Hovedsekvens

HR diagram M
a
g
n. a
s
s
o
l
u
t
a Uhyggelig type Temperatur  (× 10³  kelvin ) Unge stjerneobjekter
_
 Brune
dverger
Hvite dverger Subnane "Dverg" stjerner Hovedsekvens Blå dverger Hvit-blå Hvit Hvit-gul Gul oransje rød Undergiganter Kjemper Blå rød Strålende kjemper Supergigant Blå Gul rød Ulv-
Rayet Hyperkjemper Gul


Hovedsekvensen er et kontinuerlig og tydelig bånd av stjerner arrangert nesten diagonalt i Hertzsprung-Russell-diagrammet , en grafisk representasjon som relaterer den faktiske temperaturen (vist på abscissen ) og lysstyrken (vist på ordinaten ) til stjernene. Stjernene som samler seg i dette båndet kalles hovedsekvensstjerner eller "dvergstjerner", selv om den sistnevnte betegnelsen har gått ut av bruk [1] [2] .

Etter å ha dannet seg i en molekylsky , genererer en stjerne energi i kjernen gjennom kjernefysiske reaksjoner av fusjon av hydrogen til helium . I løpet av denne lange fasen av livssyklusen plasserer stjernen seg innenfor hovedsekvensen i en posisjon som hovedsakelig bestemmes av massen og andre faktorer som dens kjemiske sammensetning. Alle hovedsekvensstjerner er i en tilstand av hydrostatisk likevekt der det termiske trykket og, i massive stjerner, strålingstrykket [3] til kjernen, rettet utover, motvirker den naturlige gravitasjonskollapsen av stjernens lag rettet innover. Den sterke avhengigheten av hastigheten for energiskaping av temperatur og tetthet bidrar til å opprettholde denne balansen .

Energien som produseres i kjernen transporteres gjennom de øvre lagene ved stråling eller konveksjon , avhengig av temperaturgradienten og opasiteten; til slutt når den fotosfæren , hvorfra den utstråles ut i rommet i form av strålingsenergi . Hovedsekvensstjerner med masse større enn 1,5 solmasser (M ☉ ) har en konvektiv kjerne, mens energi transporteres med stråling mellom kjernen og overflaten. I stjerner med en masse mellom 1,5 M ☉ og 0,5 M ☉ skjer det motsatte: de har en kjerne der overføringen av energi skjer ved stråling, mens konveksjon utløses over kjernen, nær overflaten. Til slutt har hovedsekvensstjerner med masse mindre enn 0,5 M ☉ et fullt konvektivt indre.

Jo mer massiv stjernen er, jo kortere tid blir den i hovedsekvensen; dette er fordi, ettersom massen øker, er det nødvendig at kjernefysiske prosesser finner sted med en høyere hastighet (og derfor også raskere) for å motvirke tyngdekraften til den større massen og unngå kollaps. Etter at mengden hydrogen i kjernen er fullstendig omdannet til helium, går stjernen ut av hovedsekvensen og følger forskjellige "baner" avhengig av massen: stjerner med mindre enn 0,23 M ☉ blir direkte hvite dverger , mens stjerner med større masse passerer gjennom. fasen til en kjempestjerne eller, avhengig av massen, superkjempe , [4] og deretter, etter mer eller mindre voldsomme fenomener (som eksplosjonen av en supernova ), nå sluttfasen til en degenerert stjerne . [5]

Hovedsekvensen er noen ganger delt inn i to deler, en øvre og en nedre, basert på prosessen som hovedsakelig brukes av stjernen for å produsere energi. Den nedre delen av sekvensen er okkupert av stjerner som har en masse lavere enn 1,5 M ☉ , som smelter sammen hydrogen til helium ved å utnytte en reaksjonssekvens som tar navnet proton-protonkjede . Over denne massen, i den øvre hovedsekvensen, skjer fusjonen av hydrogen til helium ved å bruke atomene av karbon , nitrogen og oksygen som katalysatorer , i en syklus av reaksjoner kjent som CNO-syklusen .

Historie

På begynnelsen av det tjuende århundre var det allerede mye informasjon tilgjengelig om egenskapene til stjerner og deres avstander fra jorden. Oppdagelsen av at spekteret til hver stjerne hadde egenskaper som gjorde det mulig å skille mellom en stjerne og en annen, tillot utviklingen av forskjellige klassifiseringssystemer ; blant disse var en av de viktigste den som ble implementert av Annie Jump Cannon og Edward Charles Pickering ved Harvard College Observatory som ble kjent som Harvard-ordningen , etter at den ble publisert i Harvard Annals i 1901 . [6]

I Potsdam , i 1906, la den danske astronomen Ejnar Hertzsprung merke til at stjernene hvis farge tenderte mer til rødt (klassifisert i K- og M-typene i Harvard-skjemaet) kunne deles inn i to grupper etter om de var mer eller mindre lyse. Av sol; for å skille de to gruppene, ga han navnet " kjemper " til de lyseste og "dverger" til de mindre lyse. Året etter begynte han å studere stjernehoper (grupper av stjerner plassert i omtrent samme avstand), og publiserte de første grafene som sammenlignet fargen og lysstyrken til stjernene som utgjorde dem; i disse grafene dukket det opp et tydelig sammenhengende bånd av stjerner, som Hertzsprung ga navnet "hovedsekvens". [7] En lignende forskningslinje ble fulgt ved Princeton University av Henry Norris Russell , som studerte forholdet mellom en stjernes spektralklasse og dens faktiske lysstyrke tatt i betraktning avstand (dvs. absolutt størrelse ). Til dette brukte han et visst antall stjerner som hadde pålitelige parallakseverdier og som hadde blitt kategorisert i henhold til Harvard-skjemaet. Da han laget en grafisk fremstilling av spektraltypene til disse stjernene sammenlignet med deres absolutte størrelse, fant Russell at "dvergstjernene" identifisert av Hertzsprung fulgte et forhold som var forskjellig fra de andre typene; dette gjorde det mulig å forutsi stjernens sanne lysstyrke med rimelig nøyaktighet. [8]

Hovedsekvensen røde stjerner observert av Hertzsprung respekterte forholdet mellom spektrum og lysstyrke oppdaget av Russell. Kjempene var imidlertid mye lysere enn dvergstjerner og respekterte derfor ikke dette forholdet. Russell antok at gigantiske stjerner har lav tetthet eller stor strålende overflate, mens det motsatte gjaldt for dvergstjerner [8] .

I 1933 laget Bengt Strömgren begrepet Hertzsprung-Russell-diagram for å betegne spektrum-luminositetsdiagrammet [9] . Dette navnet kom fra det faktum at Hertzsprung og Russell hadde forsket parallelt på det samme problemet på begynnelsen av det tjuende århundre [7] .

De stjernenes evolusjonsmodeller som ble foreslått rundt 1930-tallet spådde at det for stjerner med lignende kjemisk sammensetning var en sammenheng mellom stjernemasse, dens lysstyrke og dens radius . Dette forholdet ble oppgitt i Vogt-Russell-teoremet , oppkalt til ære for oppdagerne Heinrich Vogt og Henry Norris Russell. Denne teoremet sier at når den kjemiske sammensetningen til en stjerne og dens posisjon i hovedsekvensen er kjent, er det mulig å utlede radiusen og massen til stjernen (men det ble senere oppdaget at teoremet ikke gjelder stjerner som har kjemisk sammensetning ikke ensartet) [10] .

Et forbedret stjerneklassifiseringsskjema ble publisert i 1943 av WW Morgan og PC Keenan [11] . MK-klassifiseringen tildeler hver stjerne en spektralklasse ( basert på Harvard-skjemaet) og en lysstyrkeklasse. Harvard-ordningen tildelte hver stjerne en bokstav i alfabetet basert på styrken til hydrogenspektrallinjene som stjernens spektrum presenterte . Dette hadde blitt gjort da forholdet mellom spekteret og temperaturen ennå ikke var kjent. Når stjernene ble sortert etter temperatur og når noen duplikater mellom klassene ble fjernet, ble spektralklassene sortert i henhold til en synkende temperatur for å danne sekvensen O, B, A, F, G, K og M. en setning for lett å huske denne skalaen: "Oh Be A Fine Girl / Guy, Kiss Me"; Å, vær en fin jente / gutt, kyss meg ). Klassene O og B tilsvarte blå og lyseblå farger, mens klassene K og M tilsvarte oransje-røde farger. Mellomklassene var hvite (klasse A) og gule (klasse G), mens klasse F hadde en mellomfarge mellom de to. Lysstyrkeklassene varierte fra I til V, i rekkefølge av avtagende lysstyrke. Stjernene med lysstyrke V tilsvarte stjernene i hovedsekvensen [12] .

Trening

Når en protostjerne dannes gjennom kollapsen av en molekylær sky av gass og støv, består dens opprinnelige kjemiske sammensetning vanligvis av 70 % hydrogen, 28 % helium og spor av andre grunnstoffer [13] . Stjernens begynnelsemasse avhenger av de lokale forholdene til skyen: massefordelingen blant de stigende stjernene i en sky er beskrevet av den initiale massefunksjonen [14] . I de tidlige stadiene av kollapsen genererer pre-hovedsekvensstjernen energi via gravitasjonssammentrekning, men når kjernen når en tilstrekkelig grad av tetthet , begynner den å smelte sammen hydrogen til helium, og produsere mer og mer energi på denne måten [12] .

Når kjernefysisk fusjon blir den dominerende prosessen med energiproduksjon og energien som stammer fra gravitasjonssammentrekningen har spredt seg [15] , ligger stjernen på et punkt i hovedsekvensen i HR-diagrammet, hovedsakelig avhengig av massen. Astronomer refererer til dette stadiet av stjerneutviklingen med uttrykket Zero-Age Main Sequence (ZAMS), nullalderens hovedsekvens [ 16] .

En stjerne forblir i sin utgangsposisjon i hovedsekvensen til en betydelig del av hydrogenet som er tilstede i kjernen er omdannet til helium. På dette tidspunktet går den ut av hovedsekvensen, beveger seg mot den øvre høyre delen av HR-diagrammet, dvs. blir lysere og mindre varm på overflaten. Hovedsekvensen er derfor okkupert av stjernene som produserer energi ved å smelte hydrogenet som finnes i deres kjerne [12] .

Stjernekarakteristikker

De fleste av de eksisterende stjernene er en del av hovedsekvensen. Dette skyldes det faktum at posisjonen i HR-diagrammet til en stjerne som smelter sammen hydrogen i kjernen, avhenger, med en viss grad av tilnærming, bare av massen: faktisk bestemmer massen både spektralklassen og den absolutte lysstyrken av stjernen. stjerne. Siden hydrogenfusjonsstadiet er der en stjerne tilbringer mesteparten av sin eksistens, vil de fleste stjerner plassere seg langs hovedsekvensen [17] .

Temperatur og farge

Spektralklassen til en stjerne bestemmes av overflatetemperaturen til selve stjernen. Faktisk foreskriver Wiens lov at et svart legeme oppvarmet til en viss temperatur vil avgi elektromagnetisk stråling med en viss intensitetstopp. Spesielt vil denne toppen falle sammen med en bølgelengde som er kortere jo høyere den svarte kroppstemperaturen vil være. Selv om en stjerne ikke er en svart kropp, kan den vurderes med en viss tilnærming. Det følger at temperaturen på stjernens fotosfære vil bestemme toppen av maksimal intensitet av den utsendte strålingen og følgelig fargen på selve stjernen. En indikator på spektralklassen som stjernen tilhører, er dens fargeindeks , B  -  V , som måler forskjellen mellom stjernens tilsynelatende størrelse i lengden av den blå ( B ) og den synlige ( V ); disse størrelsene bestemmes ved hjelp av spesielle filtre. Verdien av B - V gir derfor et mål på stjernens temperatur.

Masse og radius

Hvis vi ideelt sett betrakter stjerner som svarte kropper, så bestemmer deres posisjon i HR-diagrammet deres radius ; faktisk radius, temperatur og absolutt lysstyrke er relatert av Stefan-Boltzmann-loven :

hvor σ er Stefan-Boltzmann-konstanten . Ved å kjenne lysstyrke og temperatur er det derfor mulig å få radiusen til en stjerne [18] .

Massen til en hovedsekvensstjerne er nært knyttet til radius og lysstyrke. Masse -luminositet- forholdet spesifiserer forholdet mellom lysstyrken L og massen M , som i sin omtrentlige versjon sier at forholdet mellom lysstyrkene til to stjerner er proporsjonalt med tredje potens og en halv av forholdet mellom massene deres:

der L 1 og L 2 er lysstyrkene til de to stjernene og M 1 og M 2 deres masse. Forholdet mellom massen M og radius R er omtrent et lineært forhold : faktisk øker forholdet mellom M og R bare tre ganger når M øker med 2,5 størrelsesordener . En bedre tilnærming enn den enkle lineære sammenhengen er gitt av relasjonen: R ∝ M 0,78 [19]

Eksempler

Tabellen nedenfor viser typiske verdier for hovedsekvensstjerner. Verdiene for lysstyrke ( L ), radius ( R ) og masse ( M ) er i forhold til Solen, en hovedsekvensstjerne i spektralklasse G2. Verdiene er omtrentlige: de virkelige verdiene kan være 20-30% forskjellige fra de som er rapportert:

Parametertabell over hovedsekvensstjerner [20]

Spektralklasse _ 		radius Masse Lysstyrke Temperatur Eksempler [21]
R / R ☉ M / M ☉ L / L ☉ K.
O5 18 40 500 000 38 000 Zeta Puppis
B0 7.4 18 20 000 30 000 Phi 1 Orionis
B5 3.8 6.5 800 16.400 Pi Andromedae A
A0 2.5 3.2 80 10 800 Alpha Coronae Borealis A
A5 1.7 2.1 20 8.620 Beta Pictoris
F0 1.4 1.7 6 7.240 Virginis-serien
F5 1.2 1,29 2.5 6.540 Eta Arietis
G0 1,05 1.10 1,26 6000 Beta Comae Berenices
G2 1.00 1.00 1.00 5.920 Sol
G5 0,93 0,93 0,79 5.610 Alpha Mensae
K0 0,85 0,78 0,40 5.150 70 Ophiuchi A
K5 0,74 0,69 0,16 4.640 61 Cygni A [22]
M0 0,63 0,47 0,063 3.920 Gliese 185 [23]
M5 0,32 0,21 0,0079 3.120 EZ Aquarii A
M8 0,13 0,10 0,0008 - Star of Van Biesbroeck [24]

Kraftproduksjon

Alle hovedsekvensstjerner har en kjerne der energi genereres ved fusjon av hydrogen til helium. Temperaturen og tettheten til denne kjernen må være slik at den produserer nok energi til å støtte resten av stjernen. En reduksjon i energiproduksjonshastigheten vil føre til en sammentrekning av stjernen og en påfølgende økning i tettheten og temperaturen til kjernen som vil resultere i en økning i fusjonshastigheten og energiproduksjonen. På samme måte fører en økning i energiproduksjonen til at stjernen utvider seg, noe som resulterer i en reduksjon i kjernetetthet og temperatur. Stjernen er derfor et system i hydrostatisk likevekt som holder seg stabilt gjennom hele oppholdet i hovedsekvensen på grunn av sine selvreguleringsmekanismer [25] .

Hovedsekvensstjerner bruker to typer hydrogenfusjonsprosesser, og energigenereringshastigheten til hver avhenger av kjernetemperaturen. Astronomer deler hovedsekvensen i to deler, den øvre og den nedre, på grunn av den dominerende typen prosess. Stjerner som kan plasseres i den nedre delen av hovedsekvensen produserer energi primært via proton-proton- kjeden (PP), som smelter hydrogen sammen til deuterium og deuterium til helium gjennom en rekke mellomtrinn [26] . Stjernene på toppen av hovedsekvensen har en kjerne som er varm og tett nok til å effektivt utnytte karbon-nitrogen- syklusen (CNO). Denne prosessen bruker karbon , nitrogen og oksygen for å fungere som katalysatorer for prosessen med fusjon av hydrogen til helium.

Ved en temperatur på 18 millioner Kelvin har PP-kjeden og CNO-syklusen samme grad av effektivitet og genererer hver halvparten av energien som produseres i stjernekjernen. Dette er temperaturen som nås i kjernene til stjerner på 1,5 solmasser . Over denne temperaturen blir CNO-syklusen mer effektiv, mens under den er PP-kjeden. Derfor kan man med en viss tilnærming si at stjernene i spektralklasse F eller kaldere tilhører den nedre delen av hovedsekvensen, mens de av klasse A eller varmere tilhører den øvre delen [27] . Overgangen fra en form for energiproduksjon til en annen strekker seg over mindre enn én solmasse: i stjerner som Solen i spektralklasse G2 genereres bare 1,5 % av energien gjennom CNO-syklusen [28] ; tvert imot genererer stjerner med minst 1,8 solmasser nesten all sin energi gjennom CNO-syklusen [29] .

Så langt er ingen stjerner med masse større enn 120-200 M ☉ observert [30] . Den teoretiske forklaringen på denne grensen er at stjerner med høyere masse ikke kan utstråle energien de produserer raskt nok til å holde seg stabil, slik at overskuddsmassen kastes ut i en rekke eksplosjoner som får stjernen til å stabilisere seg [31] . Den nedre massegrensen til en stjerne bestemmes av minimumstemperatur- og tetthetsforholdene til kjernen som fører til initieringen av PP-kjeden: denne grensen er plassert rundt 0,08 M ​​☉ [26] . Nedenfor kan vi ikke lenger snakke om stjerner, men bare om substjerneobjekter som brune dverger [32] .

Struktur

Siden det er en forskjell i temperatur mellom kjernen og overflaten til en stjerne (eller fotosfæren ), overføres energien som produseres i kjernen til overflaten. Denne overføringen skjer på to måter: ved stråling og ved konveksjon . Strålingssoner er delene av stjernen der energi overføres ved stråling og konveksjonssoner er de der energi overføres ved konveksjon. I strålingssonene er det få bevegelser av plasma og energien transporteres ved hjelp av elektromagnetiske bølger ; omvendt, i de konvektive sonene transporteres energien gjennom plasmabevegelser og spesielt med stigningen av det varme materialet og nedstigningen av det kaldere materialet. Konveksjon er en mer effektiv energitransportmekanisme enn stråling, men kan bare fungere når en høy temperaturgradient er tilstede [25] [33] .

I massive stjerner, utover 10 M ☉ [34] , er energiproduksjonshastigheten ved hjelp av CNO-syklusen ekstremt følsom for temperatur, slik at fusjonsprosessene er sterkt konsentrert i stjernens indre kjerne. Det er derfor en høy temperaturgradient mellom smeltesonen og resten av kjernen; under disse forholdene kan konveksjonen operere effektivt [26] inne i stjernekjernen for å fjerne helium produsert av fusjonen fra den indre kjernen. På denne måten er stjernene av denne typen i stand til å konsumere store mengder hydrogen under oppholdet i hovedsekvensen. I de ytre områdene til massive stjerner foregår transporten av energi ved stråling. [25]

Under 10 M ☉ har hovedsekvensstjernene en indre kjerne av inaktivt helium omgitt av en ytre konvektiv kjerne av hydrogen der kjernereaksjoner finner sted : heliumet som produseres har derfor en tendens til å samle seg i sentrum. Jo mindre massiv stjernen er, desto mindre er tykkelsen på den ytre konvektive hydrogenkjernen. I stjerner med middels masse som Sirius , er konvektivkjernen svært liten og transporten av energi i stjernen skjer først og fremst ved stråling [35] . I stjerner med en masse mindre enn 2 M ☉ forsvinner konvektivkjernen fullstendig og de har et fullstendig strålende indre. Under 1,8 M ☉ over den stabile strålingskjernen dannes det en konvektiv sone som transporterer energien til overflaten ved å blande de ytterste lagene av stjernen. Når massen avtar, øker tykkelsen av denne konveksjonssonen på bekostning av den sentrale strålingssonen inntil i stjerner med mindre masse (mindre enn 0,4 M ☉ ) forsvinner den strålingskjernen og den konvektive sonen strekker seg for hele stjernen [14] . Følgelig er heliumet som produseres i kjernen fordelt i stjernen på en relativt homogen måte [25] .

Lysstyrke-fargevariasjonen

Ettersom inert helium, fusjonsproduktet, akkumuleres i stjernens kjerne, oversetter reduksjonen i mengden hydrogen inne i stjernen til en reduksjon i fusjonshastigheten. Som et resultat trekker stjernekjernen seg sammen ved å øke temperaturen og trykket, noe som gir en ny økning i fusjonshastigheten for å kompensere for den høyere tettheten til kjernen. Den høyere energiproduksjonen fra kjernen øker stjernens lysstyrke og radius over tid [27] . For eksempel var lysstyrken til Solen, da den kom inn i hovedsekvensen, omtrent 70 % av hva den er i dag [36] . Ved å endre lysstyrken endrer stjernen også sin posisjon i HR-diagrammet. Følgelig er ikke hovedsekvensen en enkel linje i diagrammet, men fremstår som et relativt tykt bånd da den inneholder stjerner i alle aldre [37] .

Det er andre faktorer som utvider hovedsekvensbåndet. Noen er ekstrinsiske, for eksempel usikkerhet i avstanden til stjerner eller tilstedeværelsen av en uløst dobbeltstjerne som endrer stjerneparametere. Men andre er iboende: i tillegg til den forskjellige kjemiske sammensetningen, på grunn av både den opprinnelige metallisiteten til stjernen og dens utviklingsstadium [38] , interaksjoner med en nær ledsager [39] , en spesielt rask rotasjon [40] eller en særegen magnetisk feltet kan de endre posisjonen til stjernen litt i hovedsekvensen. For eksempel er stjerner som har svært lav metallisitet, det vil si som er svært fattige på grunnstoffer med atomnummer større enn helium, plassert litt under hovedsekvensen. De er kjent som underdvergstjerner , selv om de, som alle andre hovedsekvensstjerner, smelter sammen hydrogen i kjernene sine [41] .

Et nesten vertikalt område i HR-diagrammet, kjent som ustabilitetsstripen , er okkupert av de pulserende variable stjernene , hvorav de mest kjente er Cepheid-variablene . Pulsasjonene er relatert til svingninger i lysstyrken med svært regelmessige perioder. Ustabilitetsstripen skjærer den øvre delen av hovedsekvensen i regionen av klassene A og F, det vil si i den som er okkupert av stjerner med en masse mellom 1 og 2 M ☉ . Den delen av ustabilitetsstripen som er nærmest hovedsekvensen er okkupert av Delta Scuti-variablene . Hovedsekvensens variable stjerner i denne regionen viser bare små endringer i lysstyrke som er vanskelig å oppdage [42] . Andre variable hovedsekvensstjerner, som Beta Cephei-variabler , har ingen direkte relasjon til ustabilitetsstripen.

Tid brukt i hovedsekvensen

Den totale energien som en stjerne kan generere ved fusjon er begrenset av mengden hydrogen som finnes i kjernen. For at en stjerne skal være i likevekt, må energien som genereres i kjernen være lik den som utstråles av overflaten. Siden lysstyrken tilsvarer energien som utstråles i tidsenheten, kan lengden på en stjernes levetid utledes som en første tilnærming fra energien den kan produsere under sin eksistens ved å dele den med lysstyrken [43] .

I hovedsekvensstjerner er lysstyrke ( L ) og masse ( M ) korrelert med forholdet mellom masse og lysstyrke [44] , som grovt kan uttrykkes ved følgende kraftlov :

Dette forholdet gjelder hovedsekvensstjerner med masse mellom 0,1 og 50 M ☉ [45] . Siden kjernebrenselet som er tilgjengelig for fusjon er proporsjonalt med massen til stjernen og siden solen er bestemt til å forbli i hovedsekvensen i omtrent 10 milliarder år [46] , kan vi beregne oppholdstiden til en stjerne innenfor hovedsekvensen ( ) ved å sammenligne dens masse og dens lysstyrke med solens og få den til stjernen fra tidspunktet for solens varighet i hovedsekvensen [47] : faktisk vil antall år med varighet for en stjerne i sekvensen være lik:

år

hvor og er henholdsvis forholdet mellom massen og lysstyrken til stjernen og solens. Nå, som vi har sagt, er forholdet mellom lysstyrken til to stjerner lik tredje potens og en halv av forholdet mellom massene; så:

Ved å erstatte i den første ligningen følger det at en stjerne med solmasser vil forbli i hovedsekvensen:

år,

det er:

år.

Så, i motsetning til hva man kanskje tror, ​​har massive stjerner, selv om de har mer kjernebrensel å smelte, en kortere levetid fordi når massen øker, er økningen i lysstyrke større enn for massen selv. Som et resultat forblir de mest massive stjernene i hovedsekvensen bare noen få millioner år, mens stjerner med en masse på 0,1 M ☉ kan forbli i hovedsekvensen i mer enn 1000 milliarder år. [48]

Det nøyaktige forholdet mellom masse og lysstyrke avhenger av hvor effektivt energi transporteres fra kjernen til overflaten. Større opasitet har en isolerende effekt som holder mer energi i kjernen, så stjernen trenger å produsere mindre energi for å opprettholde hydrostatisk likevekt. Tvert imot, en lavere opasitet resulterer i en større frigjøring av energi fra kjernen som trenger å produsere mer for å opprettholde balansen [49] . Men hvis opasiteten øker mye, kan konveksjon være den mest effektive mekanismen for å transportere energi, med det resultat at betingelsene for å forbli i likevekt endres [27]

I massive hovedsekvensstjerner bestemmes opasitet av elektronspredning , som forblir omtrent konstant med økende temperatur. Følgelig øker lysstyrken proporsjonalt med kuben til massen [50] . For stjerner under 10 M ☉ avhenger opasiteten av temperaturen, noe som resulterer i en økning i lysstyrken proporsjonal med massens fjerde potens [51] . For stjerner med lav masse bidrar molekyler i atmosfæren til opasitet. Under 0,5 M ☉ vokser lysstyrken med massestyrken 2,3, noe som gjør kurven flatere i en masse-luminositetsgraf i den mindre massedelen. Selv disse forbedringene er imidlertid bare omtrentlige ettersom forholdet mellom masse og lysstyrke kan variere med den kjemiske sammensetningen til stjernen [14] .

Stjerner med masse større enn 0,5 M ☉ , når hydrogenet i kjernen er oppbrukt og når de har blitt røde kjemper , kan de begynne å smelte sammen helium til karbon gjennom tre alfa-prosessen , og øke lysstyrken deres [50] . Følgelig varer dette stadiet av deres utvikling mye kortere sammenlignet med hovedsekvensen. For eksempel vil solen forbli i hovedsekvensen i 10 milliarder år, mens dens heliumfusjonsfase vil vare i 130 millioner år [52] . Følgelig er 90 % av de eksisterende stjernene med masse større enn 0,5 M ☉ 90 % hovedsekvensstjerner [53] .

Evolusjonsspor

Når en stjerne har gått tom for hydrogen i kjernen, forårsaker tap av energi en gravitasjonskollaps . Stjerner med masse mindre enn 0,23 M ☉ [4] forventes å direkte bli hvite dverger når hydrogenfusjonen har stoppet.

For stjerner med masse mellom 0,23 og 10 M ☉ , når hydrogenet som omgir heliumkjernen forhold med temperatur og trykk som er tilstrekkelige til å starte en fusjonsprosess. Denne endringen får stjernens ytre konvolutt til å utvide seg og avkjøles. Stjernen går ut av hovedsekvensen og går inn i grenen til de røde kjempene . Banen som stjernen følger langs HR-diagrammet som et resultat av disse endringene kalles evolusjonssporet .

En rød kjempes heliumkjerne fortsetter å kollapse til den er fullt støttet av trykket fra degenererte elektroner , en kvanteeffekt som hindrer materie i å komprimere utover en viss grense. I stjerner med masse større enn 0,5 M ☉ [54] når kjernen temperaturer som er tilstrekkelige til å utløse fusjonen av helium til karbon gjennom tre alfa-prosessen [55] [56] . Stjerner på 5-7,5 M ☉ kan også smelte sammen grunnstoffer med høyere atomnummer [57] [58] . I stjerner over 10 M ☉ produserer denne prosessen en stadig tettere og varmere kjerne som til slutt kollapser og får stjernen til å eksplodere i en supernova [5] .

I en stjernehop ble det vanligvis dannet stjerner rundt samme tidsperiode. De mest massive stjernene i klyngen vil forlate hovedsekvensen først, etterfulgt gradvis av de mindre massive stjernene. De første stjernene som forlater hovedsekvensen er derfor de øverst til venstre i HR-diagrammet, etterfulgt av de som ble funnet lenger ned til høyre. Den nåværende posisjonen i diagrammet over stjernene som forlater hovedsekvensen er kjent som utgangspunktet . Når man kjenner massen til stjernene ved utgangspunktet og derfor deres alder, er det mulig å vite alderen til hele klyngen [59] .

Begrepet "dverg"

Skillet mellom dvergstjerner og gigantiske stjerner er et skille som gjøres på grunnlag av deres spektrale klassifisering , ikke på grunnlag av deres fysiske størrelse. Dvergstjerner er preget av høyere tetthet. Denne forskjellen resulterer i større bredde på linjene i deres spektrum og derfor i en lavere lysstyrkeklasse . Jo større tetthet, jo større er bredden på linjene. For å redusere tettheten og øke lysstyrken skiller vi følgende lysstyrkeklasser :

Røde dverger , oransje dverger og gule dverger er faktisk mindre og svakere enn gigantiske stjerner i sine respektive farger fordi de har en forholdsmessig mindre strålende overflate. For de mest massive stjernene, hvite, blå og blå, blir imidlertid forskjellen i størrelse og lysstyrke mellom "dvergene" i hovedsekvensen og "kjempene" mindre og mindre, inntil den for de varmeste stjernene ikke lenger blir observerbar. direkte.

Til slutt faller ikke hvite dverger innenfor spektralklassifiseringen på dato, selv om de noen ganger er klassifisert med lysstyrkeklasse VII, fordi de, akkurat som nøytronstjerner , ikke kan klassifiseres som stjerner , dvs. som objekter hvis hydrostatiske likevekt støttes av tilstrekkelig produksjon. kjernekraft i innlandet. Denne typen gjenstander støttes av den svært høye degenerasjonen av gassen som utgjør dem, de kan ikke på noen måte være vert for kjernefysiske fusjonsfenomener. Både hvite dverger og nøytronstjerner tilhører klassen av kilder kjent som kompakte objekter og representerer restene av en mer eller mindre stor del av kjernen til deres stjerneforfedre.

Merknader

  1. ^ Harding E. Smith, The Hertzsprung-Russell Diagram , su cass.ucsd.edu , Gene Smiths Astronomy Tutorial, Center for Astrophysics & Space Sciences, University of California, San Diego, 21. april 1999. Hentet 29. oktober 2009 .
  2. ^ Richard Powell, The Hertzsprung Russell Diagram , atlasoftheuniverse.com , An Atlas of the Universe, 2006. Hentet 29. oktober 2009 .
  3. ^ Jerome J. Brainerd, The Interior of a Star , on Stars , The Astrophysics Spectator, 26. januar 2005. Hentet 7. desember 2011 .
  4. ^ a b Adams, Fred C .; Laughlin, Gregory, A Dying Universe: The Long Term Fate and Evolution of Astrophysical Objects , i Reviews of Modern Physics , vol. 69, n. 2, april 1997, s. 337-372, DOI : 10.1103 / RevModPhys.69.337 . Hentet 3. desember 2011 .
  5. ^ a b G. Gilmore, The Short Spectacular Life of a Superstar , i Science , vol. 304, nr. 5697, 2004, s. 1915-1916, DOI : 10.1126 / science.1100370 . Hentet 2007-05-01 .
  6. ^ Malcolm S. Longair, The Cosmic Century: A History of Astrophysics and Cosmology , Cambridge University Press, 2006, ISBN  0-521-47436-1 .
  7. ^ a b M. Laurie, Twentieth Century Physics , redigert av L. Brown, B. Pippard, A. Pais, CRC Press, 1995, ISBN  0-7503-0310-7 .
  8. ^ a b HN Russell, "Giant" og "dwarf" stjerner , i The Observatory , vol. 36, 1913, s. 324-329. Hentet 21. januar 2012 .
  9. ^ Bengt Strömgren, On the Interpretation of the Hertzsprung-Russell-Diagram , i Zeitschrift für Astrophysik , vol. 7, 1933, s. 222-248. Hentet 24. november 2011 .
  10. ^ Evry L. Schatzman, Praderie, Francoise, The Stars , Springer, 1993, s. 96–97, ISBN  3-540-54196-9 .
  11. ^ WW Morgan, Keenan, PC; Kellman, E., An atlas of star spectra, with an disposition of spectral classification , Chicago, Illinois, The University of Chicago press, 1943. Hentet 24. november 2011 .
  12. ^ a b c Albrecht Unsöld, The New Cosmos , Springer-Verlag New York Inc., 1969, s. 268, ISBN  0-387-90886-2 .
  13. ^ George Gloeckler, Geiss, Johannes, Sammensetning av det lokale interstellare mediet som diagnostisert med pickupioner , i Advances in Space Research , vol. 34, n. 1, 2004, s. 53-60, DOI : 10.1016 / j.asr.2003.02.054 . Hentet 21. november 2011 .
  14. ^ a b c Pavel Kroupa, The Initial Mass Function of Stars: Evidence for Uniformity in Variable Systems , in Science , vol. 295, n. 5552, 1. april 2002, s. 82-91, DOI : 10.1126 / science.1067524 . Hentet 21. november 2011 .
  15. ^ Govert Schilling, New Model Shows Sun Was a Hot Young Star , i Science , vol. 293, n. 5538, 2001, s. 2188-2189, DOI : 10.1126 / science.293.5538.2188 . Hentet 21. november 2011 .
  16. ^ Zero Age Main Sequence , i SAO Encyclopedia of Astronomy , Swinburne University. Hentet 25. november 2011 .
  17. ^ Main Sequence Stars , på outreach.atnf.csiro.au , Australia Telescope Outreach and Education. Hentet 26. november 2011 (arkivert fra originalen 29. desember 2013) .
  18. ^ Opprinnelsen til Hertzsprung-Russell-diagrammet , astro.unl.edu , University of Nebraska. Hentet 27. november 2011 .
  19. ^ Et kurs om stjerners fysiske egenskaper, dannelse og evolusjon ( PDF ), på www-star.st-and.ac.uk , University of St. Andrews. Hentet 21. november 2011 .
  20. ^ Martin V. Zombeck, Handbook of Space Astronomy and Astrophysics , 2. utgave, Cambridge University Press, 1990, ISBN  0-521-34787-4 .
  21. ^ SIMBAD Astronomical Database , på simbad.u-strasbg.fr , Centre de Données astronomiques de Strasbourg. Hentet 21. november 2011 .
  22. ^ Lykke, R. Earle; Heiter, Ulrike, Stars within 15 Parsecs: Abundances for a Northern Sample , i The Astronomical Journal , vol. 129, 2005, s. 1063-1083, DOI : 10.1086 / 427250 . Hentet 21. november 2011 .
  23. ^ LTT 2151 - High proper-motion Star , på simbad.u-strasbg.fr , Centre de Données astronomiques de Strasbourg. Hentet 27. november 2011 .
  24. ^ Staff, List of the Nearest Hundred Nearest Star Systems , chara.gsu.edu , Research Consortium on Nearby Stars, 1. januar 2008. Hentet 27. november 2011 (arkivert fra originalen 14. mai 2012) .
  25. ^ a b c d Jerome James Brainerd, Main-Sequence Stars , astrophysicsspectator.com , The Astrophysics Spectator, 16. februar 2005. Hentet 28. november 2011 .
  26. ^ a b c Karttunen Hannu, Fundamental Astronomy , Springer, 2003, ISBN  3-540-00179-4 .
  27. ^ a b c Donald D. Clayton, Principles of Stellar Evolution and Nucleosynthesis , University of Chicago Press, 1983, ISBN  0-226-10953-4 .
  28. ^ Bahcall, John N .; Pinsonneault, MH; Basu, Sarbani, skinner solen etter pp eller CNO-fusjonsreaksjoner? , i Physical Review Letters , vol. 90, 2003, DOI : 10.1103 / PhysRevLett.90.131301 . Hentet 28. november 2011 .
  29. ^ Maurizio Salaris, Cassisi, Santi, Evolution of Stars and Stellar Populations , John Wiley and Sons, 2005, s. 128, ISBN  0-470-09220-3 .
  30. ^ MS Oey, Clarke, CJ, Statistical Confirmation of a Stellar Upper Mass Limit , i The Astrophysical Journal , vol. 620, 2005, s. L43 – L46, DOI : 10.1086 / 428396 . Hentet 28. november 2011 .
  31. ^ Kenneth Ziebarth, On the Upper Mass Limit for Main-Sequence Stars , i Astrophysical Journal , vol. 162, 1970, s. 947-962, DOI : 10.1086 / 150726 . Hentet 28. november 2011 .
  32. ^ Burrows, A .; Hubbard, WB; Saumon, D.; Lunine, JI, Et utvidet sett med brune dverg- og stjernemodeller med veldig lav masse , i Astrophysical Journal , vol. 406, 1993, s. 158-171, DOI : 10.1086 / 172427 . Hentet 28. november 2011 .
  33. ^ Lawrence H. Aller, Atoms, Stars and Nebulae , Cambridge University Press, 1991, ISBN  0-521-31040-7 .
  34. ^ Bressan, AG; Chiosi, C.; Bertelli, G., Massetap og overskyting i massive stjerner , i Astronomy and Astrophysics , vol. 102, n. 1, 1981, s. 25-30. Hentet 29. november 2011 .
  35. ^ Jim Lochner, Gibb, Meredith; Newman, Phil, Stars , på imagine.gsfc.nasa.gov , NASA, 10-2010. Hentet 29. november 2011 .
  36. ^ DO Gough, Solar indre struktur og lysstyrkevariasjoner , i Solar Physics , vol. 74, n. 1, 1981, s. 21-34, DOI : 10.1007 / BF00151270 . Hentet 30. november 2011 .
  37. ^ Thanu Padmanabhan, Theoretical Astrophysics , Cambridge University Press, 2001, ISBN  0-521-56241-4 .
  38. ^ JT Wright, vet vi om noen Maunder Minimum Stars? , i The Astronomical Journal , vol. 128, n. 3, 2004, s. 1273–1278, DOI : 10.1086 / 423221 . Hentet 30. november 2011 .
  39. ^ Tayler Roger John, The Stars: Their Structure and Evolution , Cambridge University Press, 1994, ISBN  0-521-45885-4 .
  40. ^ IPA Sweet, Roy, AE, The structure of rotating stars , i Monthly Notices of the Royal Astronomical Society , vol. 113, 1953, s. 701-715. Hentet 30. november 2011 .
  41. ^ Adam J. Burgasser, Kirkpatrick, J. Davy; Lepine, Sebastien, Spitzer Studies of Ultracool Subdwarfs: Metal-poor Late-type M, L and T Dwarfs , Proceedings of the 13th Cambridge Workshop on Cool Stars, Stellar Systems and the Sun , Dordrecht, D. Reidel Publishing Co, s. 237. Hentet 30. november 2011 .
  42. ^ SF Green, Jones, Mark Henry; Burnell, S. Jocelyn, An Introduction to the Sun and Stars , Cambridge University Press, 2004, ISBN  0-521-54622-2 .
  43. ^ Michael W. Richmond, Stellar evolution on the main sequence Spiff.rit.edu , Rochester Institute of Technology, 10. november 2004. Hentet 1. desember 2011 .
  44. ^ For en detaljert rekonstruksjon av Eddingtons avledning av dette forholdet i 1924, jf. Stefano Lecchini, Hvordan dverger ble kjemper. The Discovery of the Mass-Luminosity Relation , Bern Studies in the History and Philosophy of Science, 2007, ISBN  3-9522882-6-8 .
  45. ^ Claus E. Rolfs, Rodney, William S., Cauldrons in the Cosmos: Nuclear Astrophysics , University of Chicago Press, 1988, s. 46, ISBN  0-226-72457-3 .
  46. ^ I. - Juliana Sackmann, Boothroyd, Arnold I .; Kraemer, Kathleen E., Vår sol. III. Present and Future , i Astrophysical Journal , vol. 418, november 1993, s. 457-468, DOI : 10.1086 / 173407 . Hentet 1. desember 2011 .
  47. ^ Carl J. Hansen, Kawaler, Steven D., Stellar Interiors: Physical Principles, Structure, and Evolution , Birkhäuser, 1994, s. 28, ISBN  0-387-94138-X .
  48. ^ Gregory Laughlin, Bodenheimer, Peter; Adams, Fred C., The End of the Main Sequence , i The Astrophysical Journal , vol. 482, n. 1, 1997, s. 420-432, DOI : 10.1086 / 304125 . Hentet 1. desember 2011 .
  49. ^ James N. Imamura, Mass-Luminosity Relationship , på zebu.uoregon.edu , University of Oregon, 7. februar 1995. Hentet 21. november 2011 (arkivert fra originalen 14. desember 2006) .
  50. ^ a b Dina Prialnik, An Introduction to the Theory of Stellar Structure and Evolution , Cambridge University Press, 2000, ISBN  0-521-65937-X .
  51. ^ Claus E. Rolfs, Rodney, William S., Cauldrons in the Cosmos: Nuclear Astrophysics , University of Chicago Press, 1988, ISBN  0-226-72457-3 .
  52. ^ Schröder, K.-P .; Connon Smith, Robert, Distant future of the Sun and Earth revisited , i Monthly Notices of the Royal Astronomical Society , vol. 386, n. 1, mai 2008, s. 155-163, DOI : 10.1111 / j.1365-2966.2008.13022.x . Hentet 1. desember 2011 .
  53. ^ David Arnett, Supernovae and Nucleosynthesis: An Investigation of the History of Matter, from the Big Bang to the Present , Princeton University Press, 1996, ISBN  0-691-01147-8 .
  54. ^ Fynbo, Hans OU et al. , Reviderte hastigheter for stjernetrippel-α-prosessen fra måling av 12C kjerneresonanser , i Nature , vol. 433, n. 7022, 2004, s. 136-139, DOI : 10.1038 / nature03219 .
  55. ^ Michael L. Sitko, Stellar Structure and Evolution , fra physics.uc.edu , University of Cincinnati, 24. mars 2000. Hentet 3. desember 2011 (arkivert fra originalen 26. mars 2005) .
  56. ^ Staff, Post-Main Sequence Stars , på outreach.atnf.csiro.au , Australia Telescope Outreach and Education, 12. oktober 2006. Hentet 3. desember 2011 (arkivert fra originalen 20. januar 2013) .
  57. ^ Girardi, L .; Bressan, A .; Bertelli, G.; Chiosi, C., Evolusjonsspor og isokroner for stjerner med lav og middels masse: Fra 0,15 til 7 M sol , og fra Z = 0,0004 til 0,03 , i Astronomy and Astrophysics Supplement , vol. 141, n. 3, 2000, s. 371-383, DOI : 10.1051 / aas: 2000126 . Hentet 3. desember 2011 .
  58. ^ Poelarends, AJT; Herwig, F.; Langer, N.; Heger, A., The Supernova Channel of Super-AGB Stars , i The Astrophysical Journal , vol. 675, mars 2008. Hentet 2. desember 2011 .
  59. ^ Lawrence M. Krauss, Chaboyer, Brian, Age Estimates of Globular Clusters in the Milky Way: Constraints on Cosmology , in Science , vol. 299, n. 5603, 2003, s. 65-69, DOI : 10.1126 / science.1075631 . Hentet 3. desember 2011 .

Bibliografi

Generiske tekster

Spesialisttekster

Relaterte elementer

Eksterne lenker