Typ II supernova

Typ II supernova är en typ  av supernova med en kollapsande kärna, där, som ett resultat av snabb kompression och efterföljande kraftig explosion av en massiv stjärna, en kraftig (10 8  - 10 10 gånger) ökning av stjärnans ljusstyrka inträffar . För att möjliggöra en sådan explosion måste stjärnans massa överstiga solens massa ( M ʘ ) minst 8 gånger, men inte mer än 40-50 gånger [1] . Klassificeringen av supernovor baseras på skillnaden i deras spektra , och supernovor av typ II kan identifieras av den karakteristiska spektralserien av väte [2] . Sådana supernovor observeras vanligtvis i galaxernas spiralarmar och i H II-regioner , men inte i elliptiska galaxer .

Energi i stjärnor frigörs som ett resultat av termonukleär fusionsreaktioner av element. Till skillnad från solen har stora stjärnor den massa som krävs för termonukleär sammansmältning av element med en atommassa som är större än väte och helium. Eftersom temperaturen och trycket inuti stjärnan är mycket högre är livscykeln för sådana stjärnor kortare. Elektronernas repulsiva tryck och energin som genereras av fusionsreaktionerna är tillräckliga för att hålla stjärnan i jämvikt - när dessa processer motstår kompressionskraften och hindrar stjärnan från att kollapsa . Stjärnan smälter samman beståndsdelar med allt högre massor, börjar med väte och helium , och rör sig sedan genom det periodiska systemet tills järn och nickel bildas . Den termonukleära fusionen av järn och nickel ger inte en energiproduktion som är tillräcklig för syntesen av tyngre grundämnen, därför ackumuleras nickel och järn gradvis i stjärnans centrala zon och bildar en kärna med ett reducerat innehåll av lätta element som är involverade i termonukleär fusion. På grund av bristen på energi minskar motståndet mot yttre tryck, balansen störs och den centrala kärnan komprimeras av massan av stjärnans yttre skal.

När massan av den komprimerade centrala kärnan överskrider Chandrasekhar-gränsen (ca 1,4 Mʘ ), är elektronrepulsionsenergin inte längre tillräcklig för att motverka gravitationskontraktionen. En katastrofal implosion av kärnan inträffar inom några sekunder. Utan påverkan av den kollapsade inre kärnan kollapsar den yttre materien under tyngdkraften och når hastigheter upp till 23 % av ljusets hastighet , och den snabba sammandragningen ökar temperaturen på den inre kärnan till 100 miljarder kelvin . Som ett resultat börjar neutroniseringsreaktioner äga rum , vilket producerar neutroner och neutriner . Detta orsakar en snabb förlust av energi som förs bort av de resulterande neutrinerna, och frigör cirka 10 46 J (100 foe ) i en tio sekunders skur. Kollapsen av den inre kärnan stoppas av neutrondegeneration -  repulsionen mellan nukleonerna i atomkärnan (protoner, neutroner) börjar påverka, vilket tvingar implosionen att vända och slockna. Energin från denna expanderande chockvåg är tillräcklig för att förstöra stjärnans yttre skikt och öka deras hastighet, vilket bildar en supernovaexplosion. Explosionen är så kraftig att den tillåter syntes av grundämnen som är tyngre än järn [2] . Beroende på stjärnans initiala storlek bildar resterna av kärnan en neutronstjärna eller ett svart hål . På grund av den underliggande mekanismen kallas den resulterande supernovan också för en kärnkollapssupernova.

Det finns flera kategorier av typ II supernovaexplosioner, som klassificeras baserat på den resulterande ljuskurvan (en graf över ljus mot tid) efter explosionen. Typ II-L supernovor upplever en stadig linjär nedgång i sin ljuskurva efter en explosion, medan supernovor av typ II-P upplever en period av långsammare nedgång (platå) i sin ljuskurva följt av en normal nedgång. Supernovor av typ Ib och typ Ic  är massiva kärnkollapsande stjärnor som har avgett sina väte- och (för typ Ic) heliumskal. Som ett resultat är dessa element frånvarande i deras spektrum.

Formation

Stjärnor, mycket mer massiva än solen, utvecklas på ett ganska komplicerat sätt. I kärnan av en stjärna syntetiseras helium från väte med frigörande av termisk energi , vilket ger tryck för den expanderande gasen. Detta tryck hindrar stjärnan från gravitationskollaps eller, med andra ord, ger den så kallade stjärn- eller hydrostatiska jämvikten . Det resulterande heliumet ackumuleras gradvis, eftersom temperaturen i kärnan ännu inte är tillräckligt hög för dess förbränning och syntes av nya element. Så småningom förbrukas vätet i kärnan, energiutsläppet från dess förbränning minskar och gravitationen får kärnan att krympa. Denna sammandragning höjer temperaturen tillräckligt för att initiera en kortare heliumassisterad fusionsfas som står för mindre än 10 % av stjärnans totala livslängd. I stjärnor med en massa på mindre än 8 inträder inte solkol , som bildas under fusionen av helium, i fusionsreaktioner, och stjärnan svalnar gradvis och blir en vit dvärg [3] [4] . Vita dvärgar, om de har en nära följeslagare i form av en röd jätte , kan bli en supernova av typ Ia på grund av ansamling av materia från sin granne [2] .

En större stjärna är dock tillräckligt massiv för att under nästa kompression, när helium också är slut, börjar kol brinna i kärnan. De centrala områdena av dessa massiva stjärnor blir skiktade som en lök när tyngre atomkärnor ackumuleras i mitten: i de yttre skalen förbränns väte till helium, sedan omvandlas ett skikt av helium till kol genom processen med en trippel heliumreaktion , och så finns det lager av allt tyngre element. I en stjärna utvecklas denna process ständigt och genomgår upprepade steg: när den termonukleära fusionen av nästa element upphör, drar kärnan ihop sig tills trycket och temperaturen blir tillräckliga för att starta nästa steg av fusion, vilket stoppar kompressionen [3] [ 4] .

Kollaps av gravitationskärnan

Faktorn som begränsar brinnprocessen hos en stjärna är mängden energi som frigörs under termonukleär fusion, vilket beror på den bindningsenergi som håller nukleonerna i atomkärnan. Varje ytterligare steg producerar allt tyngre kärnor, som när de smälts frigör mindre och mindre energi. Dessutom sker en betydande förlust av energi under kärnförbränningen av kol genom neutriner som lätt lämnar stjärnan , vilket leder till en snabbare reaktion än i andra fall [6] . Detta fortsätter tills nickel-56 bildas , som sönderfaller radioaktivt till kobolt-56 och sedan till järn-56 under flera månader. Eftersom järn och nickel har den högsta bindningsenergin per nukleon av alla grundämnen [7] kan energin i stjärnan inte erhållas genom ytterligare fusion, och nickel-järnkärnan växer [4] [8] . Denna kärna är under ett enormt gravitationstryck. Eftersom det inte finns någon energikälla för att ytterligare öka stjärnans temperatur, hålls gravitationssammandragningen endast tillbaka av elektronavstötningstrycket . I detta tillstånd är materien så tät att ytterligare förtätning kommer att kräva att elektronerna upptar samma energinivåer . Denna situation är dock inte möjlig för identiska fermioniska partiklar som elektronen, enligt Paulis uteslutningsprincip .

När kärnans massa överskrider Chandrasekhar-gränsen på cirka 1,4 Mʘ , kan elektronrepulsionstrycket inte längre hålla tillbaka sammandragningen och en katastrofal kollaps inträffar [9] . Den yttre delen av kärnan rusar till mitten av stjärnan med en hastighet som når 70 000 km/s (23 % av ljusets hastighet ) [10] . Den snabbt sammandragna kärnan värms upp genom att sända ut högenergi- gammastrålar , som delar järnkärnor via den nukleära fotoelektriska effekten , emitterar heliumkärnor och fria neutroner . När tätheten av kärnan ökar, blir neutroniseringsreaktionen energetically gynnsam , där elektroner och protoner smälter samman genom omvänd beta-sönderfall , vilket skapar neutroner och elementarpartiklar som kallas neutrinos . Eftersom neutriner sällan interagerar med normal materia kan de lätt fly kärnan, transportera bort energi och påskynda kollapsen som sker inom millisekunder. När det inre området separeras från stjärnans yttre skikt absorberas några av dessa neutriner av stjärnans yttre skikt, vilket startar en supernovaexplosion på ett helt outforskat sätt [11] .

För typ II-supernovor stoppas kollapsen så småningom av frånstötande krafter mellan neutroner när den når en densitet som är jämförbar med densiteten hos en atomkärna. Dessa krafter beror på både den starka interaktionen och neutrondegenerationstrycket . När kollapsen upphör, trycker det komprimerande materialet isär, vilket skapar en stötvåg som fortplantar sig utåt. Kärnklyvningsreaktioner, såväl som elektroninfångningsreaktioner, kan minska energin i utstötningen och bromsa vågen vid en räckvidd av 100–200 kilometer [12] .

Den nukleära kollapsfasen är så kort och energisk att endast neutriner kan fly. När protoner och elektroner kombineras för att bilda neutroner via elektroninfångning skapas en elektronneutrino . I en typisk typ II-supernova har den nybildade neutronkärnan en initial temperatur på cirka 100 miljarder kelvin , vilket är 104 gånger temperaturen hos solens kärna. Det mesta av denna termiska energi måste gå förlorad, annars är bildandet av en stabil neutronstjärna omöjligt, eftersom neutronerna helt enkelt "kokar bort". Detta energiläckage uppnås genom ytterligare frisättning av neutriner [13] . Dessa "termiska" neutrinos skapas som ett resultat av oscillationer i form av par av neutrino-antineutrinos av alla smaker , som är flera gånger fler än neutrinos som frigörs genom elektronfångning [14] . Dessa två neutrinoproduktionsmekanismer omvandlar den gravitationella potentiella energin från kollapsen till en tio-sekunders skur av neutriner, som frigör cirka 10 46 J (100 foe ) [15] .

Genom en process som inte är klart förstådd, absorberas cirka 1% eller 10 44 J (1 fiende) av den frigjorda energin (i form av neutriner) av den retarderade stötvågen, vilket orsakar en supernovaexplosion [12] . De neutriner som sänds ut av supernovan SN 1987A har fått ledande astrofysiker att dra slutsatsen att den teoretiska bilden av kärnkollaps i grunden är korrekt. Vatteninstrumenten Kamiokande II och IMB detekterade antineutrinos av termiskt ursprung [13] , medan Baksan - instrumentet baserat på gallium-71 detekterade neutriner ( leptontal = 1) av antingen termiskt ursprung eller elektroninfångning.

Om den ursprungliga stjärnans massa är mindre än 20 M ʘ , så blir den nybildade resten av kärnan, beroende på explosionens styrka och mängden kollapsande material, en neutronstjärna [10] . Om massan var större förvandlas resterna till ett svart hål [4] [16] . Den teoretiska massagränsen för ett sådant scenario är cirka 40-50 Mʘ . Över denna gräns anses stjärnan omvandlas till ett svart hål direkt, utan en supernovaexplosion [17] , även om osäkerheter i supernovakollapsmodeller gör beräkningar av dessa gränser felaktiga.

Teoretisk beskrivning av supernovaexplosionsmodellen

Standardmodellen i partikelfysik är en teori som beskriver tre av de fyra kända fundamentala interaktionerna mellan elementarpartiklar som utgör all materia . Denna teori gör det möjligt att förutsäga hur partiklar kommer att interagera under olika förhållanden. Energin hos partiklar i en supernova är vanligtvis från ett till etthundrafemtio picojoule (från tiotals till hundratals MeV ) [18] . Denna energi är tillräckligt liten för att förutsägelserna som härrör från standardmodellen för partikelfysik är mestadels korrekta. Men hög densitet kan kräva justeringar av standardmodellen [19] . I synnerhet kan partikelacceleratorer på jorden skapa situationer av interaktion mellan partiklar som har mycket högre energi än i supernovor [20] . Men i dessa experiment sker interaktionen mellan ett litet antal partiklar, och det är troligt att de höga densiteterna inuti supernovan skapar okända effekter. Interaktioner mellan neutriner och andra partiklar i en supernova sker genom den svaga kärnkraften , som anses vara väl förstått. Interaktionen mellan protoner och neutroner utförs dock genom den starka kärnkraften , som är mycket mindre studerad [21] .

Det största olösta problemet i supernovor av typ II är att det inte är klart hur utbrottet av neutriner överför sin energi till resten av stjärnan, vilket skapar en chockvåg som får stjärnan att explodera. Det framgår av diskussionen ovan att endast en procent av energin behöver överföras för att skapa en explosion. Men det är mycket svårt att förklara hur denna process av energiöverföring sker, även om man tror att partiklarna som är involverade i interaktionen är väl studerade. På 1990-talet var en modell konvektionsutbyte , med antagandet att konvektion, antingen involverande neutriner underifrån eller med materia som faller ovanifrån, fullbordar processen att förstöra stamstjärnan. Grundämnen tyngre än järn bildas under denna explosion genom infångning av neutroner och från trycket från neutriner som pressas mot gränsen för "neutrinosfären". En supernovaexplosion skjuter ut ett moln av gas och damm i det omgivande utrymmet, som är mycket rikare på tunga grundämnen än det material som stjärnan ursprungligen bestod av [22] .

Neutrinofysik , som modelleras av standardmodellen, är avgörande för att förstå denna process [19] . Ett annat viktigt forskningsområde är hydrodynamiken i plasman som utgör en döende stjärna. Hur plasmat beter sig under kärnans kollaps beror på när och hur "chockvågen" bildas, samt när och hur den "bromsas" och aktiveras [23] .

Faktum är att vissa teoretiska modeller inkluderar en hydrodynamisk instabilitet i en avstannad stötvåg känd som "Standing Accretion Shock Instability" (SASI, Standing Accretion Shock Wave). Denna instabilitet uppstår på grund av utvecklingen av icke-radiella störningar av den ackreterande stötvågen, som deformerar den, vilket kan leda till att stötvågen kommer in i stjärnans yttre lager och en supernovaexplosion [24] . SASI används ofta tillsammans med neutrinoteorier i datorsimuleringar av hindrad chockaktivering [25] .

Datormodellering har gett framgång i beräkningen av beteendet hos supernovor av typ II vid chockvågsbildningen i dem. Genom att försumma den första sekunden av explosionen och anta att explosionen hade börjat kunde astrofysiker göra detaljerade förutsägelser om de element som skapats av supernovan och dess förväntade ljuskurva [26] [27] [28] .

Ljuskurvor för supernovor av typ II-L och typ II-P

Spektrumet för en supernova av typ II visar vanligtvis Balmer-absorptionslinjer  , ett reducerat flöde vid karakteristiska frekvenser där väteatomer absorberar energi. Närvaron av dessa linjer används för att skilja denna kategori av supernova från en typ I supernova .

När ljusstyrkan hos en supernova av typ II plottas på en tidslinje visar den en karakteristisk topp i ljusstyrka följt av en minskning. Dessa ljuskurvor har en genomsnittlig nedgångshastighet på 0,008 magnituder per dag; mycket lägre än nedgångshastigheten för supernovor av typ Ia. Typ II är uppdelad i två klasser, beroende på ljuskurvans form. Ljuskurvan för en supernova av typ II-L visar en stadig linjär nedgång efter maximal ljusstyrka. Däremot har ljuskurvan för en supernova av typ II-P en märklig planhet (kallad platå ) under nedgången, när ljusstyrkan minskar i långsammare takt: 0,0075 magnituder per dag för typ II-P, kontra 0,012 magnituder per dag för typ II-L [ 29] .

Man tror att skillnaden i formen på ljuskurvorna orsakas i fallet med supernovor av typ II-L av utstötningen av det mesta av vätehöljet hos moderstjärnan [29] . Platåfasen i supernovor av typ II-P beror på en förändring i det yttre lagrets opacitet . Stötvågen joniserar vätet i det yttre skalet - driver elektronen bort från väteatomen - vilket leder till en betydande ökning av opaciteten . Detta förhindrar fotoner från att fly från det inre av explosionen. När vätet är tillräckligt kylt för rekombination blir det yttre skiktet transparent [30] .

Typ IIn supernovor

"N" står för smal, vilket indikerar närvaron av smala eller medelstora väteemissionslinjer i spektra. Medelbredden indikerar att utstötningen från explosionen starkt kan interagera med gasen runt stjärnan - det cirkumstellära mediet [31] [32] . Den uppskattade cirkumstellära tätheten som behövs för att förklara de observerade egenskaperna är mycket högre än förväntat från standardteorin för stjärnutveckling [33] . Man tror att den höga cirkumstellära tätheten beror på den stora massförlusten före uppkomsten av IIn-supernovan. Uppskattade massförlustvärden är vanligtvis över 10 −3 M ʘ år −1 . Det finns indikationer på att de har sitt ursprung som ljusblå variabla stjärnor med stora massaförluster före explosionen [34] . SN 1998S och SN 2005gl är exempel på supernovor av typ IIn; SN 2006gy , en extremt aktiv supernova, kan vara ett annat exempel [35] .

Typ IIb supernovor

En supernova av typ IIb har en svag vätelinje i det ursprungliga spektrumet, så den klassas som typ II. Men senare blir utsläppet av väte omärkligt, men det finns en andra topp i ljuskurvan, som har ett spektrum som mer påminner om en Typ Ib-supernova . Stamfadern kan vara en massiv stjärna som kastade ut de flesta av sina yttre skikt, eller som förlorade det mesta av sitt vätehölje på grund av interaktion med en följeslagare i ett binärt system, och lämnade efter sig en kärna som nästan helt består av helium [36] . När utsläppen av typ IIb expanderar, blir väteskiktet snabbt mer transparent och avslöjar djupare skikt [36] . Det klassiska exemplet på en supernova av typ IIb är SN 1993J [37] [38] , ett annat exempel på Cassiopeia A [39] . Klass IIb föreslogs först (som ett teoretiskt koncept) av Woosley et al. 1987 [40] och denna klass tillämpades snart på SN 1987K [41] och SN 1993J [42] .

Hypernova

En hypernova  är en sällsynt typ av supernova som är betydligt ljusare och mer aktiv än normala supernovor. Exempel är 1997ef (typ Ic) och 1997cy (typ IIn). Hypernovor bildas på olika sätt: relativistiska strålar under bildandet av ett svart hål när materia återvänder till kärnan av en neutronstjärna - kollapsarmodellen ; interaktion med ett tätt skal av cirkumstellär materia - CSM-modellen (engelska: CircumStellar Material); enorma par-instabila supernovor ; andra modeller är möjliga, såsom binär- och kvarkstjärnan .

Stjärnor med en initial massa på cirka 25 till 90 solmassor har kärnor som är tillräckligt stora för att efter en supernovaexplosion återvänder materia till kärnan av en neutronstjärna och bildar ett svart hål. I många fall minskar detta supernovans ljusstyrka, och över 90 Mʘ förvandlas stjärnan direkt till ett svart hål utan en supernovaexplosion. Men om stamfadern roterar tillräckligt snabbt, genererar den fallande materien relativistiska strålar som utstrålar mer energi än den ursprungliga explosionen [43] . De kan också ses direkt om de strålar i vår riktning, vilket ger intrycket av ett ännu mer lysande föremål. I vissa fall kan de generera gammastrålning , även om inte alla gammastrålar kommer från supernovor [44] .

I vissa fall uppstår en supernova av typ II när stjärnan är omgiven av ett mycket tätt moln av materia som kastas ut, troligen under blå variabla utbrott . Denna chocksprängmateria blir ljusare än en vanlig supernova. Det finns sannolikt ett antal ljusstyrkor för dessa supernovor av typ IIn, där hypernovan är den ljusaste.

Parinstabila supernovor uppstår när syrekärnan i en extremt massiv stjärna blir tillräckligt varm för att gammastrålning spontant ska generera elektron-positronpar [45] . Detta resulterar i kärnkollaps, men när kollapsen av järnkärnan orsakar endoterm fusion med tyngre grundämnen, skapar kollapsen av syrekärnan en snabb exoterm sammansmältning som i slutändan förstör stjärnan. Den totala energin som frigörs beror på den initiala massan, där det mesta av kärnan omvandlas till 56 Ni och kastas ut, vilket sedan leder till en supernova inom några månader. I slutet av resan producerar stjärnor med en massa på cirka 140 Mʘ supernovor som är långlivade men annars typiska, medan stjärnor med den högsta massan på cirka 250 Mʘ producerar supernovor av extremt ljusa såväl som mycket långlivade hypernovor. Mer massiva stjärnor dör av fotonukleära transformationer . Endast population III -stjärnor med mycket låg metallicitet kan nå detta stadium . Stjärnor med tyngre element är mörkare och släpper sina yttre lager tills de är tillräckligt små för att explodera som en normal typ Ib/c supernova. Man tror att även i vår galax kan sammanslagningar av gamla stjärnor med låg metallicitet bilda massiva stjärnor som kan förvandlas till en parinstabil supernova.

Se även

• Typ Ia supernova
• Lista över supernovarester
• anhopning
• Hypernova
• supernova kvarleva
• nära jorden supernova
• Lista över stjärnor - kandidater för supernovor

Anteckningar

1. ↑ Gilmore, Gerry. Det korta spektakulära livet för en superstjärna   // Vetenskap . - 2004. - Vol. 304 , nr. 5697 . - P. 1915-1916 . - doi : 10.1126/science.1100370 . — PMID 15218132 .
2. ↑ 1 2 3 Personal. Introduktion till Supernova-rester . NASA Goddard/SAO (7 september 2006). Hämtad 1 maj 2007. Arkiverad från originalet 3 februari 2017. (obestämd)
3. ↑ 1 2 Richmond, Michael Senare stadier av evolution för stjärnor med låg massa . Rochester Institute of Technology . Hämtad 4 augusti 2006. Arkiverad från originalet 29 maj 2020. (obestämd)
4. ↑ 1 2 3 4 Hinshaw, Gary Stjärnornas liv och död . NASA Wilkinson Microwave Anisotropy Probe ( WMAP ) uppdrag (23 augusti 2006). Hämtad 1 september 2006. Arkiverad från originalet 3 juni 2013. (obestämd)
5. ↑ Woosley, S.; Janka, H.-T. The Physics of Core-Collapse Supernovae  (engelska)  // Nature Physics  : tidskrift. - 2005. - December ( vol. 1 , nr 3 ). - S. 147-154 . - doi : 10.1038/nphys172 . - . - arXiv : astro-ph/0601261 .
6. ↑ Clayton, Donald. Principer för stellar evolution och nukleosyntes  (engelska) . - University of Chicago Press , 1983. - ISBN 978-0-226-10953-4 . Arkiverad 1 februari 2017 på Wayback Machine
7. ↑ Fewell, MP Atomnukliden med den högsta genomsnittliga bindningsenergin  // American  Journal of Physics  : journal. - 1995. - Vol. 63 , nr. 7 . - s. 653-658 . - doi : 10.1119/1.17828 . — .
8. ↑ Fleurot, Fabrice Evolution of Massive Stars (länk ej tillgänglig) . Laurentian University. Hämtad 13 augusti 2007. Arkiverad från originalet 21 maj 2017. (obestämd) 
9. ↑ Lieb, EH; Yau, H.-T. En noggrann undersökning av Chandrasekhar-teorin om stjärnkollaps  //  The Astrophysical Journal  : journal. - IOP Publishing , 1987. - Vol. 323 , nr. 1 . - S. 140-144 . - doi : 10.1086/165813 . - .
10. ↑ 12 Fryer , C.L.; Nya, KCB Gravitational Waves från Gravitational Collapse (länk otillgänglig) . Max Planck-institutet för gravitationsfysik (24 januari 2006). Hämtad 14 december 2006. Arkiverad från originalet 19 februari 2015.  (obestämd) 
11. ↑ Under kollapsen sjunker skalets attraktionskraft mot kärnan, som beror på kvadraten på avståndet mellan föremål, mycket kraftigt, på grund av en minskning av kärnans geometriska dimensioner, och leder till utstötning av skal, som är under inflytande av inre kärnkrafts- och elektromagnetiska påfrestningar, det vill säga det kommer ett ögonblick då energin avstötningen av elektroner och kärnor blir tillräcklig för att motstå gravitationssammandragning. Sedan, när det yttre skalet flyger av en viss sträcka, stöter dess nedre del, som inte har kollapsat helt med kärnan, igen, med ännu mer energi, vilket skapar en andra, starkare stötvåg som fortplantar sig utåt och accelererar den första. Hayakawa, T.; Iwamoto, N.; Kajino, T.; Shizuma, T.; Umeda, H.; Nomoto, K. Principen för universalitet av gamma-process nukleosyntes i kärnkollaps supernovaexplosioner  //  The Astrophysical Journal  : journal. - IOP Publishing , 2006. - Vol. 648 , nr. 1 . -P.L47- L50 . - doi : 10.1086/507703 . - .
12. ↑ 12 Fryer , C.L.; Nya, KBC Gravitational Waves från Gravitational Collapse, avsnitt 3.1 (död länk) . Los Alamos National Laboratory (24 januari 2006). Hämtad 9 december 2006. Arkiverad från originalet 7 december 2014.  (obestämd) 
13. ↑ 1 2 Arkiverad kopia (länk ej tillgänglig) . Hämtad 17 januari 2018. Arkiverad från originalet 5 maj 2008.  (obestämd)  Arkiverad kopia (inte tillgänglig länk) . Hämtad 17 januari 2018. Arkiverad från originalet 5 maj 2008. (obestämd) 
14. ↑ Gribbin, John R.; Gribbin, Mary. Stardust: Supernovae and Life - The Cosmic Connection  (engelska) . - New Haven: Yale University Press , 2000. - P. 173. - ISBN 978-0-300-09097-0 .
15. ↑ Barwick, S.; Beacom, J. APS Neutrinostudie: Rapport från Neutrino Astrophysics and Cosmology Working Group (PDF). American Physical Society (29 oktober 2004). Hämtad 12 december 2006. Arkiverad från originalet 16 december 2018. (obestämd)
16. ↑ Fryer, Chris L. Black Hole Formation from Stellar Collapse  // Klassisk och kvantgravitation  : journal  . - 2003. - Vol. 20 , nej. 10 . -P.S73- S80 . - doi : 10.1088/0264-9381/20/10/309 . — .
17. ↑ Fryer, Chris L. Massgränser för bildande av svarta hål  //  The Astrophysical Journal  : journal. - IOP Publishing , 1999. - Vol. 522 , nr. 1 . - s. 413-418 . - doi : 10.1086/307647 . - . - arXiv : astro-ph/9902315 .
18. ↑ Izzard, R.G.; Ramirez-Ruiz, E.; Tout, CA Bildningshastigheter för kärnkollapssupernovor och gammastrålningsskurar  // Monthly Notices of the Royal Astronomical Society  : journal  . - Oxford University Press , 2004. - Vol. 348 , nr. 4 . - S. 1215 . - doi : 10.1111/j.1365-2966.2004.07436.x . - . — arXiv : astro-ph/0311463 .
19. ↑ 1 2 Rampp, M.; Buras, R.; Janka, H.-Th.; Raffelt, G. (11–16 februari 2002). "Core-kollaps supernovasimuleringar: Variationer av ingångsfysiken". Proceedings of the 11th Workshop on "Nuclear Astrophysics" . Ringberg slott, Tegernsee, Tyskland. pp. 119-125. arXiv : astro-ph/0203493 . Bibcode : 2002nuas.conf..119R .
20. ↑ Ackerstaff, K. Tester av standardmodellen och begränsningar för ny fysik från mätningar av fermionparproduktion vid 189 GeV vid LEP  //  Inlämnad till The European Physical Journal C : journal. - 1998. - Vol. 2 , nr. 3 . - s. 441-472 . - doi : 10.1007/s100529800851 . Arkiverad från originalet den 5 februari 2018.
21. ↑ Personal. Nobelpriset i fysik 2004 (inte tillgänglig länk) . Nobelstiftelsen (5 oktober 2004). Hämtad 30 maj 2007. Arkiverad från originalet 24 augusti 2011. (obestämd) 
22. ↑ Stover, Dawn. Life In A Bubble  (engelska)  // Popular Science  : magazine. — Bonnier Corp. , 2006. - Vol. 269 , nr. 6 . — S. 16 .
23. ↑ Janka, H.-Th.; Langanke, K.; Marek, A.; Martinez-Pinedo, G.; Mueller, B. Theory of Core-Collapse Supernovae // Bethe Centennial Volume of Physics Reports (inlämnad). - 2006. - T. 142 , nr 1-4 . - S. 229 . - doi : 10.1016/0022-1694(93)90012-X . - . — arXiv : astro-ph/0612072 .
24. ↑ Gennadij Semenovich Bisnovaty-Kogan; Sergei Grigorievich Moiseenko. Magnetisk "motor" av supernovor . elementy.ru . Tidskrift "Nature" nr 9, 2015, RAS (september 2015). Hämtad 6 februari 2018. Arkiverad från originalet 7 februari 2018. (obestämd)
25. ↑ Wakana Iwakami; Kei Kotake; Naofumi Ohnishi; Shoichi Yamada; Keisuke Sawada. 3D-simuleringar av stående ackretionschockinstabilitet i Core-Collapse Supernovor (inte tillgänglig länk) . 3D-simuleringar av stående ackretionschockinstabilitet i Core-Collapse Supernovor . 14:e workshop om "Nuclear Astrophysics" (10 mars 2008). Tillträdesdatum: 30 januari 2013. Arkiverad från originalet den 15 mars 2011.  (obestämd) 
26. ↑ Binnikov, S.I.; Röpke, FK; Sorokina, E.I.; Gieseler, M.; Reinecke, M.; Travaglio, C.; Hillebrandt, W.; Stritzinger, M. Teoretiska ljuskurvor för deflagrationsmodeller av typ Ia supernova  // Astronomy and Astrophysics  : journal  . - 2006. - Vol. 453 , nr. 1 . - S. 229-240 . - doi : 10.1051/0004-6361:20054594 . - . — arXiv : astro-ph/0603036 .
27. ↑ Young, Timothy R. En parameterstudie av supernovaljuskurvor av typ II med 6 M He Cores  //  The Astrophysical Journal  : journal. - IOP Publishing , 2004. - Vol. 617 , nr. 2 . - P. 1233-1250 . - doi : 10.1086/425675 . - . — arXiv : astro-ph/0409284 .
28. ↑ Rauscher, T.; Heger, A.; Hoffman, R.D.; Woosley, SE Nucleosynthesis in Massive Stars With Improved Nuclear and Stellar Physics  //  The Astrophysical Journal  : journal. - IOP Publishing , 2002. - Vol. 576 , nr. 1 . - s. 323-348 . - doi : 10.1086/341728 . - . - arXiv : astro-ph/0112478 .
29. ↑ 1 2 Doggett, JB; Branch, D. A Comparative Study of Supernova Light Curves  // Astronomical Journal  :  journal. - 1985. - Vol. 90 . - P. 2303-2311 . - doi : 10.1086/113934 . - .
30. ↑ Typ II Supernova ljuskurvor . Swinburne University of Technology . Hämtad 17 mars 2007. Arkiverad från originalet 17 oktober 2019. (obestämd)
31. ↑ Filippenko, AV Optical Spectra of Supernovae   // Annual Review of Astronomy and Astrophysics : journal. - 1997. - Vol. 35 . - S. 309-330 . - doi : 10.1146/annurev.astro.35.1.309 . — .
32. ↑ Pastorello, A.; Turatto, M.; Benetti, S.; Capellaro, E.; Danziger, IJ; Mazzali, PA; Patat, F.; Filippenko, A.V.; Schlegel, DJ; Matheson, T. The type IIn supernova 1995G: interaction with the circumstellar medium   // Monthly Notices of the Royal Astronomical Society  : journal. - Oxford University Press , 2002. - Vol. 333 , nr. 1 . - S. 27-38 . - doi : 10.1046/j.1365-8711.2002.05366.x . - . - arXiv : astro-ph/0201483 .
33. ↑ Langer, N. Presupernova Evolution of Massive Single and Binary Stars  //  Årlig översyn av astronomi och astrofysik : journal. - 2012. - 22 september ( vol. 50 , nr 1 ). - S. 107-164 . - doi : 10.1146/annurev-astro-081811-125534 . — . - arXiv : 1206.5443 .
34. ↑ Michael Kiewe; Avisay Gal Yam; Iair Arcavi; Leonard; Emilio Enriquez; Bradley Cenko; räv; Dae-Sik Moon; sand; Söderberg, Alicia M.; Cccp, The. Caltech Core-Collapse Project (CCCP) observationer av supernovor av typ IIn: typiska egenskaper och konsekvenser för deras förfädersstjärnor  //  The Astrophysical Journal  : journal. - IOP Publishing , 2010. - Vol. 744 , nr. 10 . — S. 10 . - doi : 10.1088/0004-637X/744/1/10 . — . - arXiv : 1010.2689 .
35. ↑ Smith, N.; Chornock, R.; Silverman, JM; Filippenko, A.V.; Foley, RJ Spectral Evolution of the Extraordinary Type II In Supernova 2006gy  //  The Astrophysical Journal  : journal. - IOP Publishing , 2010. - Vol. 709 , nr. 2 . - s. 856-883 . - doi : 10.1088/0004-637X/709/2/856 . - . - arXiv : 0906.2200 .
36. ↑ 1 2 Utrobin, VP Nontermisk jonisering och excitation i supernova av typ IIb 1993J  // Astronomy and Astrophysics  : journal  . - 1996. - Vol. 306 , nr. 5940 . - S. 219-231 . - .
37. ↑ Nomoto, K.; Suzuki, T.; Shigeyama, T.; Kumagai, S.; Yamaoka, H.; Saio, H. En typ IIb-modell för supernova 1993J   // Nature . - 1993. - Vol. 364 , nr. 6437 . — S. 507 . - doi : 10.1038/364507a0 . - .
38. ↑ Chevalier, RA; Soderberg, AM Typ IIb supernovor med kompakta och utökade stamfader  //  The Astrophysical Journal  : journal. - IOP Publishing , 2010. - Vol. 711 . — P.L40 . - doi : 10.1088/2041-8205/711/1/L40 . — . - arXiv : 0911.3408 .
39. ↑ Krause, O.; Birkmann, S.; Usuda, T.; Hattori, T.; Goto, M.; Rieke, G.; Misselt, K. The Cassiopeia A supernova var av typ IIb   // Science . - 2008. - Vol. 320 , nr. 5880 . - P. 1195-1197 . - doi : 10.1126/science.1155788 . - . - arXiv : 0805.4557 . — PMID 18511684 .
40. ↑ Woosley, SE; Pinto, P.A.; Martin, P.G.; Weaver, Thomas A. Supernova 1987A i det stora magellanska molnet - explosionen av en stjärna på cirka 20 solmassor som har upplevt massförlust? (engelska)  // The Astrophysical Journal  : journal. - IOP Publishing , 1987. - Vol. 318 . — S. 664 . - doi : 10.1086/165402 . - .
41. ↑ Alexey V.; Filippenko. Supernova 1987K - Typ II i ungdom, typ Ib i ålderdom  (engelska)  // Astronomical Journal  : journal. - 1988. - Vol. 96 . — S. 1941 . - doi : 10.1086/114940 . - .
42. ↑ Alexey V.; Filippenko; Matheson, Thomas; Ho, Luis C. The Type IIb Supernova 1993J in M81: A Close Relative of Type Ib Supernovae  //  The Astrophysical Journal  : journal. - IOP Publishing , 1993. - Vol. 415 . — P.L103 . - doi : 10.1086/187043 . - .
43. ↑ Nomoto, K.I.; Tanaka, M.; Tominaga, N.; Maeda, K. Hypernovae, gammastrålning och första stjärnor // Nya astronomirecensioner. - 2010. - T. 54 , nr 3-6 . - S. 191 . - doi : 10.1016/j.newar.2010.09.022 . - .
44. ↑ Kosmologiska gammastrålar och hypernovor som är slutgiltigt kopplade , Europeiska organisationen för astronomisk forskning på södra halvklotet (ESO) (18 juni 2003). Arkiverad från originalet den 20 februari 2007. Hämtad 30 oktober 2006.
45. ↑ Kasen, D.; Woosley, SE; Heger, A. Pair Instability Supernovae: Light Curves, Spectra, and Shock Breakout  //  The Astrophysical Journal  : journal. - IOP Publishing , 2011. - Vol. 734 , nr. 2 . — S. 102 . - doi : 10.1088/0004-637X/734/2/102 . - . - arXiv : 1101.3336 . Arkiverad från originalet den 4 september 2012.

Länkar

• Tsvetkov D. Yu Supernovae  - en modern recension av supernovor.
• Popov S. B. Hur exploderar utmärglade superjättar?  — En detaljerad modell av en supernovaexplosion av typ II.
• Bisnovatyi-Kogan G. S. , Moiseenko S. G. Magnetisk "motor" för supernovor  - magnetrotationsmekanism för supernovexplosion.
• Levin A. Rymdbomber // Populär mekanik
• Green D. A., Stevenson R. F. Historiska supernovor // Astronet
• Lista över alla observerade supernovor - Lista över supernovor , CBAT IAU 
• Är modellerna för typ ia-supernovaföräldrar förenliga med egenskaperna hos supernovarester?  (Engelsk)
• Astrofysiker har upptäckt en stjärna som är på väg att explodera som en supernova inom en snar framtid (Video)

Ordböcker och uppslagsverk	Britannica (online)