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Novas, Supernovas e Hipernovas

nova Crab
Imagem da Nova Cygni 1992 obtida em 1994 com a Faint Object Camera, da ESA, acoplada ao Telescópio Espacial Hubble, da NASA. Nova Cygni 1992, que está a 10430 anos-luz da Terra, na constelação do Cisne, explodiu em 19 de fevereiro de 1992, e a imagem mostra o anel de matéria ejetada na explosão, a esquerda e a direita a Nebulosa do Carangueijo, os restos da Supernova 1054.

Algumas estrelas aumentam sua luminosidade rapidamente, devido ao início de reações termonucleares descontroladas ( runaway): as novas e as supernovas. Existem registros históricos de supernovas desde 1300 a.C., mas as mais bem conhecidas são a da Nebulosa do Caranguejo (SN1054), a SN1572, a SN1604 e a SN1987A. Nessa nomenclatura, as iniciais SN indicam supernova, e o número que segue é o ano da descoberta. A SN1054 foi observada pelos chineses; a SN1572 foi observada por Tycho Brahe, na constelação da Cassiopéia, e foi mais brilhante que Vênus, atingindo magnitude aparente -4; a SN1604 foi observada por Johannes Kepler, na constelação da Serpente, atingindo magnitude aparente -3; e finalmente a SN1987A descoberta por Ian Shelton em 23 Fev 1987, atingindo magnitude aparente 3, na Grande Nuvem de Magalhães (d=50 kpc, m-M=18,54±0,13), a primeira visível a olho nu desde 1604, foi observada por um grande número de astrônomos profissionais e amadores e foi o resultado da explosão da supergigante azul Sanduleak -69° 202.

aatsn1987a
Imagem da SN1987A dois meses depois da explosão (esquerda) e da estrela progenitora, Sanduleak -69° 202 (direita).

O decaimento linear após o máximo é consistente com o decaimento de 56Co em 56Fe, que tem tempo de vida médio de 77 dias.
SN87Aanim
SN1987A
sn1987ar Imagem da SN1987A obtida no ótico (H$ \alpha$) com a Wide Field Planetary Camera 2 do Telescópio Espacial Hubble em 1994, mostrando 3 anéis em volta do material ejetado na explosão detectada na Terra em fevereiro de 1987, mas que na verdade ocorreu 169000 anos atrás, já que esta é a distância em anos luz para a Grande Nuvem de Magalhães, galáxia anã irregular, satélite da Via Láctea. A estrela supergigante azul de aproximadamente 25 $ M_\odot$ que explodiu havia sido observada antes da explosão. A SN1987A foi também a primeira para a qual os neutrinos emitidos na explosão foram detectados na Terra. Richard McCray 1993, Annual Review of Astronomy and Astrophysics, 31, 175, inferiu que a SN1987A expeliu 1 $ M_\odot$ em oxigênio.
Neutrinos
Espectro de emissão de neutrinos 30 segundos após a explosão, no modelo de Adam Burrows.
2006gyA supernova super-brilhante 2006gy foi causada pelo colapso de uma estrela massiva. Se a supernova fosse devido ao colapso de uma anã-branca, ela deveria ter sido 1000× mais brilhante em raio-X do que detectado pelo Chandra. Na imagem no ótico à esquerda, a fonte mais fraca é o núcleo da galáxia S0/Sa NGC 1260, a 238 milhões de anos-luz de nós. No raio-X, as duas fontes são parecidas. Cada imagem tem 2,5 segundos de arco. A energia emitida, 1×1051 ergs, corresponde a 22 MSol de 56Ni.
lobulo de roche
Lóbulo de Roche de um sistema binário.

As novas ocorrem em anãs brancas que fazem parte de sistemas binários, em que há transferência de massa da companheira para a anã branca. A maior parte dos sistemas em que novas ocorrem têm período orbital pequeno, algumas vezes até de horas. Nestes sistemas ocorre transferência de massa devido ao preenchimento do lóbulo de Roche da estrela de maior raio, e na maior parte das vezes de menor massa. O lóbulo de Roche delimita o volume em volta de um objeto dentro do qual a matéria está gravitacionalmente ligada a ele. Como a matéria tem momentum angular, ela forma um disco de acresção em volta da anã branca. A acresção se dá devido à viscosidade no disco (há colisões entre as partículas), que faz parte da matéria espiralar até a atmosfera da anã branca.

disco
Ilustração de um sistema binário transferindo matéria, que forma um disco de acresção em volta da estrela que recebe massa. A matéria não pode cair diretamente na estrela, por conservação de momentum angular.
A curva de luz das novas apresenta um rápido aumento de brilho, da ordem de 1 dia, de até 9 magnitudes, e um declínio de 3 ou 4 magnitudes em algumas semanas, seguido de um declínio mais lento, de até 10 anos.

Aproximadamente 50 novas ocorrem por ano em galáxias massivas como a Via Láctea. O primeiro espectro de uma nova foi obtido em 12 de maio de 1868 por William Huggins (1824-1910) de T Coronae Borealis, mostrando as linhas de Hα, Hβ e Hγ em emissão. As camadas ejetadas têm velocidade de 500 a 2000 km/s e massas de 10-6 a $ 10^{-4}~M_\odot$, correspondendo a energias cinéticas de 1043 a 1044 ergs, e muitas são recorrentes. A explosão se dá porque as camadas externas da anã branca, normalmente tão frias que não há reações termonucleares, ao acumular matéria da companheira na razão de 10-10 a $10^{-9}~M_\odot/{ano}$, atinge densidades e temperaturas suficientes para queimar o hidrogênio acretado. A queima se dá em uma camada ( shell), em condições termicamente instáveis, pelo processo CNO.

Já as supernovas, muito mais raras, têm energia cinética da ordem de 1050 a 1051 ergs, luminosidades de 109 a $ 10^{10}~L_\odot$, aumento de brilho em poucos dias e decréscimo em centenas de dias.

O primeiro espectro de uma supernova foi obtido em 1885 pelo alemão Hermann Carl Vogel (1841-1907), de S Andromedae, três dias antes do espectro obtido pelo húngaro Nicholas von Konkoly (Miklós Konkoly Thege, 1842-1916).

rudolph_minkowski As supernovas são classificadas em dois tipos principais, de acordo com a classificação proposta em 1941 pelo astrônomo alemão Rudolph Leo Bernhard Minkowski (1895-1976):

  1. as supernovas tipo I, que não apresentam hidrogênio no espectro, e
  2. as supernovas tipo II, que apresentam linhas de emissão ou absorção de hidrogênio no espectro, alargadas pela alta velocidade de ejeção do gás.
espectro SNIa
espectros de tipos diferentes
sn supernovas
Diferentes curvas de luz para diferentes tipos de supernovas.
O material ejetado das supernovas atinge velocidades de 5000 a 10000 km/s, e suas massas são tipicamente de 1 a 10 $ M_\odot$.

Em galáxias espirais massivas, ocorre aproximadamente 1 SN Tipo I a cada 100 anos, e 1 SN Tipo II a cada 30 anos. As supernovas tipo II ocorrem por implosão do núcleo em estrelas massivas e são observadas somente nos braços de galáxias espirais e em galáxias irregulares, onde há formação estelar recente, já que as estrelas massivas evoluem rapidamente. São um pouco menos luminosas do que as tipo I.

As supernovas tipo I ocorrem tanto em galáxias espirais quanto em elípticas. Recentemente algumas SN Tipo I e, portanto, sem linhas de hidrogênio, foram descobertas nas vizinhanças de regiões HII e em braços espirais, e receberam a denominação de tipo Ib, enquanto as tipo I clássicas, que apresentam forte absorção de silício, são chamadas de Tipo Ia. As supernovas de tipo Ia, que são associadas com a queima explosiva do carbono, ocorrem em sistemas binários, quando uma estrela anã branca com massa próxima à massa de Chandrasekhar recebe massa da companheira, que preenche seu lóbulo de Roche por expansão devido à evolução. As SNIa podem ser originárias da coalescência de duas anãs brancas. Quando a anã branca de carbono e oxigênio chega próximo da massa de Chandrasekhar, inicia-se a queima explosiva de carbono e oxigênio em níquel. O níquel decai radioativamente em cobalto, e este em ferro, liberando a energia que mantém a supernova brilhante. Sua curva de luz é tão similar de supernova para supernova, que as SN Tipo Ia são utilizadas como indicadores de distâncias das galáxias. Dois projetos independentes de determinar as distâncias das supernovas Ia distantes são o Supernova Cosmology Project, iniciado em 1988 e liderado por Saul Perlmutter (1959-), do Lawrence Berkeley National Laboratory, USA, (Saul Perlmutter et al. 1999, "Measurement of Ω and Λ from 42 high-redshift supernovae", Astrophysical Journal, 517, 565) e o High-z Supernova Search Team, iniciado em 1994 por Brian P. Schmidt (1967-) na Austrália, [Adam G. Riess (1969-) et al. 1998, "Observational evidence from supernovae for an accelerating universe and a cosmological constant", Astronomical Journal, 116, 1009], levaram à descoberta da expansão acelerada do Universo em 1998, e ao prêmio Nobel de 2011.

As supernovas tipo Ib são oriundas da queima explosiva de carbono ou colapso do núcleo em estrelas deficientes em hidrogênio, como as Wolf-Rayets. As estrelas Wolf-Rayet, uma etapa da evolução de estrelas de alta massa, foram descobertas em 1867 pelos franceses Charles J.F. Wolf (1827-1918) e Georges A.P. Rayet (1839-1906) por apresentarem linhas de emissão no espectro, são variáveis quentes (Tef~50 000 K) e têm um envoltório de poeira e gás ejetado da estrela pela forte pressão de radiação.

WR136 wr136
A foto à direita mostra a nebulosa NGC 6888 em volta da estrela Wolf-Rayet WR136, e a foto maior um detalhe da nebulosa observada pelo Telescópio Espacial Hubble. Pelo tamanho e velocidade, a nebulosa foi expelida há 250 000 anos. A luz ultravioleta da estrela central massiva ilumina a nebulosa. Esta nebulosa encontra-se na constelação do Cisne, a 4700 anos-luz.

Supernovas

A explosão das supernovas em geral se dá por ignição explosiva do carbono (ou captura de elétrons em um núcleo de ONeMg), para estrelas de massa intermediária (cerca de 8±1,2 $M_\odot$), ou por colapso gravitacional (desintegração do Fe), para as estrelas massivas. Este limite foi calculado por Stephen J. Smartt et al. 2009, Monthly Notices of the Royal Astronomical Society, 395, 1409, que também estimou que 27% das SN são termonucleares tipo Ia, enquanto as de colapso de núcleo correspondem a 59% pelo tipo IIP e 29% do tipo Ib/c. Para as estrelas de massa pequena e intermediária, a emissão de neutrinos no núcleo degenerado remove energia térmica suficiente para inibir a ignição do carbono, até que a perda de massa no ramo das gigantes e ramo assintótico seja suficiente para a estrela tornar-se uma anã branca, ou que seu núcleo atinja a massa máxima para uma anã branca.

Quando o núcleo atinge a massa de Chandrasekhar, a densidade central é tão alta que inicia a queima do carbono. Inicialmente a energia nuclear é transportada por convecção, durando cerca de 1000 anos. Quando a temperatura central atinge 109K, o tempo de queima nuclear torna-se mais curto que a escala de tempo de convecção, e a energia nuclear não é mais transportada para fora rapidamente, iniciando uma queima explosiva, a explosão termonuclear.

Se a estrela tornou-se uma anã branca, seu núcleo deve ser rico em carbono. Se a anã branca acreta massa de uma binária companheira a taxas tão altas para que explosões como nova não ocorram, então a ignição do carbono ocorrerá em um gás altamente degenerado ($ \rho \simeq 2$ a $ 4 \times 10^9{g/cm^3}T~ \simeq 10^8{K}$). O mesmo ocorre quando uma AGB acreta massa ao núcleo degenerado pela queima do He em uma camada. Nestas condições a pressão do gás é praticamente independente da temperatura e, conseqüentemente, o aquecimento do núcleo não causa a expansão e subsequente esfriamento do núcleo. Embora a emissão de neutrinos esfrie o núcleo, a taxa de reação para a queima do carbono é tão sensível à temperatura que a queima de carbono aumenta até uma explosão descontrolada. Como conseqüência da alta taxa de queima de carbono, a temperatura torna-se alta o suficiente para a queima quase simultânea do oxigênio e do silício, sintetizando 56Ni e 56Co, que são transformados em 56Fe. A energia liberada pelas reações nucleares ($ \simeq 2\times 10^{51}$ ergs) torna-se maior do que a energia de ligação gravitacional do núcleo degenerado ($ \simeq 3 \times 10^{50}$ ergs), e a estrela é totalmente dispersada no espaço.

SN II

Estrelas mais massivas que cerca de 11 $ M_\odot$ queimam o carbono, o oxigênio e o silício - em núcleo não degenerado - e seus núcleos são formados por elementos do grupo do ferro quando, mais tarde, se inicia o colapso gravitacional. Quando o colapso se inicia, a massa do núcleo é da ordem de 1,5 $ M_\odot$, independente da massa total da estrela. Antes do colapso, zonas de convecção extensas durante a queima do carbono, oxigênio e silício homogeneizaram a composição química do núcleo. No núcleo de uma estrela com 15 $ M_\odot$, o colapso se inicia quando a densidade central é da ordem de $ 4\times 10^9~\mathrm{g/cm^3}$ e a temperatura central da ordem de $ 8\times 10^9$ K e a pressão é mantida por elétrons degenerados e relativísticos. Com a contração do núcleo, a foto-dissociação parcial dos elementos do grupo do ferro se inicia,

\gamma+{^{56}Fe} \leftrightarrow 13\alpha+4n$
removendo energia térmica do gás e, conseqüentemente, reduzindo a pressão. Com o aumento da densidade no núcleo, a energia de Fermi dos elétrons aumenta, e os elétrons são capturados pelos prótons dentro dos núcleos, por decaimento $ \beta$ inverso. Com a redução do número de elétrons degenerados, principal fonte de pressão do gás, o colapso se acentua. Este processo, chamado de fotodesintegração, foi proposto em 1957 por William Alfred Fowler (1911-1995) e Sir Fred Hoyle (1915-2001). Durante os primeiros estágios do colapso, os neutrinos emitidos por captura de elétrons escapam da estrela. Alguns neutrinos são também emitidos pela aniquilação de elétrons e pósitrons e por reações do tipo Urca. Com o aumento de densidade do núcleo, a opacidade dos neutrinos aumenta, pois sua energia é maior do que a massa de repouso dos elétrons e, portanto, o espalhamento neutrino-elétron pode mudar suas energias significativamente. O aprisionamento dos neutrinos no núcleo colapsante ocorre para densidades acima de $ 3\times 10^{11}{g/cm^3}$, e ocorre a termalização dos neutrinos. Durante as etapas finais do colapso, que duram 1 a 2 milisegundos, a escala de tempo de difusão dos neutrinos é cerca de mil vezes maior do que a escala de tempo de colapso ( $ \simeq 1/\sqrt{G\rho}$).

SN Ia

Uma supernova tipo Ia ocorre quando a massa acrescida de uma binária próxima faz com que a massa do núcleo degenerado supere a massa de Chandrasekhar. Nesse momento, ocorre uma detonação em uma camada acima do núcleo, pois a parte central é resfriada pela emissão de neutrinos. A detonação se move para dentro e para fora, rompendo a estrela.

A liberação de energia na combustão degenerada do C é tão rápida que se dá instantaneamente, em uma camada extremamente fina. Somente depois da queima total é que a próxima camada esquenta o suficiente para iniciar a queima. Ocorre, portanto, uma frente de queima que provoca uma onda de choque, supersônica. Se essa compressão é suficiente para iniciar a queima, a frente de combustão coincide com a frente de choque e chama-se frente de detonação (super-sônica).

Se a compressão pela onda de choque não for suficiente para iniciar a ignição, o transporte de energia por convecção, ou condução, aumentará a temperatura mais lentamente, gerando uma frente de queima subsônica e chama-se deflagração. Nesse caso, a densidade e pressão diminuem.

Uma onda de deflagração ocorre quando o combustível é aquecido pela queima violenta na frente de queima. Já uma onda de detonação ocorre quando a queima é tão violenta que o combustível queimado se expande tão rapidamente que impinge uma onda de choque no combustível não queimado, comprimindo-o e aquecendo-o até iniciar a combustão. Neste caso a energia térmica se transfere não por condução ou radiação difusiva, mas pelo movimento hidrodinâmico que causa o aquecimento por compressão.

A ignição do carbono em núcleo degenerado procede instantaneamente, com a queima do O, do Si, chegando a Fe.

Não existe, ainda, uma teoria completamente desenvolvida para esse evento, mas as soluções numéricas favorecem a deflagração (subsônica), pois a energia interna é de
ue = E/$\rho$= 3Pe/$\rho$ $\simeq$ 1,87×1018 ergs/g
enquanto a queima de carbono e oxigênio libera 5×1017 ergs/g (27% de ue) e, portanto, o excesso de pressão não é muito grande, resultando em um choque não muito forte. O ponto crítico no cálculo da frente de detonação é que uma teoria de convecção dependente do tempo é necessária. Embora a frente mova-se subsonicamente, o núcleo é normalmente destruído pela ignição do carbono em núcleo degenerado.

Jeremiah W. Murphy & Casey Meakin, no artigo A Global Turbulence Model for Neutrino-Driven Convection in Core-Collapse Supernovae de 2011, propõe que a turbulência reduz a luminosidade de neutrinos, permitindo a explosão.

Uma estrela de M=15 $ M_\odot$ foto-desintegra-se com $\rho$ $\simeq$ 4 ×109 g/cm3 e Tc$\simeq$8 ×109 K. A existência de estrelas de nêutrons garante que houve colapso, pois não é possível chegar a esse estado em equilíbrio hidrostático. Em um colapso para estrela de nêutrons, podemos estimar a energia liberada como:
EG $\simeq$ GMc2(1/REN -1/RAB)
já que o núcleo que colapsa tem uma massa de 1,4 $ M_\odot$ o raio da ordem do da Terra. O envelope acima do núcleo tem uma energia gravitacional da ordem de
Eenvelope $\approx$ GMenvelope2/RAB

Como a energia de ligação de uma estrela de nêutrons de massa $ M$ é aproximadamente $ 0,1\,Mc^2 \simeq 10^{53}(M/M_\odot)$ ergs, esta quantidade de energia precisa escapar para que uma estrela de nêutrons se forme. A maior parte da energia escapa na forma de neutrinos.

Embora a matéria estelar normal seja transparente aos neutrinos, no núcleo de uma estrela em colapso a densidade chega a \rho \simeq 4 \times 10^{14}~g cm^{-3} e a energia dos neutrinos é da ordem de $E_\nu \simeq 150$ MeV. Como o livre caminho médio é dado por

\lambda = \frac{1}{N\sigma}

e
\sigma_\nu \simeq 2\times 10^{-44}~cm^2 (\frac{E_\nu}{m_e c^2})^2

obtemos $\lambda\simeq 2,2$ cm. Como o raio R do núcleo é da ordem de 10 km, o tempo de difusão
\tau_{dif} \simeq \frac{3R^2}{\pi \lambda c} \simeq 5~s

enquanto o tempo hidrodinâmico

\tau_{hidro} \simeq \frac{446~s}{\rho^\frac{1}{2}} \simeq 2 \times 10^{-5}~s

Quando o núcleo se aproxima de densidades nucleares e os nucleons se juntam em um enorme núcleo, a parte repulsiva da força forte resiste à compressão. Nos modelos, depois de um milisegundo do colapso, os efeitos da repulsão nuclear tornam-se evidentes e uma onda de choque começa a se propagar para fora. Após percorrer cerca de 1,1 $ M_\odot$, este choque perdeu a maior parte de sua velocidade, pois os neutrinos produzidos nestas camadas escapam, retirando do choque sua energia. A onde de choque se transforma então em uma onda de acresção. Existem modelos com rebote desta onda de acresção. Embora na natureza ocorra tanto a formação de buracos negros por acresção ao núcleo quanto ejeção explosiva de matéria, uma compreensão completa dos dois casos ainda não foi obtida ( Wolfgang Hillebrandt & Jens C. Niemeyer, "Type IA Supernova Explosion Models", Annual Review of Astronomy and Astrophysics, 2000, Vol. 38: 191-230).

Os modelos precisam incluir a rotação, a não esfericidade do colapso, o aquecimento devido ao decaimento radiativo, principalmente do 56Ni para o 56Co, com vida média de 6,10 dias (E=2,136 MeV) e deste para o 56Fe, com vida média de 77,12 dias (E=4,566 MeV). A energia só pode ser usada depois do decaimento, o que prolonga o brilho da supernova. Os modelos precisam também incluir a dinâmica, já que as camadas externas expandem com velocidades de cerca de 5000 km/s (SN tipo II) e 10 000 km/s (SN tipo I). A SN1987A, a mais brilhante desde a invenção do telescópio, ejetou cerca de 15 $ M_\odot$ e 1,7×1051 ergs. Cerca de 0,075 $ M_\odot$ de 56Ni decairam. Em comparação, outra SN tipo II, a SN1980K, ejetou somente 2,2 $ M_\odot$, energia de 1,0×1051 ergs e a mesma quantidade de 56Ni. Para as SNI, que são majoritariamente explosões de anãs brancas por acréscimo, a massa ejetada é da ordem de 1,1 a 1,3 $ M_\odot$ e as massas de 56Ni variam de cerca de 0,075 a 0,692 $ M_\odot$.

Uma supernova SN II normal libera cerca de 1051 ergs em energia cinética, a massa de Fe é de cerca de 0,1 $M_\odot$, independentemente da massa da progenitora, mas a massa transformada em elementos α: O, Ne, Mg. Si, S, Ar, Ca e Ti são maiores para as estrelas mais massivas, porque provêm de um manto maior.

Hipernovas

SN 2003dh
Imagem obtida com o VLT do ESO da SN 2003dh, associada ao GRB 030329, nos dias 3 de abril de 2003 (direita) e 1 de maio de 2003 (esquerda). Jens Hjorth, Jesper Sollerman, Palle Møller, Johan P. U. Fynbo, Stan E. Woosley, Chryssa Kouveliotou, Nial R. Tanvir, Jochen Greiner, Michael I. Andersen, Alberto J. Castro-Tirado, José María Castro Cerón, Andrew S. Fruchter, Javier Gorosabel, Páll Jakobsson, Lex Kaper, Sylvio Klose, Nicola Masetti, Holger Pedersen, Kristian Pedersen, Elena Pian, Eliana Palazzi, James E. Rhoads, Evert Rol, Edward P. J. van den Heuvel, Paul M. Vreeswijk, Darach Watson & Ralph A. M. J. Wijers. 2003, A very energetic supernova associated with the big gamma-ray burst of 29 March 2003, Nature 423, 847.
As hipernovas, como SN1998bw e SN2003dh, associadas às explosões de raios-$ \gamma$ GRB 980425 e GRB 030329, liberam cerca de 1052 ergs, sendo tão luminosas no pico quanto as SN Ia, e vêm do limite superior em massa dos progenitores das SNs tipo II. Elas sintetizam entre 0,3 a 0,5 $ M_\odot$ de 56Ni. Note que durante o colapso do núcleo da supernova ou hipernova, o material estelar sofre aquecimento por choque e nucleosíntese explosiva. Ken'ichi Nomoto, Nozomu Tominaga, Hideyuki Umeda e Chiaki Kobayashi, em seu artigo de 2005 nos anais do IAU Symposium 228, "From Lithium to Uranium: Elemental Tracers of Early Cosmic Evolution", editores Vanessa Hill, Patrick François e Francesca Primas, p. 287, concluem que as abundâncias químicas obervadas nas duas estrelas com menor abundância de metais conhecidas, a gigante do halo HE 0107-5240, com [Fe/H]=-5,3±0,2 e massa 0,8 MSol, (Norbert Christlieb, Michael S. Bessell, Timothy C. Beers, Bengt Gustafsson, Andreas J. Korn, Paul S. Barklem, Torgny Karlsson, Michelle Mizuno-Wiedner & Silvia Rossi, 2002, Nature, 419, 904)
HE0107-5240
e da estrela de seqüência principal HE1327-2326 (Anna Frebel, Wako Aoki, Norbert Christlieb, Hiroyasu Ando, Martin Asplund, Paul S. Barklem, Timothy C. Beers, Kjell Eriksson, Cora Fechner, Masayuki Y. Fujimoto, Satoshi Honda, Toshitaka Kajino, Takeo Minezaki, Ken'ichi Nomoto, John E. Norris, Sean G. Ryan, Masahide Takada-Hidai, Stelios Tsangarides & Yuzuru Yoshii. 2005, Nucleosynthetic signatures of the first stars, Nature, 434, 871), com [Fe/H]=log(NFe/NH)-log(NFe/NH)Sol=-5,4±0,2, são consistentes com modelos de supernovas oriundas de Pop. III de 20 a 130 $M_\odot$, mas não de modelos mais massivos, já que os modelos mais massivos (até cerca de 200 MSol) são completamente desmanchados (disrupção total), resultando em fração de C/Fe não consistentes com a alta fração observada nas estrelas de metalicidade extremamente baixa. Os modelos mais massivos, que explodem por instabilidade de pares ($ \gamma \leftrightarrow e^+ + e^-$), produzem uma alta taxa de metais e, para os modelos mais massivos, a maior parte dos metais é na forma de ferro. Naoki Yoshida, Volker Bromm & Lars Hernquist, em 2004 no Astrophysical Journal, 605, 579, propõe que se a reionização observada pelo Wilkinson Microwave Anisotropy Probe (WMAP) foi provocada pelas estrelas de População III, o meio interestelar do Universo foi enriquecido para metalicidades z>10-4zSol já em redshift z>15. A reionização pode ser detectada pela polarização causada pelo espalhamento dos fótons da radiação de fundo pelos elétrons livres ionizados pela formação estelar.

Takashi Hosokawa, Kazuyuki Omukai, Naoki Yoshida & Harold W. Yorke, no artigo de 2011 na Science 334, 6060, p 1250, como resultado de suas simulações incluindo radiação e hidrodinâmica, propõe que o disco circumstelar é evaporado pela radiação ultravioleta quando a protoestrela atinge 43 massa solares, o que explicaria a aparente ausência de supernova por instabilidade de pares de estrelas massivas de Pop. III.

Estrelas de Nêutrons e Buracos Negros

A primeira predição explícita de estrelas de nêutrons foi feita por Walter Baade e Fritz Zwicky em Caltech em dezembro de 1933, cerca de dois anos depois da descoberta dos nêutrons, para tentar explicar a enorme liberação de energia das explosões de supernovas, na reunião da American Physical Society em Stanford [Physics Review, 45, 138 (1934), "with all reserve we advance the view that supernovae represent the transition from ordinary stars into neutron stars, which in their final stages consist of closely packed neutrons.".

Observações com o observatório Chandra da estrela de nêutrons mais brilhante conhecida, RXJ1856.5-3754, por Jeremy Drake, Herman L. Marshall, Stefan Dreizler, Peter E. Freeman, Antonella Fruscione, Michael Juda, Vinay Kashyap, Fabrizio Nicastro, Deron O. Pease, Bradford J. Wargelin e Klaus Werner (2002) The Astrophysical Journal, 572, 996, mostram Tef= 700 000 K. A coluna de hidrogênio derivada favorece a medida de paralaxe de 140 pc derivada pelo HST a um raio implicito de R=3.8-8.2 km, muito pequeno para ser consistente com modelos normais de estrelas de nêutrons, indicando que a estrela estaria na forma de matéria de quarks. A maior parte das equações de estado de estrelas de nêutrons produz um raio maior que 12 km, para qualquer massa (Pawel Haensel 2001, Astronomy & Astrophysics, 380, 186). A estrela foi originalmente descoberta em 1996 pelo satélite alemão Roetgen. Mas a análise de Frederick M. Walter e James Lattimer, da the State University of New York, Stony Brook, (2002) publicadas no Astrophysical Journal Letters, 576, L145, de uma imagem do HST com a WFPC2 resulta em d=(117±12) pc e R=15 km, consistente com matéria de nêutrons normal. A análise do espectro, sem linhas, por Frederick M. Walter, J. A. Pons, V. Burwitz, James Lattimer, D. Lloyd, S. J. Wolk, M. Prakash & R. Neuhäuser, publicada em 2004 no Advances in Space Research, 33, 4, 513, concorda que matéria estranha não é necessária. Wynn C. G. Ho, no Monthly Notices of the Royal Astronomical Society 380, 71 (2007), obtém um raio de 14 km, também consistente com uma estrela de nêutrons normal.

As observações da estrela de nêutrons 3C58, pulsar J0205+6449, com período de 65 ms, a 3,2 kpc de distância por Patrick Slane, Steven Murray, e David Helfand, publicadas em 2002 no Astrophysical Journal, 571, L45, não detectaram raio-X térmico do corpo central, mostrando que ela está muito mais fria (Tef < 1,13×106 K) do que deveria, para esta estrela que é a mais jovem estrela de nêutrons conhecida. Ela é supostamente a remanescente da SN1181. Os detalhes do interior das estrelas de nêutrons ainda não são bem conhecidos devido a nossa ignorância dos detalhes da força forte em altíssimas densidades. Como o esfriamento é dominado pela emissão de neutrinos e, dependendo do modelo, condensados de píons ou káons ou matéria de quark podem ser formados, aumentando drasticamente a emissão de neutrinos e esfriando a estrela mais rapidamente. Desta maneira a medida da temperatura pode diferenciar os modelos com ou sem formação de matéria exótica.

Paul B. Demorest, T. Pennucci, S. M. Ransom, M. S. E. Roberts & J. W. T. Hessels publicaram na Nature, 467, 1081 (2010) a medida de massa de (1,97±0,04)MSol para o pulsar binário PSR J1614-2230, com período de spin de 3,1508076534271(6)ms e dP/dt=9,6216(9)× 10-21 s/s, período orbital de 8,6866194196(2) dias com uma anã branca de 0,500(6)MSol.

Massas das estrelas de nêutrons
Josiah Schwab, Philipp Podsiadlowski & Saul Rappaport, no artigo Further Evidence for the Bimodal Distribution of Neutron Star Masses, 2010, no Astrophysical Journal, 719, 722, estudam as 14 estrelas de nêutrons conhecidas com massas bem determinadas. A correção por rotação assume que houve um pequeno acréscimo de massa necessário para explicar a rotação da estrela. A massa da progenitora foi calculada usando a equação de estado de matéria nuclear de H. Müther, M. Prakash & T.L. Ainsworh, 1987, Physics Letter B, 199, 469 para calcular a massa bariônica correspondente à massa gravitacional, que são cerca de 0,13 MSol maiores, mas que podem variar de 0,9 a 0,18 MSol para equações de estado distintas.
Eles propõem que há dois tipos de estrelas de nêutrons: Philipp Podsiadlowski, no Massive binary evolution, 2010, New Astronomy Reviews, 54, 39, propõe que pelo menos 30% da supernovas são oriundas da evolução e coalescencia de estrelas duplas massivas, que modificam a estrutura das estrelas e das supernovas resultantes.

Buracos Negros

Um candidato a buraco negro estelar é a estrela Cygnus X1, descoberta pelo satélite de raios-X Uhuru (liberdade em Swahili, a língua do Quênia, onde o satélite foi lançado em 12.12.1970). Tom Bolton descobriu que o sistema consiste da

Esta companheira compacta é muito mais massiva que o maior limite teórico, de 4,3 massas solares, de uma estrela de nêutrons. Cygnus X-1 é a mais brilhante fonte de raios X duros (E>20 keV) persistente, e está a (1860±120) pc (6100 anos-luz) (Mark J. Reid et al. 2011).

Outros buracos negros também foram detectados em sistemas binários que emitem raio-X, do gás da estrela companheira acelerado pelo buraco negro.

Sistema Porbital f(M) Doador Classificação Massa
[dias] Tipo Espectral [MSol]
GRS 1915+105 33.59.5±3.0K/MIIILMXB/Transiente14±4
V404 Cyg6.4716.09±0.04K0IV12±2
Cyg X-15.6000.244±0.00509.7IabHMXB/Persistente10±3
LMC X-14.2290.14±0.0507III>4
XTE J1819-2542.8163.13±0.13B9IIIIMXB/Transiente7.1±0.3
GRO J1655-402.6202.73±0.09F3/5IV6.3±0.3
BW Cir 2.5455.74±0.29G5IVLMXB/Transiente>7.8
GX 339-41.7545.8±0.5
LMCX-31.7042.3±0.3B3VHMXB/Persistente7.6±1.3
XTE J1550-5641.5426.86±0.71G8/K8IVLMXB/Transiente9.6±1.2
4U 1543-4751.1250.25±0.01A2VIMXB/Transiente9.4±1.0
H 1705-2500.5204.86±0.13K3/7VLMXB/Transiente6±2
GS 1124-6840.4333.01±0.15K3/5V7.0±0.6
XTE J1859+226 0.3827.4±1.1
GS 2000+2500.3455.01±0.12K3/7V7.5±0.3
A 0620-0030.3252.72±0.06K4V11±2
XTE J1650-5000.3212.73±0.56K4V
GRS 1009-450.2833.17±0.12K7/M0V5.2±0.6
GRO J0422+320.2121.19±0.02M2V4±1
XTE J1118+4800.1716.3±0.2K5/M0V6.8±0.4
Buracos Negros Estelares de acôrdo com Jorge Casares, 2007, Proceedings IAU Symposium No 238, p.3
Eta Carinae
GRBs
GRBs (Gamma Ray Burts), explosões de raios gamas, são os fenômenos mais energéticos do Universo (0.1 a 10 MeV), correspondendo a 1048 a 1055 ergs, se assumidos isotrópicos, e são classificados como Longos (~30 s) e Curtos (~0.3 s), acontecem em todas as direções mas a grandes distâncias, z~0,1 a 8,3, e ocorrem a uma taxa de cerca de 10-5/ano/galáxia, ou cerca de 10-3 da taxa de supernovas. Pelas observações de afterglows, desde 1997, em raio-X, ótico e rádio com escalas de tempo de dias e anos, os Longos estão associados com supernovas de estrelas massivas e subsequente formação de buracos negros estelares e/ou estrelas de nêutrons. Já há alguma evidência de que alguns curtos são formados pelo colapso de uma estrela de n&eacirc;utrons em buraco negro, por acresção de massa.
Como na explosão de uma supernova mais de 0,5 $ M_\odot$ colapsa a velocidades próximas da luz, precisamos utilizar a relatividade geral. Do mesmo modo, a estrutura das estrelas de nêutrons e buracos negros não pode ser tratada com a mecânica Newtoniana utilizada até aqui. Ela necessita da Relatividade Geral.

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Modificada em 25 ago 2014