Википедија

Супернова од типот II

Супернова од типот II или СНII (SNII)[1] ― супернова која произлегува од брзата пропаст и насилната експлозија на масивна ѕвезда. Ѕвездата мора да има најмалку осум пати, но не повеќе од 40 до 50 пати, од масата на Сонцето (M☉) за да претрпи ваков тип на експлозија.[2] Суперновите од типот II се разликуваат од другите типови на супернови по присуството на водород во нивните спектри. Тие обично се забележувани во спиралните краци на галаксиите и во подрачјето H II, но не и во елиптичните галаксии; тие воглавно се составени од постари ѕвезди со мала маса, со неколку млади, многу масивни ѕвезди неопходни за да биде предизвикана супернова.

Растечкиот остаток од SN 1987A, необична супер нова од типот II во Големиот Магеланов Облак. Слика на НАСА.

Ѕвездите создаваат енергија со јадрено соединување на елементи. За разлика од Сонцето, масивните ѕвезди ја поседуваат масата потребна за спојување на елементите кои имаат атомска маса поголема од водородот и хелиумот, иако при сè повисоки температури и притисоци, предизвикувајќи соодветно пократок животен век на ѕвездите. Притисокот на изродување на електроните и енергијата создавана од овие соединувачки реакции се доволни за да се спротивстават на силата на гравитацијата и да биде спречена пропаста на ѕвездата, одржувајќи ја ѕвездената рамнотежа. Ѕвездата спојува елементи со поголема маса, почнувајќи со водород, а потоа хелиум, напредувајќи низ периодниот систем додека не биде направено јадро од железо и никел. Спојувањето на железо или никел не произведува нето излезна енергија, така што не може да се случи понатамошно соединување, оставајќи го јадрото никел-железо да е инертно. Поради недостатокот на излезна енергија што создава надворешен топлински притисок, јадрото се собира поради гравитацијата сè додека прекриената тежина на ѕвездата не може да биде поддржана главно од притисокот на изродување на електрони.

Кога набиената маса на инертното јадро ја надминува Чандрасекаровата граница од околу 1.4 M☉, електромското изродување повеќе не е доволна за да се спротивстави на гравитациското притискање. Во рок од неколку секунди се случува катаклизмична имплозија на јадрото. Без поддршка на сега веќе имплодираното внатрешно јадро, надворешното јадро пропаѓа навнатре под гравитација и достигнува брзина до 23% од брзината на светлината, а ненадејното притискање ја зголемува температурата на внатрешното јадро до 100 милијарди келвини. Неутроните и неутрините настануваат преку обратно бетараспаѓање, ослободувајќи околу 1046 џули (100 фои) во изблик од десет секунди. Пропаста на внатрешното јадро е запрен од одбивната јадрена сила и неутронското изродување, предизвикувајќи имплозијата да се врати и да отскокнува нанадвор. Енергијата на овој проширувачки ударен бран е доволна за да го наруши прекриениот ѕвезден материјал и да го забрза за да избега од брзината, настанувајќи експлозија на супернова. Ударниот бран и крајно високата температура и притисок брзо се распаѓаат, но се присутни доволно долго за да овозможат краток период во кој се јавува производство на елементи потешки од железото.[3] Во зависност од почетната маса на ѕвездата, остатоците од јадрото образуваат неутронска ѕвезда или црна дупка. Поради основниот механизам, добиената супернова е опишана и како супернова со пропаст на јадрото.

Постојат неколку категории на експлозии на супернова од типот II, кои се категоризирани врз основа на добиената светлинска крива - графикон на сјајност наспроти времето - по експлозијата. Суперновите од типот II-L покажуваат постојан (линеарен) пад на светлинската крива по експлозијата, додека типот II-P прикажува период на побавно опаѓање (рамнина) во неговата светлинска крива проследен со нормално распаѓање. Суперновите од типот Ib и Ic се тип на супернова со пропаст на јадрото за масивна ѕвезда што ја отфрлила својата надворешна обвивка од водород и (за тип Ic) хелиум. Како резултат на тоа, се чини дека им недостасуваат овие елементи.

Настанување

уреди
 
Слоевите слични на кромид, на масивна, еволуирана ѕвезда непосредно пред пропаста на јадрото. (Не е во размер)

Ѕвездите многу помасивни од Сонцето се развиваат на сложени начини. Во јадрото на ѕвездата, водородот се спојува во хелиум, ослободувајќи топлинска енергија што го загрева јадрото на ѕвездата и обезбедува надворешен притисок што ги поддржува слоевите на ѕвездата против пропаст - ситуација позната како ѕвездена или хидростатичка рамнотежа. Хелиумот произведен во јадрото се собира таму. Температурите во јадрото сè уште не се доволно високи за да предизвикаат негово спојување. На крајот, како што водородот во јадрото се исцрпува, соединувањето почнува да се забавува, а гравитацијата предизвикува јадрото да се собира. Оваа контракција ја подига температурата доволно висока за да овозможи пократка фаза на соединување на хелиум, која произведува јаглерод и кислород, и сочинува помалку од 10% од вкупниот животен век на ѕвездата.

Кај ѕвездите со помала од осум сончеви маси, јаглеродот произведен со соединување на хелиум не се спојува, а ѕвездата постепено се лади и станува бело џуџе.[4][5] Ако тие насоберат поголема маса од друга ѕвезда или некој друг извор, тие може да станат супернова од типот Ia. Но, многу поголема ѕвезда е доволно масивна за да продолжи соединувањето надвор од оваа точка.

Јадрата на овие масивни ѕвезди директно создаваат температури и притисоци потребни за да предизвикаат јаглеродот во јадрото да почне да се спојува кога ѕвездата се собира на крајот од фазата на согорување на хелиум. Јадрото постепено станува слоевито како кромид, бидејќи во средиштето се создаваат напредно потешки атомски јадра, со најнадворешниот слој на водороден гас, кој опкружува слој од водород кој се спојува во хелиум, опкружува слој од хелиум кој се спојува во јаглерод преку тројниот алфа-процес, околните слоеви кои се спојуваат со постепено потешки елементи. Како ѕвезда, оваа масивна еволуција, таа минува низ повторени фази каде што соединувањето во јадрото престанува, а јадрото пропаѓа додека притисокот и температурата не бидат доволни за да започне следната фаза на соединување, повторно да се запали за да се запре пропаста.[4][5]

Фази на јадрено соединување со горење на јадрото за ѕвезда од 25 сончеви маси
Постапка Главно гориво Главни производи Ѕвезда од 25 M☉[6]
Температура
(K) 		Густина
(g/cm3) 		Времетраење
Водородно согорување водород хелиум 70.000.000 10 107 години
Троен алфа-процес хелиум јаглерод, кислород 200.000.000 2000 106 години
Јаглеродно согорување јаглерод Ne, Na, Mg, Al 800.000.000 106 1000 години
Неонско согорување Неон O, Mg 1.600.000.000 107 3 години
Кислородно согорување кислород Si, S, Ar, Ca 1.800.000.000 107 0.3 години
Силициумско согорување силициум никел (се распаѓа во железо) 2.500.000.000 108 5 денови

Пропаст на јадрото

уреди

Факторот што ja ограничува оваа постапка е количината на енергија што се ослободува преку соединување, која зависи од сврзувачката енергија што ги држи заедно овие атомски јадра. Секој дополнителен чекор произведува напредно потешки јадра, кои ослободуваат постепено помалку енергија при соединување. Дополнително, од согорувањето на јаглеродот наваму, загубата на енергија преку производството на неутрино станува значителна, што доведува до повисока стапка на реакција отколку што инаку би се случила.[7] Ова продолжува додека не е произведен никел-56, кој радиоактивно се распаѓа во кобалт-56, а потоа и железо-56 во текот на неколку месеци. Бидејќи железото и никелот имаат најголема енергија на врзување по нуклеон од сите елементи,[8] енергијата не може да биде произведена во јадрото со соединување, а јадрото од никел-железо расте.[5][9] Ова јадро е под огромен гравитациски притисок. Бидејќи не постои соединување за дополнително да биде подигната температурата на ѕвездата за да се поддржи против пропаст, таа е поддржана само од изродениот притисок на електроните. Во оваа состојба, материјата е толку густа што дополнителното набивање би барало електроните да ги имаат истите енергетски состојби. Сепак, ова е забрането за идентични честички фермион, како што е електронот - феномен наречен Паулиево начело на исклучување.

Кога масата на јадрото ја надминува Чандрасекаровата граница од околу 1.4 M☉, притисокот на изродување повеќе не може да го поддржи и следува катастрофална пропаст.[10] Надворешниот дел од јадрото достигнува брзини до 70.000 (23% од брзината на светлината) додека се урива кон средиштето на ѕвездата.[11] Јадрото што брзо се намалува, се загрева, создавајќи високоенергетски гама-зраци кои ги разложуваат железните јадра во јадра на хелиум и слободни неутрони преку фотодезинтеграција. Како што се зголемува густината на јадрото, станува енергетски поволно за електроните и протоните да се спојат преку инверзно бета-распаѓање, создавајќи неутрони и елементарни честички наречени неутрина. Бидејќи неутрините ретко општат со нормалната материја, тие можат да избегаат од јадрото, одземајќи ја енергијата и дополнително забрзувајќи ја пропаста, кој продолжува во временска рамка од милисекунди. Како што јадрото се одвојува од надворешните слоеви на ѕвездата, некои од овие неутрина се примани од надворешните слоеви на ѕвездата, со што започнува експлозијата на суперновата.[12]

За супернова од типот II, пропаста на крајот е запрена со краткодострелни одбивни заемодејствија меѓу неутрон и неутрон, посредувани од силното заемодејство, како и од притисокот на изродување на неутроните, со густина споредлива со онаа на атомското јадро. Кога пропаста ќе престане, материјата што паѓа повторно се враќа, создавајќи ударен бран кој се шири нанадвор. Енергијата од овој удар ги дисоцира тешките елементи во јадрото. Ова ја намалува енергијата на ударот, што може да ја запре експлозијата во надворешното јадро.[13]

Фазата на пропаст на јадрото е толку густа и енергична што само неутрините можат да избегаат. Како што протоните и електроните се комбинираат за да образуваат неутрони со помош на зафаќање електрони, е произведувано електронско неутрино. Во вообичаена супернова од типот II, новонастанатото неутронско јадро има почетна температура од околу 100 милијарди келвини, 104 пати поголема од температурата на јадрото на Сонцето. Голем дел од оваа топлинска енергија мора да биде отфрлена за да настане стабилна неутронска ѕвезда, инаку неутроните ќе „зовријат“. Ова е постигнувано со дополнително ослободување на неутрина.[14] Овие „топлински“ неутрина настануваат како неутрински-антинеутрински парови со сите врсти, и вкупно неколку пати повеќе од бројот на електронско зафатените неутрина.[15] Двата механизми за производство на неутрина ја претвораат гравитациската потенцијална енергија на пропаста во експлозија на неутрино од десет секунди, ослободувајќи околу 1046 џули (100 фои).[16]

Преку постапка која не е јасно разбрана, околу 1%, или 1044 џули (1 фое), од ослободената енергија (во облик на неутрина) повторно е примано од застојот, предизвикувајќи експлозија на супернова.[13] Неутрините создадени од супернова биле забележани во случајот на Супернова 1987А, што ги навело астрофизичарите да заклучат дека сликата од пропаста на јадрото е во основа точна. Инструментите Камиоканде II и Ирвинско-мичигенски-брукхејвенскиот забележувач засновани на вода, откриле антинеутрина од топлинско потекло,[14] додека инструментот Баксан заснован на галиум-71, открил неутрина (лептонски број = 1) од топлинско потекло или со потекло од електронско зафаќање.

 
Во рамките на масивна, еволуирана ѕвезда (a) надворешните слоеви на елементите се подложени на соединување, правејќи јадро од никел-железо; (b) која стигнува до Чандрасекаровата маса и почнува да се урива. (c) Внатрешниот дел од јадрото е компримиран во неутрони, (d) предизвикувајќи отскокнување на материјалот што паѓа и настанува фронт на удар што се шири нанадвор (црвено). (e) Ударот почнува да запира, но повторно се зајакнува со заемодејството на неутрино. (f) Околниот материјал е разнесен, оставајќи само изроден остаток.

Кога прогениторната ѕвезда е под околу 20 M☉ – во зависност од јачината на експлозијата и количината на материјал што паѓа назад – изродениот остаток од пропаста на јадрото е неутронска ѕвезда.[11] Над оваа маса, остатокот колабира и настанува црна дупка.[5][17] Теоретската ограничувачка маса за овој тип на сценарио за пропаст на јадрото е околу 40–50 M☉. Над таа маса, верувано е дека ѕвезда се урива директно во црна дупка без да направи експлозија на супернова,[18] иако несигурноста во моделите на пропаст на супернова ја прави пресметката на овие граници несигурна.

Теоретски модели

уреди

Стандардниот модел на честичната физика е теорија која опишува три од четирите познати фундаментални заемодејствија помеѓу елементарните честички кои ја сочинуваат целата материја. Оваа теорија дозволува да бидат направени предвидувања за тоа како честичките ќе општат под многу услови. Енергијата по честичка во супернова е типично 1-150 пикоџули (десетици до стотици MeV).[19] Енергијата по честичка вклучена во супернова е доволно мала што предвидувањата добиени од Стандардниот модел на честичната физика најверојатно се во основа точни. Но, високите густини може да бараат поправки на Стандардниот модел.[20] Конкретно, забрзувачите на честички базирани на Земјата можат да произведат заемодејствија на честички кои се со многу поголема енергија отколку што се наоѓаат во суперновите,[21] но овие опити вклучуваат поединечни честички во заемодејствија со поединечни честички, и веројатно е дека високите густини во суперновата ќе произведуваат нови ефекти. Заемодејствијата помеѓу неутрината и другите честички во суперновата се одвиваат со слабата јадрена сила, за која е верувано дека е добро разбрана. Меѓутоа, заемодејствијата помеѓу протоните и неутроните вклучуваат силна јадрена сила, што е многу помалку добро разбрано.[22]

Главниот нерешен проблем со суперновите под типот II е дека не е разбрано како избликот на неутрина ја пренесува својата енергија на остатокот од ѕвездата, создавајќи ударен бран што предизвикува ѕвездата да експлодира. Од горенаведената дискусија, само еден процент од енергијата треба да биде пренесе за да биде настаната експлозија, но објаснувањето како се случува тој еден процент од преносот било покажано исклучително тешко, иако се верува дека заемодејствијата на честичките се добро разбрани. Во 1990-тите, еден модел за правење на ова вклучувала конвективно превртување, што наведува дека конвекцијата, или од неутрина одоздола, или со паѓање на материја одозгора, ја комплетира постапката на уништување на ѕвездата-родоначалник. Потешки елементи од железото настанати за време на оваа експлозија со зафаќање на неутрони, и од притисокот на неутрината притискање на границата на „неутриносферата“, засадувајќи го околниот простор со облак од гас и прашина кој е побогат со тешки елементи од материјалот од кој првично настанала ѕвездата.[23]

Неутрината физика, која е моделирана со Стандардниот модел, е од клучно значење за разбирањето на оваа постапка.[20] Другата клучна област на истражување е хидродинамиката на плазмата што ја сочинува ѕвездата што умира; како се однесува за време на пропаста на јадрото одредува кога и како е настанат ударниот бран и кога и како запира и повторно се активира.[24]

Всушност, некои теоретски модели вклучуваат хидродинамичка нестабилност во застојот шок, позната како „Нестабилност на стоечки насобирачки шок“ (НСНШ). Оваа нестабилност доаѓа како последица на несферични пертурбации кои го колебаат застојот на ударот и со тоа го разобличуваат. НСНШ често е користен во тандем со теориите за неутрино во сметачки симулации за повторно активирање на застојот шок.[25]

Сметачките модели биле многу успешни во пресметувањето на однесувањето на супернови од типот II кога шокот е настанот. Со игнорирање на првата секунда од експлозијата и претпоставувајќи дека е започната експлозија, астрофизичарите можеле да направат подробни предвидувања за елементите произведени од суперновата и за очекуваната светлинска крива од суперновата.[26][27][28]

Светлински криви за супернови од типовите II-L и II-P

уреди
 
Овој графикон на сјајноста во функција на времето ги прикажува карактеристичните облици на светлинските криви за суперновите од типовите II-L и II-P.

Кога спектарот на супернова од типот II е испитуван, тој вообичаено прикажува Балмерови линии на примање - намален флукс на карактеристичните честоти каде што атомите на водород примаат енергија. Присуството на овие линии е користено за да биде разликувана оваа категорија на супернова од една супернова од типот I.

Кога сјајноста на една супернова од типот II е нацртана во одреден временски период, таа покажува карактеристичен пораст до врвна осветленост проследена со опаѓање. Овие светлински криви имаат просечна стапка на распаѓање од 0,008 величини на ден; многу пониска од стапката на распаѓање за супернова од типот Ia. Типот II е поделен на две класи, во зависност од обликот на светлинската крива. Светлинската крива за суперновата од типот II-L покажува постојан (линеарен) пад по врвната осветленост. Спротивно на тоа, светлинската крива на суперноват од типот II-P има карактеристично рамно истегнување (наречено рамнина) за време на опаѓањето; претставува период каде што сјајноста се распаѓа со побавна брзина. Нето стапката на распаѓање на сјајноста е помала, на 0,0075 величини на ден за типот II-P, во споредба со 0,012 величини на ден за типот II-L.[29]

Верувано дека е предизвикана разликата во обликот на светлинските кривини, во случајот со суперновата од типот II-L, со исфрлање на поголемиот дел од водородната обвивка на ѕвездата-родоначалник.[29] Рамнинската фаза во суперновите од типот II-P се должи на промената на непроѕирноста на надворешниот слој. Ударниот бран го јонизира водородот во надворешната обвивка - соголувајќи го електронот од атомот на водород - што резултира со значително зголемување на непроѕирноста. Ова спречува фотоните од внатрешните делови на експлозијата да избегаат. Кога водородот се лади доволно за да се рекомбинира, надворешниот слој станува проѕирен.[30]

Супернови од типот IIn

уреди

„n“ означува „narrow“ (тесно), што укажува на присуство на линии за емисија на водород со тесна или средна ширина во спектрите. Во случајот со средна ширина, исфрлањето од експлозијата може силно да општи со гасот околу ѕвездата - околу ѕвездената средина.[31][32] Проценетата околуѕвездена густина потребна за објаснување на набљудувачките својства е многу повисока од онаа што е очекувано од стандардната теорија за еволуција на ѕвездите.[33] Воглавно е претпоставувано дека високата околу ѕвездена густина се должи на високите стапки на загуба на маса на типот II кај родоначалниците. Проценетите стапки на загуба на маса обично се повисоки од 10-3 M☉ годишно. Постојат индикации дека тие потекнуваат како ѕвезди слични на сјајните сини променливи ѕвезди со големи загуби на маса пред да експлодираат.[34] SN 1998S и SN 2005gl се примери за супернови од типот IIn; SN 2006gy, крајно енергична супернова, може да биде уште еден пример.[35]

Некои супернови од типот IIn покажуваат заемодејствија со околуѕвездената средина, што доведува до зголемена температура на околуѕвездената прашина. Оваа топла прашина може да биде забележана како осветлување на средноинфрацрвената светлина. Ако околу ѕвездената средина се протега подалеку од суперновата, средноинфрацрвеното осветлување може да предизвика инфрацрвено ехо, предизвикувајќи осветлувањето да трае повеќе од 1000 дена. Овие типови на супернови припаѓаат на ретките супернови слични на 2010jl, именувани по архетипскиот SN 2010jl. Повеќето супернови слични на 2010 jl биле откриени со исклучениот вселенски телескоп „Спицер“ и Инфрацрвениот истражувач на широко поле (на пр. SN 2014ab, SN 2017hcc).[36][37][38][39]

Супернова од типот IIb

уреди

Суперновата од типот IIb има слаба водородна линија во својот почетен спектар, поради што е класифицирана како тип II. Меѓутоа, подоцна водородната емисија станува незабележлива, а има и втор врв во светлинската крива кој има спектар кој поблиску наликува на супернова од типот Ib. Родоначалникот би можел да биде масивна ѕвезда што ги исфрлила повеќето од нејзините надворешни слоеви, или онаа која изгубила поголем дел од својата водородна обвивка поради заемодејствија со придружник во двоен систем, оставајќи го зад себе јадрото кое се состои речиси целосно од хелиум.[40] Како што исфрлањето на супернова од типот IIb се шири, водородниот слој брзо станува попроѕирен и ги открива подлабоките слоеви.[40] Класичниот пример на супернова од типот IIb е SN 1993J,[41][42] додека друг пример е Касиопеја А.[43] Класата IIb првпат била воведена (како теоретски концепт) од Вусли и соработниците во 1987 година,[44] и класата наскоро била применета на SN 1987K[45] и SN 1993J.[46]

Поврзано

уреди

Наводи

уреди
  1. ↑ Prantzos, N (1996). „Stellar nucleosynthesis and γ-ray line astronomy“. Astronomy & Astrophysics Supplement Series. 120: 330–310. Bibcode:1996A&AS..120C.303P – преку SAO/NASA Astrophysics Data System (ADS).
  2. ↑ Gilmore, Gerry (2004). „The Short Spectacular Life of a Superstar“. Science. 304 (5697): 1915–1916. doi:10.1126/science.1100370. PMID 15218132.
  3. ↑ „Introduction to Supernova Remnants“. NASA Goddard/SAO. 2006-09-07. Архивирано од изворникот на 2020-05-28. Посетено на 8 септември 2024.
  4. ↑ 4,0 4,1 Richmond, Michael. „Late stages of evolution for low-mass stars“. Рочестерски технолошки институт. Архивирано од изворникот на 2020-06-11. Посетено на 8 септември 2024.
  5. ↑ 5,0 5,1 5,2 5,3 Hinshaw, Gary (2006-08-23). „The Life and Death of Stars“. Мисија Вилкинсонова Микробранова анизотропска сонда (ВМАС) при НАСА. Архивирано од изворникот на 2013-06-03. Посетено на 8 септември 2024.
  6. ↑ Woosley, S.; Janka, H.-T. (декември 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. S2CID 118974639.
  7. ↑ Clayton, Donald (1983). Principles of Stellar Evolution and Nucleosynthesis. University of Chicago Press. ISBN 978-0-226-10953-4.
  8. ↑ 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.
  9. ↑ Fleurot, Fabrice. „Evolution of Massive Stars“. Laurentian University. Архивирано од изворникот на 2017-05-21. Посетено на 8 септември 2024.
  10. ↑ 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. Архивирано од изворникот на 2022-01-25. Посетено на 8 септември 2024.
  11. ↑ 11,0 11,1 Fryer, C. L.; New, K. C. B. (2006-01-24). „Gravitational Waves from Gravitational Collapse“. Институт за гравитациска физика „Макс Планк“. Архивирано од изворникот на 2006-12-13. Посетено на 8 септември 2024.
  12. ↑ 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.
  13. ↑ 13,0 13,1 Fryer, C.L.; New, K.B.C. (2006-01-24). „Gravitational Waves from Gravitational Collapse, section 3.1“. Национална лабораторија Лос Аламос. Архивирано од изворникот на 2006-10-13. Посетено на 8 септември 2024.
  14. ↑ 14,0 14,1 Mann, Alfred K. (1997). Shadow of a star: The neutrino story of Supernova 1987A. Њујорк: W. H. Freeman. стр. 122. ISBN 978-0-7167-3097-2. Архивирано од изворникот на 2008-05-05. Посетено на 8 септември 2024.
  15. ↑ Gribbin, John R.; Gribbin, Mary (2000). Stardust: Supernovae and Life – The Cosmic Connection. Њухејвен: Yale University Press. стр. 173. ISBN 978-0-300-09097-0. Архивирано од изворникот на 2014-12-10. Посетено на 8 септември 2024.
  16. ↑ Barwick, S.; Beacom, J.; и др. (2004-10-29). „APS Neutrino Study: Report of the Neutrino Astrophysics and Cosmology Working Group“ (PDF). Американско физичко друштво. Архивирано од изворникот (PDF) на 2018-12-16. Посетено на 8 септември 2024.
  17. ↑ 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. Архивирано од изворникот на 2020-10-31. Посетено на 8 септември 2024.
  18. ↑ 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.
  19. ↑ Izzard, R. G.; Ramírez Ruiz, E.; Tout, C. A. (2004). „Formation rates of core-collapse supernovae and gamma-ray bursts“. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 348 (4): 1215. arXiv:astro-ph/0311463. Bibcode:2004MNRAS.348.1215I. doi:10.1111/j.1365-2966.2004.07436.x.
  20. ↑ 20,0 20,1 Rampp, M.; Buras, R.; Janka, H.-T.; Raffelt, G. (February 11–16, 2002). „Core-collapse supernova simulations: Variations of the input physics“. Proceedings of the 11th Workshop on "Nuclear Astrophysics". Ринбершки замок, Тегернзе, Германија. стр. 119–125. arXiv:astro-ph/0203493. Bibcode:2002nuas.conf..119R.
  21. ↑ Ackerstaff, K. (1998). „Tests of the Standard Model and Constraints on New Physics from Measurements of Fermion-pair Production at 189 GeV at LEP“. The European Physical Journal C. 2 (3): 441–472. arXiv:hep-ex/9708024. doi:10.1007/s100529800851. Архивирано од изворникот на 2007-03-21. Посетено на 8 септември 2024.
  22. ↑ „The Nobel Prize in Physics 2004“. Nobel Foundation. 2004-10-05. Архивирано од изворникот на 2007-05-03. Посетено на 8 септември 2024.
  23. ↑ Stover, Dawn (2006). „Life In A Bubble“. Popular Science. 269 (6): 16.
  24. ↑ Janka, H.-T.; Langanke, K.; Marek, A.; Martínez Pinedo, G.; Mueller, B. (2007). „Theory of Core-Collapse Supernovae“. Bethe Centennial Volume of Physics Reports. 142 (1–4): 38–74. arXiv:astro-ph/0612072. Bibcode:1993JHyd..142..229H. doi:10.1016/0022-1694(93)90012-X.
  25. ↑ Iwakami, Wakana; Kotake, Kei; Ohnishi, Naofumi; Yamada, Shoichi; Sawada, Keisuke (March 10–15, 2008). „3D Simulations of Standing Accretion Shock Instability in Core-Collapse Supernovae“ (PDF). 14th Workshop on Nuclear Astrophysics. Архивирано од изворникот (PDF) на 15 March 2011. Посетено на 8 септември 2024.
  26. ↑ 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.
  27. ↑ 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.
  28. ↑ 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.
  29. ↑ 29,0 29,1 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.
  30. ↑ „Type II Supernova Light Curves“. Свинбурнов технолошки универзитет. Архивирано од изворникот на 2019-10-17. Посетено на 8 септември 2024.
  31. ↑ 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.
  32. ↑ Pastorello, A.; Turatto, M.; Benetti, S.; Cappellaro, E.; Danziger, I. J.; Mazzali, P. A.; Patat, F.; Filippenko, A. V.; Schlegel, D. J. (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.
  33. ↑ Langer, N. (22 септември 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.
  34. ↑ Kiewe, Michael; Gal-Yam, Avishay; Arcavi, Iair; Leonard, Douglas C.; Enríquez, J. Emilio; Cenko, S. Bradley; Fox4, Derek B.; Moon, Dae-Sik; Sand, David J. (2011). „Caltech Core-Collapse Project (CCCP) observations of type IIn supernovae: typical properties and implications for their progenitor stars“. The Astrophysical Journal. 744 (10): 10. arXiv:1010.2689. Bibcode:2012ApJ...744...10K. doi:10.1088/0004-637X/744/1/10.
  35. ↑ Smith, N.; Chornock, R.; Silverman, J. M.; Filippenko, A. V.; Foley, R. J. (2010). „Spectral Evolution of the Extraordinary Type IIn Supernova 2006gy“. The Astrophysical Journal. 709 (2): 856–883. arXiv:0906.2200. Bibcode:2010ApJ...709..856S. doi:10.1088/0004-637X/709/2/856.
  36. ↑ Bevan, A. M.; Krafton, K.; Wesson, R.; Andrews, J. E.; Montiel, E.; Niculescu-Duvaz, M.; Barlow, M. J.; De Looze, I.; Clayton, G. C. (2020-05-01). „Disentangling Dust Components in SN 2010jl: The First 1400 Days“. The Astrophysical Journal. 894 (2): 111. arXiv:2004.01503. Bibcode:2020ApJ...894..111B. doi:10.3847/1538-4357/ab86a2. ISSN 0004-637X.
  37. ↑ Moriya, T. J.; Stritzinger, M. D.; Taddia, F.; Morrell, N.; Suntzeff, N. B.; Contreras, C.; Gall, C.; Hjorth, J.; Ashall, C. (2020-09-01). „The Carnegie Supernova Project II. Observations of SN 2014ab possibly revealing a 2010jl-like SN IIn with pre-existing dust“. Astronomy and Astrophysics. 641: A148. arXiv:2006.10198. Bibcode:2020A&A...641A.148M. doi:10.1051/0004-6361/202038118. ISSN 0004-6361.
  38. ↑ Thévenot, Melina (2020-12-01). „Mid-Infrared Detections of SNe II with NEOWISE“. Research Notes of the American Astronomical Society. 4 (12): 243. Bibcode:2020RNAAS...4..243T. doi:10.3847/2515-5172/abd415. ISSN 2515-5172. 2017hcc is first mentioned in this research note as 2010jl-like, but sadly Moran et al. missed this research note.
  39. ↑ Moran, S.; Fraser, M.; Kotak, R.; Pastorello, A.; Benetti, S.; Brennan, S. J.; Gutiérrez, C. P.; Kankare, E.; Kuncarayakti, H. (2023-01-01). „A long life of excess: The interacting transient SN 2017hcc“. Astronomy and Astrophysics. 669: A51. arXiv:2210.14076. Bibcode:2023A&A...669A..51M. doi:10.1051/0004-6361/202244565. ISSN 0004-6361.
  40. ↑ 40,0 40,1 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.
  41. ↑ 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.
  42. ↑ Chevalier, R. A.; Soderberg, A. M. (2010). „Type IIb Supernovae with Compact and Extended Progenitors“. The Astrophysical Journal. 711 (1): L40–L43. arXiv:0911.3408. Bibcode:2010ApJ...711L..40C. doi:10.1088/2041-8205/711/1/L40.
  43. ↑ 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.
  44. ↑ Woosley, S. E.; Pinto, P. A.; Martin, P. G.; Weaver, Thomas A. (1987). „Supernova 1987A in the Large Magellanic Cloud - the explosion of an approximately 20 solar mass star which has experienced mass loss?“. The Astrophysical Journal. 318: 664. Bibcode:1987ApJ...318..664W. doi:10.1086/165402.
  45. ↑ Filippenko, Alexei V. (1988). „Supernova 1987K - Type II in youth, type Ib in old age“. Astronomical Journal. 96: 1941. Bibcode:1988AJ.....96.1941F. doi:10.1086/114940.
  46. ↑ Filippenko, Alexei V.; Matheson, Thomas; Ho, Luis C. (1993). „The Type IIb Supernova 1993J in M81: A Close Relative of Type Ib Supernovae“. Astrophysical Journal Letters. 415: L103. Bibcode:1993ApJ...415L.103F. doi:10.1086/187043.

Надворешни врски

уреди
Преземено од „https://mk.wikipedia.org/w/index.php?title=Супернова_од_типот_II&oldid=5275749“