Asymptotisk gren av jättar

Den asymptotiska jättegrenen  är ett sent skede i utvecklingen av stjärnor med liten och medelstor massa. Stjärnor i utvecklingsstadiet av den asymptotiska jättegrenen har låga temperaturer och stora storlekar och ljusstyrkor. Därför, i Hertzsprung-Russell-diagrammet, upptar sådana stjärnor en viss region, även kallad den asymptotiska jättegrenen. De är ofta varierande och har starka stjärnvindar .

Detta skede föregås av antingen det horisontella grenstadiet eller det blå slingstadiet , beroende på stjärnans massa. Den asymptotiska jättegrenen är uppdelad i två delar: den tidiga asymptotiska jättegrenen och den termiska pulsationsfasen. Den senare kännetecknas av en snabb massaförlust och en periodisk förändring av stjärnans energikällor.

De mest massiva stjärnorna i detta skede upplever en koldetonation och blir supernovor eller utvecklas vidare som superjättar , men resten av stjärnorna fullbordar detta stadium genom att kasta skalet och förvandlas till en planetarisk nebulosa , och sedan till en vit dvärg . Solen kommer också att passera detta stadium i framtiden.

Egenskaper

Stjärnorna i den asymptotiska jättegrenen har låga temperaturer och sena spektraltyper  - främst M, S och C [1] , men stora storlekar och höga ljusstyrkor. Därför, med hänsyn till ljusstyrkan klassificeras de som röda jättar eller superjättar [2] [3] .

Den asymptotiska grenen av jättar inkluderar stjärnor med en initial massa på minst 0,5 M ⊙ , men inte mer än 10 M ⊙ , vilket beror på stjärnornas utveckling (se nedan ) [3] [4] . De yttre lagren av sådana stjärnor är mycket sällsynta, så de har en stark stjärnvind som leder till en snabb massförlust, upp till 10 −4 M ⊙ per år [5] [6] .

Dessa stjärnors kärnor består av kol och syre . Runt kärnan finns ett skal av helium , som i sin tur är omgivet av ett förlängt väteskal . Den konvektiva zonen upptar det mesta av det yttre skalet. Termonukleär fusion sker inte i kärnorna , men den sker i stjärnans skal (lagerkällor) eller i en av dem: helium brinner i heliumskalet och vid gränsen mellan helium- och väteskalen omvandlas väte till helium, främst genom CNO-cykeln [2] [6] .

Stjärnor i utvecklingsstadiet av den asymptotiska jättegrenen är tydligt synliga i klotformade stjärnhopar  - i Hertzsprung-Russell-diagrammet upptar de en region som också kallas den asymptotiska jättegrenen. De är ljusare än stjärnorna som tillhör den röda jättegrenen med samma spektraltyper. På Hertzsprung-Russell-diagrammet löper båda dessa grenar nästan parallellt, närmar sig varandra i området för de högsta ljusstyrkorna, men skär inte varandra. På grund av detta kallas den övre grenen asymptotisk , liksom utvecklingsstadiet som motsvarar denna gren [2] [5] .

R Skulptör [6] kan tjäna som ett exempel på en stjärna i den asymptotiska jättegrenen .

Variabilitet

Stjärnorna i den asymptotiska jättegrenen är ofta variabla av olika typer. De stjärnor som har svalnat tillräckligt och ökat i storlek under evolutionen blir långperiodiska variabler  - denna typ av variabla stjärnor är ganska heterogena, och stjärnorna i den asymptotiska jättegrenen kan tillhöra två av dess undertyper. Den första typen är mirider , som kännetecknas av periodiska pulseringar och en mycket stor amplitud av ljusstyrkeförändringar, den andra är semireguljära variabler med en mindre amplitud av ljushetsförändringar och mindre regelbundna fluktuationer [5] [6] [7] .

Under evolutionens gång kan sådana stjärnor också korsa instabilitetsremsan och bli pulserande variabler av typen BL Hercules eller Virgo W-typen [8] .

Evolution

Stjärnor flyttar till den asymptotiska jättegrenen när de får slut på helium i sin kärna, och termonukleär fusion med dess deltagande fortsätter runt kärnan, bestående av kol och syre. Beroende på den initiala massan föregås denna utvecklingsstadium av en horisontell gren (eller röd kondensation ) eller en blå slinga . Den nedre massagränsen för att komma till detta stadium är 0,5 M ⊙ , eftersom mindre massiva stjärnor inte kan starta heliumförbränning, och den övre gränsen är cirka 10 M ⊙ : i mer massiva stjärnor börjar reaktioner som involverar helium kort efter att de lämnat huvudsekvensen , och stjärnor blir superjättar [9] [10] [11] .

Tidig asymptotisk jättegren

Efter övergången till den asymptotiska jättegrenen börjar stjärnan öka i storlek och svalna; för stjärnor med låg massa, löper det evolutionära spåret i detta skede nära spåret på den röda jättegrenen , bara vid något högre temperaturer för samma ljusstyrka. För mer massiva stjärnor är detta inte fallet: den asymptotiska grenen för dem passerar i regionen med högre ljusstyrkor än den röda jättegrenen. Men i båda fallen liknar processerna i stjärnan de som sker i stjärnor på den röda jättegrenen [10] [11] .

Inledningsvis, i detta skede, sker termonukleär fusion i två skiktade källor: i helium och väte. När stjärnan expanderar kyls väteskalet och blir mindre tätt, så termonukleära reaktioner i det stoppas. För stjärnor med låg massa leder detta till en tillfällig minskning av storlek och ljusstyrka. Efter det fortsätter stjärnan att expandera och bli ljusare igen, och som ett resultat, på Hertzsprung-Russell-diagrammet, dröjer den kvar en tid i en region. I många stjärnpopulationer av stor ålder kan många stjärnor i den asymptotiska jättegrenen samtidigt vistas i denna region. I den engelskspråkiga litteraturen kallas detta område för AGB-klump (lit. "klump på jättarnas asymptotiska gren") [12] .

Stjärnans expansion och avstängningen av vätelagerkällan leder till att det konvektiva skalet sprider sig till allt djupare områden, och i stjärnor som är mer massiva än 3–5 M ⊙ (beroende på den kemiska sammansättningen) uppstår en andra skopa , där en betydande massa förs till ytan, upp 1 M ⊙ för de mest massiva stjärnorna, helium och kväve [12] .

Hur som helst, så länge heliumförbränningen pågår i ett skal runt den inerta kärnan, finns stjärnan på den så kallade tidiga asymptotiska jättegrenen. Den fortsatta utvecklingen av den asymptotiska jättegrenen är mycket snabbare, och dess karaktär beror på stjärnans massa [13] .

Solens övergång till den asymptotiska jättegrenen kommer att ske om cirka 7,8 miljarder år, då dess ålder kommer att vara cirka 12,3 miljarder år. Vid det här laget kommer solen att ha en massa på cirka 0,71 M ⊙ , en ljusstyrka på 44 L ⊙ , en temperatur på 4800 K , och en radie på 9,5 R ⊙ . Efter 20 miljoner år efter det kommer den tidiga asymptotiska jättegrenen för solen att upphöra: vid den tiden kommer dess massa att minska till 0,59 M ⊙ och temperaturen till 3150 K . Radien kommer att öka till cirka 130 R ⊙ och ljusstyrkan till 2000 L ⊙ . De exakta parametrarna för solen beror på vilken del av massan den förlorar [14] .

Ytterligare utveckling

En stjärnas vidare utveckling beror på dess massa. Alla stjärnor på den asymptotiska jättegrenen har en kärna av kol och syre. Inledningsvis är det inert, men dess massa ökar gradvis, kärnan blir tätare och degenereras . Om stjärnans massa är tillräckligt stor, inträffar en koldetonation i den  - en explosiv start på kärnförbränningen av kol . Detta fenomen liknar en heliumblixt , men kraftigare, och kan leda till en stjärnas explosion som en supernova , men det är också möjligt att stjärnan överlever och fortsätter att utvecklas enligt superjättens scenario [9] [15] [16 ] . Således betraktas de mest massiva stjärnorna i detta skede av evolution ofta som en övergångstyp av stjärnor mellan mindre massiva stjärnor i den asymptotiska jättegrenen och superjättar [17] [18] .

Den minsta initiala massan för en stjärna, vid vilken evolutionen fortskrider enligt ett sådant scenario, är en känslig funktion av den kemiska sammansättningen. För stjärnor med en metallicitet nära solen, och även mycket fattiga på metaller, är detta värde cirka 8 M ⊙ . Funktionens minimum uppnås när andelen grundämnen som är tyngre än helium är 0,001, i vilket fall den massa som krävs för koldetonation är endast 4 M ⊙ [16] .

Termisk pulsationssteg

Om stjärnan har en massa som är mindre än ovanstående gräns förblir dess kärna inert. Förbränningen av helium i den skiktade källan fortsätter tills allt helium i den tar slut - i detta ögonblick går stjärnan in i stadiet av termiskt pulserande AGB -fas .  Därefter komprimeras och värms skalet kraftigt, vilket resulterar i att heliumsyntes från väte börjar i det [16] .

Under denna process ackumuleras helium igen runt kärnan, som gradvis kondenserar och värms upp. När massan av ackumulerat helium överskrider en viss gräns, som beror på kärnans massa, börjar heliumförbränning: till exempel med en kärnmassa på 0,8 M ⊙ är den begränsande massan för helium 10 −3 M ⊙ , och större massa av kärnan, desto lägre är begränsande massa av helium. I denna process observeras en positiv återkoppling : termonukleära reaktioner ökar temperaturen, vilket i sin tur ökar hastigheten för termonukleära reaktioner - en skiktad heliumblixt inträffar [19] , vars kraft kan nå 10 7 -10 8 L ⊙ . Denna händelse leder till expansionen av de yttre skalen och upphörande av reaktioner i vätelagerkällan, och sedan till expansionen av själva lagerkällan och upphörande av positiv återkoppling [20] .

Processen som beskrivs ovan kallas termisk pulsering och pågår i flera hundra år .  Efter det finns det en längre fas av heliumförbränning med konstant effekt, och när helium är uttömt börjar det återigen syntetiseras från väte, varefter nästa termiska pulsering inträffar. Pulsationer kan förekomma många gånger i en stjärna, och perioden mellan dem beror på kärnans massa och minskar med dess tillväxt [19] [21] .

Efter varje termisk pulsering i stjärnor sprider sig den konvektiva zonen till ett större djup. I stjärnor med en initial massa på mer än 1,2–1,5 M ⊙ penetrerar den tillräckligt djupt för att en tredje skopa ska uppstå, under vilken helium, kol och element som härrör från s-processen förs till ytan . Som ett resultat, efter ett visst antal termiska pulseringar, finns det mer kol på stjärnans yta än syre, och stjärnan blir en kolstjärna [21] .

För stjärnor som är mer massiva än 6–7 M ⊙ kan de djupaste delarna av konvektionszonen ha så hög temperatur att termonukleär fusion sker i dem, vars produkter omedelbart förs upp till ytan. Detta fenomen, känt i den engelska litteraturen som hot-bottom burning , omvandlar kolet i stjärnans yttre skikt till kväve, vilket förhindrar att kolstjärnor bildas. Dessutom är ytan på sådana stjärnor starkt berikad med litium : i synnerhet i nästan alla långperiodiska variabler är innehållet av detta element på ytan tre storleksordningar större än det skulle vara i frånvaro av ett sådant fenomen [22] .

Det är också i detta skede som den starkaste stjärnvinden observeras, vars massförlust kan nå upp till 10 −4 M ⊙ per år. Dessutom finns det ett samband mellan hastigheten för massförlust och variabilitetsperioden för stjärnor, såväl som med själva stjärnvindens hastighet [23] .

Solen kommer att vara på stadium av termiska pulsationer i endast 400 tusen år. Numerisk modellering av detta stadium är en svår uppgift, och dess resultat påverkas av det faktum att processerna för massförlust av stjärnor inte är väl förstådda. Enligt det mest troliga scenariot, vid slutet av detta skede, kommer solens massa att minska till 0,54 M ⊙ , den kommer att överleva 4 termiska pulseringar, dess radie kommer att fluktuera inom 50–200 R ⊙ , och dess ljusstyrka kommer att variera från 500 till 5000 L ⊙ . Den maximala radien för solen i detta fall kommer att vara 0,99 AU . dvs. som är större än Venus moderna omloppsbana , men på grund av solens förlust av massa kommer Venus vid den tiden att flytta till en mer avlägsen omloppsbana och undvika absorption av stjärnan. Emellertid övervägdes också ett scenario där solen förlorar massa långsammare under sin livstid - i det här fallet kommer den att överleva 10 termiska pulsationer, nå en större radie och planeterna kommer att ändra sina banor svagare, vilket resulterar i att Solen kommer att absorbera både Venus och jorden . Merkurius kommer i alla fall att absorberas av solen på den röda jättegrenen [14] .

Avgång från jättarnas asymptotiska gren

Antalet termiska pulsationer som en stjärna upplever begränsas av väteskalets massa, som gradvis minskar på grund av stark stjärnvind och vätebränning i en lagerkälla. När skalets massa minskar till några tusendelar av solens massa upphör heliumsyntesen. Stjärnan lämnar den asymptotiska jättegrenen, skalen av väte och helium börjar krympa snabbt. Samtidigt ökar temperaturen på stjärnans yta, medan ljusstyrkan förblir nästan konstant. Stjärnan och materien som kastas ut av den blir en protoplanetär nebulosa , och när stjärnans temperatur stiger till 30 tusen K och materien joniseras blir den  en planetarisk nebulosa [24] [25] .

Ett exempel på en stjärna i detta skede är Barnard 29 i M 13 -klustret [26] . För solen kommer utträdet från den asymptotiska jättegrenen bara att ta 100 tusen år, och dess ljusstyrka vid den tiden kommer att vara cirka 3500 L ⊙ . Under övergången kommer solens maximala temperatur att vara 120 tusen K , och radien minskar till 0,08 R ⊙ [14] .

Ytterligare utveckling kan följa olika scenarier. Den första, enklaste och mest troliga - en stjärna som har förlorat sina energikällor kommer gradvis att svalna och dämpas och bli en vit dvärg . Det andra sättet realiseras om heliumskalet under komprimeringen av stjärnan värms upp tillräckligt för att en annan, sista, termisk pulsering ska inträffa - som ett resultat återvänder stjärnan kort till den asymptotiska jättegrenen, varefter den drar ihop sig igen och förvandlas till en vit dvärg. Ett exempel på en sådan stjärna är FG Arrows . Slutligen finns det ytterligare ett alternativ - med det värms väteskalet tillräckligt upp för att starta sin förbränning med positiv feedback. I detta fall bör en explosion av en ny stjärna observeras , varefter en vit dvärg bildas, på vars yta väte kan vara helt frånvarande [24] .

Studiens historia

Den asymptotiska jättegrenen skiljdes först från resten av de röda jättarna av Halton Arp 1955 [27] [28] [29] . Samtidigt tog teorin om stjärnutvecklingen också en modern form: 1954 slog Allan Sandage fast att stjärnor blir röda jättar efter att ha lämnat huvudsekvensen . Sedan dess har utvecklingen av stjärnor djupt studerats, liksom egenskaperna hos stjärnorna i den asymptotiska jättegrenen, men vissa detaljer om dessa stjärnor är fortfarande okända [30] [31] . De minst studerade är de mest massiva stjärnorna i den asymptotiska jättegrenen, som från en viss tidpunkt utvecklas som superjättar: de första verken som ägnades åt sådana stjärnor gjordes först på 1990 -talet [17] [32] .

Anteckningar

  1. ↑ Kwok Sun. Spektralklassificering av asymptotiska  jättegrenstjärnor . - San Francisco: Astronomical Society of the Pacific, 1993. - 1 januari (vol. 41). - S. 111. - ISBN 0937707600 .
  2. ↑ 1 2 3 Karttunen et al., 2007 , sid. 250.
  3. ↑ 1 2 Surdin, 2015 , sid. 159.
  4. ↑ Salaris, Cassisi, 2005 , sid. 161.
  5. ↑ 1 2 3 Samus N. N. Variabla stjärnor . 2.3. Långperiod variabla stjärnor . Astronomiskt arv . Hämtad 6 mars 2021. Arkiverad från originalet 4 augusti 2020.
  6. ↑ 1 2 3 4 David Darling. Asymptotisk jättegren . Internet Encyclopedia of Science . Hämtad 6 mars 2021. Arkiverad från originalet 6 februari 2021.
  7. ↑ I. Soszynski, W. A. ​​Dziembowski, A. Udalski, M. Kubiak, M. K. Szymanski. Experimentet med optisk gravitationslins. Period - Luminositetsrelationer för variabla röda jättestjärnor  (engelska)  // Acta Astronomica . - Warszawa: Copernicus Foundation for Polish Astronomy, 2007. - 1 september (vol. 57). - S. 201-225. — ISSN 0001-5237 . Arkiverad från originalet den 9 november 2017.
  8. ↑ Stjärnhopar . 6.8 Horisontella och asymptotiska grenar. Övergångsperiod för RR Lyra variabla stjärnor . Astronet . Hämtad 6 mars 2021. Arkiverad från originalet 3 februari 2021.
  9. ↑ 1 2 Surdin, 2015 , sid. 154-159.
  10. ↑ 1 2 Karttunen et al., 2007 , s. 249-250.
  11. ↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , sid. 187.
  12. ↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , s. 187-188.
  13. ↑ Salaris, Cassisi, 2005 , s. 187-189.
  14. ↑ 1 2 3 I.-Juliana Sackmann, Arnold I. Boothroyd, Kathleen E. Kraemer. Vår sol. III. Nutid och framtid  //  The Astrophysical Journal . - Bristol: IOP Publishing , 1993. - 1 november (vol. 418). - S. 457. - ISSN 0004-637X . - doi : 10.1086/173407 . Arkiverad från originalet den 26 februari 2008.
  15. ↑ Karttunen et al., 2007 , s. 250-253.
  16. ↑ 1 2 3 Salaris, Cassisi, 2005 , sid. 189.
  17. ↑ 12 L. Siess . Utveckling av massiva AGB-stjärnor - I. Kolförbränningsfas (engelska)  // Astronomy & Astrophysics . - Paris: EDP Sciences , 2006. - 1 mars (vol. 448 ( iss. 2 ). - P. 717-729. - ISSN 1432-0746 0004-6361, 1432-0746 . - doi : 10.10461/3051: 20053043. Arkiverad från originalet den 25 april 2021 .  
  18. ↑ AJT Poelarends, F. Herwig, N. Langer, A. Heger. Supernova Channel of Super-AGB Stars  //  The Astrophysical Journal . - Bristol: IOP Publishing , 2008. - 1 mars (vol. 675). - s. 614-625. — ISSN 0004-637X . - doi : 10.1086/520872 . Arkiverad från originalet den 7 oktober 2019.
  19. ↑ 1 2 Heliumblixt . Encyclopedia of Physics and Technology . Hämtad 7 mars 2021. Arkiverad från originalet 8 maj 2021.
  20. ↑ Salaris, Cassisi, 2005 , s. 189-190.
  21. ↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , s. 189-193.
  22. ↑ Salaris, Cassisi, 2005 , sid. 193.
  23. ↑ Salaris, Cassisi, 2005 , s. 195-197.
  24. ↑ 1 2 Salaris, Cassisi, 2005 , s. 195-198.
  25. ↑ CJ Davis, MD Smith, TM Gledhill, WP Varricatt. Nära-infraröd echellespektroskopi av protoplanetära nebulosor: sondering av den snabba vinden i H2  // Monthly Notices of the Royal Astronomical Society . - N. Y .: Wiley-Blackwell , 2005. - 1 juni (vol. 360). - S. 104-118. — ISSN 0035-8711 . - doi : 10.1111/j.1365-2966.2005.09018.x .
  26. ↑ Hartmut Frommert. M13 Barnard 29 . Messier Database . Hämtad: 8 mars 2021.
  27. ↑ HC Arp, HL Johnson. Globular Cluster M13.  // The Astrophysical Journal . - Bristol: IOP Publishing , 1955. - 1 juli (vol. 122). - S. 171. - ISSN 0004-637X . - doi : 10.1086/146065 .
  28. ↑ Allan Sandage, Basil Katem, Jerome Kristian. En indikation på luckor i den jättelika grenen av klotklustret M15  // The Astrophysical Journal Letters . - Bristol: IOP Publishing , 1968. - 1 augusti (vol. 153). — P. L129. — ISSN 0004-637X . - doi : 10.1086/180237 .
  29. ↑ M. Shimoda, K. Tanikawa. Om de jättelika, asymptotiska och horisontella grenarna av klotklustret M5  // Publications of the Astronomical Society of Japan . - Tokyo: Astronomical Society of Japan, 1970. - Vol. 22. - P. 143. - ISSN 0004-6264 .
  30. ↑ Astronomis historia . Astronomi . SI Vavilov Institute of the History of Natural Science and Technology vid Ryska vetenskapsakademin . Hämtad 8 mars 2021. Arkiverad från originalet 29 juni 2020.
  31. ↑ Amanda I. Karakas, Maria Lugaro. Stellar avkastning från metallrika asymptotiska jättegrenmodeller  //  The Astrophysical Journal . - Bristol: IOP Publishing , 2016. - 1 juli (vol. 825). - P. 26. - ISSN 0004-637X . - doi : 10.3847/0004-637X/825/1/26 .
  32. ↑ Carolyn L. Doherty, Pilar Gil-Pons, Lionel Siess, John C. Lattanzio, Herbert HB Lau. Super- och massiva AGB-stjärnor - IV. Slutliga öden - initial-till-slutlig massförhållande  // Månatliga meddelanden från Royal Astronomical Society  . - N. Y. : Wiley-Blackwell , 2015. - 1 januari (vol. 446). - P. 2599-2612. — ISSN 0035-8711 . - doi : 10.1093/mnras/stu2180 . Arkiverad från originalet den 24 augusti 2018.

Litteratur

Länkar

  Gå till Wikidata-objektet  I bibliografiska kataloger