Наднові типу II: відмінності між версіями

Матеріал з Вікіпедії — вільної енциклопедії.
Перейти до навігації Перейти до пошуку
Інтерактивний перегляд історії
[перевірена версія][перевірена версія]
← Попереднє редагуванняНаступне редагування →
Вилучено вміст Додано вміст
ВізуальнийВікірозмітка
Рядок 192: Рядок 192:


== Теоретичні моделі ==
== Теоретичні моделі ==
[[Стандартна модель]] [[Фізика елементарних частинок|фізики елементарних частинок]] - це теорія, яка описує три з чотирьох відомих [[фундаментальні взаємодії|фундаментальних взаємодій]] між [[Елементарна частинка|елементарними частинками]], з яких створена вся [[Матерія (фізика)|матерія]]. Ця теорія дозволяє робити передбачення, як частинки поведуть себе у різних умовах. Енергія однієї елементарної частинки у надновій як правило складає від 1 до 150 [[Джоуль|пікоджоулів]] (від десятків до сотен [[Електронвольт|MeV]])<ref name="izzard"><cite class="citation journal" contenteditable="false">Izzard, R. G.; Ramirez-Ruiz, E.; Tout, C. A. (2004). </cite></ref> , тобто є досить малою, щоб прогнози на підставі Стандартної моделі фізики елементарних частинок були в основі правильні. Однак висока щільність ймовірно вимагатиме коригування Стандартної моделі.<ref name="cc_sims"><cite class="citation conference" contenteditable="false">Rampp, M.; Buras, R.; Janka, H.-Th.; Raffelt, G. (February 11–16, 2002). </cite></ref> Зокрема, розташовані на Землі [[Прискорювач заряджених частинок|particle accelerators]] можуть створювати взаємодію частинок зі значно більшою енергією, ніж у наднових,<ref><cite class="citation journal" contenteditable="false">The OPAL Collaboration; Ackerstaff, K.; et al. (1998). </cite></ref> однак в цих експериментах окремі частинки взаємодіють з окремими частинками, а у високій щільності всередині наднових можуть виникати несподівані нові результати: взаємодія між нейтрино та іншими частинками у наднових відбувається в межах [[Слабка взаємодія|weak nuclear force]], яка вважається добре зрозумілою, а от взаємодія між протонами та нейтронами включає strong nuclear force, яка вивчена значно гірше.<ref><cite class="citation web" contenteditable="false">Staff (2004-10-05). </cite></ref>
[[Стандартна модель]]&nbsp;[[Фізика елементарних частинок|фізики елементарних частинок]]&nbsp;— це теорія, яка описує три з чотирьох відомих [[фундаментальні взаємодії|фундаментальних взаємодій]] між [[Елементарна частинка|елементарними частинками]], з яких створена вся [[Матерія (фізика)|матерія]]. Ця теорія дозволяє робити передбачення, як частинки поведуть себе у різних умовах. Енергія однієї елементарної частинки у надновій як правило складає від 1 до 150 [[Джоуль|пікоджоулів]] (від десятків до сотен [[Електронвольт|MeV]])<ref name="izzard"><cite class="citation journal" contenteditable="false">Izzard, R. G.; Ramirez-Ruiz, E.; Tout, C. A. (2004). </cite></ref> , тобто є досить малою, щоб прогнози на підставі Стандартної моделі фізики елементарних частинок були в основі правильні. Однак висока щільність ймовірно вимагатиме коригування Стандартної моделі<ref name="cc_sims">
{{cite conference
| first=M. | last=Rampp
|author2=Buras, R. |author3=Janka, H.-Th. |author4= Raffelt, G.
| title = Core-collapse supernova simulations: Variations of the input physics
| booktitle = Proceedings of the 11th Workshop on "Nuclear Astrophysics"
| pages = 119–125 | date = February 11–16, 2002
| location = Ringberg Castle, Tegernsee, Germany
| bibcode = 2002nuas.conf..119R
}}</ref>. Зокрема, розташовані на Землі [[Прискорювач заряджених частинок|прискорювачі заряджений частинок]] можуть створювати взаємодію частинок зі значно більшою енергією, ніж у наднових<ref>
{{cite journal
| author=The OPAL Collaboration
| author2=Ackerstaff, K.
| display-authors=etal
| title=Tests of the Standard Model and Constraints on New Physics from Measurements of Fermion-pair Production at 189 GeV at LEP
| journal=Submitted to [[The European Physical Journal C]]
| date=1998 | volume=2
| issue=3 | pages=441–472 | url=http://publish.edpsciences.com/articles/epjc/abs/1998/05/epjc851/epjc851.html
| accessdate = 2007-03-18 | doi=10.1007/s100529800851 }}
</ref>, однак в цих експериментах окремі частинки взаємодіють з окремими частинками, а у високій щільності всередині наднових можуть виникати несподівані нові результати: взаємодія між нейтрино та іншими частинками у наднових відбувається в межах [[Слабка взаємодія|слабкої взаємодії]], яка вважається добре зрозумілою, а от взаємодія між протонами та нейтронами включає сильну взаємодію, яка вивчена значно гірше<ref>{{cite web
| author=Staff | date=2004-10-05
| url =http://nobelprize.org/nobel_prizes/physics/laureates/2004/public.html
| title=The Nobel Prize in Physics 2004
| publisher=Nobel Foundation
| accessdate=2007-05-30 }}</ref>.


The major unsolved problem with Type&nbsp;II supernovae is that it is not understood how the burst of [[Нейтрино|neutrinos]] transfers its energy to the rest of the star producing the shock wave which causes the star to explode. From the above discussion, only one percent of the energy needs to be transferred to produce an explosion, but explaining how that one percent of transfer occurs has proven very difficult, even though the particle interactions involved are believed to be well understood. In the 1990s, one model for doing this involved convective overturn, which suggests that convection, either from [[Нейтрино|neutrinos]] from below, or infalling matter from above, completes the process of destroying the progenitor star. Heavier elements than iron are formed during this explosion by neutron capture, and from the pressure of the neutrinos pressing into the boundary of the "neutrinosphere", seeding the surrounding space with a cloud of gas and dust which is richer in heavy elements than the material from which the star originally formed.<ref name="pop-sci-dec-2006"><cite class="citation journal" contenteditable="false">Stover, Dawn (2006). </cite></ref>
<!-- CORE COLLAPSE SUPERNOVA CONTENT: -->Головна невирішена проблема у розумінні наднових типу II - відсутність розуміння того, як потік [[нейтрино]] передає свою енергію решті зорі, що спричиняє ударну хвилю, яка веде до вибуху. Як наведено вище, для вибуху потрібно передати лише 1% енергії, однак виявилось дуже важко пояснити, як відбувається передача цього 1% енергії, навіть незважаючи на те, що взаємодія залучених у передачу частинок вважається добре зрозумілою. У 1990-ті роки, one model for doing this involved convective overturn, which suggests that convection, either from [[Нейтрино|neutrinos]] from below, or infalling matter from above, completes the process of destroying the progenitor star. Heavier elements than iron are formed during this explosion by neutron capture, and from the pressure of the neutrinos pressing into the boundary of the «neutrinosphere», seeding the surrounding space with a cloud of gas and dust which is richer in heavy elements than the material from which the star originally formed.<<ref name="pop-sci-dec-2006">
{{cite journal
| last=Stover | first=Dawn | title=Life In A Bubble
| journal=[[Popular Science]] | volume=269 | issue=6
| date=2006 | page=16 }}</ref>


[[Слабка взаємодія|Neutrino physics]], which is modeled by the Standard Model, is crucial to the understanding of this process.<ref name="cc_sims"><cite class="citation conference" contenteditable="false">Rampp, M.; Buras, R.; Janka, H.-Th.; Raffelt, G. (February 11–16, 2002). </cite></ref> The other crucial area of investigation is the [[Гідродинаміка|hydrodynamics]] of the plasma that makes up the dying star; how it behaves during the core collapse determines when and how the "shock wave" forms and when and how it "stalls" and is reenergized.<ref><cite class="citation journal" contenteditable="false">Janka, H.-Th.; Langanke, K.; Marek, A.; Martinez-Pinedo, G.; Mueller, B. (2006). </cite></ref>
<!-- CORE COLLAPSE SUPERNOVA CONTENT: -->[[Слабка взаємодія|Фізика нейтрино]], яка моделюється Стандартною моделлю, є критичною для розуміння цього процесу.<ref name="cc_sims"><cite class="citation conference" contenteditable="false">Rampp, M.; Buras, R.; Janka, H.-Th.; Raffelt, G. (February 11-16, 2002). </cite></ref> The other crucial area of investigation is the [[Гідродинаміка|hydrodynamics]] of the plasma that makes up the dying star; how it behaves during the core collapse determines when and how the «shock wave» forms and when and how it «stalls» and is reenergized.<ref>
{{cite journal
| doi=10.1016/0022-1694(93)90012-X
| last=Janka | first=H.-Th.
|author2=Langanke, K. |author3=Marek, A. |author4=Martinez-Pinedo, G. |author5= Mueller, B.
| title=Theory of Core-Collapse Supernovae
| journal=Bethe Centennial Volume of Physics Reports (submitted)
| volume=142
| issue=1–4
| page=229
| date=2006
| arxiv=astro-ph/0612072
|bibcode = 1993JHyd..142..229H }}</ref>


⚫
In fact, some theoretical models incorporate a hydrodynamical instability in the stalled shock known as the "Standing Accretion Shock Instability" (SASI). This instability comes about as a consequence of non-spherical perturbations oscillating the stalled shock thereby deforming it. The SASI is often used in tandem with neutrino theories in computer simulations for re-energizing the stalled shock.<ref><cite class="citation web" contenteditable="false">Wakana Iwakami; Kei Kotake; Naofumi Ohnishi; Shoichi Yamada; Keisuke Sawada (March 10–15, 2008). [http://www.mpa-garching.mpg.de/hydro/NucAstro/PDF_08/iwakami.pdf "3D Simulations of Standing Accretion Shock Instability in Core-Collapse Supernovae"] (PDF). ''3D Simulations of Standing Accretion Shock Instability in Core-Collapse Supernovae''. 14th Workshop on “Nuclear Astrophysics”<span class="reference-accessdate">. </span></cite></ref>


⚫
In fact, some theoretical models incorporate a hydrodynamical instability in the stalled shock known as the «Standing Accretion Shock Instability» (SASI). This instability comes about as a consequence of non-spherical perturbations oscillating the stalled shock thereby deforming it. The SASI is often used in tandem with neutrino theories in computer simulations for re-energizing the stalled shock.<ref>
⚫
[[Цифрове моделювання|Computer models]] have been very successful at calculating the behavior of Type&nbsp;II supernovae once the shock has been formed. By ignoring the first second of the explosion, and assuming that an explosion is started, [[Астрофізика|astrophysicists]] have been able to make detailed predictions about the elements produced by the supernova and of the expected light curve from the supernova.<ref><cite class="citation journal" contenteditable="false">Blinnikov, S.I.; Röpke, F. K.; Sorokina, E. I.; Gieseler, M.; Reinecke, M.; Travaglio, C.; Hillebrandt, W.; Stritzinger, M. (2006). </cite></ref><ref><cite class="citation journal" contenteditable="false">Young, Timothy R. (2004). </cite></ref><ref><cite class="citation journal" contenteditable="false">Rauscher, T.; Heger, A.; Hoffman, R. D.; Woosley, S. E. (2002). </cite></ref>
{{cite web
|title=3D Simulations of Standing Accretion Shock Instability in Core-Collapse Supernovae
|url=http://www.mpa-garching.mpg.de/hydro/NucAstro/PDF_08/iwakami.pdf
|work=3D Simulations of Standing Accretion Shock Instability in Core-Collapse Supernovae|publisher=14th Workshop on “Nuclear Astrophysics”
|accessdate=30 January 2013
|author=Wakana Iwakami|author2=Kei Kotake |author3=Naofumi Ohnishi |author4=Shoichi Yamada |author5=Keisuke Sawada
|date=March 10–15, 2008
}}</ref>

⚫
[[Цифрове моделювання|Computer models]] have been very successful at calculating the behavior of Type&nbsp;II supernovae once the shock has been formed. By ignoring the first second of the explosion, and assuming that an explosion is started, [[Астрофізика|astrophysicists]] have been able to make detailed predictions about the elements produced by the supernova and of the expected light curve from the supernova.ref>{{cite journal
| first=S.I. | last=Blinnikov
|author2=Röpke, F. K. |author3=Sorokina, E. I. |author4=Gieseler, M. |author5=Reinecke, M. |author6=Travaglio, C. |author7=Hillebrandt, W. |author8= Stritzinger, M.
| title=Theoretical light curves for deflagration models of type Ia supernova
| journal=Astronomy and Astrophysics
| date=2006 | volume=453 | issue=1 | pages=229–240
| bibcode=2006A&A...453..229B
| doi=10.1051/0004-6361:20054594 |arxiv = astro-ph/0603036 }}
</ref><ref>
{{cite journal
| last=Young | first=Timothy R. | title=A Parameter Study of Type II Supernova Light Curves Using 6 M He Cores
| journal=[[The Astrophysical Journal]]
| date=2004 | volume=617 | issue=2 | pages=1233–1250
| doi=10.1086/425675 | bibcode=2004ApJ...617.1233Y|arxiv = astro-ph/0409284 }}
</ref><ref>
{{cite journal
| first=T. | last=Rauscher
|author2=Heger, A. |author3=Hoffman, R. D. |author4= Woosley, S. E.
| title=Nucleosynthesis in Massive Stars With Improved Nuclear and Stellar Physics
| journal=[[The Astrophysical Journal]]
| date=2002 | volume=576 | issue=1 | pages = 323–348
| doi=10.1086/341728 | bibcode=2002ApJ...576..323R|arxiv = astro-ph/0112478 }}
</ref>


== Криві яскравості для наднових типів II-L та II-P&nbsp; ==
== Криві яскравості для наднових типів II-L та II-P&nbsp; ==

Версія за 08:22, 8 жовтня 2015

Ця стаття в процесі редагування певний час.

Будь ласка, не редагуйте її, бо Ваші зміни можуть бути втрачені.

Якщо ця сторінка не редагувалася кілька днів, будь ласка, приберіть цей шаблон. Це повідомлення призначене для уникнення конфліктів редагування.

Останнє редагування зробив користувач Sthelen.aqua (внесок, журнали) о 08:22 UTC (4551554 хвилини тому).
Залишок SN 1987A, наднової типу II-P у Великій Магеллановій Хмарі. Зображення NASA.

Наднові типу II утворюються в результаті швидкого колапсу ядра та різкого подальшого вибуху масивної зорі масою не менше 8 і не більше 40–50 мас Сонця (M☉)[1] . Цей тип вирізняють від інших типів наднових за наявністю водню у її спектрі. Наднові типу II переважно спостерігаються у спіральних рукавах галактик та у регіонах H II, але не в еліптичних галактиках.

Зорі генерують енергію завдяки ядерному синтезу елементів. На відміну від Сонця, масивні зорі мають достатньо маси для синтезу елементів з атомною масою, більшою за масу водню та гелію, хоча і при все вищих температурах та тиску, що веде до значно короткої тривалості зоряного життя. Дегенераційний тиск електронів та енергія, створена такими реакціями ядерного синтезу достатні для протидії силі гравітації та утримують зорю від колапсу, підтримуючи зоряну рівновагу. Зоря в ядерному синтезу утворює все важчі елементи, починаючи з гелію і аж до утворення залізно-нікелевого ядра. Ядерний синтез нікелю та заліза не має додаткової енергії, тому подальший ядерний синтез припиняється і залізно-нікелеве ядро стає інертним. Внаслідок відсутності витоку енергії, який протидіє тиску зовні, рівновага порушується.

Коли маса інертного ядра перевищує межу Чандрасекара (бл.1,4 M☉), самої дегенерації електронів недостатньо для протидії гравітації і підтримки зоряної рівноваги. За секунди відбувається катаклізмічна імплозія, коли зовнішнє ядро сягає спрямованої всередину швидкості до 23% швидкості світла, а внутрішнє ядро досягає температури до 100 мільярдів К. Нейтрони і нейтрино формуються завдяки зворотному бета-розпаду, вивільняючи до 1046 джоулей (100 foe) за десятисекундний спалах. Колапс зупиняється дегенерацією нейтронів, що зупиняє імплозію та відкидає її назовні. Енергія такої направленої назовні ударної хвилі достатня для того, щоб прискорити оточуючу матерію зорі до другої космічної швидкості, що створє вибух наднової, а ударна хвиля та надзвичайно високі температури на короткий час дозволяють синтез елементів, важчих від заліза[2] В залежності від початкового розміру зорі, залишко ядра формують або нейтронну зорю або чорну діру.

Існують декілька підтипів наднових типу II, які категоризуються на підставі кривої яскравості (графіку яскравості у часі) після вибуху. Так, наднові типу II-L демонструють стабільне (лінійне) зниження яскравості після вибуху, а наднові типу II-P мають у кривій період більш повільного зниження (плато) яскравості, після чого йде лінійне зниження.

Через зазначений механізм, цей тип також називають наднова колапсу ядра. Наднові типу Ib та Ic є також типом наднових колапсу ядра, але для масивних зір, які скинули зовнішні оболонки з водню та (для типу Ic) гелію, в результаті в їх спектрі ці елементи відсутні.

Утворення

Схожа на цибулину структура оболонок розвинутої масивної зорі (шкала не витримана).

Зорі, масивніші за Сонце, еволюціонують біль складно. Спочатку в ядрі зорі відбувається перетворення водню на гелій, що вивільняє теплову енергію, як нагріває ядро та тиск, направлений назовні, що утримує оболонки зорі від колапсу у процесі, відомому як зоряна або гідростатична рівновага. Утворений гелій залишається в ядрі, оскільки температура там ще недостатньо висока для початку його термоядерного перетворення. Поступово, по мірі виснаження водню у ядрі, воднева термоядерна реакція уповільнюється, і гравітація спричиняє скорочення радіусу ядра. Це збільшує температуру до достатньої висоти, щоб почати більш коротку за часом фазу гелієвої термоядерної реакції, яка триває менше 10% вього життя зорі. У зорях з масами менше 8 мас Сонця, вуглець, який утворився внаслідок горіння гелію, власної термоядерної реакції не розпочинає і зоря повільно охолоджується у білий карлик[3][4]. Якщо білий карлик є частиною тісної подвійної зоряної системи, він може перетворитись на наднову типу Ia.

Однак значно більша зоря є достатньо масивною для створення в ядрі температур та тиску достатніх для початку термоядерної реакції вуглецю після її стискання наприкінці фази горіння гелію. Ядра таких зір стають розшарованими на зразок цибулини по мірі того, як все важчі ядра атомів накопичуються в центрі — зовнішня газова оболонка з водню, потім шар, де водень перетворюється у гелій, потім шар, де гелій перетворюється у вуглець в рамках потрійної альфа-реакції, далі вглиб шари термоядерних реакцій утворення все важчих елементів. По мірі еволюції масивної зорі, вона проходить декілька стадій, коли термоядерна реакція у ядрі припиняється, і ядро колапсує до тих пір, доки тиск та температура не зростають для початку наступної стадії термоядерного горіння, що дозволяє зупинити колапс.[3][4]

Стадії термоядерного горіння в ядрі для зорі масою 25 мас Сонця
Процес Основне паливо Основний продукт Зоря масою 25 M☉[5]
Температура

(К)

Щільність

(г/см3)

Тривалість
Горіння водню Водень Гелій 7×107 10 107 років
Потрійна альфа-реакція Гелій Вуглець, Оксиген 2×108 2000 106 років
Ядерне горіння вуглецю Вуглець Неон, Натрій, Магній, Алюміній 8×108 106 103 років
Ядерне горіння неону Неон Оксиген, Магній 1,6×109 107 3 років
Ядерне горіння оксигену Оксиген Кремній, Сірка, Аргон, Кальцій 1,8×109 107 0,3 років
Ядерне горіння кремнію Кремній Нікель (розкладається у залізо) 2,5×109 108 5 днів

Колапс ядра

Фактором, який обмежує зазначений цикл "ядерний синтез - зупинка - стискання - розігрів - перехід до синтезу важчого елементу" в ядрі зорі, є кількість енергії, яка вивільняється при ядерному синтезі, - вона залежить від енергії зв'язку ядер елементів. Кожна наступна стадія ядерного синтезу створює важчі елементи, які при синтезі вивільняють все менше енергії. Крім того, починаючи з ядерного горіння вуглецю, втрата енергії за рахунок утворення нейтрино зростає, що веде до вищої швидкості реакції, ніж якби цього не відбувалось[6]. Цикл триває доки не утворюється нікель-56, який протягом декількох місяців радіоактивно розпадається у кобальт-56, і далі у залізо-56. Оскільки залізо та нікель мають найвищу енергію зв'язку ядра серед усіх елементів[7], далі ядерний синтез у ядрі енергію виробляти не може, і починається зростання нікелево-залізного ядра[4][8]. Ядро зорі перебуває під величезним гравітаційним тиском, а за відсутності наступного циклу ядерного синтезу для подальшого зростання температури протидію колапсу ядра під таким тиском чинить лише дегенераційний тиск електронів. У такому стані, матерія є настільки щільною, що подальше стискання потребуватиме, щоб електрони займали однаковий енергетичний рівень. Це однак заборонено для ідентичних ферміонних частинок, таких як електрон, – феномен під назвою принцип виключення Паулі.

Коли маса ядра перетинає межу Чандрасекара (бл. 1,4 M☉), дегенераційний тиск більше не може утримувати його і відбувається катастрофічний колапс[9]. Зовнішня частина ядра досягає швидкості до 70,000 км/с (23% швидкості світла) при колапсі до центру зорі[10]. Ядро, яке швидко стискається, нагрівається і виробляє високоенергетичні гамма-промені, які розкладають ядро атома заліза на ядро атому гелію та вільні нейтрони (фотодезинтеграція). Густина ядра зростає і стає енергетично доцільно для електронів та протонів злитися шляхом зворотнього бета-розпаду, з утворенням нейтронів та нейтрино. Оскільки нейтрино рідко взаємодіють з нормальною речовиною, вони можуть тікають з ядра, забираючи з собою енергію і пришвидшуючи колапс, який трапляється за мілісекунди. В процесі околаспу ядро відділяється від зовнішніх шарів зорі, а деякі нейтрино ними поглинаються, що запускає вибух наднової[11].

У випадку наднових типу II, колапс врешті-решт зупиняється за рахунок нейтрон-нейтронного відштовхування на малих відстанях, з урахуванням сильної взаємодії, а також дегенеративного тиску нейтронів при щільності матерії, порівнюваній з ядром атома. Коли колапс зупиняється, матерія, яка падала всередину, починає рухатись назовні, створюючи ударну хвилю. Енергія від цієї хвилі дисоціює важкі елементи в ядрі, і це зменшує енергію ударної хвилі та може затримати вибух в рамках зовнішнього ядра[12].

Фаза колапсу ядра настільки щільна та енергетична, що втекти можуть тільки нейтрино. Коли протони перетворюються у нейтрони за рахунок захоплення електрону, народжується електронне нейтрино. У класичній надновій типу II, новонароджене нейтронне ядро маж початкову температуру близько 100 мільярдів К, що у 104 разів більше температури ядра Сонця. Для народження стабільної нейтронної зорі більшість цієї енергії потрібно скинути, інакше нейтрони "википлять". Це досягається подальшим витоком нейтрино.[13]. Ці 'термальні' нейтрино формуються як пари нейтрино-антинейтрино всіх видів у кількості, що в декілька разів перевищує кількість нейтрино, утворених при захопленні електронів[14]. Два механізми виробництва нейтрино перетворюють гравітаційну потенціальну енергію колапсу у десятисекундний спалах нейтрино, який вивільняє бл. 1046 джоулей (100 foe) енергії.[15]

В рамках процесу, який ще погано зрозумілий, бл.1044 джоулей (1 foe) енергії знову поглинається затриманою ударною хвилею, що спричиняє вибух[a][12]. Нейтрино, утворені надновою, спостерігались у випадку наднової SN 1987A, що дозволило астрономам дійти висновку про правильність в цілому теорії колапсу ядра. Водяні інструменти "Kamiokande II" та "IMB" зафіксували "термальні" антинейтрино[13], а заснований на галії-71 Баксанський інструмент зафіксував нейтрино (лептонний заряд = 1) або термального походження або від захоплення електрону.

В масивній розвиненій зорі (a) ядерний синтез елементів створює шари та врешті-решт нікелево-залізне ядро, (b) яке досягає межі Чандрасекара та починає колапсувати. Внутрішня частина ядра стискається у нейтрони (c), внаслідок чого вадаючий матеріали "відскакує" (d) і формує ударний фронт, який розширюється назовні (червоний). Ударна хвиля починає зупинятись (e), але за рахунок взаємодії з нейтрино отримує додаткову енергію. Оточюучий матеріал розкидає вибухом (f), залишаючи лише дегенеративний залишок.

Коли зоря-попередник має менше бл. 20 M☉ – в залежності від сили вибуху та кількості матеріалу, який падає назад – денегеративний залишок від колапсу ядра утворює нейтронну зорю[10], а якщо маса була більшою, залишок колапсує у чорну діру[4][16]. Теоретична межа для цього сценарію колапсу ядра становить бл.40–50 M☉. Вважається, що більш масивна зоря колапсує прямо у чорну діру без вибуху наднової[17], хоча певні невизначеності у моделях колапсів з надновими роблять непевними і розрахунок такої межі.

Теоретичні моделі

Стандартна модель фізики елементарних частинок — це теорія, яка описує три з чотирьох відомих фундаментальних взаємодій між елементарними частинками, з яких створена вся матерія. Ця теорія дозволяє робити передбачення, як частинки поведуть себе у різних умовах. Енергія однієї елементарної частинки у надновій як правило складає від 1 до 150 пікоджоулів (від десятків до сотен MeV)[18] , тобто є досить малою, щоб прогнози на підставі Стандартної моделі фізики елементарних частинок були в основі правильні. Однак висока щільність ймовірно вимагатиме коригування Стандартної моделі[19]. Зокрема, розташовані на Землі прискорювачі заряджений частинок можуть створювати взаємодію частинок зі значно більшою енергією, ніж у наднових[20], однак в цих експериментах окремі частинки взаємодіють з окремими частинками, а у високій щільності всередині наднових можуть виникати несподівані нові результати: взаємодія між нейтрино та іншими частинками у наднових відбувається в межах слабкої взаємодії, яка вважається добре зрозумілою, а от взаємодія між протонами та нейтронами включає сильну взаємодію, яка вивчена значно гірше[21].

Головна невирішена проблема у розумінні наднових типу II - відсутність розуміння того, як потік нейтрино передає свою енергію решті зорі, що спричиняє ударну хвилю, яка веде до вибуху. Як наведено вище, для вибуху потрібно передати лише 1% енергії, однак виявилось дуже важко пояснити, як відбувається передача цього 1% енергії, навіть незважаючи на те, що взаємодія залучених у передачу частинок вважається добре зрозумілою. У 1990-ті роки, one model for doing this involved convective overturn, which suggests that convection, either from neutrinos from below, or infalling matter from above, completes the process of destroying the progenitor star. Heavier elements than iron are formed during this explosion by neutron capture, and from the pressure of the neutrinos pressing into the boundary of the «neutrinosphere», seeding the surrounding space with a cloud of gas and dust which is richer in heavy elements than the material from which the star originally formed.<[22]

Фізика нейтрино, яка моделюється Стандартною моделлю, є критичною для розуміння цього процесу.[19] The other crucial area of investigation is the hydrodynamics of the plasma that makes up the dying star; how it behaves during the core collapse determines when and how the «shock wave» forms and when and how it «stalls» and is reenergized.[23]


In fact, some theoretical models incorporate a hydrodynamical instability in the stalled shock known as the «Standing Accretion Shock Instability» (SASI). This instability comes about as a consequence of non-spherical perturbations oscillating the stalled shock thereby deforming it. The SASI is often used in tandem with neutrino theories in computer simulations for re-energizing the stalled shock.[24]

Computer models have been very successful at calculating the behavior of Type II supernovae once the shock has been formed. By ignoring the first second of the explosion, and assuming that an explosion is started, astrophysicists have been able to make detailed predictions about the elements produced by the supernova and of the expected light curve from the supernova.ref>Blinnikov, S.I.; Röpke, F. K.; Sorokina, E. I.; Gieseler, M.; Reinecke, M.; Travaglio, C.; Hillebrandt, W.; Stritzinger, M. (2006). Theoretical light curves for deflagration models of type Ia supernova. Astronomy and Astrophysics. 453 (1): 229—240. arXiv:astro-ph/0603036. Bibcode:2006A&A...453..229B. doi:10.1051/0004-6361:20054594. </ref>[25][26]

Криві яскравості для наднових типів II-L та II-P 

Характерні криві яскравості для наднових типу II-L та II-P

Спектр наднових типу II як правило демонструє лінії поглинання Бальмера — зменшений потік на характерних частотах, де атоми водню поглинають енергію. За наявністю цих ліній наднові типу ІІ вирізняють від наднових типу Іа.

Коли яскравість наднової типу II розглядається у часі, графік показує характерне зростання до піку з подальшим поступовим зниженням, яке в середньому становить 0,008 абсолютних зоряних величин на день; це значно менше, ніж зниження яскравості у наднових типу Ia. Наднові типу II поділяються на два підтипи в залежності від форми кривої яскравості. Крива яскравості наднової типу II-L має поступове (лінійне)зниження після піку яскравості, а крива яскравості типу II-P при зниженні має чіткий плаский відрізок (що має назву плато), де яскравість знижується більш повільно. Чистий середній рівень зниження яскравості для наднових II-P становить 0,0075 зоряних величин на день, у порівнянні з 0,012 зоряних величин на день для типу magnitudes II-L.<[27]

Вважається, що така різниця між кривими яскравості викликана тим, що наднова типу II-L викидає майже всю водневу оболонку зорі-попередника[27], а плато у наднових типу II-P викликано зміною у непрозорості зовнішнього шару. Ударна хвиля іонізує водень зовнішньої оболонки, забираючи електрон у атому, що значно збільшує непрозорість. Це не дозволяє витік протонів внутрішніх шарів вибуху. А коли водень достатньо охолоджується для рекомбінації, зовнішній шар відновлює прозорість[28].

Наднові типу IIn 

У наднових типу IIn, «n» означає «вузький» (англ. narrow), на позначення наявності у спектрі наднової середніх або вузьких ліній емісії водню. Лінія середньої ширини може вказувати на сильну взаємодію викинутої вибухом зоряної речовини з iз гадом довкола зорі — міжзоряною речовиною. [29][30] Однак розрахункова щільність міжзоряної речовини, яка потрібна для пояснення таких спостережень, є значно вищою, ніж очікувана при застосування стандартної теорії зоряної еволюції[31]. Тому як правило припускають, що висока щільність міжзоряної величини спричинена за рахунок високих ступеню втрати речовини зорями-попередниками наднових типу IIn; рохрахунковий коефіцієнт втрати маси становить більше 10−3 M⊙ рік−1. Існують певні вказівки, що до вибуху такі зорі-попердники бухи схожі на яскраві блакитні змінні зі значною втратою маси[32]. Відомими прикладами наднових типу IIn є SN 1998S та SN 2005gl; SN 2006gy, надзвичайно високоенергетична наднова, можливо буде також підтверджена надновою цього типу[33].

Наднові типу IIb 

Наднові типу IIb відносять до типу ІІ, оскільки у початковому спектрі вони мають слабкі лінії водню, однак пізніше лінія емісії водню у спектрі зникає, а крива яскравості має другий пік зі спектром, що більше нагадує наднову типу Ib. Зорею-попередником цього типу наднових може бути гігант, що втратив більшість своєї водневої оболонки внаслідок взаємодії з компаньйоном у подвійній зоряній системі, а позаду лишилось переважно гелієве ядро[34]. По мірі розширення викинутої вибухом матерії, тонкий шар водню швидко стає прозорішим і відкриває глибші шари[34]. Класичним прикладом наднової типу IIb є Sn 1993J[35][36], ще одним — Кассіопея A[37]. Наднові типу IIb були вперше запропоновані (як теоретична концепція) Енсманом та Вуслі у 1987 році.

Гіпернові (колапсари)

Hypernovae are a rare type of supernova substantially more luminous and energetic than standard supernovae. Examples are 1997ef (type Ic) and 1997cy (type IIn). Hypernovae are produced by more than one type of event: relativistic jets during formation of a black hole from fallback of material onto the neutron star core, the collapsar model; interaction with a dense envelope of circumstellar material, the CSM model; the highest mass pair instability supernovae; possibly others such as binary and quark star model.

Stars with initial masses between about 25 and 90 times the sun develop cores large enough that after a supernova explosion, some material will fall back onto the neutron star core and create a black hole. In many cases this reduces the luminosity of the supernova, and above 90 M☉ the star collapses directly into a black hole without a supernova explosion. However, if the progenitor is spinning quickly enough the infalling material generates relativistic jets that emit more energy than the original explosion.[38] They may also be seen directly if beamed towards us, giving the impression of an even more luminous object. In some cases these can produce gamma-ray bursts, although not all gamma-ray bursts are from supernovae.[39]

In some cases a type II supernova occurs when the star is surrounded by a very dense cloud of material, most likely expelled during luminous blue variable eruptions. This material is shocked by the explosion and becomes more luminous than a standard supernova. It is likely that there is a range of luminosities for these type IIn supernovae with only the brightest qualifying as a hypernova.

Pair instability supernovae occur when an oxygen core in an extremely massive star becomes hot enough that gamma rays spontaneously produce electron-positron pairs.[40] This causes the core to collapse, but where the collapse of an iron core causes endothermic fusion to heavier elements, the collapse of an oxygen core creates runaway exothermic fusion which completely unbinds the star. The total energy emitted depends on the initial mass, with much of the core being converted to 56Ni and ejected which then powers the supernova for many months. At the lower end stars of about 140 M☉ produce supernovae that are long-lived but otherwise typical, while the highest mass stars of around 250 M☉ produce supernovae that are extremely luminous and also very long lived; hypernovae. More massive stars die by photodisintegration. Only population III stars, with very low metallicity, can reach this stage. Stars with more heavy elements are more opaque and blow away their outer layers until they are small enough to explode as a normal type Ib/c supernova. It is thought that even in our own galaxy, mergers of old low metallicity stars may form massive stars capable of creating a pair instability supernova.

Див. також

Примітки

  1. ↑ Gilmore, Gerry (2004). The Short Spectacular Life of a Superstar. Science. 304 (5697): 1915—1916. doi:10.1126/science.1100370. PMID 15218132.
  2. ↑ Staff (7 вересня 2006). Introduction to Supernova Remnants. NASA Goddard/SAO. Процитовано 1 травня 2007.
  3. ↑ а б Richmond, Michael. Late stages of evolution for low-mass stars. Rochester Institute of Technology. Процитовано 4 серпня 2006.
  4. ↑ а б в г Hinshaw, Gary (23 серпня 2006). The Life and Death of Stars. NASA Wilkinson Microwave Anisotropy Probe (WMAP) Mission. Процитовано 1 вересня 2006.
  5. ↑ Woosley, S.; Janka, H.-T. (December 2005). The Physics of Core-Collapse Supernovae. Nature Physics. 1 (3): 147—154. arXiv:astro-ph/0601261. Bibcode:2005NatPh...1..147W. doi:10.1038/nphys172.
  6. ↑ Clayton, Donald (1983). Principles of Stellar Evolution and Nucleosynthesis. University of Chicago Press. ISBN 978-0-226-10953-4.
  7. ↑ Fewell, M. P. (1995). The atomic nuclide with the highest mean binding energy. American Journal of Physics. 63 (7): 653—658. Bibcode:1995AmJPh..63..653F. doi:10.1119/1.17828.
  8. ↑ Fleurot, Fabrice. Evolution of Massive Stars. Laurentian University. Процитовано 13 серпня 2007.
  9. ↑ Lieb, E. H.; Yau, H.-T. (1987). A rigorous examination of the Chandrasekhar theory of stellar collapse. Astrophysical Journal. 323 (1): 140—144. Bibcode:1987ApJ...323..140L. doi:10.1086/165813.
  10. ↑ а б Fryer, C. L.; New, K. C. B. (24 січня 2006). Gravitational Waves from Gravitational Collapse. Max Planck Institute for Gravitational Physics. Процитовано 14 грудня 2006.
  11. ↑ Hayakawa, T.; Iwamoto, N.; Kajino, T.; Shizuma, T.; Umeda, H.; Nomoto, K. (2006). Principle of Universality of Gamma-Process Nucleosynthesis in Core-Collapse Supernova Explosions. The Astrophysical Journal. 648 (1): L47—L50. Bibcode:2006ApJ...648L..47H. doi:10.1086/507703.
  12. ↑ а б Fryer, C. L.; New, K. B. C. (24 січня 2006). Gravitational Waves from Gravitational Collapse, section 3.1. Los Alamos National Laboratory. Процитовано 9 грудня 2006.
  13. ↑ а б Mann, Alfred K. (1997). Shadow of a star: The neutrino story of Supernova 1987A. New York: W. H. Freeman. с. 122. ISBN 0-7167-3097-9.
  14. ↑ Gribbin, John R.; Gribbin, Mary (2000). Stardust: Supernovae and Life – The Cosmic Connection. New Haven: Yale University Press. с. 173. ISBN 978-0-300-09097-0.
  15. ↑ Barwick, S.; Beacom, J. та ін. (29 жовтня 2004). APS Neutrino Study: Report of the Neutrino Astrophysics and Cosmology Working Group (PDF). American Physical Society. Процитовано 12 грудня 2006.
  16. ↑ Fryer, Chris L. (2003). Black Hole Formation from Stellar Collapse. Classical and Quantum Gravity. 20 (10): S73—S80. Bibcode:2003CQGra..20S..73F. doi:10.1088/0264-9381/20/10/309.
  17. ↑ Fryer, Chris L. (1999). Mass Limits For Black Hole Formation. The Astrophysical Journal. 522 (1): 413—418. arXiv:astro-ph/9902315. Bibcode:1999ApJ...522..413F. doi:10.1086/307647.
  18. ↑ Izzard, R. G.; Ramirez-Ruiz, E.; Tout, C. A. (2004).
  19. ↑ а б Rampp, M.; Buras, R.; Janka, H.-Th.; Raffelt, G. (February 11–16, 2002). Core-collapse supernova simulations: Variations of the input physics. Proceedings of the 11th Workshop on "Nuclear Astrophysics". Ringberg Castle, Tegernsee, Germany. с. 119—125. Bibcode:2002nuas.conf..119R. Помилка цитування: Некоректний тег <ref>; назва «cc_sims» визначена кілька разів з різним вмістом
  20. ↑ The OPAL Collaboration; Ackerstaff, K. та ін. (1998). Tests of the Standard Model and Constraints on New Physics from Measurements of Fermion-pair Production at 189 GeV at LEP. Submitted to The European Physical Journal C. 2 (3): 441—472. doi:10.1007/s100529800851. Процитовано 18 березня 2007.
  21. ↑ Staff (5 жовтня 2004). The Nobel Prize in Physics 2004. Nobel Foundation. Процитовано 30 травня 2007.
  22. ↑ Stover, Dawn (2006). Life In A Bubble. Popular Science. 269 (6): 16.
  23. ↑ Janka, H.-Th.; Langanke, K.; Marek, A.; Martinez-Pinedo, G.; Mueller, B. (2006). Theory of Core-Collapse Supernovae. Bethe Centennial Volume of Physics Reports (submitted). 142 (1–4): 229. arXiv:astro-ph/0612072. Bibcode:1993JHyd..142..229H. doi:10.1016/0022-1694(93)90012-X.
  24. ↑ Wakana Iwakami; Kei Kotake; Naofumi Ohnishi; Shoichi Yamada; Keisuke Sawada (March 10–15, 2008). 3D Simulations of Standing Accretion Shock Instability in Core-Collapse Supernovae (PDF). 3D Simulations of Standing Accretion Shock Instability in Core-Collapse Supernovae. 14th Workshop on “Nuclear Astrophysics”. Процитовано 30 January 2013.
  25. ↑ Young, Timothy R. (2004). A Parameter Study of Type II Supernova Light Curves Using 6 M He Cores. The Astrophysical Journal. 617 (2): 1233—1250. arXiv:astro-ph/0409284. Bibcode:2004ApJ...617.1233Y. doi:10.1086/425675.
  26. ↑ Rauscher, T.; Heger, A.; Hoffman, R. D.; Woosley, S. E. (2002). Nucleosynthesis in Massive Stars With Improved Nuclear and Stellar Physics. The Astrophysical Journal. 576 (1): 323—348. arXiv:astro-ph/0112478. Bibcode:2002ApJ...576..323R. doi:10.1086/341728.
  27. ↑ а б Doggett, J. B.; Branch, D. (1985). A Comparative Study of Supernova Light Curves. Astronomical Journal. 90: 2303—2311. Bibcode:1985AJ.....90.2303D. doi:10.1086/113934.
  28. ↑ Type II Supernova Light Curves. Swinburne University of Technology. Процитовано 17 березня 2007.
  29. ↑ Filippenko, A. V. (1997). Optical Spectra of Supernovae. Annual Review of Astronomy and Astrophysics. 35: 309—330. Bibcode:1997ARA&A..35..309F. doi:10.1146/annurev.astro.35.1.309.
  30. ↑ Pastorello, A.; Turatto, M.; Benetti, S.; Cappellaro, E.; Danziger, I. J.; Mazzali, P. A.; Patat, F.; Filippenko, A. V.; Schlegel, D. J.; Matheson, T. (2002). The type IIn supernova 1995G: interaction with the circumstellar medium. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 333 (1): 27—38. arXiv:astro-ph/0201483. Bibcode:2002MNRAS.333...27P. doi:10.1046/j.1365-8711.2002.05366.x.
  31. ↑ Langer, N. (22 September 2012). Presupernova Evolution of Massive Single and Binary Stars. Annual Review of Astronomy and Astrophysics. 50 (1): 107—164. arXiv:1206.5443. Bibcode:2012ARA&A..50..107L. doi:10.1146/annurev-astro-081811-125534.
  32. ↑ Michael Kiewe; Avishay Gal-Yam; Iair Arcavi; Leonard; Emilio Enriquez; Bradley Cenko; Fox; Dae-Sik Moon; Sand; Soderberg, Alicia M.; Cccp, The (2010). Caltech Core-Collapse Project (CCCP) observations of type IIn supernovae: typical properties and implications for their progenitor stars. ApJ. 744 (10): 10. arXiv:1010.2689. Bibcode:2012ApJ...744...10K. doi:10.1088/0004-637X/744/1/10.
  33. ↑ Smith, N.; Chornock, R.; Silverman, J. M.; Filippenko, A. V.; Foley, R. J. (2010). Spectral Evolution of the Extraordinary Type IIn Supernova 2006gy (pdf). The Astrophysical Journal. 709 (2): 856—883. arXiv:0906.2200. Bibcode:2010ApJ...709..856S. doi:10.1088/0004-637X/709/2/856.
  34. ↑ а б Utrobin, V. P. (1996). Nonthermal ionization and excitation in Type IIb supernova 1993J. Astronomy and Astrophysics. 306 (5940): 219—231. Bibcode:1996A&A...306..219U.
  35. ↑ Nomoto, K.; Suzuki, T.; Shigeyama, T.; Kumagai, S.; Yamaoka, H.; Saio, H. (1993). A type IIb model for supernova 1993J. Nature. 364 (6437): 507. Bibcode:1993Natur.364..507N. doi:10.1038/364507a0.
  36. ↑ Chevalier, R. A.; Soderberg, A. M. (2010). Type IIb Supernovae with Compact and Extended Progenitors. The Astrophysical Journal. 711: L40. arXiv:0911.3408. Bibcode:2010ApJ...711L..40C. doi:10.1088/2041-8205/711/1/L40.
  37. ↑ Krause, O.; Birkmann, S.; Usuda, T.; Hattori, T.; Goto, M.; Rieke, G.; Misselt, K. (2008). The Cassiopeia A supernova was of type IIb. Science. 320 (5880): 1195—1197. arXiv:0805.4557. Bibcode:2008Sci...320.1195K. doi:10.1126/science.1155788. PMID 18511684.
  38. ↑ Nomoto, K. I.; Tanaka, M.; Tominaga, N.; Maeda, K. (2010).
  39. ↑ "Cosmological Gamma-Ray Bursts and Hypernovae Conclusively Linked".
  40. ↑ Kasen, D.; Woosley, S. E.; Heger, A. (2011).
Типи
Пов'язане
Структура
Попередники
Залишки
Відкриття
Переліки
Відомі
Дослідження
Отримано з https://uk.wikipedia.org/w/index.php?title=Наднові_типу_II&oldid=16868445