Наднові типу II

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

Залишок SN 1987A, наднової типу II-P у Великій Магеллановій Хмарі. Зображення NASA.

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

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

Існують декілька підтипів наднових типу II, які класифікують за виглядом кривої блиску після спалаху. Так, наднові типу II-L демонструють стабільне (лінійне) зниження яскравості після вибуху, а наднові типу II-P мають на кривій період повільнішого зниження (плато) яскравості, після чого йде лінійне зниження.

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

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

Зорі, масивніші за Сонце, еволюціонують складніше. Спочатку в ядрі зорі відбувається перетворення водню на гелій, що вивільняє теплову енергію, як нагріває ядро та створює тиск, що утримує шари зорі в гідростатичній рівновазі. Утворений гелій накопичується в ядрі. Поступово, у міру вичерпання водню в ядрі, воднева термоядерна реакція уповільнюється, і гравітація спричиняє стиснення ядра. Це збільшує температуру та густину в ядрі до рівня, коли там почаєтся потрійна гелієва реакція. Ця фаза триває менше 10% часу існування зорі і призводить до утворення вуглецевого ядра. У зорях із масами менше 8 мас Сонця, подальших термоядерних реакцій не відбувається, зоря втрачає оболонку, а її ядро перетворюється на білий карлик, який повільно охолоджується[3][4]. Якщо білий карлик є частиною тісної подвійної зоряної системи, він може перетворитись на наднову типу Ia.

Наприкінці фази горіння гелію знову відбувається стискання ядра і якщо маса зорі більша 8 M☉, то температура та тиск в ядрі стають достатніми для початку термоядерних реакцій за участі вуглецю. У міру еволюції масивної зорі, вона проходить кілька стадій, коли термоядерні реакції в ядрі припиняються і воно стискається, доки тиск та температура стають достатніми для початку наступної стадії термоядерного горіння. Ядра таких зір стають розшарованими як цибулина — зовнішня газова оболонка з водню, потім шар, де водень перетворюється на гелій, потім шар, де гелій перетворюється на вуглець, далі вглиб шари термоядерних реакцій утворення все важчих елементів.[3][4]

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

(К)

 Щільність

(г/см3)

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

Колапс ядра

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

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

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

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

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

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

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

Теоретичні моделі

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

Головна невирішена проблема у розумінні наднових типу II — відсутність розуміння того, як потік нейтрино передає свою енергію решті зорі, що спричиняє ударну хвилю, яка веде до вибуху. Як наведено вище, для вибуху потрібно передати лише 1% енергії, однак виявилось дуже важко пояснити, як відбувається передача цього 1% енергії, навіть незважаючи на те, що взаємодія залучених у передачу частинок вважається добре зрозумілою. У 1990-ті роки, одна з моделей цього включала конвективний переворот, який припускає, що нейтрино знизу, або матерія, яка падає згори, завершує процес знищення зорі-попередника. Під час цього вибуху важчі за залізо елементи формуються захватом нейтронів, а під тиском нейтрино, які тиснуть на межу «нейтриносфери», у міжзоряний простір випускається газопилова хмара, яка більш багата на важкі елементи ніж матеріал зорі, з якої вона походить<[22].

Фізика нейтрино, яка моделюється Стандартною моделлю, є критичною для розуміння цього процесу[19]. Іншим важливим напрямком досліджень є гідродинаміка плазми, з якої складається помираюча зірка; те, як вона поводиться під час колапсу визначає коли та як формується ударна хвиля, коли вона затримується і коли отримує додаткову енергію[23].

Зокрема, деякі теоретичні моделі враховують гідродинамічну нестабільність у затриманій ударній хвилі, відому як «Standing Accretion Shock Instability» (SASI). Ця нестабільність є наслідком несферичних пертурбацій, які осцилюють затриману ударну хвилю, таким чином деформуючи її. У комп'ютерних симуляціях SASI часто використовується у тандемі з теоріями нейтрино для надання додаткової енергії затриманій ударній хвилі[24].

Комп'ютерні моделі є досить успішними у розрахунку поведінки наднових типу II після формування ударної хвилі. Ігноруючи першу секунду вибуху та припускаючи, що вибух почався, астрофізики змогли зробити детальні передбачення про елементи, які утворюються надновою, та про очікувану криву яскравості наднової[25][26][27].

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

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

Коли яскравість наднової типу II розглядається у часі, графік показує характерне зростання до піку з подальшим поступовим зниженням, яке в середньому становить 0,008 абсолютних зоряних величин на день; це значно менше, ніж зниження яскравості у наднових типу Ia. Наднові типу II поділяються на два підтипи в залежності від форми кривої яскравості. Крива яскравості наднової типу II-L має поступове (лінійне)зниження після піку яскравості, а крива яскравості типу II-P при зниженні має чіткий плаский відрізок (що має назву плато), де яскравість знижується більш повільно. Чистий середній рівень зниження яскравості для наднових II-P становить 0,0075 зоряних величин на день, у порівнянні з 0,012 зоряних величин на день для типу magnitudes II-L.<[28]

Вважається, що така різниця між кривими яскравості викликана тим, що наднова типу II-L викидає майже всю водневу оболонку зорі-попередника[28], а плато у наднових типу II-P викликано зміною у непрозорості зовнішнього шару. Ударна хвиля іонізує водень зовнішньої оболонки, забираючи електрон у атому, що значно збільшує непрозорість. Це не дозволяє витік протонів внутрішніх шарів вибуху. А коли водень достатньо охолоджується для рекомбінації, зовнішній шар відновлює прозорість[29].

Наднові типу IIn 

У наднових типу IIn, «n» означає «вузький» (англ. narrow), на позначення наявності у спектрі наднової середніх або вузьких ліній емісії водню. Лінія середньої ширини може вказувати на сильну взаємодію викинутої вибухом зоряної речовини з iз гадом довкола зорі — міжзоряною речовиною. [30][31] Однак розрахункова щільність міжзоряної речовини, яка потрібна для пояснення таких спостережень, є значно вищою, ніж очікувана при застосування стандартної теорії зоряної еволюції[32]. Тому як правило припускають, що висока щільність міжзоряної величини спричинена за рахунок високих ступеню втрати речовини зорями-попередниками наднових типу IIn; рохрахунковий коефіцієнт втрати маси становить більше 10−3 M⊙ рік−1. Існують певні вказівки, що до вибуху такі зорі-попердники бухи схожі на яскраві блакитні змінні зі значною втратою маси[33]. Відомими прикладами наднових типу IIn є SN 1998S та SN 2005gl; SN 2006gy, надзвичайно високоенергетична наднова, можливо буде також підтверджена надновою цього типу[34].

Наднові типу IIb 

Наднові типу IIb відносять до типу ІІ, оскільки у початковому спектрі вони мають слабкі лінії водню, однак пізніше лінія емісії водню у спектрі зникає, а крива яскравості має другий пік зі спектром, що більше нагадує наднову типу Ib. Зорею-попередником цього типу наднових може бути гігант, що втратив більшість своєї водневої оболонки внаслідок взаємодії з компаньйоном у подвійній зоряній системі, а позаду лишилось переважно гелієве ядро[35]. По мірі розширення викинутої вибухом матерії, тонкий шар водню швидко стає прозорішим і відкриває глибші шари[35]. Класичним прикладом наднової типу IIb є Sn 1993J[36][37], ще одним — Кассіопея A[38]. Наднові типу IIb були вперше запропоновані (як теоретична концепція) Енсманом та Вуслі у 1987 році.

Гіпернові (колапсари)

Гіпернова зірка — це рідкісний тип наднової, значно більш яскравий та енергетичний ніж класичні наднові. Її прикладом є 1997ef (тип Ic) та 1997cy (тип IIn). Гіпернові утворюються поєднанням більш ніж однієї з подій: релятивістські струмені під час утворення чорної діри від падіння матерії на ядро нейтронної зорі, модель колапсара; взаємодія зі щільною оболонкою навколозоряної матерії, модель навколозоряної матерії; найбільша маса наднової, що вибухає внаслідок нестабільності народження електрон-позитронних пар; ймовірно інші, такі як модель подвійної та кваркової зорі.

Зоря з початковими масами бл.25-90 мас Сонця формують достатньо великі ядра, що після вибуху наднової частина матерії впаде назад на ядро нейтронної зорі та утворить чорну діру. У багатьох випадках це зменшує яскравість наднової, а вище маси 90 M☉ зоря колапсує прямо у чорну дірі без вибуху наднової. Однак, якщо зоря-попередник обертається достатньо швидко, матерія, яка падає назад на ядро, створює релятивістські струмені, які випускають більше енергії, ніж сам початковий вибух[39]. Ці промені можна також прямо побачили, якщо вони направлені на Землю, що створює враження ще більш яскравого об'єкту. У деяких випадках це створює гамма-сплески, хоча не всі гамма-сплески походять від вибуху наднових[40].

У деяких випадках наднова типу II утворюється, коли зоря оточена дуже щільною хмарою матерії, швидше за все скинутою під час спалахів яскравих блакитних змінних. Ця матерія під час вибуху наднової зазнає впливу ударної хвилі та стає більш яскравою, ніж класична наднова. Ймовірно для таких наднових типу IIn є шкала яскравості і лише найяскравіші можна класифікувати як гіпернові.

Наднова, що вибухає внаслідок нестабільності народження електрон-позитронних пар, утворюється, коли кисневе ядро дуже масивної зорі стає достатньо гарячим, щоб гамма-промені спонтанно породжували електрон-позитронні пари[41]. У такому випадку ядро колапсує, але там де колапс залізного ядра спричиняє ендотермічний синтез більш важких елементів, колапс кисневого ядра утворює неконтрольований екзотермічний синтез, який повністю руйнує зорю. Загальна кількість випущеної енергії залежить від початкової маси зорі, значна частина ядра перетворюється у Ni-56 та викидається, що годує наднову багато місяців. У нижчому діапазоні таких зір, зорі з масою бл.140 M☉ утворюють довготривалі наднові, але в іншому класичні, а от на найвищому кінці, зорі з масою бл. 250 M☉ породжують наднові дуже яскраві та дуже довготривалі — гіпернові. Ще більш масивні зорі знищуються фотодизинтеграцією. Цієї стадії досягти можуть лише зорі III популяції з дуже низькою металічністю. Зорі з більш важкими елементами є більш непрозорими та скидають свої зовнішні оболонки доки їх маса не зменшитьс ядостатньо, щоб вибухнути як звичайні наднові типу Ib/c. Вважається, що навіть у нашій Галактиці, злиття старих зір з низькою металічністю може сформувати достатньо масивні зорі, які можуть вибухнути як наднова, що вибухає внаслідок нестабільності народження електрон-позитронних пар.

Див. також

Примітки
  1. Gilmore, Gerry (2004). The Short Spectacular Life of a Superstar. Science 304 (5697): 1915–1916. PMID 15218132. doi:10.1126/science.1100370.
  2. Staff (7 вересня 2006). Introduction to Supernova Remnants. NASA Goddard/SAO. Процитовано 1 травня 2007.
  3. Richmond, Michael. Late stages of evolution for low-mass stars. Rochester Institute of Technology. Процитовано 4 серпня 2006.
  4. Hinshaw, Gary (23 серпня 2006). The Life and Death of Stars. NASA Wilkinson Microwave Anisotropy Probe (WMAP) Mission. Процитовано 1 вересня 2006.
  5. Woosley, S.; Janka, H.-T. (December 2005). The Physics of Core-Collapse Supernovae. Nature Physics 1 (3): 147–154. Bibcode:2005NatPh...1..147W. arXiv:astro-ph/0601261. doi:10.1038/nphys172.
  6. Clayton, Donald (1983). Principles of Stellar Evolution and Nucleosynthesis. University of Chicago Press. ISBN 978-0-226-10953-4.
  7. Fewell, M. P. (1995). The atomic nuclide with the highest mean binding energy. American Journal of Physics 63 (7): 653–658. Bibcode:1995AmJPh..63..653F. doi:10.1119/1.17828.
  8. Fleurot, Fabrice. Evolution of Massive Stars. Laurentian University. Архів оригіналу за 21 травня 2017. Процитовано 13 серпня 2007.
  9. Lieb, E. H.; Yau, H.-T. (1987). A rigorous examination of the Chandrasekhar theory of stellar collapse. Astrophysical Journal 323 (1): 140–144. Bibcode:1987ApJ...323..140L. doi:10.1086/165813.
  10. Fryer, C. L.; New, K. C. B. (24 січня 2006). Gravitational Waves from Gravitational Collapse. Max Planck Institute for Gravitational Physics. Архів оригіналу за 13 грудня 2006. Процитовано 14 грудня 2006.
  11. Hayakawa, T.; Iwamoto, N.; Kajino, T.; Shizuma, T.; Umeda, H.; Nomoto, K. (2006). Principle of Universality of Gamma-Process Nucleosynthesis in Core-Collapse Supernova Explosions. The Astrophysical Journal 648 (1): L47–L50. Bibcode:2006ApJ...648L..47H. doi:10.1086/507703.
  12. Fryer, C. L.; New, K. B. C. (24 січня 2006). Gravitational Waves from Gravitational Collapse, section 3.1. Los Alamos National Laboratory. Архів оригіналу за 13 жовтня 2006. Процитовано 9 грудня 2006.
  13. Mann, Alfred K. (1997). Shadow of a star: The neutrino story of Supernova 1987A. New York: W. H. Freeman. с. 122. ISBN 0-7167-3097-9. Архів оригіналу за 5 травня 2008. Процитовано 8 жовтня 2015.
  14. Gribbin, John R.; Gribbin, Mary (2000). Stardust: Supernovae and Life – The Cosmic Connection. New Haven: Yale University Press. с. 173. ISBN 978-0-300-09097-0.
  15. Barwick, S.; Beacom, J. (29 жовтня 2004). APS Neutrino Study: Report of the Neutrino Astrophysics and Cosmology Working Group (PDF). American Physical Society. Процитовано 12 грудня 2006.
  16. Fryer, Chris L. (2003). Black Hole Formation from Stellar Collapse. Classical and Quantum Gravity 20 (10): S73–S80. Bibcode:2003CQGra..20S..73F. doi:10.1088/0264-9381/20/10/309.
  17. Fryer, Chris L. (1999). Mass Limits For Black Hole Formation. The Astrophysical Journal 522 (1): 413–418. Bibcode:1999ApJ...522..413F. arXiv:astro-ph/9902315. doi:10.1086/307647.
  18. Izzard, R. G.; Ramirez-Ruiz, E.; Tout, C. A. (2004).
  19. Rampp, M.; Buras, R.; Janka, H.-Th.; Raffelt, G. (February 11–16, 2002). Core-collapse supernova simulations: Variations of the input physics. Proceedings of the 11th Workshop on "Nuclear Astrophysics". Ringberg Castle, Tegernsee, Germany. с. 119–125. Bibcode:2002nuas.conf..119R.
  20. The OPAL Collaboration; Ackerstaff, K. (1998). Tests of the Standard Model and Constraints on New Physics from Measurements of Fermion-pair Production at 189 GeV at LEP. Submitted to The European Physical Journal C 2 (3): 441–472. doi:10.1007/s100529800851. Процитовано 18 березня 2007.
  21. Staff (5 жовтня 2004). The Nobel Prize in Physics 2004. Nobel Foundation. Процитовано 30 травня 2007.
  22. Stover, Dawn (2006). Life In A Bubble. Popular Science 269 (6): 16.
  23. Janka, H.-Th.; Langanke, K.; Marek, A.; Martinez-Pinedo, G.; Mueller, B. (2006). Theory of Core-Collapse Supernovae. Bethe Centennial Volume of Physics Reports (submitted) 142 (1–4): 229. Bibcode:1993JHyd..142..229H. arXiv:astro-ph/0612072. doi:10.1016/0022-1694(93)90012-X.
  24. Wakana Iwakami; Kei Kotake; Naofumi Ohnishi; Shoichi Yamada; Keisuke Sawada (March 10–15, 2008). 3D Simulations of Standing Accretion Shock Instability in Core-Collapse Supernovae. 3D Simulations of Standing Accretion Shock Instability in Core-Collapse Supernovae. 14th Workshop on “Nuclear Astrophysics”. Архів оригіналу за 15 березня 2011. Процитовано 30 січня 2013.
  25. 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. Bibcode:2006A&A...453..229B. arXiv:astro-ph/0603036. doi:10.1051/0004-6361:20054594.
  26. 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. Bibcode:2004ApJ...617.1233Y. arXiv:astro-ph/0409284. doi:10.1086/425675.
  27. 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. Bibcode:2002ApJ...576..323R. arXiv:astro-ph/0112478. doi:10.1086/341728.
  28. 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.
  29. Type II Supernova Light Curves. Swinburne University of Technology. Процитовано 17 березня 2007.
  30. 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.
  31. Pastorello, A.; Turatto, M.; Benetti, S.; Cappellaro, E.; Danziger, I. J.; Mazzali, P. A.; Patat, F.; Filippenko, A. V.; Schlegel, D. J.; Matheson, T. (2002). The type IIn supernova 1995G: interaction with the circumstellar medium. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society 333 (1): 27–38. Bibcode:2002MNRAS.333...27P. arXiv:astro-ph/0201483. doi:10.1046/j.1365-8711.2002.05366.x.
  32. Langer, N. (22 вересня 2012). Presupernova Evolution of Massive Single and Binary Stars. Annual Review of Astronomy and Astrophysics 50 (1): 107–164. Bibcode:2012ARA&A..50..107L. arXiv:1206.5443. doi:10.1146/annurev-astro-081811-125534.
  33. Michael Kiewe; Avishay Gal-Yam; Iair Arcavi; Leonard; Emilio Enriquez; Bradley Cenko; Fox; Dae-Sik Moon; Sand; Soderberg, Alicia M.; Cccp, The (2010). Caltech Core-Collapse Project (CCCP) observations of type IIn supernovae: typical properties and implications for their progenitor stars. ApJ 744 (10): 10. Bibcode:2012ApJ...744...10K. arXiv:1010.2689. doi:10.1088/0004-637X/744/1/10.
  34. Smith, N.; Chornock, R.; Silverman, J. M.; Filippenko, A. V.; Foley, R. J. (2010). Spectral Evolution of the Extraordinary Type IIn Supernova 2006gy (pdf). The Astrophysical Journal 709 (2): 856–883. Bibcode:2010ApJ...709..856S. arXiv:0906.2200. doi:10.1088/0004-637X/709/2/856.
  35. 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.
  36. 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.
  37. Chevalier, R. A.; Soderberg, A. M. (2010). Type IIb Supernovae with Compact and Extended Progenitors. The Astrophysical Journal 711: L40. Bibcode:2010ApJ...711L..40C. arXiv:0911.3408. doi:10.1088/2041-8205/711/1/L40.
  38. 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. Bibcode:2008Sci...320.1195K. PMID 18511684. arXiv:0805.4557. doi:10.1126/science.1155788.
  39. Nomoto, K. I.; Tanaka, M.; Tominaga, N.; Maeda, K. (2010). Hypernovae, gamma-ray bursts, and first stars. New Astronomy Reviews 54 (3–6): 191. Bibcode:2010NewAR..54..191N. doi:10.1016/j.newar.2010.09.022.
  40. Cosmological Gamma-Ray Bursts and Hypernovae Conclusively Linked. European Organisation for Astronomical Research in the Southern Hemisphere (ESO). 18 червня 2003. Архів оригіналу за 20 лютого 2007. Процитовано 30 жовтня 2006.
  41. Kasen, D.; Woosley, S. E.; Heger, A. (2011). Pair Instability Supernovae: Light Curves, Spectra, and Shock Breakout (pdf). The Astrophysical Journal 734 (2): 102. Bibcode:2011ApJ...734..102K. arXiv:1101.3336. doi:10.1088/0004-637X/734/2/102.
This article is issued from Wikipedia. The text is licensed under Creative Commons - Attribution - Sharealike. Additional terms may apply for the media files.