Stjärnans utveckling

Stjärnans evolution (stjärnevolution) inom astronomi  är en förändring över tiden i de fysiska och observerbara parametrarna för en stjärna på grund av termonukleära reaktioner som pågår i den , dess energistrålning och massförlust [1] . Evolution talas ofta om "en stjärnas liv", som börjar när kärnreaktioner blir den enda källan till stjärnans energi, och slutar när reaktionerna upphör - evolutionen fortskrider olika för olika stjärnor [2] [3] [4] . Enligt astrofysiska modeller varar livslängden för en stjärna, beroende på den initiala massan, från flera miljoner till tiotals biljoner år [5] [6] , så astronomer observerar direkt bara en mycket kort period av dess utveckling jämfört med livstiden av en stjärna, under vilken de evolutionära förändringarna är nästan omärkliga [7] .

Stjärnor bildas av kalla förtärnade moln av interstellär gas , som komprimeras på grund av gravitationsinstabilitet , under kompressionsprocessen värms de upp så mycket att termonukleära reaktioner av heliumsyntes från väte börjar i deras djup [8] . I det ögonblick då termonukleära reaktioner börjar, blir protostjärnan en huvudsekvensstjärna (ett undantag kan vara subdvärgar och bruna dvärgar ), som den kommer att tillbringa större delen av sitt liv på - Solen befinner sig också i detta skede av huvudsekvensstjärnan [9] .

Stjärnornas vidare utveckling skiljer sig också beroende på stjärnans initiala massa och kemiska sammansättning (metallicitet) . Således går medelstora stjärnor under evolutionen genom stadierna av subjättar, röda jättar, den horisontella grenen, den blå slingan och den asymptotiska grenen. I vilket fall som helst, när väte brinner ut, förändras både de yttre och inre egenskaperna hos stjärnorna, och med tillräcklig massa, vid ett visst ögonblick, börjar den trippelheliumreaktionen i stjärnorna , under vilken kol bildas i dem . I tyngre stjärnor kan kärnorna av tyngre grundämnen syntetiseras ytterligare, men i alla fall stannar syntesen av tyngre kärnor av kemiska grundämnen vid järn , eftersom syntesen av tyngre grundämnen är energetiskt ogynnsam [8] .

I det sista stadiet av evolutionen, beroende på massan, fäller stjärnan antingen sitt yttre skal och blir en vit dvärg eller förvandlas till en supernova , efter en supernovaexplosion finns en neutronstjärna eller ett svart hål kvar [8] .

I nära binära system i de sena stadierna av evolutionen, när en stjärna, som har ökat i storlek, fyller sin Roche-lob , flyter materia mellan stjärnorna, vilket leder till en förändring av stjärnornas parametrar. På grund av detta skiljer sig utvecklingen av stjärnor i sådana system från utvecklingen av enstaka stjärnor, och dess förlopp beror också på parametrarna för omloppsbanan och de initiala massorna av stjärnorna i det binära systemet [10] [11] .

Termonukleär fusion i stjärnornas inre

Utveckling av idéer om stjärnornas energikälla

Sedan upptäckten av lagen om bevarande av energi uppstod frågan om stjärnornas energikälla. Olika hypoteser har lagts fram, och en av de mest kända var sammandragningshypotesen: i den ansågs stjärnans gravitationssammandragning vara den påstådda energikällan (vilket också förklarade stjärnornas uppenbara mångfald). Hon fick stöd av Lord Kelvin och Hermann von Helmholtz , men senare blev hennes motsägelse tydlig: för solen skulle en sådan energikälla räcka i 10 7 år, medan jordens ålder , enligt geologiska och biologiska data, var kl. minst 10 9 år [12] [ 13] [14] .

Det visades att under komprimering bör stjärnan värmas upp och inte svalna, som tidigare antagits - detta gjorde det möjligt att öka stjärnornas teoretiska livslängd. På 1880 -talet antog Joseph Lockyer att vid höga densiteter avviker tillståndsekvationen för en stjärnas materia kraftigt från tillståndsekvationen för en idealgas , dess kompression upphör och den börjar svalna och dämpas - sålunda går stjärnan från en röd jätte till en vit stjärna som Sirius , varefter den blir röd igen, men blir svagare - först gul , och sedan en röd dvärg .

När Hertzsprung-Russell-diagrammet ritades upp visade sig huvudsekvensen och jättegrenen nära matcha stjärnans evolutionära väg i Lockyers hypotes. Men sedan motbevisades denna hypotes: det visade sig att tillståndet för materien för stjärnorna i huvudsekvensen fortfarande är nära tillståndet för en ideal gas. Men för tillfället gör kontraktionshypotesen ett bra jobb med att förklara utvecklingen av protostjärnor , som strålar ut på grund av sammandragning tills de övergår till huvudsekvensen [13] [14] .

1896 upptäckte Henri Becquerel radioaktivitet och 1903 upptäckte Pierre Curie  frigörandet av värme från radioaktiva grundämnen. Därför lade James Jeans fram hypotesen att stjärnor utstrålar energi på grund av radioaktivt sönderfall. Denna hypotes kunde inte heller förklara solens stora ålder, och Jeans föreslog senare att inte radioaktivt sönderfall inträffar i stjärnorna, utan förintelsen av materia. Även om förintelsehypotesen gav en ganska lång möjlig livslängd för solen, fann den ingen bekräftelse i astrofysikens vidareutveckling. Men själva idén om en intranukleär källa till stjärnenergi visade sig vara korrekt [13] .

År 1906 upptäckte Albert Einstein, baserat på sin relativitetsteori , ekvivalensen mellan massa och energi . År 1920 föreslog Arthur Eddington , som var bekant med Einsteins arbete, att energi i stjärnor frigörs på grund av omvandlingen av väte till helium : i en sådan reaktion, på grund av en massdefekt , borde tillräckligt med energi frigöras för att stråla ut stjärnor för många miljoner och till och med miljarder år [14] . Eddingtons hypotes bekräftades därefter: 1939 föreslog Hans Boethe , Karl Weizsäcker och Charles Critchfield oberoende två mekanismer för omvandlingen av väte till helium: proton-protoncykeln och CNO-cykeln . 1941 beräknade Martin Schwarzschild en modell av solen med en termonukleär energikälla , och hans resultat bekräftade teorin om termonukleär fusion i stjärnornas inre. För närvarande är det allmänt accepterat, och modeller för stjärnutveckling är baserade på det [13] .

Det är på grund av termonukleär fusion som stjärnornas kemiska sammansättning förändras över tiden och evolutionära förändringar inträffar [15] [16] . Men dessa förändringar sker mycket långsamt, och utvecklingen av en enda stjärna är nästan omöjlig att spåra även med mycket långa observationer. Endast i sällsynta fall, när en stjärna befinner sig i ett mycket kort skede av sin utveckling, är det möjligt att märka en systematisk förändring av dess parametrar, till exempel en förändring i pulsationsperioden hos Cepheider . Därför bygger evolutionsteorin på några indirekta tecken och på observationer av många stjärnor som befinner sig i olika evolutionsstadier [7] .

Fusionsreaktioner

I stjärnor i olika evolutionsstadier äger olika termonukleära reaktioner rum [17] .

Så i det inre av huvudsekvensstjärnor syntetiseras heliumkärnor från vätekärnor ( protoner ). Denna omvandling kan ske på två sätt. I proton-protoncykeln sker en sekventiell sammansmältning av protoner direkt med omvandlingen av 4 protoner till en heliumkärna, och denna process dominerar vid lägre temperaturer - i kärnorna av lågmassastjärnor. Det andra sättet är CNO-slingan . I den fungerar kol , kväve och syre som katalysatorer , kretsloppet dominerar vid höga temperaturer och på grund av denna process frigörs det mesta av energin i massiva stjärnor. Kraften av energiutsläpp per massenhet av dessa två processer utjämnas vid en stjärnmassa på cirka 1,5 M ⊙ och en temperatur i mitten av cirka 18 miljoner K [18] [19] .

I massiva stjärnor, i senare skeden av evolutionen, syntetiseras tyngre grundämnen: för det första, kol i trippelheliumprocessen , och i de tyngsta stjärnorna syntetiseras tyngre grundämnen upp till järn  - ytterligare nukleosyntes av tyngre grundämnen sker inte, eftersom det är energimässigt ogynnsam [20] . Men stjärnor i senare skeden av evolutionen blir som regel ljusare, och den specifika energifrisättningen per massenhet av det ursprungliga materialet för fusion minskar tvärtom, eftersom skillnaden i specifik bindningsenergi blir mindre. Detta orsakar en relativt kort varaktighet av de senare stadierna av evolutionen jämfört med varaktigheten av stjärnans vistelse på huvudsekvensen: till exempel beräknas varaktigheten av solens vistelse i huvudsekvensen till 12 miljarder år och heliumförbränningsstadiet i solen kommer att vara endast 110–130 miljoner år [21] [22] [23] .

Grundämnen tyngre än järn bildas också i stjärnor, men inte när de befinner sig i huvudsekvensen, utan under speciella omständigheter: till exempel under supernovaexplosioner , när en stor mängd energi frigörs - under den så kallade explosiva nukleosyntesen [24 ] [25] [26] .

Slutligen stödjer bruna dvärgar , även om de inte är stjärnor i klassisk mening, förbränning av deuterium och förbränning av lätta element - litium , beryllium , bor , som kan fortgå vid ganska låga temperaturer och därför bara är fusionsreaktioner som sker i så låga temperaturer. -massobjekt [27] [28] [29] . Dessutom, hos de mest massiva bruna dvärgarna, kan heliumfusionsreaktioner från väte ske under en tid. Men till skillnad från riktiga stjärnor upphör förbränningen av väte i dem snabbt och blir aldrig den enda energikällan [30] .

Stjärnbildning

Molecular Cloud Compression

Utvecklingen av en stjärna börjar i ett gigantiskt molekylärt moln , även ibland bildligt kallad "stjärnans vagga". Den initiala koncentrationen av atomer i den är cirka 10 2 partiklar per kubikcentimeter, medan det interstellära rymden innehåller i genomsnitt inte mer än 0,1 partiklar per kubikcentimeter. Sådana moln kan ha en massa på 10 5 -10 7 M ⊙ , en diameter på 50 till 300 ljusår och en gastemperatur i dem på 10-30 K [31] [32] .

Med utvecklingen av gravitationsinstabilitet kan molnet börja krympa. Instabiliteten kan orsakas av olika faktorer, till exempel kollision mellan två moln, passage av ett moln genom den täta armen av en spiralgalax eller explosionen av en supernova på tillräckligt nära avstånd, chockvågen från vilken, fortplantar sig genom den interstellära gasen, kan kollidera med ett molekylärt moln. Dessutom, under galaxkollisioner , börjar kollisioner av gasmoln associerade med galaxer att inträffa oftare, vilket förklarar ökningen i takten av stjärnbildning under galaxkollisioner [33] .

För att gravitationsinstabilitet ska leda till komprimering av ett molekylärt moln, är det nödvändigt att summan av dess potentiella energi och fördubblade kinetiska energi , i enlighet med virialsatsen , blir negativ. Vid en konstant täthet av ett moln med en radie växer den potentiella energimodulen (den i sig är negativ) proportionellt, och summan av värdena för den kinetiska energin för alla molekyler växer proportionellt. Därför kommer molnet att börja dra ihop sig om dess massa är större än ett visst värde , vilket, vid molnets densitet, den molära massan av dess gas och temperatur är lika med [31] [34] :

var  är gravitationskonstanten ,  är den universella gaskonstanten .

Det följer härifrån att molnet initialt kommer att dra ihop sig med en massa av minst 10 3 M ⊙ . När molnet drar ihop sig kommer det att kondensera med liten eller ingen uppvärmning, eftersom det är genomskinligt för strålning och nästan all energi som frigörs utstrålas i yttre rymden. Detta leder till en minskning av tröskelmassan för utveckling av gravitationsinstabilitet, och som ett resultat kommer regioner med mindre massa och storlek att börja krympa - denna process kallas fragmentering av stjärnbildningsmolnet, det förklarar den observerade bildningen av stjärnor huvudsakligen i grupper - i synnerhet i kluster . Dessutom förklarar fragmenteringsfenomenet varför de bildade stjärnorna har ett relativt snävt intervall av massor, från 10 −1 till 10 2 M ⊙ i storleksordning [31] [35] .

När molnet blir tätare blir det mindre och mindre genomskinligt för strålning, till exempel med en molnmassa på 1 M ⊙ sker detta med dess radie på 2,5⋅10 4 R ⊙ . Samtidigt börjar energin som frigörs från gravitationskompressionen värma upp den: enligt virialsatsen går hälften av energin som frigörs på grund av kompression till strålning och den andra hälften går åt till att värma ämnet [36] . Det är allmänt accepterat att från detta ögonblick kallas molnet en protostjärna [35] .

Protostar stadium

Kompressionen av molnet sker ojämnt, och en tid efter kompressionens början bildas en hydrostatiskt jämviktskärna i molnet - man tror allmänt att från detta ögonblick är molnet, eller snarare dess kärna, en protostjärna [37] . Kärnans egenskaper är praktiskt taget oberoende av molnets massa, massan är 0,01 M ⊙ , och radien är flera AU. , och temperaturen i mitten är 200 K . Accretion av molnets yttre skikt på kärnan leder till en ökning av dess massa och temperatur, men vid en temperatur på ~2000 K stannar dess tillväxt, eftersom energi spenderas på dissociering av vätemolekyler. Vid någon tidpunkt störs den hydrostatiska jämvikten och kärnan börjar krympa. Nästa hydrostatiskt jämviktstillstånd uppnås för en mindre, nu joniserad nebulosakärna med en massa på ~0,001 M ⊙ , en radie på cirka 1 R ⊙ och en temperatur på 2⋅10 4 K . Samtidigt stängs kärnan som sänder ut i det optiska området från det omgivande utrymmet av ett dammigt gasskal, som har en mycket lägre temperatur och bara avger i det infraröda området [37] [38] [39] .

Ansamlingen av de yttre lagren fortsätter, och materialet som faller på kärnan med en hastighet av ~15 km/s bildar en stötvåg . Därefter faller all materia i höljet på kärnan (även om i massiva stjärnor kan en del av materia lämna stjärnan på grund av starkt strålningstryck ), joniseras och samtidigt blir protostjärnan tillgänglig för observation i det synliga intervall [39] . Fram till detta ögonblick fortsätter komprimeringen av det yttre skalet längs den dynamiska tidsskalan , det vill säga dess varaktighet motsvarar tiden för ämnets fria fall, vilket inte förhindras av gastrycket [40] .

Stjärnor före huvudsekvensen

Protostjärnor som redan har fått slut på skaltillväxt särskiljs ibland i en separat typ som kallas pre-mainsekvensstjärnor . Protostjärnan, som har en låg temperatur och hög ljusstyrka, finns i sin övre högra del på Hertzsprung-Russell-diagrammet . Tills termonukleära reaktioner börjar i stjärnan och den frigör energi på grund av gravitationskontraktion, rör den sig långsamt på diagrammet till huvudsekvensen [37] [38] [39] .

Eftersom materien i detta skede förhindras att komprimeras av gastryck, komprimeras protostjärnorna mycket långsammare än i föregående steg - i den termiska tidsskalan , det vill säga under den period under vilken hälften av den potentiella gravitationsenergin förbrukas på strålning [40] , enligt virialsatsen. För de mest massiva stjärnorna tar det cirka 10 5 år och för de minst massiva cirka 10 9 år. För solen varade stadiet av sammandragning och övergång till huvudsekvensen i 30 miljoner år [37] [41] [42] .

1961 visade Chushiro Hayashi (Hayashi) att om hela volymen av en stjärna är upptagen av en konvektiv zon, så ändras temperaturen på dess ämne praktiskt taget inte med långsam komprimering, och ljusstyrkan minskar - detta motsvarar rörelsen av stjärnans position vertikalt nedåt på diagrammet, och en sådan stjärnas bana kallas vanligtvis för Hayashi-spår . För stjärnor med massor i intervallet från 0,3–0,5 M ⊙ (enligt olika uppskattningar) till 3  M ⊙ , försvinner konvektiva lager under kompression, och vid någon tidpunkt lämnar sådana stjärnor Hayashi-spåret, medan stjärnor med massor av mindre än 0,3–0,5 M ⊙ är på Hayashi-spåret under hela kompressionstiden [35] [43] [44] .

Efter att ha lämnat Hayashi-spåret (för stjärnor med medelmassa) eller från början av långsam sammandragning (för massiva stjärnor), slutar stjärnan att vara konvektiv och börjar värmas upp under kompression, medan ljusstyrkan ändras obetydligt, eftersom området för den utstrålande ytan minskar. Detta motsvarar en nästan horisontell rörelse åt vänster i diagrammet, och denna del av stigen kallas för Heny-spåret [43] [44] [45] .

Under kompressionen ökar i alla fall temperaturen i stjärnans centrum, och när det gäller stjärnan, med dess tillräckliga massa, börjar termonukleära reaktioner inträffa . I de tidiga stadierna av sammandragningen producerar de mindre energi än vad stjärnan avger, och sammandragningen fortsätter, men samtidigt ökar andelen termonukleära reaktioner i frigörandet av energi. Vid någon tidpunkt, om stjärnan har en massa som är större än 0,07-0,08  M ​​⊙ , jämförs kraften hos energifrisättning på grund av termonukleära reaktioner med stjärnans ljusstyrka och kompressionen upphör - detta ögonblick anses vara slutet på bildandet av stjärnan och dess övergång till huvudsekvensen . Om en stjärna har en massa mindre än 0,07–0,08 M ​​⊙ , så är termonukleära reaktioner också möjliga i den, men stjärnans substans i kärnan degenereras innan kompressionen upphör, så termonukleära reaktioner blir aldrig den enda energikällan. Sådana föremål är kända som bruna dvärgar [8] [35] [46] .

Kompressionsprocessen bildar också protoplanetära skivor runt stjärnan, som senare kan utvecklas till planetsystem . Bildandet av en protoplanetarisk skiva uppstår på grund av att molnet initialt kan ha en viss rörelsemängd , och när molnet tjocknar blir partikelkollisioner mer frekventa, på grund av vilket ämnet som inte har kommit in i stjärnan börjar bilda en skiva som roterar runt stjärnan i ett plan [47] .

Huvudsekvens

När sammandragningen upphör och fusionsreaktioner av helium från väte blir den enda energikällan, blir protostjärnan en huvudsekvensstjärna . En stjärnas ålder räknas vanligtvis från detta ögonblick. Stjärnor med ålder noll bildar den så kallade nollhuvudsekvensen , belägen i den nedre delen av denna region av diagrammet [48] [49] . Vid denna tidpunkt är deras kemiska sammansättning av bildade stjärnor fortfarande nära sammansättningen av det interstellära mediet : de består huvudsakligen av väte (cirka 91%) och helium (cirka 9%), medan tyngre grundämnen är mindre än 1% [50] [51] . Stjärnor i huvudsekvensen har ett brett spektrum av parametrar, som främst bestäms av deras massa och, i mindre utsträckning, av deras metallicitet . Så till exempel kommer en stjärna med massan 0,1 M ⊙ att ha en ljusstyrka på 0,0002 L ⊙ , en temperatur på 3000 K och en spektraltyp av M6, och en stjärna med massan 18 M ⊙ kommer att ha  en ljusstyrka på 30000 L ⊙ , en temperatur på 33000 K och en spektraltyp O9.5 [5] . Stjärnornas inre struktur beror också på massan: stjärnor med låg massa är helt konvektiva , stjärnor med medelmassa har strålningstransport i kärnan och konvektion i de yttre skikten, och massiva stjärnor har konvektion i kärnan och strålningstransport i det yttre skikten. Konvektion leder till relativt snabb blandning av materia, vilket jämnar ut den kemiska sammansättningen av det konvektiva lagret. Detta påverkar huruvida homogeniteten i stjärnans lager i termer av kemisk sammansättning kommer att bevaras under vidare evolution och vid dess vidare evolution [18] [52] .

Efter att ha bytt till huvudsekvensen förblir stjärnan på den under större delen av sin livstid - cirka 90%. Detta beror på att stjärnornas ljusstyrka i huvudsekvensstadiet är låg jämfört med andra stadier, och den specifika energifrisättningen under heliumfusion är högre än vid andra termonukleära reaktioner [22] [53] [54] . Varaktigheten av huvudsekvenssteget motsvarar den nukleära tidsskalan för vätebränning, det vill säga den tid det tar för stjärnan att utstråla all energi som frigörs vid reaktionerna av väte till helium [40] [55] . För de tyngsta stjärnorna sträcker den sig enligt olika uppskattningar från en till flera miljoner år [56] , och för de mest lågmassa stjärnorna är den cirka 10 biljoner år, vilket överstiger universums ålder [6] . För Solen kommer vistelsetiden på huvudsekvensen att vara 10-13 miljarder år [23] [35] [57] . De flesta av de ytterligare stadierna av evolutionen följer också den nukleära tidsskalan, men inte för väte, utan för andra grundämnen, därför tar de kortare tid [40] [55] .

Efter att en stjärna övergår till huvudsekvensen, genomgår den ständigt omvandlingen av väte till helium. Helium ackumuleras i kärnan och allt mindre väte blir kvar, vilket saktar ner hastigheten för heliumfusion. Därför, när vätet förbrukas, drar kärnan ihop sig under trycket från de yttre skikten, dess densitet ökar, och som ett resultat ökar reaktionshastigheten. Detta leder till en märkbar förändring av stjärnans egenskaper: till exempel var solens ljusstyrka, när den träffade huvudsekvensen, 70% av den nuvarande, och när scenen slutar kommer den att vara 2,2 gånger större än det - det vill säga att ljusstyrkan ändras mer än tre gånger [23] . I framtiden leder dessa förändringar till så betydande förändringar i stjärnan att den slutligen lämnar huvudsekvensen [35] [49] [58] .

Den olika varaktigheten av huvudsekvenssteget för stjärnor med olika massor gör det möjligt att beräkna åldern på stjärnhopar från observationer. Stjärnorna bildades i dem nästan samtidigt, och ju äldre hopen är, desto mindre massa har de stjärnor som fortfarande finns kvar i huvudsekvensen. Klustrets ålder beräknas som varaktigheten av vistelsen på huvudsekvensen av stjärnor som började röra sig bort från den enligt deras kända massor [59] [60] .

Subdwarfs

Subdvärgar  är stjärnor som liknar huvudsekvensstjärnor , men med samma spektraltyper är subdvärgar 1–2 m mörkare [61] . Denna egenskap är förknippad med mycket låg metallicitet : tunga element i stjärnor är inte helt joniserade, och de har elektroner i djupa elektronskal . Eftersom storleken på sådana joner är mycket större än storleken på väte- och heliumkärnor , minskar tunga grundämnen genomskinligheten av stjärnans materia, vilket är anledningen till att energi från de inre lagren överförs långsammare till de yttre lagren, och materien. av subdvärgar är tvärtom mer genomskinlig än huvudsekvensstjärnornas materia. , och huvudmekanismen för energiöverföring är strålningsöverföring [8] [62] .

Den låga metalliciteten hos subdvärgar förklaras i sin tur av det faktum att subdvärgar är gamla stjärnor som bildades kort efter Big Bang från relikmaterial som ännu inte har funnits i stjärnornas inre och som inte har genomgått nukleosyntes av tunga grundämnen och därför inte har berikats med tunga ämnen. Subdvärgar tillhör stjärnpopulationen av typ II [8] .

Evolution efter huvudsekvenssteget

Vid ett visst tillfälle, när för mycket helium ackumuleras i kärnan , kan förbränningen av väte inte fortsätta i samma läge som tidigare. Stjärnornas vidare utveckling beror i huvudsak på deras massa [63] .

Stjärnor med låg massa

Studiet av utvecklingen av lågmassastjärnor kompliceras av det faktum att varaktigheten av huvudsekvensstadiet för dem är längre än universums ålder  - bland lågmassastjärnor finns det ännu inte de som har lämnat huvud sekvens. Vissa data erhålls dock genom teoretiska beräkningar: stjärnor med massa mindre än 0,2  M ⊙ kommer inte att bli röda jättar , eftersom deras inre är helt konvektiva och därför kemiskt homogena. Dessa stjärnor kommer, när de ackumulerar helium , att värmas upp och förvandlas till blå dvärgar [6] [64] .

Stjärnor med medelmassa

Subgiant stage

När kärnan i en stjärna med medelmassa blir nästan helt helium stoppar reaktionerna i den. Väte finns fortfarande i det yttre skalet runt kärnan, där stjärnor upp till 1,5  M ⊙ i massa redan genomgår heliumsyntes. I stjärnor med en större massa är helium i skalet ännu inte syntetiserat: först börjar kortvarig kompression, vilket leder till uppvärmning av kärnskalet och start av väteförbränning i det. Stjärnan värms upp lite och blir ljusare och i Hertzsprung-Russell-diagrammet motsvarar sammandragningen en rörelse uppåt och till vänster - den så kallade kroken [ 41] [ 63] . 

Den nya källan till väteförbränningsenergi kallas den skiktade källan, och den rör sig gradvis utåt, medan heliumkärnan växer. Detta stadium kallas underjättens gren , och dess varaktighet är cirka en miljon år för 6  M ⊙ stjärnor och cirka 700 miljoner år för 1  M ⊙ stjärnor [23] [34] . Vid denna tidpunkt ökar stjärnans radie, och temperaturen minskar - ljusstyrkan kan variera inom små gränser, det vill säga stjärnan rör sig huvudsakligen till höger i diagrammet. Solens ljusstyrka i slutet av subjättestadiet kommer inte att skilja sig mycket från den vid dess början - 2,7  L⊙ . Temperaturen blir 4900 K , och radien blir 2,3  R ⊙ [23] . Den korta varaktigheten av subjättestadiet för massiva stjärnor leder till att det innehåller ett litet antal observerbara stjärnor, och motsvarande region på diagrammet kallas Hertzsprung gap [34] [63] . Massiva stjärnor, som passerar genom detta stadium, befinner sig tillfälligt i instabilitetsremsan och blir Cepheider , men passagen av instabilitetsremsan sker relativt mycket snabbt - på 10 2 -10 4 år. På grund av detta har i vissa cepeider under observationsastronomi en förändring i pulsationsperioden med tiden märkts, men av samma anledning är få sådana cepeider kända. För tillräckligt massiva stjärnor tar det mycket längre tid att vara på den blå slingan (se nedan ) under vilken övergången av instabilitetsremsan är möjlig - därför kan stjärnorna på den senare också bli cefeider och förbli så mycket längre än på subjättestadiet [65] [66] .

Röd jättegren

I slutet av subgiant-stadiet blir stjärnans heliumkärna ganska massiv och börjar dra ihop sig, men hur denna process fortskrider beror på stjärnans massa. I stjärnor med en massa på mer än 2,3  M ⊙ börjar komprimeringen av kärnan på grund av att dess massa vid något tillfälle överskrider Schoenberg-Chandrasekhar-gränsen , medan kärnans substans förblir i ett tillstånd nära en idealgas . I stjärnor med lägre massa börjar heliumkärnan dra ihop sig efter att den blivit degenererad . Detta påverkar inte passagen av det röda jättestadiet, men hur exakt detta steg kommer att sluta beror på heliumkärnans tillstånd [34] .

Kompressionen av kärnan leder till dess uppvärmning och en stark expansion av stjärnans yttre lager; den exakta mekanismen för detta är okänd, men det måste ske så att lagen om energibevarande och virialsatsen samtidigt uppfylls [67] . Efter subjättestadiet övergår stjärnan i alla fall till den röda jättegrenen , men i stjärnor med lägre massa visar sig heliumkärnan vara degenererad, och i stjärnor med större massa förblir den i ett tillstånd nära ett ideal gas. På grund av detta är beteendet hos stjärnor på den röda jättegrenen annorlunda [34] [63] [67] . Stjärnan har i alla fall en utsträckt konvektionszon i de yttre lagren, som vid ett visst ögonblick når kärnan, vilket leder till att materia blandas i stjärnan - det så kallade första scoop out . Det sker en snabb ökning av radie och ljusstyrka, även om temperaturen sjunker. Kärnan, som inte har någon energikälla i mitten, blir isotermisk, en stark stjärnvind uppstår , vilket leder till viss förlust av massa av stjärnan [34] [63] . Solen kommer att stanna på den röda jättegrenen i cirka 600 miljoner år [23] .

Som ett resultat, i stjärnor med en initial massa på mer än 2,3  M ⊙ , antänds helium gradvis med en ökning av kärntemperaturen och densiteten: en kolkärna syntetiseras från tre heliumkärnor i kärnan under en trippel heliumreaktion . För sådana stjärnor slutar den röda jättegrenen här, och de flyttar till den blå slingan [34] [63] [67] .

I stjärnor med lägre massa förblir kärnan i ett degenererat tillstånd, varför kärnans substans leder värme bra och snabbt kan frigöra energi. Dessutom, vid denna tidpunkt, avger stjärnan en stor mängd neutriner i neutrinokylningsmekanismen , på grund av vilken temperaturökningen saktar ner och återtändningen av helium försenas . Trots det ökar heliumkärnans massa, och vid en massa på 0,48–0,50  M ⊙ är temperaturen tillräcklig för att utlösa trippelheliumreaktionen, cirka 10 8  K . Till skillnad från tyngre stjärnor antänds här helium explosivt och på några minuter frigörs en enorm mängd energi, varav det mesta går åt till att avlägsna det degenererade tillståndet från kärnämnet - detta fenomen är känt som en heliumblixt [34] [63] [67] [68] . Omedelbart före heliumblixten kommer solens massa att vara 0,725 M ⊙ . Dess radie kommer att vara 170 R ⊙ , temperatur - 3100 K , och ljusstyrka - 2300  L ⊙ [23] .

Slutligen, i massintervallet 0,2–0,5  M ⊙ , passerar stjärnan någon gång till den röda jättegrenen, men den visar sig inte vara tillräckligt massiv för att trippelheliumreaktionen ska starta i den, och den förvandlas till en vit dvärg (se nedan ) [6] [69] .

Horisontell gren

I stjärnor med massor av mindre än 2,3  M ⊙ leder en heliumblixt och uppkomsten av termonukleära reaktioner av helium som brinner i kärnan till att den konvektiva zonen försvinner och stjärnans snabba rörelse mot huvudsekvensen. Stjärnan minskar snabbt i storlek och värms upp, dess ljusstyrka minskar också, och den hamnar på den horisontella grenen (namnet "horisontell jättegren" finns också) eller på den röda förtjockningen  - på Hertzsprung-Russell-diagrammet är detta den högra delen av den horisontella grenen som bildas av stjärnor med metallicitet , jämförbar med solens [34] [63] . För Solen tar övergången till den röda koncentrationen endast cirka 10 4 år, och i slutet av övergången kommer den att ha en radie på 9,5  R ⊙ , en temperatur på 4700 K , och en ljusstyrka på 41  L ⊙ [23 ] .

Den specifika positionen för en stjärna som just har kommit in i den horisontella grenen (den horisontella grenen av nollåldern) beror på stjärnans totala massa och heliumkärnan, samt innehållet av helium och tyngre grundämnen i den yttre skal. Stjärnorna i den horisontella grenen har nästan samma ljusstyrka, men skiljer sig i temperatur, varför denna gren är placerad horisontellt på Hertzsprung-Russell-diagrammet. Den passerar genom remsan av instabilitet , skärningspunkten med vilken bildar Schwarzschild-gapet på diagrammet . Det finns inga permanenta stjärnor, bara variabler som RR Lyrae . Utrymmet delar grenen i två delar: kall och varm, och stjärnorna i den kalla delen bildar en röd klunga på diagrammet [41] [67] .

I stjärnorna i den horisontella grenen förbrukas helium gradvis i kärnorna, vilket leder till en viss förändring av deras parametrar. Vid ett visst ögonblick lanseras en heliumlagerkälla, och kol-syrekärnan blir inaktiv - stjärnan lämnar den horisontella grenen [41] . För solen kommer att vara på den horisontella grenen att hålla i 110-130 miljoner år, och under denna tid kommer dess parametrar praktiskt taget inte att förändras [22] [23] .

Blue Loop

I stjärnor med massor av större än 2,3  M ⊙ antänds helium inte explosivt, utan gradvis, varför de utvecklas olika. En sådan snabb förändring av parametrar och position på diagrammet sker inte, men med en ökning av energiproduktionen i heliumkärnan, krymper stjärnan gradvis och blir varmare, nästan utan förändring i ljusstyrka, och rör sig till vänster i diagram, men återvänder sedan till jättegrenen. Denna del av det evolutionära spåret kallas den blå slingan [34] [41] .

En viktig egenskap hos den blå slingan är att en stjärna på den kan passera genom en instabilitetsremsa , på grund av vilken den blir variabel - i detta fall, till skillnad från stjärnor på den horisontella grenen, blir stjärnan en Cepheid . De flesta cepeider är just stjärnorna i den blå slingan, eftersom dess passage varar mycket längre än underjättestadiet. Beroende på massan och metalliciteten kan övergången av instabilitetsbandet ske två gånger (när temperaturen ökar och när den minskar), men det kan hända en gång, om temperaturen på stjärnan på den blå slingan inte överstiger den höga temperaturen gränsen för bandet, eller så kanske det inte händer alls [41] [65] [66] . Varaktigheten av den blå slingans passage beror på stjärnans massa: med en initial massa av en stjärna på 10 M ⊙ , kommer passagetiden att vara 4 miljoner år, och med en massa på 5  M ⊙ , kommer det att  vara 22 miljoner år [34] .

Asymptotisk gren av jättar

Den asymptotiska grenen av jättar är konventionellt uppdelad i två delar. Den första delen börjar efter stadiet av den horisontella grenen och den blå slingan, när heliumreserverna av stjärnor i kärnorna nästan är uttömda, och kärnorna består huvudsakligen av kol och syre . Förbränningen av helium i kärnändarna och en heliumarkkälla, liknande väte, startas, vilket sker vid slutförandet av huvudsekvenssteget . Stjärnans yttre skikt börjar återigen expandera snabbt, och ytan - att svalna. Samtidigt upphör förbränningen av väte i den skiktade källan. Liksom på den röda jättegrenen uppträder ett utsträckt konvektivt skal, som för stjärnor som är tyngre än 3–5  M ⊙ (det exakta värdet beror på den ursprungliga kemiska sammansättningen), vid något tillfälle leder till att ämnet blandas – den andra öser ut [34] [41] .

Detta gör att stjärnan i Hertzsprung-Russell-diagrammet rör sig uppåt och åt höger. För stjärnor med massa mindre än 2,3  M ⊙ är stjärnans bana i diagrammet ganska nära den röda jättegrenen , med endast en något högre temperatur, varför detta stadium kallas den "asymptotiska jättegrenen". Samma term används för att beskriva utvecklingen av stjärnor som är tyngre än 2,3  M ⊙ , även om den asymptotiska jättegrenen för dem är belägen mycket högre än den röda jättegrenen [34] [41] .

Den andra delen, känd som den termiskt  pulserande fasen , inträffar när heliumskiktskällan når det återstående väteskalet. Från detta ögonblick börjar helium- och vätekällorna att alternera: stjärnan blir mycket instabil, börjar pulsera och förlora massa, kastar ut materia och blandar sin egen materia flera gånger; pulsationsperioden för en stjärna är från tiotals till hundratusentals år [70] . I detta skede genomgår stjärnor med en massa större än 1,2–1,5 M ⊙ en tredje scooping , under vilken en stor mängd kol kan föras upp till ytan , som ett resultat av vilket stjärnan kan bli en kolstjärna [34] . Stjärnor som väger mindre än 8 M⊙ kan inte skapa en tillräckligt hög temperatur i djupet för att starta kärnförbränning av kol , och för dem blir detta skede det sista där termonukleära reaktioner äger rum - efter att skalet har tappats från stjärnan , en vit dvärg återstår , bestående av kol och syre [34] [41] . I slutet av detta skede kommer solens massa att vara 0,54  M ⊙ [23] .

Stjärnor med hög massa

Evolutionsstadierna för stjärnor med en stor initial massa (mer än 8  M ⊙ ) liknar de för mindre massiva stjärnor, men det finns också skillnader. Så, till exempel, börjar heliumbränning i sådana stjärnor redan innan stjärnan passerar till den röda jättegrenen, så de mest massiva stjärnorna blir superjättar , ökar gradvis och svalnar, eller, om de tappar sitt hölje på grund av en stark stjärnvind  , förvandlas till stjärnor av typen Wolf-Rayet [41] .

Utvecklingen av stjärnor med en massa på 8–10  M ⊙ fortskrider på samma sätt som för mindre massiva, men i slutskedet av evolutionen kan de antända kol i sina inre. Utlösningen av denna process har kallats " koldetonation "; det uppstår explosivt, som en heliumblixt [71] . Vid en koldetonation frigörs mycket energi, vilket inte bara tar bort kärngasens degeneration, utan också kan leda till en explosion av en stjärna som en typ II-supernova . Om stjärnan inte exploderar, börjar neon ansamlas i kärnan , och möjligen tyngre element. Förr eller senare blir kärnan degenererad, varefter två situationer är möjliga: antingen fäller stjärnan sitt skal efter en fas av temperaturpulsationer, eller så exploderar den som en supernova . i stället för stjärnan , i det andra en neutronstjärna [41] [72] [73] .

I stjärnor med massa större än 10  M ⊙ är kol-syrekärnan som bildas i den inte degenererad och koldetonation sker inte - kol lyser upp gradvis när heliumförbränningen i kärnan upphör. En liknande process sker med tyngre grundämnen, och flera lagerkällor och lager av olika kemisk sammansättning bildas i stjärnan, som fortplantar sig från stjärnans centrum. Stjärnans massa bestämmer på vilket element den termonukleära fusionen kommer att sluta  - men i vilket fall som helst kommer inte element tyngre än järn , som har den maximala bindningsenergin av nukleoner per nukleon, att syntetiseras, eftersom detta är energetiskt ogynnsamt [20] [41] . Järn bildas i stjärnor med en initial massa på mer än 10–15  M ⊙ [74] , men i alla fall uppstår en kärna i stjärnan, i vilken termonukleära reaktioner inte sker, och dess massa ökar. Vid någon tidpunkt kollapsar kärnan i och med neutroniseringen av materia, och stjärnan själv exploderar som en typ II supernova. Beroende på massan av kvarlevan efter explosionen av en stjärna, blir den antingen en neutronstjärna eller ett svart hål [41] [75] .

Slutstadier av stjärnutvecklingen

Vita dvärgar

En vit dvärg  är ett hett föremål med små dimensioner och en hög densitet av materia: med en massa i storleksordningen av solen är dess radie ~100 gånger mindre. En sådan hög densitet orsakas av det degenererade tillståndet av dess materia [76] .

Stjärnor med massor av mindre än 8–10 M⊙ blir vita dvärgar i slutet av sin evolution . För stjärnor med en massa mindre än 0,2 M ⊙ sker denna process utan utstötning av höljet, eftersom de är kemiskt homogena på grund av konstant konvektion och blir helt helium i slutet av sina liv [6] [64] . Stjärnor med större massa, när en lagerkälla brinner i dem, kastar en betydande del av massan, som observeras som en planetarisk nebulosa . Från själva stjärnan återstår bara en degenererad kärna, som, efter att ha förlorat sitt skal, är en vit dvärg. Från stjärnor med en initial massa på mindre än 0,5 M ⊙ finns en heliumvit dvärg kvar, från mer massiva stjärnor upp till 8 M ⊙  , en kol - syre- dvärg . Om en stjärna med massan 8–10 M ⊙ lämnar en vit dvärg, och inte en neutronstjärna , så består den av tyngre grundämnen: syre, neon , magnesium och möjligen andra grundämnen [41] [72] .

På ett eller annat sätt produceras ingen energi i vita dvärgar, och de strålar bara på grund av ämnets höga temperatur. Även om de varmaste av dem kan ha en yttemperatur på 70 000 K , är deras absoluta ljusstyrka låg på grund av den lilla storleken på den utstrålande ytan. Gradvis, under miljarder år, svalnar vita dvärgar och blir svarta dvärgar [76] [77] .

Neutronstjärnor

Massan av en vit dvärg begränsas ovanifrån av Chandrasekhar-gränsen , lika med ungefär 1,46 M ⊙  - för en större massa kan trycket från den degenererade elektrongasen vid vilken radie som helst av den vita dvärgen inte kompensera för gravitationskraften. I det här fallet kollapsar kärnan, där det mesta av dess materia neutroniseras : elektroner "pressas" in i protoner , bildar neutroner och sänder ut neutriner. Vid kärndensiteter av materia blir beta-sönderfall av neutroner energetiskt ogynnsamt och neutroner blir stabila partiklar [78] . Stjärnans kärna förvandlas inte till en vit dvärg, utan till en neutronstjärna , medan en enorm mängd energi frigörs och en supernovaexplosion inträffar . Stjärnor med en initial massa på mer än 8–10 M ⊙ kan bli både neutronstjärnor och svarta hål [41] [79] [80] .

Neutronstjärnor är ännu tätare föremål än vita dvärgar. Minsta möjliga massa för en neutronstjärna är 0,1 M ⊙ , och i detta fall kommer radien för en neutronstjärna att vara cirka 200 km . Med en massa på cirka 2 M ⊙ blir radien ännu mindre, cirka 10 km [79] .

Svarta hål

Om kärnmassan överskrider Oppenheimer-Volkov-gränsen lika med 2–2,5 M ⊙ , kommer neutronstjärnan inte heller att vara stabil mot gravitationssammandragning, och kollapsen kommer att fortsätta. Materiens tillstånd som kan förhindra gravitationskontraktion är okända, och kärnan kommer att kollapsa ytterligare. Vid någon tidpunkt blir dess radie lika med Schwarzschild-radien , vid vilken den andra kosmiska hastigheten blir lika med ljusets hastighet , och ett svart hål med stjärnmassa visas [41] [79] .

Det finns dock ett annat scenario för bildandet av svarta hål, där en supernovaexplosion inte inträffar - istället kollapsar en stjärna och förvandlas till ett svart hål, en stjärna som kollapsar på detta sätt kallas en misslyckad supernova . Förmodligen avslutar från 10 till 30 % av massiva stjärnor sina liv på detta sätt, men astronomer har hittills bara upptäckt två sådana händelser [81] [82] .

Evolution av stjärnor i nära binära system

Stjärnor i binära system, om avståndet mellan dem är tillräckligt stort, påverkar praktiskt taget inte varandra, så deras utveckling kan betraktas som utvecklingen av två separata stjärnor. Detta är dock inte sant för nära binära system  - system där avstånden mellan stjärnorna är jämförbara med deras storlekar. I sådana system kan storleken på en eller båda stjärnorna överstiga storleken på Roche-loben för dem, och i det här fallet kan materien börja flöda till en annan stjärna eller kastas ut i det omgivande rymden. På grund av detta förändras stjärnornas massor och kemiska sammansättning, vilket i sin tur förändrar stjärnutvecklingens gång [10] [11] [83] [84] .

Stänga system med liten massa

Om båda stjärnorna har en liten massa - till exempel 2 och 1 M ⊙ , kommer den mer massiva stjärnan att bli en underjätte i evolutionsprocessen , medan den andra kommer att förbli en huvudsekvensstjärna . Vid ett visst ögonblick kommer storleken på den större stjärnan att överstiga storleken på dess Roche-lob och materien kommer att börja flöda till den andra. Som ett resultat av förändringen i stjärnornas massor från översvämning kommer överflödet av massa att accelerera, eftersom stjärnorna börjar närma sig varandra, vilket följer av lagen om bevarande av rörelsemängd. Så småningom kommer den initialt mer massiva stjärnan att förlora hela sitt skal och förvandlas till en vit dvärg med en massa på 0,6 M ⊙ , medan den andra stjärnans massa kommer att öka till 2,4 M ⊙ . En ökning av massan kommer att öka hastigheten för dess utveckling, den andra stjärnan kommer att utvecklas och fyller dess Roche-lob, och gasen, huvudsakligen bestående av väte , från de yttre skikten av den andra stjärnan kommer att strömma från den till den vita dvärgen. Närhelst tillräckligt med väte träffar en vit dvärg kommer en vätefusionsexplosion att inträffa på dess yta , vilket kommer att observeras som en novaexplosion . Massflödet kommer att fortsätta tills massan av den vita dvärgen överskrider Chandrasekhar-gränsen , vilket resulterar i en supernova av typ Ia [11] [83] .

Till exempel utvecklas det nära binära systemet Algol enligt denna mekanism . Relaterad till detta system är Algol-paradoxen , förklarad på 1950-talet: i detta system har komponent A en större massa än komponent B och borde utvecklas snabbare, men Algol A är en huvudsekvensstjärna och Algol B är en utvecklad subjätte. Innan det fastställdes genom observationer att massflöde förekommer i systemet, verkade existensen av ett sådant system motsäga teorin om stjärnutvecklingen [83] .

Nära system med stor massa

Som ett annat exempel, betrakta ett system av två stjärnor med massorna 20 och 8 M ⊙ . Som i det tidigare fallet kommer en mer massiv stjärna att utvecklas tidigare och, efter att ha ökat i storlek, börjar den förlora materia. Om några tusen år kommer den att förlora cirka 3/4 av sin massa och bli en Wolf-Rayet-stjärna med en massa på 5 M ⊙ , huvudsakligen bestående av helium . I kärnan av denna stjärna kommer helium att brinna med bildandet av kol och syre , och efter en supernovaexplosion kommer ett kompakt föremål med en massa på cirka 2 M ⊙ att förbli från det . Den rörelsemängd av materia som skjuts ut under en supernovaexplosion kan accelerera systemet till en rymdhastighet av storleksordningen 100 km/s [10] [11] [83] [84] .

Den andra stjärnan, som redan har en massa på 23 M ⊙ , kommer att börja expandera och avge en stark stjärnvind , vars substans bildar en ansamlingsskiva runt ett kompakt föremål, och när den faller på stjärnans yta kommer den att generera termisk Röntgenstrålning . Inledningsvis kommer den att vara ganska svag, men när stjärnan fyller Roche-loben kommer dess kraft att vara 10 3 -10 4 L ⊙ . I slutändan är tre resultat möjliga: bildandet av ett föremål med en superkritisk ackretionsskiva (ett exempel är SS 433 ), bildandet av en röd jätte med en neutronstjärna i kärnan ( Thorn-Zhitkov-objektet ), och slutligen en Wolf-Rayet stjärna med en kompakt följeslagare och en spridning i skalutrymmet. I det senare fallet kommer en stjärna av Wolf-Rayet-typ att explodera som en supernova, vilket i de flesta fall kommer att leda till att systemet kollapsar, men en situation är möjlig där komponenternas gravitationsförbindelse bevaras. I detta fall kommer systemet att förvandlas till en binär neutronstjärna [10] [11] [83] [84] .

Anteckningar

  1. ↑ Utveckling av stjärnor . Encyclopedia of Physics and Technology . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 10 juli 2020.
  2. ↑ Stjärnornas liv . www.sai.msu.su _ Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 1 juli 2020.
  3. ↑ Hur ser livscykeln för en stjärna ut? . new-science.ru . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 11 juli 2020.
  4. ↑ Postnov K. A. Vad förvandlas stjärnor till i slutet av livet . Astronet . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 12 juli 2020.
  5. ↑ 1 2 Mironova I. Huvudsekvens . Astronet . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 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 , sid. 87.
  8. ↑ 1 2 3 4 5 6 Kononovich, Moroz, 2004 , sid. 398.
  9. ↑ Utveckling av stjärnor . Institutet för fysik. Kirensky . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 10 februari 2020.
  10. ↑ 1 2 3 4 Utveckling av nära binära stjärnor  / A. V. Tutukov // Cosmos Physics: Little Encyclopedia / Redaktionsråd: R. A. Sunyaev (chefredaktör) och andra - 2:a upplagan. - M  .: Soviet Encyclopedia , 1986. - S. 731-738. — 70 000 exemplar.
  11. ↑ 1 2 3 4 5 Cherepashchuk A. M. Stäng dubbelstjärnor i de sena stadierna av evolutionen . Astronet . Hämtad 16 juli 2020. Arkiverad från originalet 20 oktober 2015.
  12. ↑ Rooney E. Astronomis historia. - S. 119. - ISBN 978-5-9950-0834-7 .
  13. ↑ 1 2 3 4 Astronomis historia . SI Vavilov Institute of the History of Natural Science and Technology vid Ryska vetenskapsakademin . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 29 juni 2020.
  14. ↑ 1 2 3 Shklovsky, 1984 , sid. 102–103.
  15. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , sid. 360.
  16. ↑ Shklovsky, 1984 , sid. 133.
  17. ↑ Nadezhin D.K. Kärnreaktioner i stjärnor . Stora ryska encyklopedin . Hämtad 18 augusti 2020. Arkiverad från originalet 23 oktober 2020.
  18. ↑ 1 2 Wilkinson F. Main-Sequence Stars . Astrofysikskådaren . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 21 juli 2018.
  19. ↑ Huvudsekvensstjärnor . Australia Telescope National Facility . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 21 juli 2020.
  20. ↑ 1 2 Kononovich, Moroz, 2004 , sid. 413.
  21. ↑ Prialnik D. En introduktion till teorin om stjärnstruktur och  evolution . - Cambridge University Press , 2000. - ISBN 978-0-521-65937-6 .
  22. ↑ 1 2 3 Schröder KP; Smith RC Avlägsen framtid för solen och jorden återbesöks  // Månatliga meddelanden från Royal Astronomical Society  : tidskrift  . - 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; Bootroid AI; Kraemer K.E. Vår sol. III. Nutid och framtid  //  The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 1993.
  24. ↑ Stjärnfödelse av titan  // Vetenskap och liv . - 2020. - December ( nr 12 ). - S. 15-16 . — ISSN 0028-1263 .
  25. ↑ Ryzhov V.N. Stjärnnukleosyntes - källan till ursprunget till kemiska grundämnen . Astronet . Hämtad 8 juni 2020. Arkiverad från originalet 8 juni 2020.
  26. ↑ Explosiv nukleosyntes . Encyclopedia of Physics and Technology . Hämtad 18 juli 2020. Arkiverad från originalet 18 juli 2020.
  27. ↑ LeBlanc F. En introduktion till stjärnastrofysik . - Storbritannien: John Wiley & Sons , 2010. - P. 218. - ISBN 978-0-470-69956-0 .
  28. ↑ Lewis J.S. Solsystemets fysik och kemi  . - Storbritannien: Elsevier Academic Press , 2004. - P. 600. - ISBN 978-0-12-446744-6 .
  29. ↑ Chabrier G. Deuterium som bränner i substellära objekt  //  The Astrophysical Journal  : journal. - IOP Publishing , 2000. - Vol. 542 , nr. 2 . — P.L119 . - doi : 10.1086/312941 . - . - arXiv : astro-ph/0009174 .
  30. ↑ Mörka armaturer: bruna dvärgar . Populär mekanik . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 8 juni 2020.
  31. ↑ 1 2 3 Kononovich, Moroz, 2004 , sid. 387.
  32. ↑ Shklovsky, 1984 , sid. 43.
  33. ↑ Sektion X, Stellar Evolution . University of New Hampshire Experimental Space Plasma Group . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 19 augusti 2019.
  34. ↑ 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 Salaris M.; Cassisi S. Evolution av stjärnor och stjärnpopulationer  (engelska) . - Cheichester: John Wiley & Sons , 2005. - 388 sid. — ISBN 978-0-470-09219-X .
  35. ↑ 1 2 3 4 5 6 Surdin V. G .; Lamzin S. A. Protostars. Var, hur och från vilka stjärnor bildas . Från moln till stjärna . Astronet (1992) . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 23 september 2015.
  36. ↑ Virial teorem  / Novikov I. D.  // Space Physics: Little Encyclopedia / Redaktionsråd: R. A. Sunyaev (chefredaktör) och andra - 2:a upplagan. - M  .: Soviet Encyclopedia , 1986. - S. 167-168. — 70 000 exemplar.
  37. ↑ 1 2 3 4 Surdin V. G. , Lamzin S. A. Protostars. Var, hur och från vilka stjärnor bildas . Från moln till stjärna . Astronet (1992) . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 23 september 2015.
  38. ↑ 1 2 Richard B. Larson. Stjärnbildningens fysik  (eng.)  // Reports on Progress in Physics . - Bristol: IOP Publishing , 2003. - September ( vol. 66 , utgåva 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. Var, hur och från vilka stjärnor bildas. . Vad är protostjärnor? . Astronet (1992) . Hämtad 5 oktober 2020. Arkiverad från originalet 6 mars 2012.
  40. ↑ 1 2 3 4 Stjärnans utveckling (otillgänglig länk) . Institutionen för astronomi och rymdgeodesi . Tomsk State University . Hämtad 30 augusti 2020. Arkiverad från originalet 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:e upplagan. - Berlin, Heidelberg, N. Y .: Springer , 2007. - P. 243-254. — 510p. - ISBN 978-3-540-00179-9 .
  42. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , sid. 394–395.
  43. ↑ 12 Älskling D. Henyey spår . The Internet Encyclopedia of Science . Tillträdesdatum: 11 juli 2020.
  44. ↑ 12 Henyey spår . Oxford Referens . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 15 juli 2021.
  45. ↑ Henyey LG ; Lelevier R.; Levee RD DE TIDIGA FASerna AV STÄLLAREVOLUTIONEN  // The Astronomical Society of the Pacific. — 1955.
  46. ↑ Burrows A.; Hubbard WB; Saumon D.; Lunine JI En utökad uppsättning stjärnmodeller av brun dvärg och mycket låg massa  (engelska)  // The Astrophysical Journal  : op. vetenskaplig tidning . - IOP Publishing , 1993. - Vol. 406 , nr. 1 . - S. 158-171 . — ISSN 0004-637X . - doi : 10.1086/172427 . - .  — Se c. 160.
  47. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , sid. 356–358.
  48. ↑ Hansen CJ; Kawaler SD (1999), Stellar Interiors: Physical Principles, Structure, and Evolution , Astronomy and Astrophysics Library, N. Y .: Springer New York , sid. 39, ISBN 978-0387941387 , < https://books.google.com/books?id=m-_6LYuUbUkC&pg=PA39 > Arkiverad 7 juni 2020 på Wayback Machine 
  49. ↑ 1 2 Clayton D.D. Principer för stjärnutveckling och nukleosyntes  . - Chicago: University of Chicago Press , 1983. - S. 481-482. — 621 sid. - ISBN 978-0-226-10953-4 .
  50. ↑ Gloeckler G.; Geiss J. Sammansättning av det lokala interstellära mediet som diagnostiserats med pickupjoner  (engelska)  // 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. Interstellärt medium . Astronet . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 17 juli 2020.
  52. ↑ Baturin V.; Mironova I. Stjärnor: deras struktur, liv och död . Struktur av huvudsekvensstjärnor . Astronet . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 5 juli 2020.
  53. ↑ Postnov K. A. Stjärnans utveckling efter huvudsekvensen // Föreläsningar om allmän astrofysik för fysiker. — M .: Astronet .
  54. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , sid. 401.
  55. ↑ 1 2 Belyaeva E. E. Stjärnornas fysik . Hydrostatisk jämviktsekvation . KFU portal . Kazans federala universitet . Hämtad 30 augusti 2020. Arkiverad från originalet 11 april 2021.
  56. ↑ Popov S. B. Kapitel 4 // Universum. Den kortfattade guiden till rum och tid: Från solsystemet till de mest avlägsna galaxerna och från Big Bang till universums framtid . — M. : Alpina facklitteratur , 2018. — 400 sid. - ISBN 978-5-91671-726-6 .
  57. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , sid. 394–398.
  58. ↑ Shklovsky, 1984 , sid. 134.
  59. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , sid. 441.
  60. ↑ Mironova I. Stjärnor: deras struktur, liv och död . Att observera stjärnornas utveckling . Astronet . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 5 juni 2020.
  61. ↑ Zombeck, MV Handbook of Space Astronomy and Astrophysics 71-73. Cambridge University Press . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 12 augusti 2007.
  62. ↑ Ljusstyrka klasser  // Rymdfysik: Little Encyclopedia / Redaktionsråd: R. A. Sunyaev (chefredaktör) och andra - 2nd ed. - M  .: Soviet Encyclopedia , 1986. - S. 607. - 656 sid. — 70 000 exemplar.
  63. ↑ 1 2 3 4 5 6 7 8 Kononovich, Moroz, 2004 , sid. 399.
  64. ↑ 1 2 Surdin, 2015 , sid. 158.
  65. ↑ 1 2 Gerard S. Cepheidernas hemliga liv  . Villanova University (2014). Hämtad 12 juli 2020. Arkiverad från originalet 13 juli 2020.
  66. ↑ 1 2 Rastorguev A. S. Cepheider - universums stjärnfyrar . PK Sternberg State Astronomical Institute , Moskvas statliga universitet . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 15 juli 2021.
  67. ↑ 1 2 3 4 5 Djorgovski G. Stjärnutveckling efter huvudsekvensen . Caltech astronomi . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 4 juli 2020.
  68. ↑ Shklovsky, 1984 , sid. 137.
  69. ↑ F. C. Adams, G. J. M. Graves, G. Laughlin. Red Dwarfs and the End of the Main Sequence  (engelska)  // Revista Mexicana de Astronomía y Astrofísica . - Mexiko: Instituto de Astronomía, 2004. - 1 december ( vol. 22 ). — S. 46–49 . — ISSN 0185-1101 .
  70. ↑ van Loon, J. Th. Om vindarnas metallicitetsberoende från röda superjättar och Asymptotic Giant Branch-stjärnor // Stellar Evolution at Low Metallicity: Mass Loss, Explosions, Cosmology ASP Conference Series  / redaktörer: PA Crowther, J. Puls. - 2008. - 12 sid. - doi : 10.1017/S1743921308020528 .
  71. ↑ Baturin V.A.; Mironova IV Koldetonation . Astronet . Hämtad 19 juli 2020. Arkiverad från originalet 5 juni 2020.
  72. ↑ 1 2 Mironova I. Schema över utvecklingen av en enda stjärna . Astronet . Astronet . Hämtad 11 juli 2020. Arkiverad från originalet 29 juni 2020.
  73. ↑ Siess, L. Evolution av massiva AGB-stjärnor  // Astronomy and Astrophysics  : journal  . - 2006. - Vol. 448 , nr. 2 . - s. 717-729 . - doi : 10.1051/0004-6361:20053043 . - .
  74. ↑ Salaris M., Cassisi S. Evolution av stjärnor och stjärnpopulationer  . - Chichester: John Wiley & Sons , 2005. - s. 239. - 338 s. — ISBN 978-0-470-09219-X .
  75. ↑ Kononovich, Moroz, 2004 , sid. 414.
  76. ↑ 1 2 Kononovich, Moroz, 2004 , sid. 418.
  77. ↑ Vit dvärgstjärna  . Encyclopedia Britannica . Tillträdesdatum: 29 november 2021.
  78. ↑ Nadezhin D.K. Neutronisering . Rymdfysik . Astronet . Tillträdesdatum: 29 november 2021.
  79. ↑ 1 2 3 Kononovich, Moroz, 2004 , sid. 420.
  80. ↑ Supernovor  / V. P. Utrobin // Space Physics: Little Encyclopedia / Redaktionsråd: R. A. Sunyaev (chefredaktör) och andra - 2:a upplagan. - M  .: Soviet Encyclopedia , 1986. - S. 600-607. — 70 000 exemplar.
  81. ↑ Kollapsande stjärna föder ett svart hål . NASA , Jet Propulsion Laboratory (25 maj 2017). Hämtad 16 juli 2020. Arkiverad från originalet 16 juli 2020.
  82. ↑ Billings L. Astronomer kan ha sett 2 födslar med svarta hål . Scientific American (1 november 2015). Hämtad 16 juli 2020. Arkiverad från originalet 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 s. - ISBN 978-3-540-00179-9 .
  84. ↑ 1 2 3 Kononovich, Moroz, 2004 , sid. 421-427.

Litteratur

Länkar

  Gå till Wikidata-objektet  Ordböcker och uppslagsverk
I bibliografiska kataloger