig forskelligt. En sådan hurtig ændring i parametre og position på diagrammet forekommer ikke, men med en stigning i energiproduktionen i heliumkernen krymper stjernen gradvist og bliver varmere, næsten uden ændring i lysstyrken, og bevæger sig til venstre i diagram, men vender så tilbage til den gigantiske gren. Denne del af det evolutionære spor kaldes den blå sløjfe [34] [41] .

Et vigtigt træk ved den blå løkke er, at en stjerne på den kan passere gennem en ustabilitetsstrimmel , på grund af hvilken den bliver variabel - i dette tilfælde bliver stjernen i modsætning til stjerner på den vandrette gren en Cepheid . De fleste Cepheider er netop stjernerne i den blå sløjfe, da dens passage varer meget længere end subgigantstadiet. Afhængigt af massen og metalliciteten kan overgangen af ​​ustabilitetsbåndet ske to gange (når temperaturen stiger, og når den falder), men det kan ske én gang, hvis temperaturen af ​​stjernen på den blå sløjfe ikke overstiger højtemperaturen båndets grænse, ellers sker det måske slet ikke [41] [65] [66] . Varigheden af ​​den blå sløjfes passage afhænger af stjernens masse: med en begyndelsesmasse af en stjerne på 10 M ⊙ vil passagetiden være 4 millioner år, og med en masse på 5  M ⊙ vil den  være 22 millioner år [34] .

Asymptotisk gren af ​​giganter

Den asymptotiske gren af ​​giganter er konventionelt opdelt i to dele. Den første del begynder efter stadiet af den vandrette gren og den blå sløjfe, når heliumreserverne af stjerner i kernerne er næsten opbrugt, og kernerne hovedsageligt består af kulstof og ilt . Forbrændingen af ​​helium i kerneenderne og en heliumpladekilde, der ligner brint, lanceres, hvilket sker ved afslutningen af ​​hovedsekvensfasen . De ydre lag af stjernen begynder igen at udvide sig hurtigt, og overfladen - at køle af. Samtidig stopper forbrændingen af ​​brint i den lagdelte kilde. Som på den røde kæmpegren opstår der en udvidet konvektiv skal, som for stjerner, der er tungere end 3-5  M ⊙ (den nøjagtige værdi afhænger af den oprindelige kemiske sammensætning), på et tidspunkt fører til blanding af stoffet - det andet øser ud [34] [41] .

Dette får stjernen i Hertzsprung-Russell-diagrammet til at bevæge sig op og til højre. For stjerner med en masse mindre end 2,3  M ⊙ er stjernens bane i diagrammet ret tæt på den røde kæmpegren med kun lidt højere temperatur, hvorfor dette stadie kaldes den "asymptotiske kæmpegren". Det samme udtryk bruges til at beskrive udviklingen af ​​stjerner, der er tungere end 2,3  M ⊙ , selvom den asymptotiske kæmpegren for dem er placeret meget højere end den røde kæmpegren [34] [41] .

Den anden del, kendt som den termisk  pulserende fase , opstår, når heliumlagskilden når den resterende brintskal. Fra dette øjeblik begynder helium- og brintkilderne at veksle: stjernen bliver meget ustabil, begynder at pulsere og tabe masse, udstøder stof og blander sit eget stof flere gange; pulsationsperioden for en stjerne er fra titusinder til hundredtusinder af år [70] . På dette stadie gennemgår stjerner med en masse større end 1,2–1,5 M ⊙ en tredje scooping ud , hvor en stor mængde kulstof kan bringes op til overfladen , hvorved stjernen kan blive en kulstofstjerne [34] . Stjerner, der vejer mindre end 8 M⊙ , er ikke i stand til at skabe en tilstrækkelig høj temperatur i dybet til at starte nuklear forbrænding af kulstof , og for dem bliver dette trin det sidste, hvor termonukleære reaktioner finder sted - efter at skallen er faldet fra stjernen , en hvid dværg er tilbage , bestående af kulstof og ilt [34] [41] . Ved slutningen af ​​dette trin vil Solens masse være 0,54  M ⊙ [23] .

Stjerner med høj masse

Evolutionsstadierne for stjerner med en stor begyndelsesmasse (mere end 8  M ⊙ ) ligner dem for mindre massive stjerner, men der er også forskelle. Så for eksempel begynder heliumbrænding i sådanne stjerner, allerede før stjernen passerer til den røde kæmpegren, så de mest massive stjerner bliver supergiganter , gradvist øges og afkøles, eller hvis de mister deres hylster på grund af en stærk stjernevind  , blive til stjerner af typen Wolf-Rayet [41] .

Udviklingen af ​​stjerner med en masse på 8-10  M ⊙ forløber på samme måde som for mindre massive, men på de sidste stadier af udviklingen er de i stand til at antænde kulstof i deres indre. Udløsningen af ​​denne proces er blevet kaldt " kuldetonation "; det opstår eksplosivt, som en heliumglimt [71] . Ved en kulstofdetonation frigives en masse energi, som ikke kun fjerner degenerationen af ​​kernegassen, men også kan føre til en eksplosion af en stjerne som en type II supernova . Hvis stjernen ikke eksploderer, begynder neon at samle sig i kernen og muligvis tungere elementer. Før eller siden bliver kernen degenereret, hvorefter to situationer er mulige: enten kaster stjernen sin skal efter en fase med temperaturpulseringer, eller også eksploderer den som en supernova . i stedet for stjernen , i det andet en neutronstjerne [41] [72] [73] .

I stjerner med masse større end 10  M ⊙ er kulstof-ilt-kernen, der dannes i den, ikke degenereret, og der sker ingen kulstofdetonation - kulstof lyser gradvist op, når heliumforbrændingen i kernen slutter. En lignende proces sker med tungere grundstoffer, og der dannes flere lagkilder og lag med forskellig kemisk sammensætning i stjernen, som udbreder sig fra stjernens centrum. Stjernens masse bestemmer på hvilket grundstof den termonukleære fusion vil ende  - dog vil grundstoffer, der er tungere end jern , som har den maksimale bindingsenergi af nukleoner pr. nukleon, ikke blive syntetiseret, da dette er energetisk ugunstigt [20] [41] . Jern dannes i stjerner med en begyndelsesmasse på mere end 10–15  M ⊙ [74] , men under alle omstændigheder opstår der en kerne i stjernen, hvor der ikke opstår termonukleære reaktioner, og dens masse øges. På et tidspunkt kollapser kernen med neutroniseringen af ​​stof, og selve stjernen eksploderer som en type II supernova. Afhængig af massen af ​​resten efter eksplosionen af ​​en stjerne bliver den enten til en neutronstjerne eller et sort hul [41] [75] .

Sidste stadier af stjernernes udvikling

Hvide dværge

En hvid dværg  er et varmt objekt med små dimensioner og en høj tæthed af stof: med en masse i størrelsesordenen af ​​solen er dens radius ~100 gange mindre. En så høj massefylde er forårsaget af dens degenererede tilstand [76] .

Stjerner med en masse mindre end 8-10 M⊙ bliver hvide dværge i slutningen af ​​deres udvikling . For stjerner med en masse mindre end 0,2 M ⊙ foregår denne proces uden udstødning af hylsteret, da de er kemisk homogene på grund af konstant konvektion og bliver fuldstændigt helium ved slutningen af ​​deres liv [6] [64] . Stjerner med større masse, når en lagkilde brænder i dem, kaster en betydelig del af massen, som observeres som en planetarisk tåge . Fra selve stjernen er der kun en degenereret kerne tilbage, som efter at have mistet sin skal er en hvid dværg. Fra stjerner med en begyndelsesmasse på mindre end 0,5 M ⊙ forbliver en heliumhvid dværg, fra mere massive stjerner op til 8 M ⊙  , en kulstof - ilt -dværg . Hvis en stjerne med en masse på 8-10 M ⊙ efterlader en hvid dværg, og ikke en neutronstjerne , så består den af ​​tungere grundstoffer: ilt, neon , magnesium og muligvis andre grundstoffer [41] [72] .

På en eller anden måde produceres der ingen energi i hvide dværge, og de udstråler kun på grund af stoffets høje temperatur. Selvom de varmeste af dem kan have en overfladetemperatur på 70.000 K , er deres absolutte lysstyrke lav på grund af den lille størrelse af den udstrålende overflade. Gradvist, over milliarder af år, køler hvide dværge ned og bliver til sorte dværge [76] [77] .

Neutronstjerner

Massen af ​​en hvid dværg er begrænset ovenfra af Chandrasekhar-grænsen , svarende til cirka 1,46 M ⊙  - for en større masse kan trykket af den degenererede elektrongas ved enhver radius af den hvide dværg ikke kompensere for tyngdekraftens sammentrækningskraft. I dette tilfælde kollapser kernen, hvor det meste af dens stof neutroniseres : elektroner "presses" ind i protoner , danner neutroner og udsender neutrinoer. Ved nukleare tætheder af stof bliver beta-henfald af neutroner energetisk ugunstigt, og neutroner bliver stabile partikler [78] . Stjernens kerne bliver ikke til en hvid dværg, men til en neutronstjerne , mens der frigives en enorm mængde energi, og der sker en supernovaeksplosion . Stjerner med en begyndelsesmasse på mere end 8-10 M ⊙ kan blive både neutronstjerner og sorte huller [41] [79] [80] .

Neutronstjerner er endnu tættere objekter end hvide dværge. Den mindst mulige masse af en neutronstjerne er 0,1 M⊙ , og i dette tilfælde vil radius af en neutronstjerne være omkring 200 km . Med en masse på omkring 2 M ⊙ vil radius være endnu mindre, omkring 10 km [79] .

Sorte huller

Hvis kernemassen overskrider Oppenheimer-Volkov-grænsen svarende til 2-2,5 M ⊙ , vil neutronstjernen heller ikke være stabil over for gravitationssammentrækning, og kollapset vil fortsætte. Stoffets tilstande, der kan forhindre gravitationssammentrækning, er ukendte, og kernen vil yderligere kollapse. På et tidspunkt bliver dens radius lig med Schwarzschild-radius , hvor den anden kosmiske hastighed bliver lig med lysets hastighed , og et sort hul med stjernemasse vises [41] [79] .

Der er dog et andet scenarie for dannelsen af ​​sorte huller, hvor der ikke forekommer en supernovaeksplosion - i stedet kollapser en stjerne og bliver til et sort hul, en stjerne der kollapser på denne måde kaldes en mislykket supernova . Formentlig slutter fra 10 til 30 % af massive stjerner deres liv på denne måde, men astronomer har indtil videre kun opdaget to sådanne begivenheder [81] [82] .

Evolution af stjerner i tætte binære systemer

Stjerner i binære systemer, hvis afstanden mellem dem er stor nok, påvirker praktisk talt ikke hinanden, så deres udvikling kan betragtes som udviklingen af ​​to separate stjerner. Dette gælder dog ikke for tætte binære systemer  - systemer, hvor afstandene mellem stjerner er sammenlignelige med deres størrelser. I sådanne systemer kan størrelsen af ​​en eller begge stjerner overstige størrelsen af ​​Roche-lappen for dem, og i dette tilfælde kan stoffet begynde at flyde til en anden stjerne eller blive slynget ud i det omgivende rum. På grund af dette ændres stjernernes masser og kemiske sammensætning, hvilket igen ændrer stjerneudviklingens forløb [10] [11] [83] [84] .

Lukke systemer med lille masse

Hvis begge stjerner har en lille masse - for eksempel 2 og 1 M ⊙ , så vil den mere massive stjerne blive en subgigant i evolutionsprocessen , mens den anden forbliver en hovedsekvensstjerne . På et bestemt tidspunkt vil størrelsen af ​​den større stjerne overstige størrelsen af ​​dens Roche-lap , og stoffet vil begynde at strømme til den anden. Som et resultat af ændringen i stjernernes masser fra overløb, vil masseoverløbet accelerere, da stjernerne vil begynde at nærme sig hinanden, hvilket følger af loven om bevarelse af vinkelmomentet. Til sidst vil den i starten mere massive stjerne miste hele sin skal og blive til en hvid dværg med en masse på 0,6 M ⊙ , mens massen af ​​den anden stjerne vil stige til 2,4 M ⊙ . En stigning i massen vil øge hastigheden af ​​dens udvikling, den anden stjerne vil udvikle sig og fylde dens Roche-lap, og gassen, hovedsageligt bestående af brint , fra de ydre lag af den anden stjerne vil strømme fra den til den hvide dværg. Når nok brint rammer en hvid dværg, vil en brintfusionseksplosion forekomme på dens overflade , som vil blive observeret som en nova- eksplosion . Massestrømmen vil fortsætte, indtil massen af ​​den hvide dværg overstiger Chandrasekhar grænsen , hvilket resulterer i en Type Ia supernova [11] [83] .

For eksempel udvikler det tætte binære system Algol sig ifølge denne mekanisme . Relateret til dette system er Algol-paradokset , forklaret i 1950'erne: i dette system har komponent A en større masse end komponent B og burde udvikle sig hurtigere, men Algol A er en hovedsekvensstjerne, og Algol B er en udviklet underkæmpe. Før det blev fastslået ved observationer, at der forekommer massestrøm i systemet, syntes eksistensen af ​​et sådant system at modsige teorien om stjerneudvikling [83] .

Lukke systemer med stor masse

Som et andet eksempel kan du betragte et system af to stjerner med massen 20 og 8 M ⊙ . Som i det foregående tilfælde vil en mere massiv stjerne udvikle sig tidligere, og efter at være blevet større, vil den begynde at miste stof. Om et par tusinde år vil den miste omkring 3/4 af sin masse og blive en Wolf-Rayet-stjerne med en masse på 5 M ⊙ , der hovedsageligt består af helium . I kernen af ​​denne stjerne vil helium brænde med dannelse af kulstof og ilt , og efter en supernovaeksplosion vil et kompakt objekt med en masse på omkring 2 M ⊙ forblive fra det . Det momentum af stof, der udstødes under en supernovaeksplosion, kan accelerere systemet til en rumhastighed af størrelsesordenen 100 km/s [10] [11] [83] [84] .

Den anden stjerne, der allerede har en masse på 23 M ⊙ , vil begynde at udvide sig og udsende en stærk stjernevind , hvis substans danner en tilvækstskive omkring en kompakt genstand, og når den falder på stjernens overflade, vil den generere termisk Røntgenstråling . I starten vil den være ret svag, men når stjernen fylder Roche-lappen , vil dens kraft være 10 3 -10 4 L ⊙ . I sidste ende er tre udfald mulige: dannelsen af ​​et objekt med en superkritisk tilvækstskive (et eksempel er SS 433 ), dannelsen af ​​en rød kæmpe med en neutronstjerne i kernen ( Thorn-Zhitkov objekt ), og endelig en Wolf-Rayet stjerne med en kompakt ledsager og en spredning ind i skalrummet. I sidstnævnte tilfælde vil en stjerne af Wolf-Rayet-typen eksplodere som en supernova, hvilket i de fleste tilfælde vil føre til systemets kollaps, men en situation er mulig, hvor komponenternes gravitationsforbindelse er bevaret. I dette tilfælde vil systemet blive til en binær neutronstjerne [10] [11] [83] [84] .

Noter

  1. ↑ Stjerners udvikling . Encyclopedia of Physics and Engineering . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 10. juli 2020.
  2. ↑ Stjernernes liv . www.sai.msu.su _ Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 1. juli 2020.
  3. ↑ Hvordan ser en stjernes livscyklus ud? . new-science.ru . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 11. juli 2020.
  4. ↑ Postnov K. A. Hvad bliver stjerner til ved livets afslutning . Astronet . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 12. juli 2020.
  5. ↑ 1 2 Mironova I. Hovedsekvens . Astronet . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 29. juni 2020.
  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 , s. 87.
  8. ↑ 1 2 3 4 5 6 Kononovich, Moroz, 2004 , s. 398.
  9. ↑ Stjerners udvikling . Institut for Fysik. Kirensky . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 10. februar 2020.
  10. ↑ 1 2 3 4 Evolution of close binary stars  / A. V. Tutukov // Cosmos Physics: Little Encyclopedia / Editorial Board: R. A. Sunyaev (chefredaktør) og andre - 2. udg. - M  .: Soviet Encyclopedia , 1986. - S. 731-738. — 70.000 eksemplarer.
  11. ↑ 1 2 3 4 5 Cherepashchuk A. M. Luk dobbeltstjerner på de sene stadier af evolutionen . Astronet . Hentet 16. juli 2020. Arkiveret fra originalen 20. oktober 2015.
  12. ↑ Rooney E. Astronomis historie. - S. 119. - ISBN 978-5-9950-0834-7 .
  13. ↑ 1 2 3 4 Astronomis historie . SI Vavilov Institute of the History of Natural Science and Technology af Det Russiske Videnskabsakademi . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 29. juni 2020.
  14. ↑ 1 2 3 Shklovsky, 1984 , s. 102-103.
  15. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , s. 360.
  16. ↑ Shklovsky, 1984 , s. 133.
  17. ↑ Nadezhin D.K. Nukleare reaktioner i stjerner . Stor russisk encyklopædi . Hentet 18. august 2020. Arkiveret fra originalen 23. oktober 2020.
  18. ↑ 1 2 Wilkinson F. Main-Sequence Stars . Astrofysik-tilskueren . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 21. juli 2018.
  19. ↑ Hovedsekvensstjerner . Australia Telescope National Facility . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 21. juli 2020.
  20. ↑ 1 2 Kononovich, Moroz, 2004 , s. 413.
  21. ↑ Prialnik D. En introduktion til teorien om stjernernes struktur og  evolution . - Cambridge University Press , 2000. - ISBN 978-0-521-65937-6 .
  22. ↑ 1 2 3 Schröder KP; Smith RC Solens og Jordens fjern fremtid  // Monthly Notices of the Royal Astronomical Society  : tidsskrift  . - Oxford University Press , 2008. - Maj ( vol. 386 , nr. 1 ). - S. 155-163 . - 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. Vores sol. III. Nutid og fremtid  //  The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 1993.
  24. ↑ Stjernefødsel af titan  // Videnskab og liv . - 2020. - December ( nr. 12 ). - S. 15-16 . — ISSN 0028-1263 .
  25. ↑ Ryzhov V.N. Stellar nukleosyntese - kilden til oprindelsen af ​​kemiske grundstoffer . Astronet . Hentet 8. juni 2020. Arkiveret fra originalen 8. juni 2020.
  26. ↑ Eksplosiv nukleosyntese . Encyclopedia of Physics and Engineering . Hentet 18. juli 2020. Arkiveret fra originalen 18. juli 2020.
  27. ↑ LeBlanc F. An Introduction to Stellar Astrophysics . - Storbritannien: John Wiley & Sons , 2010. - S. 218. - ISBN 978-0-470-69956-0 .
  28. ↑ Lewis J.S. Solsystemets fysik og kemi  . - Storbritannien: Elsevier Academic Press , 2004. - S. 600. - ISBN 978-0-12-446744-6 .
  29. ↑ Chabrier G. Deuterium Burning in Substellar Objects  //  The Astrophysical Journal  : journal. - IOP Publishing , 2000. - Vol. 542 , nr. 2 . — P.L119 . - doi : 10.1086/312941 . - . - arXiv : astro-ph/0009174 .
  30. ↑ Mørke armaturer: brune dværge . Populær mekanik . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 8. juni 2020.
  31. ↑ 1 2 3 Kononovich, Moroz, 2004 , s. 387.
  32. ↑ Shklovsky, 1984 , s. 43.
  33. ↑ Afsnit X, Stjerneudvikling . University of New Hampshire Experimental Space Plasma Group . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 19. august 2019.
  34. ↑ 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 Salaris M.; Cassisi S. Udvikling af stjerner og stjernepopulationer  (engelsk) . - Cheichester: John Wiley & Sons , 2005. - 388 s. — ISBN 978-0-470-09219-X .
  35. ↑ 1 2 3 4 5 6 Surdin V. G .; Lamzin S. A. Protostars. Hvor, hvordan og fra hvilke stjerner dannes . Fra sky til stjerne . Astronet (1992) . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 23. september 2015.
  36. ↑ Virial teorem  / Novikov I. D.  // Space Physics: Little Encyclopedia / Editorial Board: R. A. Sunyaev (chefredaktør) og andre - 2. udg. - M  .: Soviet Encyclopedia , 1986. - S. 167-168. — 70.000 eksemplarer.
  37. ↑ 1 2 3 4 Surdin V. G. , Lamzin S. A. Protostars. Hvor, hvordan og fra hvilke stjerner dannes . Fra sky til stjerne . Astronet (1992) . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 23. september 2015.
  38. ↑ 1 2 Richard B. Larson. Stjernedannelsens fysik  (eng.)  // Reports on Progress in Physics . - Bristol: IOP Publishing , 2003. - September ( vol. 66 , iss. 10 ). — S. 1651–1697 . — ISSN 0034-4885 . - doi : 10.1088/0034-4885/66/10/R03 .
  39. ↑ 1 2 3 Surdin V. G. , Lamzin S. A. Protostars. Hvor, hvordan og fra hvilke stjerner dannes. . Hvad er protostjerner? . Astronet (1992) . Hentet 5. oktober 2020. Arkiveret fra originalen 6. marts 2012.
  40. ↑ 1 2 3 4 Stjerners udvikling (utilgængeligt link) . Institut for Astronomi og Rumgeodesi . Tomsk State University . Hentet 30. august 2020. Arkiveret fra originalen 13. juli 2018. 
  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. udgave. - Berlin, Heidelberg, N. Y .: Springer , 2007. - P. 243-254. - 510 sider. - ISBN 978-3-540-00179-9 .
  42. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , s. 394-395.
  43. ↑ 12 Darling D. Henyey spor . Internet Encyclopedia of Science . Dato for adgang: 11. juli 2020.
  44. ↑ 12 Henyey- spor . Oxford Reference . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 15. juli 2021.
  45. ↑ Henyey LG ; Lelevier R.; Levee RD DE TIDLIGE FASER AF STELLAR EVOLUTION  // The Astronomical Society of the Pacific. - 1955.
  46. ↑ Burrows A.; Hubbard WB; Saumon D.; Lunine JI Et udvidet sæt af brune dværg- og stjernemodeller med meget lav masse  (engelsk)  // The Astrophysical Journal  : op. videnskabelig magasin . - IOP Publishing , 1993. - Vol. 406 , nr. 1 . - S. 158-171 . — ISSN 0004-637X . - doi : 10.1086/172427 . - .  — Se c. 160.
  47. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , s. 356-358.
  48. ↑ Hansen CJ; Kawaler SD (1999), Stellar Interiors: Physical Principles, Structure, and Evolution , Astronomy and Astrophysics Library, N. Y .: Springer New York , s. 39, ISBN 978-0387941387 , < https://books.google.com/books?id=m-_6LYuUbUkC&pg=PA39 > Arkiveret 7. juni 2020 på Wayback Machine 
  49. ↑ 1 2 Clayton D.D. Principper for stjerneudvikling og nukleosyntese  . - Chicago: University of Chicago Press , 1983. - S. 481-482. — 621 s. - ISBN 978-0-226-10953-4 .
  50. ↑ Gloeckler G.; Geiss J. Sammensætning af det lokale interstellare medium som diagnosticeret med pickup-ioner  (engelsk)  // Advances in Space Research  : journal. — Elsevier , 2004. — Vol. 34 , nr. 1 . - S. 53-60 . — ISSN 0273-1177 . - doi : 10.1016/j.asr.2003.02.054 . — .
  51. ↑ Surdin V. G. Interstellar medium . Astronet . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 17. juli 2020.
  52. ↑ Baturin V.; Mironova I. Stjerner: deres struktur, liv og død . Struktur af hovedsekvensstjerner . Astronet . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 5. juli 2020.
  53. ↑ Postnov K. A. Stjerners udvikling efter hovedsekvensen // Forelæsninger om generel astrofysik for fysikere. — M .: Astronet .
  54. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , s. 401.
  55. ↑ 1 2 Belyaeva E. E. Stjerners fysik . Hydrostatisk ligevægtsligning . KFU portal . Kazan Føderale Universitet . Hentet 30. august 2020. Arkiveret fra originalen 11. april 2021.
  56. ↑ Popov S. B. Kapitel 4 // Universet. Den kortfattede guide til rum og tid: Fra solsystemet til de fjerneste galakser og fra Big Bang til universets fremtid . — M. : Alpina faglitteratur , 2018. — 400 s. - ISBN 978-5-91671-726-6 .
  57. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , s. 394-398.
  58. ↑ Shklovsky, 1984 , s. 134.
  59. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , s. 441.
  60. ↑ Mironova I. Stjerner: deres struktur, liv og død . Observation af stjernernes udvikling . Astronet . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 5. juni 2020.
  61. ↑ Zombeck, MV Handbook of Space Astronomy and Astrophysics 71-73. Cambridge University Press . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 12. august 2007.
  62. ↑ Lysstyrkeklasser  // Rumfysik: Lille Encyklopædi / Redaktion: R. A. Sunyaev (chefredaktør) og andre - 2. udg. - M  .: Soviet Encyclopedia , 1986. - S. 607. - 656 s. — 70.000 eksemplarer.
  63. ↑ 1 2 3 4 5 6 7 8 Kononovich, Moroz, 2004 , s. 399.
  64. ↑ 1 2 Surdin, 2015 , s. 158.
  65. ↑ 1 2 Gerard S. Cepheidernes hemmelige liv  . Villanova Universitet (2014). Hentet 12. juli 2020. Arkiveret fra originalen 13. juli 2020.
  66. ↑ 1 2 Rastorguev A. S. Cepheider - stjernefyrtårne ​​i universet . PK Sternberg State Astronomical Institute , Moscow State University . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 15. juli 2021.
  67. ↑ 1 2 3 4 5 Djorgovski G. Post-Main Sequence Stellar Evolution . Caltech astronomi . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 4. juli 2020.
  68. ↑ Shklovsky, 1984 , s. 137.
  69. ↑ F. C. Adams, G. J. M. Graves, G. Laughlin. Røde dværge og slutningen af ​​hovedsekvensen  (engelsk)  // Revista Mexicana de Astronomía y Astrofísica . - Mexico: Instituto de Astronomía, 2004. - 1. december ( bind 22 ). — S. 46–49 . — ISSN 0185-1101 .
  70. ↑ van Loon, J. Th. Om metallicitetsafhængigheden af ​​vindene fra røde supergiganter og Asymptotic Giant Branch-stjerner // Stellar Evolution at Low Metallicity: Mass Loss, Explosions, Cosmology ASP Conference Series  / redaktører: PA Crowther, J. Puls. - 2008. - 12 s. - doi : 10.1017/S1743921308020528 .
  71. ↑ Baturin V.A.; Mironova IV Carbon detonation . Astronet . Hentet 19. juli 2020. Arkiveret fra originalen 5. juni 2020.
  72. ↑ 1 2 Mironova I. Skema over udviklingen af ​​en enkelt stjerne . Astronet . Astronet . Hentet 11. juli 2020. Arkiveret fra originalen 29. juni 2020.
  73. ↑ Siess, L. Evolution of massive AGB stars  // Astronomy and Astrophysics  : journal  . - 2006. - Bd. 448 , nr. 2 . - s. 717-729 . - doi : 10.1051/0004-6361:20053043 . - .
  74. ↑ Salaris M., Cassisi S. Udviklingen af ​​stjerner og stjernepopulationer  . - Chichester: John Wiley & Sons , 2005. - s. 239. - 338 s. — ISBN 978-0-470-09219-X .
  75. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , s. 414.
  76. ↑ 1 2 Kononovich, Moroz, 2004 , s. 418.
  77. ↑ Hvid dværgstjerne  . Encyclopedia Britannica . Dato for adgang: 29. november 2021.
  78. ↑ Nadezhin D.K. Neutronisering . Rumfysik . Astronet . Dato for adgang: 29. november 2021.
  79. ↑ 1 2 3 Kononovich, Moroz, 2004 , s. 420.
  80. ↑ Supernovae  / V. P. Utrobin // Space Physics: Little Encyclopedia / Redaktion: R. A. Sunyaev (chefredaktør) og andre - 2. udg. - M  .: Soviet Encyclopedia , 1986. - S. 600-607. — 70.000 eksemplarer.
  81. ↑ Kollapsende stjerne føder et sort hul . NASA , Jet Propulsion Laboratory (25. maj 2017). Hentet 16. juli 2020. Arkiveret fra originalen 16. juli 2020.
  82. ↑ Billings L. Astronomer kan have været vidne til 2 sorte huls fødsler . Scientific American (1. november 2015). Hentet 16. juli 2020. Arkiveret fra originalen 25. april 2016.
  83. ↑ 1 2 3 4 5 Karttunen H.; Kröger P.; Oja H.; Poutanen M.; Donner KJ Fundamental Astronomy . - Springer, 2007. - S. 254-256. - 510 sek. - ISBN 978-3-540-00179-9 .
  84. ↑ 1 2 3 Kononovich, Moroz, 2004 , s. 421-427.

Litteratur

Links

  Gå til Wikidata-elementet  Ordbøger og encyklopædier
I bibliografiske kataloger