Astronomía

Diferencia en la observación de estrellas calientes que se han enrojecido y estrellas frías y rojas

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¿Cómo distinguen los astrónomos las estrellas calientes, enrojecidas por la absorción de luz interestelar, de las estrellas rojas frías reales?


El enrojecimiento no cambia los detalles del espectro de una estrella. Las diferencias en las líneas de absorción que están presentes en una estrella caliente frente a una estrella fría siguen ahí después del enrojecimiento. Entonces, si tiene un espectro, distinguir los dos escenarios es fácil.

Si no tiene un espectro pero tiene dos colores, todavía es posible distinguir los escenarios rastreando la estrella hacia atrás a lo largo de un vector de extinción en un diagrama de color 1 vs color 2 hasta que intercepte un locus intrínseco para (por ejemplo) la secuencia principal estrellas. Esto puede ser definitivo, pero puede ser ambiguo según los tipos de estrella y los colores particulares.

Si solo tienes un color, no puedes saberlo.


ALMA con ojos agudos ve un destello en la famosa estrella gigante roja

Impresión artística de una llamarada gigante en la superficie de la gigante roja Mira A. Detrás de la estrella, el material cae sobre la pequeña compañera de la estrella, Mira B. Crédito de la imagen: Katja Lindblom, CC BY-NC-ND 4.0 Nuevas observaciones con Atacama La gran matriz milimétrica / submilimétrica (ALMA) ha brindado a los astrónomos la vista más nítida de la famosa estrella doble Mira. Las imágenes muestran claramente las dos estrellas en el sistema, Mira A y Mira B, pero eso no es todo. Por primera vez en longitudes de onda milimétricas, revelan detalles sobre la superficie de Mira A.

“La visión de ALMA es tan nítida que podemos empezar a ver detalles en la superficie de la estrella. Parte de la superficie estelar no solo es extremadamente brillante, también varía en brillo. Debe ser una llamarada gigante, y creemos que está relacionada con una llamarada que los telescopios de rayos X observaron hace algunos años ”, dice Wouter Vlemmings, astrónomo de Chalmers, quien dirigió el equipo.

Los resultados del equipo se publicaron en la revista Astronomy & amp Astrophysics el 13 de mayo de 2015.

Las gigantes rojas como Mira A son componentes cruciales del ecosistema de nuestra galaxia. A medida que se acercan al final de sus vidas, pierden sus capas externas en forma de vientos desiguales y humeantes. Estos vientos transportan elementos pesados ​​que las estrellas han fabricado en el espacio donde pueden formar nuevas estrellas y planetas. La mayor parte del carbono, el oxígeno y el nitrógeno de nuestros cuerpos se formó en las estrellas y se redistribuyó con los vientos.

Imagen de ALMA en falso color de la estrella doble Mira, a 420 años luz de la Tierra. Las dos estrellas, separadas por una distancia similar a la que hay entre el Sol y Plutón, son fotografiadas con tanta nitidez que los astrónomos pueden discernir los detalles de la superficie. La elipse en la esquina inferior izquierda muestra el tamaño de los detalles más pequeños que ALMA puede distinguir. Crédito de la imagen: ALMA (ESO / NAOJ / NRAO) / W. Vlemmings y col. Mira & mdash el nombre significa "Maravilloso" en latín & mdash ha sido conocida durante siglos como una de las estrellas variables más famosas del cielo. En su punto más brillante, se puede ver claramente a simple vista, pero cuando está en su punto más débil se necesita un telescopio. La estrella, a 420 años luz de distancia en la constelación de Cetus, es de hecho un sistema binario, formado por dos estrellas de aproximadamente la misma masa que el Sol: una es una enana blanca densa y caliente y la otra una enana gorda, fría y gigante roja, orbitando entre sí a una separación similar a la distancia promedio de Plutón del Sol.

"Mira es un sistema clave para comprender cómo las estrellas como nuestro Sol llegan al final de sus vidas y qué diferencia supone para una estrella anciana tener un compañero cercano", dijo Sofia Ramstedt, astrónoma de la Universidad de Uppsala y coautora del artículo. .

El Sol, nuestra estrella más cercana, muestra actividad impulsada por campos magnéticos, y esta actividad, a veces en forma de tormentas solares, impulsa las partículas que componen el viento solar que a su vez puede crear auroras en la Tierra.

& # 8220 Ver una llamarada en Mira A sugiere que los campos magnéticos también tienen un papel que desempeñar para los vientos de las gigantes rojas & # 8221, dice Wouter Vlemmings.

Las nuevas imágenes brindan a los astrónomos su visión más nítida de Mira B, que está lo suficientemente cerca de su compañera como para que el material fluya de una estrella a otra.

"Esta es nuestra visión más clara hasta ahora del gas de Mira A que cae hacia Mira B", dice Eamon O'Gorman, astrónomo de Chalmers y miembro del equipo.


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1. Introducción

Todas las estrellas calientes tienen vientos impulsados ​​por radiación. Estos vientos se vuelven directamente observables en distribuciones de energía espectral y líneas espectrales tan pronto como las estrellas están por encima de ciertos límites de luminosidad en el HRD. Para las estrellas masivas de tipo espectral O, B y A, el límite corresponde a 104 L de sol. Por encima de este umbral de luminosidad, todas las estrellas masivas muestran evidencia espectroscópica directa de vientos a lo largo de su vida (Abbott 1979). Existe un umbral análogo para las estrellas de masa intermedia y baja (M ZAMS & pound 8 M sun), cuando evolucionan a través de las fases post-AGB hacia la etapa final de White Dwarf. Aquí, todos los objetos más masivos que 0,58 M de sol o más luminosos que 10 3,6 L de sol exhiben firmas directas de vientos en sus espectros (Pauldrach et al 1989).

Los vientos pueden modificar dramáticamente la radiación ionizante de las estrellas calientes (ver Gabler et al 1989, 1991 y 1992, Najarro et al 1996). Sus momentos y energías contribuyen sustancialmente a la dinámica y energética del medio interestelar ambiental en las galaxias o de las nebulosas gaseosas circundantes. Incluso los vientos débiles (es decir, aquellos sin evidencia espectroscópica directa de salida de masa) pueden producir envolturas gaseosas delgadas alrededor de las estrellas antes de que se conviertan en supergigantes rojas con vientos lentos y densos o exploten como supernovas en etapas posteriores de su evolución. La interacción gas-dinámica de plasmas estelares que fluyen con diferentes velocidades y densidades eventualmente conducirá a estructuras circundantes complejas directamente observables con alta resolución espacial. En los sistemas binarios, los vientos pueden acumularse parcialmente o pueden producir choques de vientos en colisión que provoquen la emisión de rayos X en ambos casos. Los vientos afectan la física de las atmósferas estelares al dominar la estratificación de la densidad y la transferencia radiativa a través de la presencia de sus campos de velocidad transónicos macroscópicos, influyen sustancialmente en la evolución de las estrellas modificando escalas de tiempo evolutivas, perfiles químicos, abundancias superficiales y luminosidades estelares y son vitales para la evolución de las galaxias por su entrada de energía, impulso y material procesado nuclear al ISM.

Además, los vientos estelares son un regalo de la naturaleza que permiten estudios espectroscópicos cuantitativos de los objetos estelares más luminosos en galaxias distantes y, por tanto, nos permiten obtener información cuantitativa importante sobre sus galaxias anfitrionas. Se pueden identificar amplias líneas de viento estelar en espectros que se integran sobre las poblaciones estelares de galaxias extremadamente distantes con alto corrimiento al rojo, incluso cuando la resolución espectral y la relación señal-ruido son solo moderadas (Steidel et al 1996). Particularmente en los casos en que el flujo de estas galaxias se amplifica mediante lentes gravitacionales a través de cúmulos de galaxias en primer plano, las líneas de viento estelar se pueden usar para estimar la metalicidad de las galaxias en explosión estelar en el universo temprano (Pettini et al 1999). En el universo local, la síntesis poblacional de las características espectroscópicas del viento estelar observadas en la luz integrada de las regiones de galaxias con explosión de estrellas puede producir información importante sobre la población de estrellas formadas (Leitherer 1998, Leitherer et al 1999). Finalmente, la observación de vientos de supergigantes azules aisladas como individuos en galaxias espirales e irregulares proporciona una nueva herramienta independiente para la determinación de distancias extragalácticas por medio de la relación entre el momento del viento y la luminosidad (Kudritzki, Lennon, Puls 1995 Puls et al 1996 Kudritzki 1998 Kudritzki et al 1999).

En vista del importante círculo de vientos de estrellas calientes en tantas áreas de la astrofísica, no es sorprendente que el número de artículos y conferencias que se ocupan de ellos sea enorme. Como resultado, una revisión completa que cubra todos los aspectos de la teoría y la observación es imposible en el marco de esta serie de revisiones y se necesita una restricción del tema. Por lo tanto, hemos decidido restringir esta revisión a la discusión de los vientos de estrellas calientes `` normales '' en etapas evolutivas bien establecidas, como enanas, gigantes y supergigantes. No hablaremos de objetos con vientos extremos como estrellas Wolf-Rayet, Variables azules luminosas en explosión, estrellas Be, etc. Somos conscientes del hecho de que por esta restricción se llevará a cabo una cantidad significativa de investigación activa en áreas muy interesantes de la física estelar. ser omitido. Por otro lado, nos permitirá cubrir con suficiente profundidad las etapas más fundamentales de la evolución estelar.

El objetivo de esta revisión es informar sobre los métodos de diagnóstico avanzados de los vientos estelares, incluida una evaluación de la precisión de las determinaciones de las propiedades del viento estelar global, como las velocidades terminales, las tasas de pérdida de masa, los momentos del viento y las energías del viento (Sección 2). . Se proporcionarán relaciones empíricas simples de escala de estas propiedades del viento estelar en función de los parámetros estelares (Sección 3) y se interpretarán en el marco de la teoría estacionaria y unidimensional de los vientos impulsados ​​por radiación (Sección 4). Se discutirá la influencia de los efectos sistemáticos causados ​​por estructuras no homogéneas, la dependencia del tiempo y las desviaciones de la simetría esférica causadas por la rotación (Secciones 4 y 5). La revisión terminará con una breve discusión de las líneas de viento estelar como indicadores de distancia extragaláctica y como trazadores de la composición química de las galaxias con alto corrimiento al rojo, en particular en vista del potencial de la nueva generación de telescopios terrestres muy grandes (Sec. 6).

2 Parámetros estelares y propiedades globales del viento

2.1 Parámetros globales del viento estelar

Los vientos de las estrellas calientes se caracterizan por dos parámetros globales, la velocidad terminal v & yen y la tasa de pérdida de masa Mdot. Dado que estos vientos se inician y luego se aceleran continuamente por la absorción de fotones fotosféricos en líneas espectrales, la velocidad v & yen alcanzada a distancias muy grandes de la estrella, donde la aceleración radiativa se acerca a cero debido a la dilución geométrica del campo de radiación fotosférica, corresponde a la velocidad máxima del viento estelar. Si asumimos que los vientos son estacionarios y esféricamente simétricos, entonces la ecuación de continuidad cede en cualquier coordenada radial R en el viento.

V (R) yr (R) son el campo de velocidad y la distribución de densidad, respectivamente. Los consideramos como parámetros de viento estelar local. La determinación de los parámetros globales a partir de los espectros observados solo es posible con supuestos realistas sobre la estratificación de los parámetros locales. Discutiremos este punto con mucho cuidado en las secciones siguientes.

De la ecuación. 1 es evidente que la densidad de masa promedio r bar (Ec. 2 con R * el radio fotospérico) es otro parámetro global relacionado con la observabilidad de los vientos estelares. Por ejemplo, las profundidades ópticas de una línea de resonancia de metal (con un coeficiente de absorción de línea & micro r (R)) o una línea de recombinación como H a (con un coeficiente de absorción de línea & micro r 2 (R)) son proporcionales a Q res y Q 2, respectivamente, definido como

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A continuación describimos los métodos de diagnóstico para obtener estos parámetros globales.

2.2 Estrategia general

Es importante darse cuenta de que la determinación de las propiedades del viento estelar a partir de los espectros observados nunca es sencilla y directa. Los parámetros globales del viento estelar, tal como se definen en la subsección anterior, no son observables directamente. Su determinación se basa en modelos de atmósfera estelar que incluyen los efectos hidrodinámicos de los vientos, que forman la base para los cálculos de transferencia radiativa que se compararán con las observaciones. En otras palabras, siempre que analicemos las `` observaciones de los vientos estelares '' debemos ser conscientes del hecho de que esas propiedades observadas del viento estelar ya son el resultado de técnicas de diagnóstico basadas en una cantidad sustancial de modelos teóricos. Dependiendo del grado de sofisticación del modelo subyacente, pero también dependiendo del hecho de qué parte del espectro se usa para determinar qué cantidad de viento estelar, la confiabilidad de los resultados obtenidos puede ser muy diferente.

Algunos ejemplos pueden ilustrar este punto. La determinación de la tasa de pérdida de masa Mdot a partir de un exceso de radio `` térmico '' significativo en la distribución de energía espectral (para más detalles, consulte la discusión en la subsección correspondiente) causado por la Bremsstrahlung de la envolvente del viento estelar requiere solo un análisis muy simple. modelo de viento estelar y cálculo de transferencia radiativa, porque la emisión térmica libre y libre de ligaduras de un plasma es un proceso tan simple siempre que el viento sea homogéneo, no grumoso, esféricamente simétrico y estacionario. Las tasas de pérdida de masa obtenidas de esta manera generalmente se consideran suficientemente precisas. Sin embargo, incluso estas `` observaciones '' fiables pueden verse gravemente afectadas de forma sistemática tan pronto como los vientos se amontonen y se desvíen de la simetría esférica.

En tal situación, una alternativa sería el análisis de los perfiles P-Cygni de las líneas de resonancia de metal UV. Se puede demostrar que para estas líneas la influencia de la falta de homogeneidad y la aglomeración es menos importante (véase la sección 5). Sin embargo, para deducir Mdot se necesita una estimación precisa de la abundancia de elementos y el grado de ionización del ion que produce la línea P-Cygni analizada. En particular para este último, es necesario un tremendo esfuerzo en términos de modelado atmosférico multinivel y multilínea no LTE para obtener resultados (ver Pauldrach et al 1994 y 1998, Taresch et al 1997, Haser et al 1998), que son todavía afectados por cuestiones abiertas como la contribución de la radiación ionizante de los choques incrustados en el flujo del viento estelar. En consecuencia, las tasas de pérdida de masa determinadas de esta manera suelen considerarse menos fiables.

Una discusión de los parámetros observados del viento estelar global, por lo tanto, requiere una estrategia sobre los modelos atmosféricos subyacentes utilizados para el diagnóstico. Por un lado, para los métodos de análisis aplicados, los modelos deben ser lo suficientemente sofisticados para que los resultados parezcan confiables, por otro lado, los modelos deben ser lo suficientemente simples para que una gran cantidad de objetos puedan ser analizados y discutidos de manera diferencial. en un espacio de parámetros de dimensiones razonables.

Como resultado de esta consideración, el `` modelo estándar '' para el diagnóstico de viento estelar es bastante simple. Se adopta un viento estelar suave estacionario, esféricamente simétrico que obedece a la ecuación de continuidad (Ec. 1) con un campo de velocidad en la región supersónica del viento de la forma

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La constante b fija la velocidad en el límite interior del viento al valor preespecificado V (R *), que suele ser del orden de la velocidad del sonido isotérmico. Los campos de velocidad de esta forma son predichos por la teoría de los vientos impulsados ​​por radiación (ver Castor et al 1975, Pauldrach et al 1986) y su uso para el diagnóstico de viento estelar se justifica a posteriori por la calidad de los ajustes de perfil de línea logrados (cf. . 2.4). v & yen yb se tratan como parámetros de ajuste que se determinan a partir del espectro. El valor seleccionado de V (R *) tiene poca influencia en el espectro calculado y es de menor importancia.

Un modelo simple definido por las Ecs. 1 y 3 suelen ser suficientes para calcular una línea de resonancia UV o para hacer una predicción sobre el flujo emitido en la longitud de onda de radio. Por supuesto, también es necesario especificar la temperatura de los electrones en el viento y, para el diagnóstico UV, el campo de radiación incidente en el límite interior. Para el último se elige el flujo fotosférico (generalmente de un modelo fotosférico) y para el primero se adopta un valor igual o algo menor que la temperatura efectiva de la estrella asumiendo que el viento está en equilibrio radiativo.

Si bien este enfoque simple es totalmente adecuado para analizar las líneas de resonancia UV con respecto al campo de velocidad y la estructura de opacidad (Sección 2.4.1) y los flujos de radio con respecto a las tasas de pérdida de masa (Sección 2.4.4), un tratamiento más complejo es necesario tan pronto como las líneas y los continuos en el óptico y el infrarrojo se incluyen en el análisis. En estos casos, la información espectral generalmente se origina simultáneamente de las capas fotosféricas cuasihidrostáticas debajo del punto sónico y de las capas de viento estelar arriba. Como ha sido demostrado por Gabler et al (1989), tal situación requiere el uso de `` Atmósferas Modelo Unificadas '', que ahora se ha convertido en el tratamiento estándar para atmósferas modelo de estrellas calientes con vientos. Los modelos unificados son estacionarios, no LTE y en equilibrio radiativo, se extienden esféricamente y producen toda la estructura atmosférica sub y supersónica, ya sea tomando la estructura de densidad y velocidad de la hidrodinámica de los vientos impulsados ​​por radiación o adoptando una transición suave entre un exterior estructura del viento como se describe en las Ecs. 1, 3 y una estratificación hidrostática. Pueden usarse para calcular distribuciones de energía simultáneamente con líneas `` fotosféricas '' y `` eólicas '' y, lo más importante, pueden tratar la multitud de `` casos mixtos '', donde una línea fotosférica está contaminada por contribuciones de viento. Este concepto resultó ser extremadamente fructífero para la interpretación de los espectros de estrellas calientes y ha llevado al rápido desarrollo de importantes refinamientos y mejoras en paralelo por parte de varios grupos. Los artículos básicos que describen el estado del trabajo en los diferentes grupos son Sellmaier et al (1993), Schaerer & amp Schmutz (1994), Schaerer & amp de Koter (1997), Hillier & amp Miller (1998), Santolaya-Rey et al (1997) , Taresch et al (1997) y Pauldrach et al (1994, 1998). Para la investigación de los parámetros globales del viento estelar a partir de espectros ópticos o modelos de distribución de energía, se prefieren atmósferas de este tipo en nuestra discusión a continuación.

En esta etapa, es necesario un breve comentario sobre la confiabilidad de estos `` modelos de viento estándar ''. Ciertamente es cierto que existe evidencia significativa de no estacionariedad, aglomeraciones, choques y desviaciones de la simetría esférica y el equilibrio radiativo (ver AFJ Moffat et al 1994, L. Kaper & amp AW Fullerton 1998 e IAU Coll. No. 169, eds. B. Wolf y col. 1999). Hay dos razones por las que estos fenómenos se ignoran en los diagnósticos estándar. Primero, las amplitudes de las desviaciones del modelo estacionario uniforme utilizado normalmente no son muy grandes (incluso en los casos en que la variabilidad espectral parece dramática, ver Kudritzki 1999a), por lo que se cree que el análisis estándar produce modelos promedios confiables de los vientos estelares.En segundo lugar, por razones muy obvias, la inclusión apropiada de desviaciones del modelo estándar requiere un esfuerzo adicional significativo en el diagnóstico y el desarrollo de nuevos métodos de transferencia radiativa, una tarea que aún no se ha completado en esta etapa. Sin embargo, se dará una discusión de los posibles efectos en las Sectas. 4 y 5.

2.3 Parámetros estelares del diagnóstico fotosférico

Para discutir la conexión física de los parámetros globales del viento estelar con las propiedades estelares, se necesita una estimación de los parámetros estelares tales como temperatura efectiva T eff, luminosidad L, radio fotosférico R *, gravedad log g, composición química, etc. Hay dos formas de Continuar. La primera consiste en adoptar calibraciones generales de temperatura efectiva y corrección bolométrica con tipo espectral y determinar L, R * y T eff a partir de fotometría, distancia y tipo espectral des-rojo. La masa estelar se deriva entonces de una comparación con las pistas evolutivas en el HRD.

La segunda y más precisa forma se basa en atmósferas modelo para determinar T eff y log g como los parámetros atmosféricos más fundamentales al ajustar simultáneamente dos conjuntos de líneas espectrales, una que depende principalmente de T eff y la otra de log g. Para el primero, se utilizan perfiles de línea de diferentes etapas de ionización (`` equilibrio de ionización '') y para el segundo las líneas Balmer más altas (menos contaminadas por el viento). Ajustar curvas en el plano (log g, log T eff) a lo largo del cual los perfiles de línea calculados de los dos conjuntos diferentes concuerdan con las observaciones y luego producir temperatura y gravedad efectivas junto con una estimación de las incertidumbres. Para las estrellas O se utiliza normalmente el equilibrio de ionización He I / II (Kudritzki 1980, Simon et al 1983, Bohannan et al 1986, Voels et al 1989, Kudritzki et al 1983 y 1992, Herrero et al 1992 y 1999a), que es también se aplicó en el caso de las supergigantes B muy tempranas (Lennon et al 1991, McErlean et al 1998). Para las supergigantes B de tipo espectral posterior, la T eff se obtiene del equilibrio de ionización Si II / III / IV (McErlean et al 1999) y para las supergigantes A, el equilibrio de Mg I / II ha demostrado ser muy confiable (Venn 1995 y 1999). , McCarthy et al 1995 y 1997). El enfoque del modelo de atmósfera también producirá la composición química de las estrellas a partir de un ajuste del espectro de línea completo (véanse las referencias anteriores, pero también Taresch et al 1997 y Haser et al 1998). Usando el módulo de distancia, el radio estelar se obtiene a partir del flujo de la atmósfera del modelo y la fotometría desrojecida que luego produce la luminosidad. La masa estelar se deriva del radio y la gravedad.

Es necesario discutir algunos problemas con este enfoque. Herrero et al (1992) en su estudio espectroscópico cuantitativo de una gran muestra de estrellas O galácticas detectaron una `` discrepancia de masa '' sistemática. Descubrieron que para las estrellas O evolucionadas que se acercan al límite de Eddington, las masas estelares derivadas de las pistas evolutivas y las luminosidades estelares son significativamente mayores que las masas obtenidas de las gravedades espectroscópicas. Qué masas son las correctas sigue siendo una cuestión completamente abierta. Los cálculos más recientes de Langer y Heger (1998), Maeder (1998), Meynet (1998) indican que la evolución estelar, incluida la rotación y la mezcla interior inducida por rotación, mejoraría significativamente la luminosidad para una masa determinada. Además, una mayor pérdida de masa a lo largo de la trayectoria evolutiva reduciría aún más la masa y pondría las masas evolutivas en concordancia con las masas espectroscópicas y de viento (Langer et al 1994). Por otro lado, dado que Herrero et al utilizaron modelos hidrostáticos NLTE en su estudio y descuidaron la contaminación por viento de las líneas de hidrógeno y helio (Gabler et al 1989, Sellmaier et al 1993, Puls et al 1996) sus masas espectroscópicas pueden haber sido sistemáticamente subestimadas . Además, el descuido de la cobertura de líneas metálicas en su análisis podría haber causado un pequeño efecto (ver Lanz et al 1996 versus Hubeny et al 1998).

Es importante señalar aquí que esta incertidumbre de la masa estelar que depende sistemáticamente del enfoque utilizado para la determinación de la masa introducirá un efecto sistemático en la relación entre la velocidad del viento estelar terminal y la velocidad de escape de la fotosfera estelar discutida en la Sección. 3.

Otra incertidumbre sistemática afecta la temperatura efectiva de las estrellas O en los tipos espectrales más tempranos (O3 y O4), que en el trabajo clásico (véanse las referencias anteriores) se basa en la fuerza de una sola línea He I muy débil (l 4471). Blanketing (Hubeny et al 1998) pero también efectos exóticos como la dispersión de electrones no coherente de las líneas de resonancia He II en el EUV (ver Santolaya-Rey et al 1997) pueden tener una influencia significativa en esta línea. La introducción de nuevos indicadores de temperatura efectivos para estos objetos, como las líneas metálicas en la óptica y los rayos ultravioleta, conduce a resultados que son contradictorios en este momento (ver de Koter et al 1998 versus Taresch et al 1997 y Pauldrach et al 1994). Para determinar la luminosidad de estos objetos, se necesita urgentemente una investigación cuidadosa de este aspecto.

Una tercera incertidumbre muy importante se refiere a la abundancia de helio de las supergigantes O y B tardías. El trabajo de Lennon et al (1991) y Herrero et al (1992) llevó a la conclusión de que la abundancia de helio en las atmósferas de tales estrellas aumenta significativamente, lo que indica la presencia de material procesado con CNO mezclado desde el interior estelar. Si bien las pistas evolutivas con mezcla rotacional respaldan este resultado (véanse las referencias anteriores), los análisis más recientes de Smith y Howarth (1998) y McErlean et al (1998) indican que la mejora del helio es probablemente mucho menor si los cálculos de transferencia radiativa no LTE incluyen el efecto de la microturbulencia fotosférica del orden de 10 km / s en las ecuaciones de velocidad. El problema no está completamente resuelto en este momento y necesita más investigación. Para la determinación de las temperaturas efectivas y las tasas de pérdida de masa, esta incertidumbre puede resultar importante (véase la sección 3).

Una nueva ruta muy interesante para determinar los parámetros estelares es la espectroscopia IR. El trabajo pionero de clasificación espectral IR de Hanson et al (1994, 1996 y 1997) ha demostrado que la espectroscopía de banda K permite la determinación del tipo espectral y la clase de luminosidad y, por lo tanto, la determinación de la temperatura y la gravedad efectivas de una manera completamente análoga a la espectroscopía óptica. . Esta nueva técnica demuestra ser extremadamente valiosa para estrellas calientes masivas incrustadas en regiones de formación estelar altamente oscurecidas por el polvo, como regiones H II normales o ultracompactas (Hanson 1998, Conti y Blum 1998, Drew 1998) o en el Centro Galáctico ( Najarro et al. 1994 y 1997, Figer et al 1998). Su impacto en la determinación de los parámetros globales del viento estelar se discutirá en la Sección. 2.4.3.

2.4 Diagnóstico de viento estelar

En principio, en un viento estelar se forman dos tipos de líneas, perfiles P Cygni con un canal de absorción azul y un pico de emisión rojo y perfiles de emisión pura o líneas de absorción rellenadas por emisión de viento. La diferencia es causada por el proceso de reemisión después de que el fotón ha sido absorbido dentro de la transición de línea.

Si el fotón es reemitido inmediatamente por emisión espontánea, entonces tenemos el caso de dispersión de línea con una función de fuente proporcional a la dilución geométrica del campo de radiación (caso ópticamente delgado) o una disminución aún más pronunciada (aproximadamente & micro r -3, ópticamente grueso caso), y resultará un perfil P-Cygni.

Si la reemisión se produce como resultado de un proceso atómico diferente, por ejemplo, después de una recombinación de un electrón en el nivel superior, después de una desintegración espontánea de un nivel superior al nivel superior o después de una colisión, entonces la función de fuente de línea posiblemente será no se diluye y puede permanecer aproximadamente constante en función del radio, de modo que resulte una línea de emisión (o una línea de absorción más débil que la formada por procesos puramente fotosféricos).

Los ejemplos típicos de perfiles P-Cygni son las transiciones de resonancia UV conectadas al nivel del suelo, mientras que las líneas excitadas de una etapa de ionización en la que se produce una recombinación frecuente de etapas de ionización superiores producirán líneas de emisión, como es el caso, por ejemplo, para H a en O -supergiantes.

Ambos tipos de líneas se pueden utilizar en principio para determinar Mdot, v & yen y la forma de la ley de velocidad b, donde las ventajas y limitaciones de los diferentes métodos se discutirán a continuación, así como las posibilidades de diagnóstico relacionadas con el viento continuo. -emisión en el dominio de infrarrojos y radio.

2.4.1 Resonancia UV y líneas subordinadas

La forma específica de los perfiles UV P-Cygni típicos en estrellas calientes (por ejemplo, de las líneas de resonancia de C iv, N v, Si iv, O vi, etc., véase Walborn et al 1985) se puede explicar como sigue. El perfil consta de dos componentes: debido a su interacción con el material del viento frente al disco estelar, la radiación fotosférica se dispersa fuera de la línea de visión del observador y se forma un canal de absorción. Dado que el material se mueve hacia el observador, la absorción se desplaza hacia el azul (de cero a una frecuencia correspondiente a una velocidad máxima, ver más abajo). Superpuesto al canal de absorción está el segundo componente, un perfil de emisión que se forma en los lóbulos del viento y nuevamente delante del disco. Esta emisión de viento consta de fotones que han sido absorbidos previamente y se dispersan en la línea de visión del observador. Dado que la reemisión se produce en ambos hemisferios del viento (¡velocidades proyectadas positivas y negativas!), El perfil correspondiente es casi simétrico con respecto al centro de la línea. Sin embargo, tenga en cuenta que la emisión de viento del material detrás del disco fotosférico no es visible (`` región oculta ''). En consecuencia, la simetría está ligeramente distorsionada y el perfil de emisión en el lado rojo es más débil que en el azul. Al agregar el canal de absorción azul y el perfil de emisión, se comprende fácilmente la forma típica de una línea P-Cygni.

Las líneas P-Cygni suelen analizarse mediante el método denominado `` SEI '' (Sobolev más integración exacta, cf. Lamers et al 1987), que se basa en la noción (Hamann 1981a) de que el perfil de dicha línea se puede simular con alta precisión si las funciones fuente de los componentes (generalmente dos debido a la división de estructura fina del nivel inferior o superior) se calculan en la aproximación de Sobolev (para más detalles, ver Sobolev 1957 y Castor 1970) y solo la `` Integral Formal '' se realiza exactamente, es decir, teniendo en cuenta el ancho del perfil finito. Entonces, para singletes de dispersión pura, la función fuente viene dada por la relación entre la `` penetración del núcleo '' y la `` probabilidad de escape '' total (Castor 1970), con generalizaciones sencillas en el caso de la formación de dobletes (Hamann 1981a Olson 1982 Puls 1987 Lamers et al 1987).

La cantidad crucial que controla el proceso de formación de la línea (tanto con respecto a la absorción como para definir las probabilidades de escape) es la profundidad óptica de Sobolev de la línea especificada,

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c -bar es la opacidad de la línea integrada en frecuencia, l la longitud de onda, f la fuerza del oscilador y n l el número de ocupación más bajo de la transición, despreciando la emisión estimulada. Aquí y en el siguiente r es el radio en unidades de radio estelar R * yv (r) la velocidad en unidades de velocidad terminal v & yen.

Es importante comprender que la profundidad óptica de la línea en atmósferas o vientos en expansión tiene un carácter completamente diferente al de las fotosferas hidrostáticas. En los vientos, la interacción fotón / átomo absorbente está restringida a una región geométricamente muy estrecha de espesor D r = v th / (v & yen d v / d r) (la longitud de Sobolev). Por tanto, la profundidad óptica es una cantidad local en los vientos estelares descrita con una buena aproximación por la ecuación. 4. Al expresar el número de ocupación en términos de densidad local r = Mdot / (4 p R * 2 r 2 v & yen v), esta cantidad viene dada por

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si E es el factor de excitación del nivel inferior, X la fracción de ionización, A k la abundancia del elemento con respecto al hidrógeno e Y He la abundancia de helio. De la ecuación anterior, es obvio que la cantidad de escala apropiada viene dada por Mdot / (R * v & yen 2) = Q res (Ec. 2), siempre que la fracción de ionización no tenga dependencia r externa, es decir, siempre que la ocupación del estado fundamental sigue la estratificación de densidad.

Dado que hemos asumido una ley de velocidad de la forma V (r) = v & yen (1 - b / r) b (véase la Sección 2.2), las cantidades que pueden derivarse como máximo mediante un ajuste a las líneas P-Cygni observadas son v & yen, byk (r), de modo que, para la abundancia de helio conocida, la información con respecto a la pérdida de masa aparece solo en el producto E (r) X (r) A k Mdot / R *. En consecuencia, las tasas de pérdida de masa se pueden determinar a partir de las líneas P-Cygni solo si se conoce la fracción de ionización / excitación (como función del radio o un valor medio, ver más abajo) del ion / nivel especificado, así como la abundancia.


Los perfiles saturados se encuentran a menudo para C iv, N v en estrellas O tempranas y Si iv en supergigantes O tardías y se relacionan con una gran profundidad óptica t S & sup3 3 en todas partes del viento. En contraste con los perfiles fotosféricos, esta condición se puede lograr más fácilmente para las líneas de viento debido a su dependencia adicional del gradiente de velocidad d v / d r (Ec. 4). Para líneas con una fracción de ionización / excitación bastante constante a lo largo del viento, la variación de la profundidad óptica de la línea depende solo de la inclinación de la ley de velocidad,

(5)

(6) Para los valores típicos de O-star, b = 0,7 y frac14 1,5 (ver más abajo), la variación es solo leve, del orden de 10 a 100 en la región entre el punto sónico y el infinito. En consecuencia, si una línea tiene una gran profundidad óptica en la región sónica, es muy probable que este también sea el caso en todo el viento.

El canal de absorción de tal perfil saturado muestra una intensidad casi nula para todas las frecuencias correspondientes a las velocidades v = 0 & frac14 v & yen, y la forma del perfil depende exclusivamente del perfil de emisión, es decir, de la función de la fuente en el caso ópticamente grueso. Sin embargo, como se puede mostrar fácilmente, para grandes profundidades ópticas, esta cantidad depende solo del campo de velocidad (con un comportamiento asintótico & micro r -3), ya que la relación antes mencionada de probabilidades de escape se vuelve independiente de la opacidad de la línea, es decir, independiente de cualquier información. en relación con el número de ocupaciones. En consecuencia, los perfiles saturados permiten en principio una medición fácil de las velocidades terminales desde la posición de frecuencia del borde de absorción azul, así como una determinación de b a partir de la forma del pico de emisión, sin embargo, solo los límites superiores para el producto de (EXA k Mdot / R *) son posibles.

Figura 1 Cálculos de transferencia radiativa para el doblete de resonancia UV C iv saturado en el espectro HST FOS de la estrella LMC O3 Sk - 67 o 137 para tres valores diferentes (3200, 3400, 3600 km / s) de v & yen. De Kudritzki (1998).


La Figura 1 da un ejemplo para la determinación de v & yen por este método. De esta manera se pueden obtener mediciones de alta precisión con una precisión del 5 por ciento (para obtener detalles y métodos relacionados, consulte Hamann 1981a / b, Lamers et al 1987, Groenewegen & amp Lamers 1989, Howarth & amp Prinja 1989, Groenewegen et al 1989, Haser et al. al 1995 y Haser 1995), y los valores típicos b = 0,7 y frac14 1,5 se encuentran para las estrellas OB con supergigantes que tienen una clara tendencia hacia una b más alta. Para las supergigantes A se pueden encontrar valores tan altos como b = 3 & frac14 4 (Stahl et al 1991 y Sect. 2.4.2).


Los perfiles insaturados surgen cuando t S se vuelve de orden unidad o menor en algún lugar del viento, y es posible realizar diagnósticos decentes sobre k (r) o k (v) (ecuación 5), respectivamente, en la región correspondiente: tanto la profundidad como la forma del canal de absorción así como del componente de emisión (con función (es) de fuente y micro r -2) se vuelven dependientes de la opacidad de la línea. Sin embargo, tenga en cuenta que en este caso la velocidad terminal ya no se puede determinar ya que la absorción se extiende solo a una cierta velocidad máxima & lt v & yen. Además, la deducción de b se vuelve imposible debido al acoplamiento intrínseco de la fracción de ionización y la ley de velocidad en la definición de t S. Para obtener una solución única para k (v), los parámetros v & yen yb deben derivarse de forma independiente, por ejemplo, a partir de perfiles saturados.

Los ajustes de línea a los perfiles insaturados se pueden obtener parametrizando la profundidad óptica en función de la velocidad (Lamers et al 1987, Groenewegen & amp Lamers 1989), parametrizando la ejecución de k (v) (Hamann 1981a) o mediante un análisis sin parámetros. basado en un método de Newton-Raphson (Haser et al 1994 Haser 1995). De esta manera se pueden obtener hermosos ajustes de los espectros observados (ver Figura siguiente)

Ajustes de transferencia radiativa de las líneas de resonancia UV IUE (alta resolución) de N V, Si IV y C IV de la O-supergigante galáctica HD 112244 (O 8.5 Iab (f)). La abscisa es el desplazamiento de la longitud de onda desde el centro de la línea medido en unidades de desplazamiento máximo l 0 v & yen / c. Cada figura contiene los valores de b, v & yen y v ta = v turb / v & yen en el viento exterior obtenidos como los mejores ajustes. Por encima de cada perfil, el ajuste correspondiente de k (v) (Ec. 5) se da en función de v (r). De Haser (1995).

A pesar de la impresionante calidad de esos ajustes, su valor de diagnóstico con respecto a Mdot es marginal, ya que las fracciones de ionización tienen que estar pre-descritas y dependen de detalles complicados de cálculos de modelos teóricos (cf. Sección 2.2). Además, se necesita una determinación bastante precisa de la abundancia de elementos.

Recientemente, sin embargo, Lamers et al (1999a) han sugerido una mejora significativa con respecto a este dilema: para líneas insaturadas, es fácil derivar la densidad de columna de absorbentes entre velocidades v 1 y v 2 a partir de la cantidad de ajuste real t S ( v) en sí mismo, así como el producto de un factor de ionización / excitación medio & lt qk & gt con MdotA k / R * en dependencia de esta densidad de columna (cf. Howarth & amp Prinja 1989). Howarth & amp Prinja (1989, análisis puro de Sobolev) y Haser (1995) han determinado tablas extensas de densidades de columna y productos de (Mdot & lt q k & gt) para muestras grandes de estrellas-O.

Si estos datos se combinan ahora con determinaciones independientes de las tasas de pérdida de masa (y las abundancias y los radios estelares se conocen con una precisión razonable), se pueden determinar los factores de ionización medios empíricos & lt q k & gt. Lamers et al (1999) utilizaron los resultados de los estudios de diagnóstico UV de Groenewegen & amp Lamers (1989) y Haser (1995) junto con los últimos resultados para las tasas de pérdida de masa de H a (Sección 2.4.2) y radio térmica. emisión (Sec. 2.4.4) y fracciones de ionización / excitación empíricas derivadas para todas las transiciones UV relevantes para estrellas O seleccionadas que cubren el dominio completo de tipos espectrales y clases de luminosidad. Al introducir calibraciones de & lt q k & gt con temperatura efectiva, debería ser posible derivar las tasas de pérdida de masa de los perfiles UV solo en investigaciones futuras (por ejemplo, de los espectros FUSE), siempre que se conozcan las abundancias. De acuerdo con los resultados anteriores de Haser (1995), Lamers et al (1999a) demostraron que el Si IV es el más adecuado para este tipo de enfoque.

Incluso antes, Walborn & amp Panek (1984) señalaron que esta línea puede usarse como un indicador de la luminosidad estelar, un efecto que ha sido explicado teóricamente por Pauldrach et al (1990) y se relaciona con el hecho de que Si IV es siempre un ión traza en el dominio O-estrella, siendo Si V (configuración de gas inerte) el ión dominante. Así, por medio de una argumentación NLTE simplificada (por ejemplo, Abbott 1982) es fácil demostrar que X (r) tiene una dependencia explícita proporcional a la densidad, es decir, X & micro n e / W con densidad de electrones n e y factor de dilución W. Entonces, para vientos suaves, X (v) y micro r -bar / vyk (v) escalan con Q 2 en lugar de Q res. Esto aumenta la sensibilidad del Si IV tanto con respecto a Mdot (ver arriba) como con la luminosidad, anticipando el estrecho acoplamiento de la pérdida de masa con la luminosidad en los vientos impulsados ​​por radiación (Secciones 3 y 4). Por último, tenga en cuenta que la escala de Si iv se parece a la de H a que se analiza en la siguiente subsección.

Problemas. Mediante los ajustes de línea discutidos, son posibles `` mediciones '' precisas de las densidades de v & yen, b, v turb y columna, al menos siempre que una de las líneas estratégicas esté saturada y la contaminación de perfiles insaturados con líneas ya formadas. en la fotosfera se contabiliza correctamente (ver Haser 1995).

El problema más grave del procedimiento anterior está relacionado con la presencia de las denominadas depresiones negras en los perfiles saturados, que son regiones extendidas (correspondientes a varios cientos de km / s) en la parte azul de los perfiles con una intensidad residual casi nula. , cf. Figura 1. Sin más supuestos, estos valles no se pueden ajustar, ya que en el proceso de formación de líneas habitual solo se crea un rango de frecuencia muy pequeño (de orden v th) con intensidad cero. Además, los bordes de absorción azul observados son mucho más superficiales que los resultantes de simulaciones tan simples. Para superar ambos problemas, Hamann (1981a, b) introdujo una `` microturbulencia '' altamente supersónica de orden Mach 10 presente en todo el viento. Dado que en este caso el perfil de absorción intrínseco se vuelve mucho más amplio, las depresiones observadas, así como los bordes azules, pueden simularse (para una discusión completa, ver Puls 1993). Además, la posición del pico de emisión se desplaza hacia el rojo, de acuerdo con la mayoría de las observaciones (véase también la Sección 2.4.2). Mientras tanto, la suposición de una turbulencia constante (utilizada también por Groenewegen & amp Lamers 1989) se ha relajado (cf. Haser 1995), ya que la justificación de una dispersión de velocidad altamente supersónica cerca de la fotosfera es físicamente problemática y está excluida de la NLTE. análisis de líneas fotosféricas en estrellas calientes, lo que da como resultado valores de v turb por debajo de la velocidad del sonido (por ejemplo, Becker & amp Butler 1992). Por lo tanto, para ajustar los perfiles, se supone un aumento lineal de v turb en función de la ley de velocidad subyacente, comenzando a velocidades aproximadamente sónicas hasta un valor máximo v ta. Los valores reales se encuentran en paralelo con la determinación de v & yen yb de los ajustes de línea al perfil saturado, y los valores típicos de vta son del orden de 0,1 v & yen.

Paralelamente a la introducción de una dispersión de velocidad como se describió anteriormente, Lucy (1982a, 1983) sugirió una explicación alternativa para la generación de valle negro por medio de una retrodispersión mejorada en campos de velocidad múltiples no monótonos. Las simulaciones hidrodinámicas de vientos impulsados ​​radiativamente dependientes del tiempo (Owocki et al 1988, Feldmeier 1995) indican la posibilidad de tales flujos no monótonos (véase la Sección 5), y los cálculos detallados de la formación de líneas ultravioleta sobre la base de tales modelos han demostrado que de hecho, se crean canales negros en los perfiles de dichos modelos (Puls et al 1993a, 1994, Owocki 1994). Nota a pie de página: Las determinaciones de v & yen de Howarth & amp Prinja (1989) se basan en parte en la presencia de valles negros en líneas C IV saturadas.

2.4.2 Líneas ópticas

A pesar del esfuerzo continuo para derivar las tasas de pérdida de masa de las líneas UV P-Cygni, el problema básico sigue siendo que uno tiene que conocer las fracciones medias de ionización / excitación así como las abundancias de elementos con bastante precisión para obtener números confiables. Afortunadamente, existe una forma alternativa de determinar Mdot utilizando la fuerza de la emisión del viento estelar en H a como indicador de las tasas de pérdida de masa, donde la corrección de ionización para H a es mucho más simple y la abundancia de hidrógeno suele ser mucho menos incierta.

Los primeros cálculos cuantitativos de NLTE que tratan de la emisión de hidrógeno por el viento (y líneas de helio) se remontan a Klein & amp Castor (1978). Luego, Leitherer (1988), Drew (1990), Gabler et al (1990), Scuderi et al (1992) y Lamers & amp Leitherer (1993) se dieron cuenta del potencial de H a para la determinación de las tasas de pérdida de masa y derivaron primero resultados para una variedad de estrellas calientes. Puls et al (1996) desarrollaron un método rápido para obtener tasas de pérdida de masa a partir de perfiles H a de estrellas tipo O evitando algunos errores sistemáticos inherentes al enfoque de Leitherer (1988) y Lamers & amp Leitherer (1993). A continuación, queremos considerar algunas cuestiones básicas, incluido el análisis de H a de las supergigantes A y B tardías. Para una discusión completa con una serie de ajustes de perfil detallados, nos referimos a Puls et al (1996), McCarthy et al (1997, 1998), Puls et al (1998) y Kudritzki et al (1999).

Como se señaló en la introducción de esta sección, la diferencia básica de H a y las líneas relacionadas (incluidas las líneas de emisión de infrarrojos que se analizan en la siguiente sección) con respecto a las líneas P-Cygni se refiere a la ejecución de la función de fuente, que es bastante constante a lo largo de el viento. El último hecho es cierto siempre que esas líneas se alimenten predominantemente de la desintegración espontánea del nivel superior o de recombinaciones en ambos niveles, de modo que los números de ocupación involucrados estén casi en LTE entre sí, es decir, la función de fuente es casi Planckian. Esta condición se cumple para las estrellas O y las estrellas B tempranas. Sin embargo, para temperaturas más frías, la alimentación de los niveles involucrados de las líneas de la serie Lyman se vuelve relevante, hasta que, en el dominio A-supergigante, estas líneas y el continuo de Lyman se vuelven ópticamente gruesos y las transiciones correspondientes están en equilibrio detallado. Entonces, el segundo nivel de hidrógeno (que es el más bajo de H a) se convierte en el estado fundamental efectivo de H I y la línea se comporta como una línea de dispersión, mostrando así una firma P-Cygni típica.

Potencial diagnóstico. Dado que el hidrógeno neutro es casi siempre un ión traza en los vientos de las estrellas OBA (excluyendo el viento más externo y alguna región estrecha de recombinación fotosférica en el dominio de la estrella A), se aplica la misma argumentación que se hizo anteriormente para Si iv: La opacidad de H a depende de r 2 (OB-estrellas) respectivamente r 2 / W (A-Supergigantes), de modo que la cantidad real que se puede derivar mediante ajustes de línea es Q 2, que manifiesta su sensibilidad y su valor diagnóstico para la determinación de Mdot . En las Figuras 2 y 3 se dan dos ejemplos instructivos.

Figura 2 H un perfil de línea del O 5 Ia f + - supergigante HD 14947 en comparación con los ajustes de línea descritos por Puls et al (1996) adoptando 10, 7.5 y 5.0 & veces10 -6 M sol / año, respectivamente, para la masa- tasa de pérdida. De Kudritzki (1998).

Figura 3 H un perfil de línea de la supergigante A extrema 41-3654 (A3 Ia-O) en la galaxia de Andrómeda M31 tomada con el espectrógrafo Keck HIRES en comparación con dos cálculos del modelo unificado que adoptan b = 3, v & yen = 200 km / s y Mdot = 1.7 y 2.1 & times10 -6 M sun / año. Tenga en cuenta la forma del perfil P-Cygni de H a. De McCarthy et al (1997).

H una emisión en O / estrellas B tempranas. Debido al carácter térmico de la emisión del viento y al gran volumen de emisión del viento, los perfiles H a pueden exhibir enormes anchos equivalentes y picos de emisión, siempre que la tasa de pérdida de masa sea lo suficientemente grande. Como lo muestran Puls et al (1996), el ancho equivalente (valor absoluto) de la emisión de viento escala con Q 3/2 v & yen para (predominantemente) ópticamente delgado y con Q 4/3 v & yen para emisión ópticamente gruesa. Debido a esta dependencia sobrelineal de la pérdida de masa, las precisiones logradas para Mdot (o, más correctamente, para Q) de líneas con gran emisión de viento son enormes y pueden alcanzar valores por debajo del 10 por ciento. Además, la forma del campo de velocidad (es decir, b) se puede determinar a partir de la forma del pico de emisión, debido a la fuerte dependencia de la opacidad con r 2 y micro (r 4 v 2) -1. Mediante este método, Puls et al. (1996) donde pudieron derivar valores típicos b & raquo 1 para supergigantes de tipo O, y los resultados de Q en este dominio están bastante de acuerdo con los del enfoque simplificado utilizado por Leitherer (1988) y Lamers & amp Leitherer (1993).

Sin embargo, a partir de las relaciones de escala anteriores, también es obvio que la emisión de los vientos delgados es pequeña y, además, está casi `` oculta '' en el perfil fotosférico normal con una forma dominada por el ensanchamiento rotacional. En estos casos, entonces, se requieren cálculos detallados sobre la base de atmósferas modelo unificadas que tengan en cuenta la transición a capas fotosféricas (véase la Sección 2.2), así como una formación de línea exacta que tenga en cuenta el ancho del perfil finito, para obtener números fiables. Sin hacer esto, Q 2 se sobreestima fácilmente en más de una desviación.

Además de estas consideraciones más teóricas, incluso con los métodos más elaborados pueden surgir incertidumbres de hasta un factor de dos en Mdot si el perfil de absorción se llena solo marginalmente y NO se conoce la forma del campo de velocidad en la parte de viento inferior (p. Ej. , de las líneas de resonancia UV): Contrariamente al caso de las líneas de emisión fuertes, b no se puede derivar en estos casos, ya que la absorción rotacionalmente ampliada simplemente corrompe todas las pistas de diagnóstico relativas a la emisión del viento. (La dependencia bastante fuerte de los valores derivados de Mdot en b para la emisión marginal de viento se puede ver fácilmente en la ejecución de la profundidad óptica radial en la línea, t S & micro Q 2 v (r) [1 / (b)] - 3 / r 2.)


Emisión de H a en supergigantes A / B tardías.

Dado que la opacidad H a ​​en los vientos de estas estrellas se escala con r 2 / W y la función de fuente está dominada por la dispersión de líneas, los perfiles correspondientes son de tipo P-Cygni y generalmente visibles hasta una frecuencia correspondiente a v & yen, en contraste con el caso de la estrella O / B donde esto es cierto solo para los objetos más luminosos. Este último hecho permite derivar también v & yen en paralelo con las otras cantidades y, por lo tanto, permite un análisis completo del viento solo en la óptica: debido al factor adicional 1 / W & raquo r 2, en comparación con el caso O-star de arriba, y La temperatura más baja, que aumenta significativamente la fracción de ionización de H i, la profundidad óptica en H a permanece grande hasta v & yen en la mayoría de los casos, similar al comportamiento de las fuertes líneas de resonancia UV. De manera análoga, b se puede derivar con una precisión significativa a partir de la forma del perfil.

McCarthy et al (1997, 1998) ofrecen un estudio de parámetros detallado (basado en los modelos unificados de Santolaya-Rey et al 1997), así como el procedimiento de ajuste requerido. Kudritzki et al (1999) han utilizado este método para obtener los parámetros del viento para una gran muestra de supergigantes BA galácticas. De acuerdo con un trabajo anterior de Stahl et al (1991), los campos de velocidad derivados son significativamente más planos que para las estrellas O, con valores típicos b = 3 y frac14 4. Curiosamente, la pendiente observada de los bordes de absorción azul, así como la posición de los picos de emisión requeridos también aquí para asumir la presencia de una dispersión de velocidad, del orden de 10. 20 km / s. Tenga en cuenta que las velocidades terminales de las supergigantes de tipo A son un factor de 10 más pequeñas que las de las estrellas de tipo O (véase la Sección 3).

Por supuesto, los valores derivados deben ser consistentes con las observaciones / simulaciones de otras líneas, las más importantes son las líneas Hydrogen Balmer. Además, estas líneas (especialmente H b) están contaminadas por la emisión del viento, y solo un ajuste simultáneo de todas las líneas con parámetros idénticos (donde H g proporciona la información requerida sobre log g, cf. Sección 2.3) permite confiar en los resultados.

Problemas. Globalmente, los errores en Q son del orden del 30 por ciento, con valores más pequeños para los densos y más grandes (el problema b) para los vientos delgados. El acuerdo con las tasas de pérdida de masa por emisión de radio térmica (sección 2.4.4) es satisfactorio (cf. Lamers & amp Leitherer 1993 Puls et al 1996). Sin embargo, también hay una serie de problemas que se ilustrarán a continuación.

En O / estrellas B tempranas, la línea H a está contaminada por una mezcla azul de He ii (separada del centro de la línea de hidrógeno por aproximadamente 2 & Aring correspondiente a 100 km / s), que en varias líneas imita la presencia de un perfil de tipo P Cygni ya que se encuentra principalmente en absorción. En aquellos casos donde esta mezcla es fuerte, las simulaciones actuales son parcialmente incapaces de ajustarse a este componente (ver Herrero et al 1999b). La receta aquí es concentrarse en el ala roja del complejo H / He, que debería dar resultados más confiables debido a su contaminación más débil por la mezcla de helio, en comparación con el lado azul.

Además, una cierta variabilidad que puede ser severa en los canales de absorción azul de los perfiles de estrella A (cf. Kaufer et al 1996 y la discusión en la Sección 5) influye en los resultados derivados. Los cálculos de prueba (ver Kudritzki 1999a) han demostrado que estas variaciones indican una variación significativa para los valores obtenidos de v & yen y Mdot en función del tiempo. Sin embargo, el producto de ambos, es decir, la tasa de impulso, permanece mucho más constante, con una variación máxima del orden de 0,2 dex para el viento extremadamente variable de HD 92207 (A0Ia).

Otro problema resulta de la rotación estelar. El ancho Doppler térmico de H a es mucho más pequeño que las velocidades de rotación típicas de las estrellas de tipo temprano (del orden de 100 km / s para las estrellas OB y ​​30,40 km / s para las supergigantes A). Así, la emisión central provocada por el viento seguramente se ampliará con la rotación. Debido a la conservación del momento angular específico, la velocidad azimutal en el viento varía según v rot (R *, q) / r, donde v rot (R *, q) es la velocidad de rotación fotosférica en la co-latitud q. Por lo tanto, para el régimen más importante de la formación de H a (r = 1 & frac14 1.5), tanto el valor de v rot en sí mismo como su variación (es decir, la rotación diferencial) deberían tener consecuencias importantes para la forma de la línea.

Antes de comentar más sobre este problema, tenga en cuenta que los diagnósticos de las líneas de resonancia UV en las estrellas OB apenas se ven afectados por este efecto, simplemente porque al menos las líneas más fuertes solo reaccionan levemente (si es que reaccionan) a cualquier valor razonable de v rot pecado i. A diferencia de los perfiles habituales de H a, estas líneas de resonancia se forman a lo largo del viento, lo que disminuye la relación entre v rot sen i y el ancho total de la línea (v & yen). Además, las velocidades de rotación medias son menores ya que v rot & reg 0 en el viento exterior, y el ancho Doppler intrínseco es mayor debido a la dispersión de velocidad derivada. Sin embargo, tenga en cuenta también que la rotación podría influir en la estructura hidrodinámica global, un problema que consideraremos en la Sección. 4.2.

Con respecto a la formación de H a (y las otras líneas de Balmer, por supuesto), resulta que la presencia de rotación debe tenerse en cuenta para obtener buenos ajustes (excepto para las líneas de emisión muy fuertes y muy anchas que, análogamente a las fuertes líneas de resonancia UV, apenas están influenciadas). La estrategia habitual (cf. Puls et al 1996, Herrero et al 1999b) es doblar el perfil final con una curva rotacional de ancho v rot sin i, donde este valor puede derivarse de líneas metálicas fotosféricas. Para varios objetos (de rotación rápida), resultó que el valor de v rot sen i indicado por H a es menor que para las líneas menos contaminadas por el viento, por ejemplo, H g. Esto muestra muy claramente la presencia de rotación diferencial en algún sentido promedio, de acuerdo con los cálculos de prueba de Petrenz & amp Puls (1996) basados ​​en un tratamiento riguroso del problema. En conclusión, algún valor promedio & lt v rot sen i & gt a ser determinado en paralelo con los otros parámetros se convierte en una parte adicional del procedimiento de ajuste H a, al menos para líneas que no son débiles (& lt v rot sin i & gt & reg v rot pecado i (R *)) ni fuerte.

Por supuesto, los problemas discutidos aquí serían de menor importancia si nuestra suposición general de vientos suaves (al menos en la región de formación de líneas más baja) fuera severamente violada. Debido a la dependencia intrínseca de la opacidad de la línea H a de r 2, cualquier grado significativo de aglutinación llevaría a nuestro enfoque a sobrestimar las tasas de pérdida de masa. Volveremos sobre este problema en la Secta. 5.

2.4.3 Líneas de infrarrojos

El dramático progreso de la astronomía IR en la última década ha abierto una ventana completamente nueva para la investigación sistemática de los vientos alrededor de estrellas calientes. Gabler et al (1989) en su primer artículo sobre atmósferas modelo unificadas se dieron cuenta de la importancia de las líneas de emisión y absorción IR para una comprensión cuantitativa de la física de las atmósferas y vientos de estrellas calientes y señalaron el potencial de este nuevo rango espectral. Actualmente se encuentra disponible una gran cantidad de material de observación (ver, por ejemplo, Hanson et al 1996 o Figer et al 1997) para trabajos cuantitativos.

El marco teórico para el análisis de los espectros IR es, en principio, idéntico al de las líneas ópticas y UV. En cuanto a esos casos, también los espectros IR de estrellas calientes muestran líneas de emisión puras, perfiles P-Cygni y líneas de absorción contaminadas por el viento. Sin embargo, dado que el continuo IR de objetos con vientos fuertes (contrario al continuo óptico) se forma en la parte supersónica del viento, las líneas IR muestrean diferentes profundidades de un viento estelar y brindan información adicional sobre la forma del campo de velocidad. Najarro et al (1997a), Lamers et al (1996) y Hillier et al (1998) han investigado este importante efecto utilizando espectros de alta calidad basados ​​en tierra (ópticos e IR) e ISO IR.

Los vientos de estrellas calientes de extrema luminosidad y con fuertes características de emisión de IR en el Centro Galáctico han sido investigados por Najarro et al (1994, 1997b) y Figer et al (1998). Crowther et al (1998) han proporcionado hermosos diagnósticos de las últimas supergigantes Of y estrellas WNL para sondear los campos de velocidad del viento, las temperaturas efectivas y los efectos de cobertura en los continuos EUV fotosféricos.

En el caso de vientos muy delgados con tasas de pérdida de masa extremadamente bajas, los perfiles de línea IR resultan ser herramientas de diagnóstico excepcionales para la determinación de tasas de pérdida de masa claramente superiores a las líneas ópticas como H a. Dado que hn / kT & lt & lt 1 en el IR, la emisión estimulada se vuelve importante y los efectos no LTE en la línea (causados ​​por la presencia del viento) se amplifican sustancialmente (Mihalas 1978, Kudritzki 1979), lo que lleva a una fuerte emisión incluso para muy pequeñas tasas de pérdida de masa, como han señalado Najarro et al (1998, ver la Figura siguiente).

Cálculos del perfil de línea de una estrella b -Cephei típica con T eff = 18000 K, log g = 3.8, R * = 8R sol para una secuencia de vientos con tasas de pérdida de masa muy pequeñas. Izquierda: H a. Derecha: Br a en el IR. De Najarro et al (1998).

2.4.4 IR, submilimétrico y radio continuo

No solo las líneas espectrales, sino también el IR, el (sub) milímetro y los continuos de radio se pueden utilizar para analizar las propiedades del plasma del viento.En realidad, constituyen una de las herramientas de diagnóstico más confiables para este propósito, ya que se basan en procesos de transferencia atómica / de radiación bastante simples, mientras que las líneas generalmente requieren considerar una serie de detalles desagradables como NLTE, ampliación de línea, etc.

La idea básica es investigar el exceso relativo al flujo predicho por las atmósferas del modelo fotosférico, que se atribuye a la emisión libre libre (`` Bremsstrahlung '') y libre de límites en los vientos y se vuelve significativo a longitudes de onda más largas, debido a la l 3 dependencia de las opacidades correspondientes y el consiguiente aumento geométrico de la fotosfera efectiva. En la mayoría de los casos, la emisión surge de electrones térmicos (deducidos del índice espectral de la radiación, ver más abajo) sin embargo, también existe una fracción significativa (aproximadamente el 30%) de emisores no térmicos (Bieging et al.1989 y referencias allí, véase también Altenhoff et al. 1994). A continuación, analizaremos principalmente la emisión térmica y consideraremos brevemente los efectos no térmicos al final de esta subsección (véase también la Sección 5).

Wright & amp Barlow (1975) y Panagia & amp Felli (1975) presentaron de forma independiente el trabajo pionero sobre las emisiones libres de radio e infrarrojos de los vientos de estrellas calientes. Ambas publicaciones mostraron que el flujo continuo S n a longitudes de onda largas para una envolvente ópticamente gruesa, esféricamente simétrica e isotérmica que se expande a escalas de velocidad constante con S n & micro n 0,6. Además, la radiación observada depende solo débilmente de la temperatura de los electrones en el viento, y está determinada esencialmente por la distancia a la estrella d, la tasa de pérdida de masa y la velocidad terminal a través de

t S & micro (r 2 v d v / d r) -1 & micro v (r) [1 / (b)] - 2.

donde hemos suprimido dependencias adicionales de la composición química, la etapa de ionización y los factores de Gaunt. (Para los efectos de diferentes estratificaciones de densidad y temperatura, ver Cassinelli & amp Hartmann 1977 y Bertout et al 1985).

Sin embargo, el uso exclusivo de observaciones por radio es bastante problemático. Dado que el exceso de flujo (= flujo total en el dominio de radio) escala con n 0,6, las estrellas OB serán generalmente fuentes de radio débiles (lo que prohíbe el uso de este método para trabajos extragalácticos), y las observaciones de radio útiles se pueden obtener solo para las cercanías. estrellas con vientos bastante densos. Además, dado que el índice espectral de un componente no térmico es negativo (p. Ej., = -0,7 para la emisión de sincrotrón), el dominio de radio puede contaminarse más fácilmente que las longitudes de onda más cortas, p. Ej., El régimen (sub) milimétrico (ver Altenhoff et al. 1994 y Contreras et al 1996).

Sin embargo, al concentrarse en frecuencias más bajas, al menos en el IR debe tenerse en cuenta la presencia de una estratificación de la velocidad, como ya lo señalaron Wright y Barlow (1975): En contraste con el régimen de radio / submm, el viento se vuelve ópticamente grueso a velocidades muy por debajo de v & yen. Mediante el uso de una ley de velocidad con una forma que se ajustaba al continuo IR de P-Cygni, Barlow & amp Cohen (1977) tomaron en cuenta estos problemas y realizaron un análisis IR extenso de unas 40 supergigantes OBA.

Los efectos de un campo de velocidad más general, junto con la inclusión de opacidades sin límites y una estimación sobre la influencia de la dispersión de electrones (importante solo en densidades de viento muy altas, por ejemplo, en los vientos de WR) fueron discutidos por Lamers & amp Waters ( 1984a). Expresaron el exceso adimensional en términos de una curva de crecimiento, de la cual se pueden derivar simultáneamente la ley de velocidad y la tasa de pérdida de masa. Waters & amp Lamers (1984) publicaron extensas tablas de curvas de crecimiento, así como los factores flacos requeridos en función de la composición química.

(Tasas de pérdida de masa de) Observaciones de radio / submm. Abbott et al (1980, 1981) y Bieging et al (1989) publicaron las primeras mediciones de radio (principalmente con el VLA a 2 y 6 cm) y las determinaciones posteriores de las tasas de pérdida de masa de los vientos de estrellas B / O tempranas. Para varias de estas estrellas, Howarth & amp Brown (1991) han agregado flujos VLA a 3.6 cm. Estas mediciones (véase también el catálogo compilado por Wendker 1987) proporcionan uno de los conjuntos de datos más completos y se han utilizado, por ejemplo, en la comparación con las tasas de pérdida de masa de H a por Lamers & amp Leitherer (1993) y Puls et al (1996). ) así como para la calibración de fracciones de `` ionización empírica '' (Lamers et al 1999a, ver Sección 2.4.1). Recientemente, Leitherer et al (1995) estudiaron una serie de vientos (muy) densos (incluidos dos vientos de estrella Of) con el Área Compacta del Telescopio de Australia a 3,5 y 6,25 cm, y Scuderi et al (1998) han detectado otros 7 nuevos OB fuentes de radio con el VLA. Drake & amp Linsky (1989) realizaron observaciones de radio de tipos espectrales posteriores (supergigantes entre B2 y F8) y Kudritzki et al (1999) las utilizaron para comparar con los datos H a correspondientes. Dado que la mayoría de estas observaciones comprenden al menos dos puntos de frecuencia, y teniendo en cuenta las observaciones de 1,3 mm de Leitherer & amp Robert (1991) realizadas con el telescopio submilimétrico sueco-ESO en La Silla, la presencia de componentes no térmicos podría detectarse fácilmente del índice espectral. Por supuesto, solo aquellos objetos con emisión puramente térmica se han utilizado para derivar tasas de pérdida de masa. Además de los datos de Leitherer & amp Robert, Altenhoff et al. (1994) han observado aprox. 20 estrellas OB a 1,2 mm con el telescopio IRAM de 30 m en Pico Veleta.

Debido a la enorme extensión de la radio fotosfera para objetos con Mdot grande, en principio también es posible resolver la región emisora ​​de radio. De esta manera, White & amp Becker (1982, ver también Skinner et al 1998) resolvieron el viento de P-Cygni a 6 cm y encontraron un viento aparentemente esférico-simétrico, a una temperatura electrónica de 18.000 y más de 2.000 K, es decir, de orden T ef f & raquo 18.500 K.

Siguiendo el trabajo de Barlow & amp Cohen (1977) que encontraron un exceso significativo para varios objetos a 10 m (para algunos objetos de hasta 2,2 m), Tanzi et al (1981), Castor & amp Simon (1983) y Abbott et al. (1984b) intentaron derivar Mdot (y en parte la forma de los campos de velocidad) para varias estrellas OB a partir del exceso de IR en varias bandas. Bertout et al (1985) analizaron una gran muestra de estrellas de tipo temprano en asociaciones OB y ​​señalaron que las mediciones confiables del exceso solo son posibles para estrellas con una densidad de viento significativa (Mdot & sup3 10 -6 M sol / a) y / o un perfil de velocidad bastante plano. Las observaciones del IRAS entre 10 100 m se utilizaron para analizar una de las piedras de Rosetta entre los vientos estelares, el viento de z Pup (O4 If). A partir de estas observaciones, Lamers et al (1984) pudieron excluir modelos más antiguos que afirman una corona base caliente o cálida (por lo tanto, nuevamente: temperatura del viento & raquo T ef f), y derivaron una tasa de pérdida de masa y un perfil de velocidad con b = 1, de acuerdo con los hallazgos actuales de H a. Runacres & amp Blomme (1996) realizaron un nuevo análisis reciente de la mayoría de los datos descritos (exceso de IR y flujos de radio simultáneamente), quienes encontraron que la mayoría de las observaciones son consistentes con el trabajo teórico actual. Sin embargo, para cuatro de sus estrellas del programa (incluyendo z Pup y una Cam), afirmaron la presencia de un mecanismo de emisión adicional. Nota a pie de página: Las investigaciones de F Najarro (com. Priv.) Han demostrado que también se pueden obtener soluciones consistentes en esos casos, sin embargo, con un valor b mayor y una tasa de pérdida de masa menor que la derivada de H a.

Problemas. Generalmente, la concordancia entre los diagnósticos por radio e infrarrojos por un lado y el análisis H a por el otro es satisfactoria (cf. Lamers & amp Leitherer 1993 Puls et al 1996 Kudritzki et al 1999). Sin embargo, también hay casos problemáticos (ver arriba) relacionados con un exceso de IR demasiado alto en comparación con las mediciones de radio y H a. Kudritzki et al (1999) discuten un ejemplo instructivo para el caso de HD 53138 (B3Ia), donde la medición de H a es consistente con el (límite superior) del flujo de radio observado de Drake & amp Linsky (1989). En contraste, el exceso de 10 m derivado por Barlow & amp Cohen (1977), que también es particularmente alto en comparación con otras longitudes de onda, daría como resultado Mdot un factor 20 más alto. Al investigar el Catálogo de Observaciones Infrarrojas de CDS (Gezari et al 1999), resulta que muchas estrellas muestran una dispersión significativa en la fotometría IR, que podría atribuirse a una variabilidad fotométrica de las B-supergigantes. Por lo tanto, la `` medición '' de un exceso de IR (que requiere la `` sustracción '' de los flujos combinados de viento + fotosférico en el IR y los flujos puramente fotosféricos en el IR óptico / cercano) se vuelve difícil a menos que se observe la distribución de energía completa. simultaneamente .

Se podría dar una explicación alternativa por la presencia de aglutinamiento, que, en analogía con el caso de H a, aumentaría el exceso de RI debido a la dependencia r 2 de la opacidad. (La inconsistencia de los flujos de IR y H a apuntaría entonces a factores de aglutinación dependientes de la profundidad, cf. Sección 5). Abbott et al (1981) y Lamers & amp Waters (1984b) han propuesto métodos sencillos para incorporar la agrupación en los diagnósticos de IR. Puls et al (1993b) y Blomme & amp Runacres (1997) han realizado una primera comparación con modelos dependientes del tiempo, sobre la base de una descripción simplificada de `` capa parcial '', han señalado que una pequeña cantidad de aglutinamiento es suficiente para conciliar las discrepancias encontradas en su trabajo anterior.

Emisión no térmica. Como se mencionó anteriormente, existe una amplia evidencia de emisión no térmica en los vientos de estrellas calientes. Los primeros hallazgos observacionales fueron reportados por White & amp Becker (1983) y Abbott et al (1984a), y las últimas mediciones (para WR) fueron presentadas por Chapman et al (1999). Aunque parece estar claro que la emisión no térmica se debe a la radiación de sincrotrón de electrones relativistas, en la literatura se discuten diferentes agentes responsables de la aceleración: acreción de viento sobre objetos compactos (Abbott et al 1984a), colisiones viento-viento en binario sistemas (Stevens 1995), reconexión magnética en vientos únicos o en colisión (Pollock 1989) y aceleración de Fermi de primer orden en los choques (aleatoriamente) distribuidos en vientos estelares (Chen & amp White 1994) que se cree que son responsables de la emisión de X -rayos también, que discutiremos a continuación.

2.4.5 Emisión de rayos X

Uno de los primeros descubrimientos sorprendentes del observatorio Einstein fue la detección de que todas las estrellas O son emisoras de rayos X suaves (Harnden et al 1979, Seward et al 1979). Pronto se descubrió que la luminosidad de los rayos X se correlaciona aproximadamente con la luminosidad estelar: log L x / L bol & raquo -7 & plusmn 1 (Seward et al 1979, Pallavicini et al 1981, Chlebowski et al 1989). La dispersión en esta relación es muy grande, lo que indica una dependencia de parámetros adicionales.

Se cree ampliamente que la fuente de la emisión de rayos X de la estrella O son los choques que se propagan a través del viento estelar (Lucy & amp White 1980, Lucy 1982b, Cassinelli & amp Swank 1983, McFarlane & amp Cassinelli 1989) donde los choques pueden resultar de una fuerte hidrodinámica. inestabilidad de los vientos impulsados ​​por la radiación (véase también la Sección 5). Las observaciones de ROSAT y ASCA de estrellas O y B han confirmado esta interpretación (Hillier et al 1993, Cassinelli et al 1994, Cohen et al 1996, 1997a yb, Bergh & oumlfer et al 1997). Suponiendo un modelo simple de choques distribuidos aleatoriamente en un viento estelar, donde el gas caliente chocado se ioniza y excita por colisión y se emite espontáneamente hacia y a través de un viento estelar ambiental `` frío '' con una temperatura cinética del orden de la temperatura efectiva, estos autores pudieron determinar las temperaturas de choque, los factores de llenado y las medidas de emisión. La situación de diagnóstico difiere entre las estrellas B donde los vientos suelen ser ópticamente delgados en longitudes de onda de rayos X y las estrellas O, donde los vientos pueden volverse ópticamente gruesos y se necesita transferencia radiativa de rayos X. Para el último caso, Feldmeier et al (1997a) han desarrollado un modelo de diagnóstico refinado que incluye zonas de enfriamiento post-choque para choques radiativos y adiabáticos (ver Figura siguiente).

Espectro de rayos X calculado para tres estrellas O (panel superior) y comparado con observaciones ROSAT PSPC (panel inferior). Para este último, los cálculos se han convolucionado con el perfil instrumental y la función de respuesta del PSPC. Tenga en cuenta la ganancia potencial de información tan pronto como estén disponibles instrumentos con mayor resolución espectral, como XMM o Chandra. De Feldmeier et al (1997a).

Kudritzki et al (1996) aplicaron estas técnicas en una muestra más grande de estrellas O observadas con ROSAT y encontraron una dependencia del factor de llenado de la emisión de rayos X en r -bar (que es proporcional a la longitud de enfriamiento inversa de los choques). ) lo que lleva a una dependencia adicional de log L x de la densidad media en el viento estelar. Mediante un análisis de escala simple de los procesos de absorción y emisión de rayos X involucrados, Owocki & amp Cohen (1999) demostraron que la escala `` natural '' para los vientos ópticos delgados viene dada por

y para vientos ópticamente espesos por

si se supone una dependencia radial del factor de llenado como f & micro r s. La correlación débil L x & micro L bol para vientos fuertes se puede reproducir si se permite una modesta caída radial de esta cantidad (s & raquo -0,25 y frac14 -0,4).

Feldmeier et al (1997b) sugirieron un modelo alternativo basado en modelos hidrodinámicos detallados que dependen del tiempo, en el que las colisiones de nubes en un viento no homogéneo conducen a la emisión de rayos X.

Para el análisis de los vientos estelares, la existencia de emisión de rayos X es importante por dos razones. En primer lugar, sus diagnósticos espectrales directos - en particular a la vista de un telescopio de rayos X con espectrógrafos de suficiente poder de resolución como el satélite Chandra - permitirán investigar las limitaciones del modelo estándar de Sect. 2.1. Aquí, un enfoque particularmente prometedor es la investigación simultánea de la línea óptica y la variabilidad de los rayos X (Bergh y oumlfer et al 1996, Bergh y oumlfer y amp Schmitt 1994). En segundo lugar, los rayos X y los fotones EUV emitidos por los choques afectan gravemente el grado de ionización de especies altamente ionizadas como C IV, NV y O VI y el diagnóstico de sus líneas de resonancia observables en el ultravioleta lejano (ver MacFarlane et al 1993 , Pauldrach et al 1994, Taresch et al 1997, Haser et al 1998). En este sentido, introducen una incertidumbre adicional siempre que el modelado de la emisión de choque no esté lo suficientemente restringido.

3 resultados

Los métodos de diagnóstico de los vientos estelares descritos en la sección anterior se han aplicado a un gran número de estrellas de tipo primitivo. En esta sección, discutiremos los resultados de estos estudios, en particular las correlaciones empíricas de los parámetros globales del viento estelar con los parámetros estelares. Primero discutiremos las velocidades terminales, las tasas de pérdida de masa y los momentos del viento de las estrellas galácticas y luego investigaremos la influencia de la metalicidad estelar mediante una comparación con las estrellas en las Nubes de Magallanes.

3.1 Velocidades terminales de los vientos de las estrellas calientes galácticas

En dos artículos pioneros que compilan las velocidades terminales de los vientos de estrellas calientes masivas en función de parámetros estelares, Abbott (1978, 1982) demostró por primera vez la existencia de una correlación con la temperatura efectiva y la velocidad de escape fotosférica. Estos artículos han inducido una serie de estudios sistemáticos y completos utilizando métodos de diagnóstico refinados y analizando el material espectroscópico UV completo disponible de observaciones de alta (y media) resolución de IUE y HST. Mencionamos aquí el trabajo de Groenewegen et al (1989), Groenewegen & amp Lamers (1989), Howarth & amp Prinja (1989), Prinja et al (1990), Lamers et al (1995), Haser (1995), Howarth et al ( 1997) sobre estrellas masivas de la Galaxia. Estos artículos han confirmado de manera muy convincente las correlaciones propuestas por Abbott y han proporcionado coeficientes cuantitativos para describirlas sobre una base estadística sólida.

Figura 4 Velocidades terminales en función de la temperatura efectiva para estrellas calientes masivas de diferentes clases de luminosidad. Los datos para las estrellas B y O (T ef f & sup3 10000 K) se toman de Prinja (1990), Prinja & amp Massa (1998) y Howarth et al (1997), quienes utilizaron la escala de temperatura efectiva de Humpreys & amp McElroy ( 1984) para la conversión de tipo espectral a T ef f. Los datos para las supergigantes A (T ef f & libra 10000 K) son de Lamers et al (1995).

Tabla 1: Velocidades terminales de estrellas calientes masivas: estrellas O y supergigantes B y A

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Datos para supergigantes O de Prinja et al (1990) y datos de Haser (1995) para supergigantes B de Prinja & amp Massa (1998) datos para supergigantes A de Lamers et al (1995).

La Figura 4 demuestra que v & yen y el tipo espectral o T ef f, respectivamente, están correlacionados. La Tabla 1 da valores promedio en función del tipo espectral. Dado que las velocidades terminales se pueden medir normalmente con una precisión del 10% (consulte la sección anterior) y la determinación del tipo espectral suele ser precisa para una subclase, la dispersión debe tener una razón física intrínseca. Lo atribuimos al hecho de que la dependencia de v & yen de T ef f es indirecta a través de la velocidad de escape fotosférica v esc que se vuelve más pequeña con T ef f menor para las estrellas de secuencia principal y cuando las estrellas masivas evolucionan hacia temperaturas más bajas para convertirse en supergigantes. Esto significa que, en promedio, se espera que las estrellas con una temperatura efectiva más baja tengan vientos más lentos. Sin embargo, a una temperatura efectiva dada, incluso las estrellas de clase de luminosidad similar tendrán diferentes gravedades y diferentes velocidades de escape fotosféricas que conducen a una dispersión significativa de las velocidades terminales.

Figura 5 Relación entre la velocidad terminal y la velocidad de escape fotosférica como función de la temperatura efectiva. Símbolos abiertos: Prinja & amp Massa (1998) Símbolos sólidos: Lamers et al (1995).


La dependencia directa de la velocidad de escape fotosférica se muestra en la Figura 5, nuevamente como una función de T ef f. Es importante señalar que la velocidad de escape de la fotosfera incluye el efecto reductor de la dispersión de Thomson sobre el potencial gravitacional.

g * es la gravedad fotosférica y G la relación entre la aceleración radiativa de Thomson y la gravitacional.

De la definición de v esc está claro que la determinación de las velocidades de escape estelares requiere el conocimiento de las masas y radios estelares. Para la construcción de la Figura 5, esto se ha hecho adoptando temperatura efectiva, corrección bolométrica y calibraciones de magnitud absoluta en función del tipo espectral y la clase de luminosidad para determinar las luminosidades estelares, que luego se utilizan para estimar masas estelares a partir de trayectorias evolutivas. En la Secta. 2.3 mencionamos la `` discrepancia de masa '' entre las masas determinadas de esta manera y las masas determinadas a partir de análisis espectrales NLTE individuales de objetos con distancias bien conocidas, que arrojan temperaturas, gravedades y radios efectivos individuales con presumiblemente mayor precisión.

Figura 6 Relación entre la velocidad terminal y la velocidad de escape fotosférica en función de la temperatura efectiva para supergigantes de clase de luminosidad I. Símbolos abiertos: Lamers et al (1995) Símbolos sólidos: Puls et al (1996), Kudritzki et al (1999). Tenga en cuenta que para los símbolos sólidos, las velocidades de escape se obtienen de análisis detallados no LTE de objetos individuales.


La Figura 6 compara los resultados obtenidos por estos dos métodos alternativos en el caso de supergigantes de clase de luminosidad I, donde se espera que los efectos de la `` discrepancia de masa '' sean mayores.Hay indicios de pequeños efectos sistemáticos, pero el resultado general es muy similar. Para temperaturas efectivas superiores a 21000 K, la relación entre v & yen y v esc parece ser aproximadamente constante. A 21000 K hay una transición repentina hacia una proporción significativamente menor pero también constante (Lamers et al 1995), que se interpreta como el resultado del hecho de que debido a cambios en la ionización, diferentes especies iónicas comienzan a impulsar el viento (para mayor discusión y referencias, véase la Sección 4). Otro paso en la relación v & yen a v esc podría estar presente a 10000 K, aunque los pocos resultados de los análisis espectroscópicos individuales en este rango de temperatura obtenidos por Kudritzki et al (1999) no confirman completamente tal conclusión. Resumiendo los resultados de Howarth & amp Prinja (1989), Prinja et al (1990), Lamers et al (1995), Howarth et al (1997), Prinja & amp Massa (1998), Puls et al (1996) y Kudritzki et al ( 1999), una fórmula de escala razonable para la velocidad terminal viene dada por

(8)

La precisión de C (T ef f) es aproximadamente del 20%.

Una confirmación completamente independiente de la correlación del terminal con las velocidades de escape fotosféricas proviene de la investigación de Central Stars of Planetary Nebulae (CSPN). Aunque estos objetos tienen un interior estelar completamente diferente y están en una fase de evolución estelar completamente diferente a los objetos post-AGB de 0.5 a 0.7 M de sol, ciertamente son estrellas (muy) calientes. Evolucionan desde el AGB hacia temperaturas muy altas con una luminosidad aproximadamente constante. Muchos de ellos tienen espectros ópticos y ultravioleta muy similares a los de las estrellas O. Los estudios espectroscópicos no LTE llevados a cabo por M & eacutendez et al (1988), Perinotto (1993) y Kudritzki et al (1997) y utilizando las mismas técnicas de diagnóstico que se describen en la Sect. 2 han permitido limitar la evolución de estos objetos y estimar distancias y masas estelares. También han permitido una discusión de las propiedades del viento estelar a lo largo de la evolución con luminosidad constante y masa constante de derecha a izquierda en el HRD (ver también Pauldrach et al 1989).

Figura 7 Velocidades terminales de los vientos de las estrellas centrales de nebulosas planetarias con espectros de tipo O en función de la temperatura efectiva. Los datos son de M & eacutendez et al (1988), Pauldrach et al (1989), Perinotto (1993), Haser (1995) y Kudritzki et al (1997).

La Figura 7 muestra la sorprendente relación de v & yen con T ef f para estos objetos. La interpretación de este diagrama es sencilla. Dado que los CSPN se encogen durante su evolución hacia temperaturas más altas, su velocidad de escape fotosférica aumenta y la velocidad terminal que depende de v esc también aumenta. Adoptando una masa promedio de 0.58 M de sol para estos objetos post-AGB (comparable a la masa promedio de las enanas blancas, ver Napiwotzki et al 1999) y una luminosidad correspondiente de acuerdo con la relación masa del núcleo - luminosidad (ver Sch & oumlnberner 1983, Wood & amp Faulkner 1986) se pueden calcular las velocidades de escape para cada objeto de la Figura 7 y comparar la relación entre v & yen y v esc con el caso de las O-estrellas. De esta forma, se obtiene la concordancia con las O-estrellas al menos para CSPN con T ef f & pound 50000 K. Sin embargo, como enfatizan Kudritzki et al (1997), se encuentran velocidades de escape y relaciones v & yen a v esc mucho menores de orden 3 a 5 si se utilizan directamente las gravedades y radios de su espectroscopia no LTE. Kudritzki et al (1997) atribuyen este desacuerdo a algún defecto desconocido de su procedimiento de análisis espectral o una falla en la relación masa-luminosidad del núcleo aplicada.

3.2 Tasas de pérdida de masa y momentos de viento de las estrellas calientes galácticas

Durante los últimos tres años, se han realizado estudios exhaustivos para volver a investigar las tasas de pérdida de masa de las estrellas calientes galácticas mediante el análisis de perfiles de H a basados ​​en atmósferas unificadas de modelos no LTE. Dado que el único requisito es que se pueda tomar un buen espectro, se pueden determinar tasas de pérdida de masa para un número mucho mayor de objetos con este método que con el método que analiza la emisión de radio.

Puls et al (1996) y Herrero et al (1999b) han investigado las tasas de pérdida de masa de las estrellas O. Kudritzki et al (1997) estudiaron CSPN y Kudritzki et al (1999) determinaron las tasas de pérdida de masa de las supergigantes A y B galácticas. La siguiente figura da una impresión de los ajustes logrados en el perfil de la línea H a.

H un perfil de línea encaja de las supergigantes galácticas HD 37128 (B0 Ia), HD 2905 (B0.7 Ia), HD 92207 (A0 Iae), HD 14489 (A2 Ia). De Kudritzki et al (1997).


A continuación, resumimos sus resultados.

La mejor manera de discutir la fuerza de los vientos estelares es en términos de la relación entre el impulso del viento y la luminosidad (WLR). Dado que los vientos de las estrellas calientes son impulsados ​​por la radiación, está intuitivamente claro que el impulso mecánico del flujo del viento estelar debería ser principalmente una función del impulso de los fotones. De hecho, la teoría de los vientos impulsados ​​por radiación predice (ver discusión en la Sección 4) que el `` impulso del viento estelar modificado '' depende directamente de la luminosidad a través del WLR

(9)

(10) Se espera que los coeficientes del WLR, log D 0 yx, varíen en función del tipo espectral y la clase de luminosidad.

Figura 8 Momentos de viento modificados de estrellas O galácticas y estrellas centrales de nebulosas planetarias en función de la luminosidad. También se muestran los WLR para O-supergigantes y O-gigantes / enanos obtenidos por regresión lineal. Datos de Puls et al (1996), Herrero et al (1999b) y Kudritzki et al (1997).


La Figura 8 muestra los momentos de viento modificados de las estrellas O y CSPN en función de la luminosidad. Es obvio que las O-supergigantes siguen un WLR estrecho como se describe en la Ec. 10 sobre al menos 1 dex de luminosidad. Los coeficientes del ajuste lineal correspondiente se dan en la Tabla 2.


Tabla 2: Coeficientes de la relación impulso del viento - luminosidad para las supergigantes A / B y las estrellas O de la vecindad solar.

log D mamá = log D 0 + x log (L / L sol), D mamá =

La situación para O-gigantes y -enanos es similar, sin embargo, el WLR se desplaza hacia abajo a momentos de viento más bajos y en el extremo de baja luminosidad la situación es algo confusa. Dos objetos (z Oph y HD 13268) con log L / L sol y libra 5.3 caen claramente por debajo de la relación. Ambos son rotadores rápidos con vientos muy finos. Varios efectos adicionales pueden volverse importantes en tal situación, como se discutirá en la Sección. 4.

El hecho de que los CSPN como objetos de luminosidad significativamente menor y de estado evolutivo completamente diferente tengan momentos de viento correspondientes a la extrapolación del WLR de las estrellas O debe considerarse un éxito alentador de la interpretación de los vientos en términos de conducción radiativa y de el concepto de WLR.

Figura 9 Momentos de viento de las supergigantes galácticas O, B temprana, B media y A en función de la luminosidad junto con las WLR correspondientes obtenidas por regresión lineal. Datos de Puls et al (1996), Herrero et al (1999b) y Kudritzki et al (1999).

La Figura 9 compara los momentos de viento de las supergigantes O, B y A. Para todos estos diferentes tipos espectrales se encuentra una estrecha relación entre el impulso del viento y la luminosidad. Sin embargo, el WLR varía en función del tipo espectral. Los momentos de viento son más fuertes para las O-supergigantes, luego disminuyen de los tipos espectrales B tempranos (B0 y B1) a B medios (B1.5 a B3) y se vuelven más fuertes nuevamente para las supergigantes A. La pendiente del WLR parece ser más pronunciada para las supergigantes A y B media que para las supergigantes O. La interpretación de este resultado se da en la Secta. 4.

3.3 Efectos observados de la metalicidad. Las nubes de Magallanes

Es muy obvio que las propiedades globales de los vientos deben depender de la metalicidad. Dado que los vientos de las estrellas calientes son impulsados ​​por la transferencia de la cantidad de movimiento de los fotones a través de la absorción de la línea de metal, ciertamente la tasa de la cantidad de movimiento del viento y posiblemente las velocidades terminales deben ser una función de la metalicidad estelar. El laboratorio ideal para probar la dependencia de la metalicidad son las Nubes de Magallanes.

Figura 10 Velocidades terminales de las estrellas O en la galaxia, LMC y SMC en función de la temperatura efectiva. Para la conversión del tipo espectral en temperatura efectiva, se utilizó la escala de Humphreys & amp McElroy (1984) para simplificar. Datos de Howarth et al (1997), Prinja & amp Crowther (1998), de Koter et al (1998), Puls et al (1996) y Haser (1995).


La Figura 10 compara las velocidades terminales de las estrellas O en la Galaxia, la Gran y la Pequeña Nube de Magallanes. Aunque hay una gran dispersión en este diagrama, debido a que las estrellas de diferentes clases de luminosidad y velocidades de escape fotosféricas no están desenredadas, hay una clara indicación de que, en el promedio, las velocidades del viento en el SMC pobre en metales son más pequeñas. Para la LMC, la situación no está tan clara.

Los momentos de viento de las estrellas O muestran una tendencia definida con la metalicidad. Esto se demuestra en la Figura 11.

Figura 11 Momentos de viento de las estrellas O en la galaxia, LMC y SMC en función de la luminosidad. Datos de Puls et al (1996).


Aunque el número de objetos estudiados en las Nubes todavía es pequeño, está claro que los momentos promedio en el LMC son menores que en la Galaxia y los momentos promedio en el SMC son menores que en el LMC. Puls et al (1996) citan una diferencia de 0,20 y 0,65 dex entre el Galaxy y el LMC o SMC, respectivamente.

De Koter et al (1998) en su estudio de estrellas muy masivas en el cúmulo compacto R136a en el LMC encuentran momentos de viento muy fuertes para sus objetos más luminosos, lo que indica un WLR mucho más pronunciado que el encontrado por Puls et al (1996). Esta discrepancia es en gran medida el resultado de las diferentes determinaciones de temperatura efectiva utilizadas. De Koter et al usan la línea O v l 1371 como un indicador de temperatura basado en los cálculos de su modelo de atmósfera, mientras que Puls et al usaron la línea óptica He i l 4471. Por el momento, no está claro cuál de los dos métodos se acerca más a la verdad. Se necesitará un trabajo espectroscópico cuidadoso en el futuro basado en modelos no LTE con recubrimiento de líneas hidrodinámicas totalmente consistentes para aclarar la situación.

Actualmente se están llevando a cabo grandes programas de observación de supergigantes A y B en las Nubes de Magallanes para investigar la influencia de la metalicidad en tipos espectrales posteriores. Además, recientemente se ha observado un gran número de estrellas O en ambas Nubes con HST. Estos programas permitirán restringir el círculo de la metalicidad con mucha más precisión.

4 Interpretación basada en la teoría de los vientos impulsados ​​por líneas

Como se mencionó varias veces en las secciones anteriores, el mecanismo básico que impulsa los vientos de las estrellas calientes es la transferencia del impulso del fotón fotosférico al plasma de la atmósfera estelar a través de la absorción por líneas espectrales.

Obviamente, las propiedades de los vientos estelares deben depender del número de líneas disponibles para absorber cantidades significativas de impulso de fotones, en particular en longitudes de onda alrededor del máximo de flujo fotosférico. Sin embargo, no solo es importante el número de líneas, también es importante su capacidad de absorción, es decir, su grosor óptico. En vientos de expansión supersónica, el espesor óptico es una cantidad local como se describe en las Ecs. 4 y 5. Introduciendo la `` fuerza de línea '' k i y el parámetro de profundidad óptica de Thomson t (r), el espesor óptico t i de cada línea se puede expresar como

t (r) corresponde al espesor óptico local de una línea para la cual la opacidad de la línea integrada es exactamente igual a la de la dispersión de Thomson. La fuerza de la línea k i mide las opacidades de la línea en unidades de dispersión de Thomson (despreciando la emisión estimulada). El hecho de que una línea sea ópticamente gruesa o delgada en un determinado punto del viento depende de la fuerza de la línea, así como de la situación hidrodinámica local. Las líneas ópticamente delgadas y gruesas contribuyen a la aceleración radiativa g rad líneas de una manera completamente diferente (ver, por ejemplo, Kudritzki 1988, 1998 o Puls et al 2000 para una discusión detallada de las siguientes fórmulas)

(11)

Por lo tanto, es fundamental conocer la contribución de las líneas ópticamente gruesas y delgadas a lo largo del viento, lo que se puede lograr de una manera muy elegante mediante la introducción de una función de distribución de la fuerza de la línea. En la teoría de los vientos impulsados ​​por radiación, dicha función de distribución se puede calcular a partir de las opacidades de los cientos de miles de líneas que impulsan el viento. Resulta ser una ley de potencia en la fuerza de la línea (para una discusión completa de la física de la función de distribución de la fuerza de la línea, ver Puls et al 2000)

(12)

(13) El exponente a de la función de distribución de la fuerza de la línea es crucial para el cálculo de la aceleración total de la línea radiativa que (después de la integración sobre la fuerza de la línea), finalmente se convierte en

n (k yo) d k yo y micro k yo a -2 d k yo, 1 y libra k yo y libra k yo max

con N eff es el número de líneas que impulsan eficazmente el viento. Esto significa que la aceleración de la línea depende de forma no lineal del gradiente de velocidad. Sin embargo, para a = 0 recuperaríamos la carcasa ópticamente delgada, mientras que a = 1 correspondería a la carcasa ópticamente gruesa. Para las estrellas O, un valor típico es un

Gráfico logarítmico de la función de distribución de la fuerza de la línea para un modelo de viento estelar con T ef f = 40000 K. Los puntos son números de la lista de líneas en el código de atmósfera del modelo descrito por Springmann & amp Puls (1998) y Puls et al (1999b). La curva punteada es una ley de potencia adecuada para a = 0,62.


El balance de ionización local no LTE en un viento estelar depende de la relación entre la densidad de electrones y el campo de radiación geométricamente diluido (ver Sección 2.4.1) y puede cambiar de la fotosfera a las capas externas del flujo del viento estelar. En tal caso, también esperaríamos que la función de distribución de la fuerza de la línea cambiara de modo que tanto a como N eff varíen con la altura. Abbott (1982) introdujo una parametrización de este efecto adoptando N eff = N 0 (10-11 cm 3 n e / W) d, con densidad electrónica n e (en unidades cgs) y factor de dilución W. Esta parametrización solo tiene en cuenta los cambios de ionización en la normalización (N eff) de la función de distribución de la fuerza de la línea, pero ignora los posibles efectos simultáneos en su pendiente (a), que pueden volverse importantes bajo ciertas condiciones (ver Kudritzki et al 1998, Puls et al. al 2000). Los valores típicos de d para O-estrellas son d

4.1 Vientos no giratorios

Resolviendo la ecuación de movimiento para vientos estacionarios, esféricamente simétricos impulsados ​​por líneas con funciones de distribución de fuerza de línea como se describe en las ecuaciones 13, el término d y las correspondientes aceleraciones de línea radiativa (ecuación 14), se obtiene la velocidad terminal y la tasa de pérdida de masa (ver Kudritzki et al 1989)

(14)

(16) Las funciones f 1, f 2, f 3 son de orden unidad y se obtienen a partir de ajustes numéricos a los resultados encontrados por Kudritzki et al (1989),

v esc f 1 (a) f 2 (d) f 3 (v esc)

(17) Eq. 15 demuestra que la teoría de los vientos impulsados ​​por líneas de hecho conduce a una proporcionalidad de v & yen a v esc (la influencia de f 3 es pequeña), como lo indican las observaciones. La relación v & yen / v esc obviamente depende del valor de a, el exponente de la ley de potencia de la función de distribución de fuerza de línea. Esto significa que la naturaleza física de las líneas que impulsan el viento, como las etapas de ionización, la composición química, etc., es de fundamental importancia. Una función de distribución de fuerza de línea pronunciada (a pequeña, muchas líneas más débiles) producirá un viento lento, mientras que una función más plana (a grande, líneas más fuertes) conducirá a un viento más rápido.

La tasa de pérdida de masa está influenciada tanto por el número efectivo de líneas N 0 que impulsan el viento como por la pendiente a & cent, en particular, debido a su dependencia de la luminosidad estelar. Desafortunadamente, Mdot depende también de la `` masa efectiva '' M * (1- G) que, por ejemplo para las estrellas O y las primeras supergigantes B, varía mucho de una estrella a otra e introduce una dispersión significativa, si se quiere. para correlacionar las tasas de pérdida de masa estelar con la luminosidad.

Sin embargo, la dispersión se reduce si se considera el `` impulso del viento estelar modificado '' introducido por la ecuación. 10 y combina las Ecs. 15, 16, 8 para obtener

a), f 2 (d) = e -2 d, f 3 (v esc) = 1 - 0.3 e - [(v esc) / (300 km / s)].

(18) El valor absoluto del exponente de la masa efectiva es ahora menor, lo que reduce la influencia de esta cantidad, en particular para las estrellas O y las primeras supergigantes B, donde la teoría predice un valor de a = 2/3 (ver Puls et al. 2000). Esta es la razón por la que un análisis de los momentos de viento estelar observados es más sencillo que una discusión de las tasas de pérdida de masa. Eq. 18 es la base para el concepto de la relación momento-luminosidad del viento (WLR) (ver Ec. 10), como lo introdujeron Kudritzki et al (1995) y Puls et al (1996) (ver Kudritzki 1998, para una derivación simplificada de Ecuación 18).

La pendiente del WLR observado se puede utilizar para determinar empíricamente el valor de a & cent en función del tipo espectral a & cent = 1 / x. Los valores correspondientes se dan en la Tabla 2 e indican que un centavo disminuye sistemáticamente al disminuir la temperatura efectiva. Esta conclusión se confirma aplicando la Ec. 15 a las proporciones observadas v & yenes / v esc (véase la ecuación 9). Suponiendo que d = 0.05 yv esc = 700, 350 y 200 km / s para estrellas O, supergigantes B con T ef f & pound 22000 K y supergigantes A, respectivamente, obtenemos para 0.60, 0.40 y 0.32, ligeramente más bajo que los valores de la Tabla 2, pero que indican la misma tendencia con T ef f (ver también Lamers et al 1995 y Achmad et al 1997, quienes fueron los primeros en señalar que las velocidades terminales de las supergigantes A y media a tardía B requieren valores bajos de a).

La razón física del cambio en la pendiente de la función de distribución de la fuerza de la línea con la temperatura efectiva es, por supuesto, el cambio en la ionización de los elementos que contribuyen a la aceleración de la línea radiativa. Como se muestra en la investigación detallada de Puls et al (2000), los cambios de ionización afectan la función de distribución de la fuerza de la línea principalmente en las intensidades de línea pequeñas e intermedias. Aquí, la contribución de los elementos del grupo de hierro es crucial con su gran número de niveles metaestables. Con la disminución de la ionización, el número de líneas de los elementos del grupo de hierro con intensidades de línea pequeñas e intermedias se hace cada vez más grande. Por otro lado, la contribución a la distribución de la fuerza de la línea en las intensidades de la línea grandes resulta principalmente de los iones ligeros, cuya contribución permanece bastante constante en función de la temperatura. Como resultado, la pendiente de la función de distribución de fuerza de línea total sobre todas las intensidades de línea se vuelve más pronunciada y a se vuelve más pequeña con la disminución de la temperatura efectiva. Nota a pie de página: Observamos de pasada que el ajuste de la ley de potencias de la función de distribución de fuerza de línea con un exponente constante a es solo una aproximación de primer orden. En realidad, la función muestra una curvatura distinta que debe ser considerada en cálculos realistas de viento estelar (ver Pauldrach et al 1994, Kudritzki et al 1998). El efecto, por tanto, se entiende cualitativamente. Aún no se ha realizado una confirmación cuantitativa basada en una comparación detallada en el extremo de baja temperatura de los modelos de viento no LTE con las observaciones resultantes del análisis espectroscópico (véanse, sin embargo, los primeros resultados presentados por Kudritzki 1999a, b).

La variación del coeficiente D 0 del WLR se puede utilizar para estimar empíricamente el número efectivo de líneas N 0 que contribuyen a la aceleración del viento estelar.Sin embargo, esto es un asunto más complejo, ya que D 0 depende del número total de líneas espectrales ponderadas por el flujo, así como de a & cent y a en sí mismo (Puls et al 2000). Solo en casos de pendientes similares, una comparación da una idea directa del número absoluto de líneas de conducción efectiva, mientras que en todos los demás casos su distribución con respecto a la resistencia de la línea (a) tiene una influencia significativa en el desplazamiento.

Debido a su dependencia (parcial) del número de línea ponderado por el flujo, D 0 varía entre los tipos espectrales no solo debido a los cambios de ionización, sino también debido a las diferentes ubicaciones espectrales de las líneas con respecto al flujo máximo y los bordes de absorción, como el hidrógeno. Lyman- y Balmer- bordes. Al menos en lo que respecta a las diferencias observadas en D 0 entre las supergigantes de tipo O y de tipo A (teniendo en cuenta los cambios en a & cent), D 0 puede entenderse en términos del número efectivo de líneas N 0 predicho teóricamente, como lo demuestran Puls et al (2000). Sin embargo, para predecir la variación completa de D 0 en todo el rango de temperaturas efectivas cuantitativamente y, por lo tanto, verificar si esta interpretación es generalmente válida, se requerirán cálculos más detallados de modelos de viento impulsados ​​por radiación en el futuro. Como lo expresaron Kudritzki et al (1999), especialmente la caída pronunciada en D 0 entre temperaturas efectivas de 23500 K y 22000 K (en la escala de temperatura de los modelos no cortados) es un desafío para la teoría. Un estudio espectroscópico detallado de una muestra más grande de objetos en este rango de transición de temperaturas para desenredar las propiedades del viento estelar con más detalle será sin duda extremadamente valioso. Además, será importante una nueva investigación cuidadosa de si los efectos sistemáticos (por ejemplo, las desviaciones de la abundancia de helio del valor normal o el recubrimiento y bloqueo de la línea de metal en este rango de temperatura) pueden haber influido en los resultados del análisis espectroscópico.

La teoría de los vientos impulsados ​​por líneas también hace una clara predicción sobre la influencia de la metalicidad en la fuerza de los vientos estelares. El efecto de primer orden surge del hecho de que el número efectivo de líneas que contribuyen a la aceleración de la línea cambia con la metalicidad e y, por lo tanto, causa una dependencia de la metalicidad de la tasa de pérdida de masa.

v & yen (R * / R sun) 0.5 & micro N 0 [1 / (a ​​& cent)] L [1 / (a ​​& cent)]

Tomando valores de a & cent de la Tabla 2 y adoptando d = 0.05 obtenemos exponentes para la dependencia de la metalicidad de las tasas de pérdida de masa del orden de 0.5, 0.8, 1.7 para las estrellas O (y las primeras supergigantes B), las supergigantes B medias y A-supergigantes, respectivamente. Los cálculos teóricos del viento estelar de Kudritzki et al (1987) y Leitherer et al (1992) confirman las cifras de los dos primeros casos. La única prueba de observación hasta ahora es el resultado de Puls et al (1996) que en el rango de metalicidad entre la galaxia y el SMC (e

e sol / 5) confirma el exponente de 0,5 para las estrellas O. Es necesario comprobar si se observa realmente la fuerte dependencia de la metalicidad predicha para las supergigantes A mediante un análisis sistemático de los vientos de esos objetos en el SMC. El trabajo de McCarthy et al (1995), donde el análisis de una supergigante A muy pobre en metales en las afueras de M33 conduce a una tasa de pérdida de masa muy pequeña, indica que el exponente grande podría ser apropiado.

Un segundo efecto podría ser importante para la dependencia de la metalicidad de las velocidades terminales, así como para la pendiente general (x = 1 / a & cent) del WLR, como lo discutieron Puls et al (2000). Este efecto resulta de la curvatura de la función de distribución de la fuerza de la línea, que tiene una pendiente más pronunciada (menor a) para las intensidades de la línea más grandes que se vuelven importantes para la aceleración de los vientos a menor metalicidad, donde los vientos son más débiles y la óptica correspondiente. los espesores son menores. Sin embargo, como lo señalaron Puls et al, existen varios efectos en competencia de magnitud comparable en la aceleración de las capas externas de los vientos, como diferencias en las proporciones de abundancia de CNO o cambios en la ionización con diferente metalicidad. Por lo tanto, es demasiado pronto para hacer una predicción teórica clara para todos los tipos espectrales. Sin embargo, las velocidades terminales más bajas (así como las indicaciones de una pendiente más pronunciada) observadas para las estrellas O de SMC indican que la teoría es apropiada para las estrellas O.

El problema de los vientos débiles. Como hemos visto (ver Figura 8), el WLR observado para las enanas de tipo O, si se toma literalmente, exhibe una curvatura severa hacia momentos de viento (muy) bajos a luminosidades menores que log L / L sol = 5.3. (Tenga en cuenta que los momentos derivados son límites superiores en este rango de luminosidad). Como se señaló anteriormente, los dos objetos que caen por debajo de la relación son rotadores rápidos. Aunque este solo hecho podría iniciar las desviaciones del WLR (ver la siguiente subsección), hay tres efectos adicionales que son importantes para la física de vientos muy delgados de enanos (o en un ambiente de baja metalicidad) y podrían inducir una fuerte desviación de el WLR habitual.

Primero, la teoría estándar requiere que el momento del fotón absorbido casi exclusivamente por iones metálicos se transfiera a la mayor parte del plasma del viento (hidrógeno y helio) a través de la colisión de Coulomb. Una investigación detallada de Springmann & amp Pauldrach (1992) iluminó los límites de este proceso: para vientos delgados, los iones metálicos pueden desacoplarse del resto del plasma, y ​​el viento ya no alcanza la misma velocidad terminal que seguiría en el estándar. imagen. Utilizando un enfoque de múltiples fluidos (incluidas las diversas colisiones de Coulomb como función de los parámetros del plasma), Babel (1995) presentó un modelo para vientos no homogéneos de enanas A impulsados ​​por radiación, donde el Mdot resultante resultó ser muy bajo. En segundo lugar, la inclusión de sombras mediante líneas fotosféricas (no consideradas en el cálculo habitual de la fuerza lineal) tiene grandes consecuencias para el viento de las enanas B, lo que da como resultado tasas de pérdida de masa muy por debajo de los resultados estándar (Babel 1996). Finalmente, como lo muestran Puls et al (1998) y Owocki & amp Puls (1999), los términos de curvatura del campo de velocidad en la región transónica pueden conducir a aceleraciones de línea mucho más pequeñas que en los cálculos estándar, lo que lleva a tasas de pérdida de masa reducidas. . Sin embargo, este proceso solo es efectivo cuando el continuo es ópticamente delgado en toda la región transónica, es decir, solo puede estar presente en vientos delgados. Juntos, estos resultados implican que las enanas de baja luminosidad están sujetas a una serie de procesos que reducen la tasa de pérdida de masa en comparación con las relaciones de escala anteriores. Sin embargo, la posición del punto de rotación en función de varios parámetros estelares (incluida la metalicidad) aún está por definir.

4.2 Influencia de la rotación

Hasta ahora, toda nuestra discusión descuidó la influencia de la rotación en la estructura del viento en sí, que se discutirá a continuación. Nota al pie: Para los efectos de la rotación en la evolución / estructura estelar, ver Langer & amp Heger (1998), Maeder (1998, 1999) y Meynet (1998). Owocki et al (1998a, b), Bjorkman (1999) y Puls et al (1999a) han realizado revisiones recientes sobre este tema.

El aspecto principal que debe tenerse en cuenta además del enfoque `` convencional '' es, al menos a primera vista, el impacto de la aceleración centrífuga en función del radio ry la co-latitud q. Ha sido estudiado primero por Friend & amp Abbott (1986) y Pauldrach et al (1986) en su forma más simple, considerando solo partículas en el plano ecuatorial. Con el supuesto de una aceleración de línea puramente radial, el momento angular permanece conservado (solo están presentes las fuerzas centrales), y la velocidad de rotación está dada por v f (r) = v rot (R *, q = p / 2) / r. Por lo tanto, la ecuación de movimiento habitual se modifica solo por la aceleración centrífuga, lo que conduce a una gravedad efectiva de GM (1- G) / (R * r) 2 (1- W 2 / r), donde W es la relación de velocidad de rotación en la superficie (ecuatorial) v rot (R *) a la velocidad de ruptura v break = v esc / & Ouml 2, con v esc la velocidad de escape fotosférica definida en la Ec. 8. Por lo tanto, la única diferencia con los modelos no giratorios es la modificación de la masa efectiva en aproximadamente un factor de (1 - W 2):

(19)

(20) Mdot (0) es la tasa de pérdida de masa sin rotación, cf. Eq. 16, y la segunda relación se deriva de las propiedades de escala de la velocidad terminal, v & yen (W = 0) & micro v esc (sección 4.1). (Puls et al 1999a han dado una versión más elaborada de esta última expresión). Una comparación de ambas leyes de escala con simulaciones hidrodinámicas muestra un acuerdo satisfactorio.

Por supuesto, las leyes de escala anteriores son válidas solo en el plano ecuatorial y pueden considerarse como una especie de efecto máximo. Teniendo en cuenta también la variación de v f en función de q, Bjorkman & amp Cassinelli (1993) elaboraron el concepto de los llamados discos y zonas `` comprimidos por el viento ''.

La idea básica se deriva de nuevo del supuesto de fuerzas lineales puramente radiales. Por lo tanto, el momento angular específico se conserva en realidad para todas las partículas, y su movimiento está restringido al plano orbital al que pertenecen (inclinado por un ángulo de co-latitud q o desde el que parten). Despreciando las fuerzas de presión en la región supersónica, el flujo libre de las partículas puede simularse luego mediante un tratamiento 1-D correspondiente como antes, con una velocidad de rotación modificada W sen q o. En consecuencia, las tasas de pérdida de masa y las velocidades en el plano orbital siguen las mismas relaciones de escala que antes, sin embargo, con W 2 reemplazado por W 2 sen 2 q o. En el curso del movimiento de las partículas, su ángulo azimutal F & cent (r) en el plano orbital aumenta y se desvían hacia el ecuador. Si la relación de v rot / v & yen es significativa y / o el campo de velocidad radial en la región del viento inferior es plano, F & cent podría convertirse en & sup3 p / 2, y las partículas cruzarían el ecuador. Aquí, chocan supersónicamente con partículas del otro hemisferio y se forma un disco comprimido por viento (WCD). En aquellos casos en los que las partículas no chocan (F & cent (r & reg & yen) & lt p / 2), se crea al menos una zona comprimida por el viento (WCZ), es decir, un viento anisotrópico con densidades más altas en el ecuador.

La estratificación hidrodinámica en coordenadas estelares se obtiene siguiendo las líneas de corriente de las partículas. Para vientos que no chocan con un ángulo de deflexión no demasiado grande F & cent o generalmente cerca de la estrella (q & raquo q o), se encuentra

(0) (1- W 2) 1-1 / a & cent v & yen (W) = v & yen (0) (1- W 2) 1/2.

(21) es decir, Mdot aumenta y v & yen disminuye hacia el ecuador. Bjorkman & amp Cassinelli (1993) y Bjorkman (1999) discuten otras consecuencias, y la validez del modelo WCD ha sido confirmada en principio por Owocki et al (1994) sobre la base de simulaciones hidrodinámicas dependientes del tiempo.

Es importante darse cuenta de que los resultados descritos se basan exclusivamente en el supuesto de fuerzas lineales dirigidas puramente radialmente. Como se desprende de una investigación detallada de los otros componentes (del vector) (cf. Owocki et al 1996), en particular el polar no puede pasarse por alto en el delicado equilibrio de fuerzas. Nota a pie de página: Con respecto a la componente azimutal que afecta el momento angular y permite un giro hacia abajo del viento, cf. Grinin (1978) y Owocki et al (1998a). Siempre que la ley de velocidad radial en el ecuador sea más lenta que en las regiones polares, una consecuencia casi inevitable de la rotación debido a la velocidad de escape reducida en el ecuador, se crea una aceleración hacia el polo que es suficiente para detener el movimiento hacia el ecuador predicho por WCD / WCZ-modela y en realidad invierte su dirección, un efecto llamado `` efecto de inhibición '': los discos ya no se pueden formar. Junto con la distorsión de la superficie estelar por fuerzas centrífugas (por ejemplo, Cranmer & amp Owocki 1995) y el conocido teorema de von Zeipel (escala del flujo de superficie con gravedad efectiva como función de q, cf. Maeder 1998, 1999 para mejoras recientes), la escala original de Mdot (ecuación 21) se puede invertir en realidad, es decir, la inclusión del oscurecimiento por gravedad (aumento del flujo de radiación polar) podría conducir a un mayor flujo de masa polar

(0) (1- W 2 sin 2 q) 1-1 / a & cent v & yen (q) = v & yen (0)

(22) (cf. Owocki et al 1998a, b). Los resultados de algunas simulaciones hidrodinámicas prototípicas, que tienen en cuenta las diferentes suposiciones relativas a la fuerza lineal, como se describe anteriormente, se muestran en lo siguiente (cálculos de P. Petrenz).

Modelos de viento impulsados ​​por radiación para una estrella B de rotación rápida, utilizando diferentes supuestos

  • parámetros del modelo (valores medios): T eff = 20.000 K, log g = 4,1, R * = 4 R sol (correspondiente a M = 7,5 M sol, v esc = 690 km / s)
  • rotación: v rot = 350 km / s, v crit = 490 km / s,
  • parámetros de fuerza de línea: k = 0.61, a = 0.51, d = 0.16 & reg [(M) dot] = 3 & middot10-10 M sol / año (valor medio)


Disco comprimido de viento

(q) y micro (1- W 2 sin 2 q) +1 con oscurecimiento por gravedad

2. Fuerza de línea no radial, temperatura de brillo uniforme:

El efecto inhibidor

3. Fuerza de línea no radial + oscurecimiento por gravedad:

Un trabajo reciente de Petrenz (1999) se concentró en una descripción consistente de la hidrodinámica y el equilibrio estadístico (controlando la fuerza lineal), con el fin de aclarar hasta qué punto la estratificación 2-D de los números de ocupación es importante y podría tener una influencia en la resultado final. Se han calculado varios modelos con varios tipos de aproximaciones diferentes, confirmando sin embargo todas las tendencias básicas citadas anteriormente.

Por lo tanto, el estado actual del modelado de vientos estelares rotativos se puede resumir de la siguiente manera: si se ignoran los componentes no radiales de la fuerza lineal, se crea una estructura de viento achatada, con velocidades meridionales dirigidas hacia el ecuador. Para valores grandes de W, puede aparecer un disco comprimido por el viento. Teniendo en cuenta además las fuerzas lineales no radiales, la aceleración resultante hacia el polo revierte la dirección del campo de velocidad meridional e `` inhibe '' la formación del disco. Finalmente, la inclusión del oscurecimiento por gravedad permite incluso una estructura de viento prolato.

En vista de estos diferentes escenarios (para procesos adicionales que podrían ser relevantes, cf. Bjorkman 1999) y con respecto a nuestra discusión del WLR, es especialmente interesante investigar la dependencia de la rotación del momento del viento. Desde el enfoque simplificado (Ec. 21) y para a & cent = 2/3, la tasa de impulso del viento se vuelve independiente del ángulo, es decir, Mdotv & yen (W, q) & raquo Mdotv & yen (W = 0), ya que, como en el correspondientes modelos 1-D, la dependencia de la masa efectiva se anula por completo. Las simulaciones numéricas (solo fuerzas radiales) verifican esta predicción con alta precisión (Petrenz, com. Priv.). La máxima influencia, en cambio y descartando discos, se obtiene para modelos con fuerzas no radiales y oscurecimiento por gravedad. Para valores bastante grandes de v rot = 250 & frac14 350 km / s, la tasa de impulso del viento varía típicamente en un factor de dos (polo) a 0,5 (ecuador), en comparación con los modelos 1-D no giratorios. Dado que Mdot y v & yen dependen de W 2, el efecto de las tasas de rotación `` normales '', sin embargo, se vuelve menor con respecto a otras incertidumbres. Nótese especialmente, que todos los resultados teóricos obtenidos hasta ahora, lamentablemente, carecen de pruebas observacionales directas.

Existe otra clase de objetos masivos donde la rotación podría ser aún más importante, las supergigantes B [e] con una estructura bimodal bien determinada (viento ecuatorial lento y denso y viento polar fino y rápido para una revisión reciente, ver Zickgraf 1999) . Como han demostrado Pauldrach & amp Puls (1990) e investigados en detalle por Vink et al (1999), los efectos de profundidad óptica continua en el dominio supergigante B pueden inducir el llamado mecanismo de `` biestabilidad ''. La cantidad decisiva que controla este comportamiento es la profundidad óptica en el continuo de Lyman, que, para las estrellas en rotación y el oscurecimiento de la gravedad, depende sensiblemente de las variaciones inducidas por la rotación de la densidad del viento y la temperatura de radiación y, por lo tanto, se convierte en una función muy variable de q (Lamers & amp Pauldrach 1991, Lamers et al 1999b ver sin embargo también Owocki et al 1998a). Debido a este comportamiento, se cree que el efecto de biestabilidad es responsable del fenómeno B [e] (Lamers & amp Pauldrach 1991) si la estrella gira cerca de romperse y tiene una pérdida de masa promedio bastante grande. Las primeras simulaciones hidrodinámicas (Petrenz 1999 Lamers, com. Priv.) Indican que esta hipótesis podría funcionar.

5 Dependencia del tiempo y estructura

La filosofía básica que subyace a los resultados y conclusiones anteriores se ha esbozado en la Sec. 2.2 y comprende la suposición de un viento globalmente estacionario (1-D o 2-D) con una estratificación suave de densidad / velocidad. Sin embargo, como se desprende directamente del supuesto de estacionariedad, estos modelos son inherentemente incapaces de describir una serie de características de observación (a las que se hace referencia en parte en la Sección 2.4), que muestran inmediatamente que los aspectos no estacionarios del viento deben ser importantes. Además, las consideraciones teóricas basadas en una investigación detallada del agente impulsor del viento, la aceleración de la línea radiativa, muestran claramente que esta aceleración está sujeta a una fuerte inestabilidad que, cuando se `` permite '' operar en modelos dependientes del tiempo, provoca una viento variable y fuertemente estructurado que apenas se parece al modelo estacionario y suave que subyace en nuestra filosofía, al menos a primera vista. Esta sección describe el status quo con respecto a las observaciones y la teoría y algunas implicaciones adicionales.

5.1 Hallazgos observacionales

En nuestra revisión de los métodos de diagnóstico para derivar los parámetros globales del viento (Sección 2.4), hemos encontrado una serie de problemas que son difíciles de conciliar con la imagen estacionaria / suave de los vientos. La siguiente enumeración resume los hallazgos de observación más importantes en relación con la estructura y la variabilidad temporal (incluidos los ya mencionados). Para obtener más detalles, nos referimos a los procedimientos citados al final de la sección. 2.2.

  • La emisión de rayos X suaves de estrellas calientes se atribuye a choques distribuidos aleatoriamente en sus vientos. Es necesario modelar el grado de superionización observado (véase la Sección 2.4.5).
  • La emisión de radio no térmica se observa para aproximadamente el 30% de las estrellas masivas y puede interpretarse como radiación de sincrotrón de electrones de primer orden acelerados por Fermi, requiriendo nuevamente la presencia de choques (véase la Sección 2.4.4).
  • Las depresiones negras en los perfiles saturados de P-Cygni se simulan mediante una dispersión de velocidad en la descripción estacionaria. Sin embargo, una mejor base física para interpretarlos es como consecuencia de la retrodispersión en flujos múltiples no monótonos (cf. Sección 2.4.1).
  • Las alas de dispersión de electrones de las líneas de recombinación en las estrellas Wolf-Rayet son más débiles de lo que predijeron los modelos suaves, lo que sugiere la posibilidad de una estructura agrupada (Hillier 1991). Los modelos WR que tienen en cuenta los efectos de la agrupación lograron producir ajustes de línea perfectos, con la implicación de tasas de pérdida de masa reducidas (factor de dos) (Schmutz 1997, Hamann & amp Koesterke 1998).
  • La inconsistencia del exceso de infrarrojos y el flujo de radio para un pequeño número de objetos se puede resolver si se tiene en cuenta la aglomeración (sección 2.4.4).
  • Se observa variabilidad en líneas de viento ópticas como H a (Ebbets 1982) y He ii l 4686 (Grady et al 1983, Henrichs 1991) tanto para estrellas OB como para supergigantes BA (Kaufer et al 1996). Las escalas de tiempo mínimas son del orden de horas, es decir, tiempos de flujo de viento.Se reporta evidencia directa (de He II l 4686) para superar las inhomogeneidades (por ejemplo, grupos, manchas o choques) para el viento de z Pup (Eversberg et al 1998). Las variaciones espectropolarimétricas detectadas por Lupie & amp Nordsieck (1987) en una muestra de 10 supergigantes OB también proporcionan evidencia directa de una estructura de viento no homogénea.
  • Las líneas predominantemente fotosféricas como He I l 5876 también son variables (Fullerton et al 1992), y en un estudio espectroscópico de una gran muestra de estrellas O por Fullerton et al (1996), el 77% de las estrellas investigadas (todas las supergigantes de la muestra y algunas enanas posteriores a O7) mostraron una variabilidad del perfil de la línea fotosférica con una amplitud que aumentaba con el radio y la luminosidad, probablemente relacionada con pulsaciones estelares no lineales.
  • También se observa variabilidad en las líneas UV P-Cygni, donde los bordes azules varían de manera más significativa, mientras que la parte de emisión roja permanece relativamente constante (Henrichs 1991, Prinja 1992). La variabilidad de H a y UV por un lado (Kaper et al 1997) y la variabilidad de H a y rayos X por el otro (Bergh & oumlfer et al 1996) parecen estar correlacionados y podrían indicar la propagación de perturbaciones a lo largo de todo el viento.
  • Los componentes de absorción discreta (DAC) se encuentran entre las manifestaciones más estudiadas de la variabilidad y estructura del viento en las estrellas OB. Estas características son mejoras de la profundidad óptica que se aceleran a través de los canales de absorción de los perfiles de P-Cygni insaturados desde velocidades bajas a altas mucho más lentamente que el flujo de salida medio (por ejemplo, Prinja et al 1992). Lamers et al (1982) informaron la presencia de componentes estrechos en 17 de 26 estrellas OB a una velocidad azul de 0,75 v & yen, y discutieron la presencia de mesetas de velocidad como una de varias explicaciones posibles. Estudios posteriores (por ejemplo, Henrichs 1984, Prinja & amp Howarth 1986) revelaron que las líneas P-Cygni también varían a velocidades más bajas, sin embargo, en un rango de velocidades más amplio. Extensas series de tiempo (Prinja et al 1987, Prinja & amp Howarth 1988) han demostrado que estas características generales evolucionan hacia componentes estrechos de alta velocidad en escalas de tiempo de unos pocos días. Ambas características estaban `` unificadas '' en términos de DAC. Nótese que Howarth & amp Prinja (1989) y Prinja et al (1990) usaron las características de absorción estrecha para determinar v & yen para aquellos objetos sin valle negro en C IV (cf. Sección 2.4.1). Howarth (1992), Prinja (1992), Henrichs et al (1994) y Kaper & amp Henrichs (1994) han revisado la fenomenología asociada con los CAD. Los últimos resultados (también en relación con las características de modulación que se describen a continuación) han sido informados por Kaper et al (1999). Tenga en cuenta que los DAC no solo se encuentran en las estrellas O y las primeras B, sino también en las supergigantes B hasta B9 (Bates y Gilheany 1990) y al menos una estrella WN7 (Prinja y Smith 1992).

5.2 Consideraciones teóricas

Los esfuerzos teóricos para comprender la naturaleza y el origen de estos hallazgos de observación generalmente se han centrado en el mecanismo de conducción de líneas en sí. Los análisis de estabilidad lineal sobre la base de una descripción no Sobolev (ver más abajo) han demostrado que la fuerza lineal es altamente inestable (MacGregor et al 1979, Carlberg 1980, Abbott 1980, Lucy 1984, Owocki & amp Rybicki 1984, 1985), con Las ondas que se propagan hacia adentro son más fuertes amplificadas que las que se propagan hacia afuera.

Los modelos heurísticos iniciales de Lucy y White (1980) y Lucy (1982a) suponían que la estructura del viento resultante consistiría en un tren periódico de choques frontales. Con algunos ajustes de parámetros, este modelo reprodujo el flujo observado de rayos X suaves (Lucy 1982b), aunque no la cola dura de rayos X (Cassinelli y Swank 1983). Lucy (1982a, 1983) mostró además que la naturaleza no monótona múltiple del campo de velocidad resultante podría explicar los valles de absorción de negro observados en las líneas de resonancia UV saturadas (véase la Sección 2.4.1).

Los esfuerzos posteriores se han centrado en el modelado dinámico de la estructura del viento dependiente del tiempo a partir de la simulación numérica directa de la evolución no lineal de la inestabilidad del flujo impulsada por la línea (para revisiones, ver Owocki 1992, Owocki 1994 y Feldmeier 1999). El aspecto clave se refiere al cálculo de la fuerza en sí, ya que para flujos inestables con estructura a escalas cercanas o por debajo de la longitud de Sobolev (Sección 2.4.1), un enfoque local dado por el tratamiento de Sobolev inevitablemente falla a menos que se tomen precauciones muy refinadas ( Feldmeier 1998). En su lugar, se deben aplicar formas integrales complejas y computacionalmente costosas que tengan en cuenta el carácter no local de la transferencia de radiación. Owocki & amp Puls (1996, 1999) han discutido varios niveles de aproximaciones que explican los efectos clave y son computacionalmente viables.

El hallazgo más importante de las primeras simulaciones de Owocki et al (1988) fue que la evolución no lineal conduce a fuertes choques inversos, un resultado robusto que se deriva directamente de la amplificación mucho más fuerte de las ondas que se propagan hacia adentro (ver arriba). Los llamados modelos de `` función de fuente suave '' (Owocki 1991) basados ​​en una aproximación simple para incorporar el efecto potencialmente estabilizador del `` arrastre de línea '' por el campo de radiación difuso y disperso (Lucy 1984 Owocki & amp Rybicki 1985) han demostrado ser significativamente más estables que los primeros modelos basados ​​en la absorción pura, sobre todo en los vientos más bajos. Sin embargo, el viento exterior todavía desarrolla una estructura extensa que consiste, como antes, en fuertes choques inversos que separan los proyectiles más lentos y densos de las regiones enrarecidas de alta velocidad en el medio: solo una fracción muy pequeña del material se acelera a alta velocidad y luego se choca. para la mayor parte de la materia, el efecto principal es una compresión en `` grupos '' estrechos y densos (conchas en estos modelos 1-D), separados por grandes regiones de densidad mucho más baja (véase la Figura siguiente).

Distribución de densidad y velocidad versus radio en un modelo de viento estructurado dinámico (usando la aproximación de la función de fuente suave) en un tiempo de instantánea fijo unos 60000 s después de una condición inicial dada por un modelo de viento estacionario consistente (curvas discontinuas). Las oscilaciones resultan de la amplificación de la inestabilidad impulsada por la línea de las ondas sonoras introducidas en la base del viento con una amplitud relativa en densidad del 25% y un período de 10000 s. Cálculos de S. Owocki. De Puls et al. (1993a).


Feldmeier (1995) amplió estos modelos al relajar el supuesto de isotermalidad, teniendo en cuenta el transporte de energía, incluido el enfriamiento radiativo. Al investigar la influencia de varias perturbaciones fotosféricas que inducen el inicio de la formación de la estructura (a través de la excitación de la inestabilidad de la fuerza lineal), Feldmeier et al (1997b) concluyeron que las colisiones nube-nube (y no el enfriamiento de los choques inversos en sí mismos, p. Ej. Cooper & amp Owocki 1992) son la razón real de la emisión de rayos X observada (véase la Sección 2.4.5).

El esfuerzo actual se concentra en simulaciones 2/3-D de vientos con el fin de aclarar los efectos de la rotación (véase la Sección 4.2), así como el r & ocírculo de la inestabilidad de la línea con respecto a los modelos CIR (Sección 5.1). Owocki (1999) ha dado algunos resultados impresionantes, aunque preliminares, de las primeras simulaciones, que indican que la inestabilidad de línea intrínseca a pequeña escala puede alterar completamente cualquier tipo de estructura a gran escala si se vuelve demasiado fuerte, como parece ser el caso. para la actual generación de modelos.

5.3 Implicaciones con respecto a los parámetros globales

Obviamente, los modelos dependientes del tiempo basados ​​en una fuerza lineal no local proporcionan una explicación satisfactoria para una gran cantidad de hallazgos observacionales. Los resultados con respecto a la emisión de rayos X son muy prometedores, y la presencia de choques permite también construir una descripción coherente de la emisión de radio no térmica en los vientos de estrellas individuales. Dado que el último escenario requiere choques que han sobrevivido hasta grandes radios, parece al menos plausible que solo una fracción de las estrellas masivas se vean como emisores no térmicos (cf. la discusión correspondiente de Chen & amp White 1994).

Por otro lado, y a primera vista, estos modelos parecen contrastar fuertemente con nuestras suposiciones para el modelo estándar para el diagnóstico del viento basado en la estacionariedad y la homogeneidad, especialmente cuando se ven con respecto a la variación espacial de velocidad y densidad. Sin embargo, cuando se consideran con respecto a la distribución de masa de estas cantidades, los modelos no son tan diferentes (Owocki et al 1988, Owocki 1992, Puls et al 1993a). Además, las propiedades brutas del viento, como la velocidad de flujo terminal y la tasa de pérdida de masa promediada en el tiempo, están bastante de acuerdo con las que se siguen de un enfoque estacionario (a pesar del problema de los vientos (muy) delgados, véase la sección 4). .

Dada la ponderación de masa intrínseca de la formación espectral (al menos para las líneas de resonancia con fracción de ionización constante) y el extenso promedio temporal y espacial involucrado, las propiedades de observación de tales modelos estructurados pueden ser bastante similares a las que se derivan del modelo `` convencional ''. 'diagnósticos, en un sentido medio. En cálculos detallados de formación de líneas asumiendo opacidades de línea proporcionales a la densidad local, Puls et al (1993a, 1994) y Owocki (1994) demostraron que esta conjetura está realmente justificada, y pudieron demostrar que los vientos inestables son excelentes candidatos para explicar las depresiones negras observadas.

En resumen, tales modelos parecen ser capaces de ofrecer la posibilidad de retener los éxitos de los modelos estacionarios en la coincidencia de propiedades de observación promediadas en el tiempo, mientras que también reproducen las firmas espectrales (rayos X, emisión de radio no térmica, depresiones negras, primeros indicios sobre el naturaleza de los DAC y características de modulación), lo que sugiere la existencia de una estructura de viento extensa.

Sin embargo, como debería quedar claro en la Secta. 2.4, solo una parte de los métodos de diagnóstico descritos se basa en características acopladas a procesos con opacidades y micro r. La determinación de Mdot (yb), depende de las opacidades / emisividades y micro r 2, independientemente de si se determina a través de H a, exceso de IR, radioflujos o líneas de resonancia de Si IV (nota a pie de página: Hasta ahora, la calibración de fracciones medias de ionización de Si IV a radio y H a tasas de pérdida de masa (Sección 2.4.1) es intrínsecamente consistente!), por lo que la suposición de un viento estacionario sin aglutinamiento parece cuestionable en vista de las perspectivas descritas anteriormente.

Centrémonos primero en los resultados derivados de H a, la principal herramienta de diagnóstico también para el trabajo extragaláctico. Al menos para la mayoría de las estrellas OB, la correspondiente emisión de viento proviene de capas de viento inferiores, típicamente entre 1.0 y 1.5 radios estelares. Las simulaciones hidrodinámicas de inestabilidades del viento autoexcitado muestran que estas capas parecen no verse afectadas por los choques y que las inestabilidades solo ocurren más lejos en el viento (Owocki 1994). Esto concuerda con el hecho de que los rayos X observados probablemente se emiten en las capas externas (Hillier et al.1993) y que las depresiones negras consideradas anteriormente pueden surgir también de estructuras a pequeña escala presentes solo en el viento externo (también Owocki 1994).

Sin embargo, las inestabilidades que producen un pequeño contraste de densidad pueden estar presentes en la región de formación de H a, si el viento es provocado por perturbaciones fotosféricas (ondas sonoras, pulsaciones (no) radiales), de acuerdo con los hallazgos observacionales de que las perturbaciones (aunque de baja intensidad) amplitud) se ven a través del viento (Sec. 5.1). En tales casos, la ubicación del inicio de la formación de la estructura depende fundamentalmente de la amortiguación por la fuerza de radiación difusa. Simulaciones hidrodinámicas recientes que incluyen perturbaciones fotosféricas (Feldmeier et al 1997b) muestran estructuras no homogéneas pronunciadas solo por encima de 1.3 R *, e incluso en los modelos más elaborados que incluyen los efectos de perturbaciones en el campo de radiación difusa (Owocki & amp Puls 1999), el mismo resultado es encontró. Por lo tanto, parece probable que el descuido de la agrupación no induzca grandes errores sistemáticos para las determinaciones de pérdida de masa de estrellas OB. Para las supergigantes A, la situación sigue sin estar clara, ya que aún no se han realizado simulaciones hidrodinámicas en el espacio de parámetros correspondiente, y dado que las líneas se forman hasta radios más grandes. Nota a pie de página: Tenga en cuenta que, al menos para los vientos WR, la agrupación parece ser decisiva, ya que el análisis del espectro de masas de las manchas observadas implica una sobreestimación de un factor tres en la pérdida de masa derivada de las observaciones de radio e IR (Moffat & amp Robert 1994) , de acuerdo con los resultados de los ajustes de línea detallados basados ​​en modelos de viento agrupados a los que se hace referencia en la Secta. 5.1.

Lamers & amp Leitherer (1993) y Puls et al (1993b) dieron una segunda línea de razonamiento a favor de nuestra suposición. Brevemente, argumentaron que debido a la misma dependencia r 2 tanto de la emisión de radio como de la emisión de H a y al hecho de que ambas tasas concuerdan para aquellos objetos con H a y tasas de pérdida de masa de radio, esto implicaría el mismo factor de agrupamiento en las regiones. cerca de (H a) y lejos de la estrella (radio). Como esto es bastante improbable, dado que en el viento más bajo la formación de la estructura simplemente se establece, mientras que en la parte exterior cualquier estructura debería haberse estabilizado, lo más probable es que el grado de aglutinación en la parte del viento más bajo sea pequeño, si está presente en todas. Feldmeier et al (1997b) describieron un escenario consistente con todos los hechos observacionales, basado en una simulación extendida a 100 radios estelares: el viento inferior permanece bastante suave (amortiguamiento de la inestabilidad), la parte intermedia es grumosa (inestabilidad de la fuerza de la línea) `` en el trabajo ''), y la parte más externa (por encima de 10 R *) vuelve a ser bastante suave, relacionada directa e indirectamente con un enfriamiento radiativo ineficiente en esta región. Sin embargo, tenga en cuenta que algunos choques fuertes en realidad sobrevivieron hasta grandes radios en este modelo, justo como se requiere para producir una emisión de radio no térmica.

Como consecuencia de este escenario, uno esperaría tasas de pérdida de masa erróneas solo a partir del diagnóstico de la parte del viento intermedio, de acuerdo con los hallazgos de una inconsistencia de exceso de IR y tasa de pérdida de masa de radio de algunas estrellas descritas por Runacres & amp. Blomme (1996) y la discrepancia para la tasa de pérdida de masa de HD 53138 discutida en la Sect. 2.4.4.

Si, por el contrario, se asumiera el peor caso de una estructura significativa en cualquier lugar del viento, esto implicaría que todos los resultados presentes de los diagnósticos NLTE refinados (Sección 2.2) son solo un producto casual y poco confiable. Sin embargo, dado que los cálculos detallados de NLTE para vientos suaves concuerdan muy bien con los espectros observados para una variedad de iones con diferentes dependencias de r y dado que una estructura significativa en todas partes en el viento ciertamente perturbaría severamente el equilibrio de ionización, esta implicación parece bastante improbable.

Incluso si este fuera el caso, sin embargo, el método para usar el WLR de estrellas calientes como un indicador de distancia extragaláctico (ver Sección 6) funcionaría, debido a la calibración empírica con estrellas a distancias conocidas en función del tipo espectral y la metalicidad. Por otro lado, todas las cantidades globales (Sec. 2.1) que involucren la tasa de pérdida de masa (linealmente) tendrían que ser reducidas por la raíz cuadrada del factor de agregación efectivo.

6 vientos y astronomía estelar extragaláctica - outlook

Los vientos estelares con sus características espectrales amplias y fácilmente detectables distribuidas en todo el rango de longitud de onda desde el UV hasta el IR son un regalo de la naturaleza. Con los nuevos telescopios terrestres de la clase de 8 ma 10 m, las líneas de viento estelar se pueden identificar fácilmente en espectros de resolución media de supergigantes azules observables individualmente a distancias de 20 Mpc (Kudritzki 2000) o en los espectros integrados de regiones de explosión estelar en galaxias. incluso mucho más distante a los desplazamientos al rojo de z

4 (Steidel et al 1996). Usando el conocimiento obtenido de la investigación de los vientos en las galaxias de nuestro Grupo Local, estas características del viento estelar pueden proporcionar información única sobre las poblaciones estelares jóvenes, la composición química, la evolución galáctica y las distancias extragalácticas.

Figura 12 Comparación entre el espectro del marco de reposo observado de la galaxia cB58 (histograma negro) con un corrimiento al rojo z = 2,72 en la región de la línea de viento estelar C IV l 1549 con un modelo de síntesis espectral, asumiendo la formación continua de estrellas y un IMF Salpeter . Tenga en cuenta que el código de síntesis de población aplicado utiliza una biblioteca de espectros observados de estrellas galácticas con abundancias correspondientes al disco galáctico en la vecindad solar (ver Leitherer et al, 1999). De Pettini et al (1999).

La Figura 12 muestra el espectro observado de la galaxia cB58 de estallido estelar altamente desplazada al rojo con lentes gravitacionales alrededor de la longitud de onda de la línea de resonancia C iv que revela un perfil P Cygni de viento estelar típico mezclado con líneas interestelares. Como lo demostraron Pettini et al (1999), esta característica de línea se puede utilizar para restringir el proceso de formación de estrellas y la metalicidad. Los autores concluyen de la fuerza de la característica C iv que la metalicidad debe ser menor que la solar. Esta conclusión es confirmada por el trabajo de Walborn et al (1995) y Haser et al (1998), que indica que la metalicidad tiene una influencia sustancial en la morfología de las líneas de viento estelares (ver Figura siguiente).

Comparación de los espectros UV de dos estrellas O6 V individuales en la galaxia y el SMC, HD 91672 (Galaxy, punteado) y AV 243 (SMC, sólido). Nótese la diferencia significativa en la fuerza de las líneas pseudofotosféricas de elementos del grupo de hierro y la diferencia en las líneas de viento estelar. El importante efecto de la metalicidad sobre la síntesis de poblaciones espectrales es obvio. Las barras verticales con números indican líneas interestelares. De Kudritzki (1998).


La Figura 13 muestra los momentos de viento estelar `` modificados '' de las supergigantes A en la galaxia y M31 en función de la magnitud absoluta. Como lo demostraron Kudritzki et al (1999), dicha relación se puede utilizar para determinar distancias extragalácticas con una precisión de aproximadamente 0,1 mag en módulo de distancia hacia los cúmulos de galaxias Virgo y Fornax. Las supergigantes A como las `` estrellas normales '' ópticamente más brillantes con magnitudes absolutas entre -9 y -8 son ideales para este propósito. Sus momentos de viento pueden determinarse únicamente mediante espectroscopía óptica en H a. El análisis cuantitativo del resto del espectro óptico arrojará temperatura efectiva, gravedad, composición química y, junto con una fotometría precisa, enrojecimiento y extinción de modo que una aplicación de la relación impulso del viento - luminosidad, debidamente calibrada en función de la metalicidad en Las galaxias del Grupo Local finalmente producirán distancias precisas.

Figura 13 Momentos de viento de las supergigantes A galácticas y M31 en función de la magnitud visual absoluta. Los datos de los objetos M31 están adaptados de McCarthy et al (1997), sin embargo, representan nuevos datos, principalmente con respecto a la fotometría. La curva discontinua es la regresión lineal obtenida de todos los objetos.


Cuando los planetas gigantes orbitan las estrellas

¿Qué sucede con los planetas que orbitan alrededor de estrellas que envejecen más allá de la secuencia principal y se convierten en gigantes rojas? Estas enormes estrellas enrojecidas, el destino de nuestro Sol dentro de miles de millones de años, pueden tener un impacto significativo en las poblaciones de planetas que las rodean.Un nuevo estudio explora estos impactos al observar las órbitas de los gigantes gaseosos que rodean de cerca las estrellas evolucionadas.

Una población inexplorada

El tamaño actual del Sol como estrella de la secuencia principal (círculo amarillo) en comparación con el tamaño que tendrá el Sol como una gigante roja (círculo rojo). ¿Cómo afectan los tamaños inflados de las estrellas evolucionadas a sus planetas? [Oona Räisänen]

Una categoría de exoplanetas de la que apenas estamos empezando a aprender es la de los planetas que orbitan evolucionado estrellas: estrellas que han abandonado la secuencia principal y se han convertido en enormes gigantes rojas. ¿Qué les sucede a los planetas cercanos cuando su estrella envejece y se infla? ¿Qué destino nos espera cuando esto le suceda a nuestro propio Sol dentro de miles de millones de años? ¿Y cómo llegaron estos planetas a sus órbitas en primer lugar?

Los recientes descubrimientos de planetas gigantes gaseosos alrededor de estrellas evolucionadas nos han permitido comenzar a explorar estos planetas como población. En un nuevo estudio, un equipo de científicos dirigido por Samuel Grunblatt (Instituto de Astronomía, Universidad de Hawai) exploró las propiedades de dos de esos planetas en particular, y luego las puso en contexto con otros planetas gigantes conocidos alrededor tanto de estrellas gigantes como de estrellas no gigantes. estrellas evolucionadas.

Observaciones de velocidad radial de Kepler-643 (arriba), K2-132 (centro) y K2-97 (abajo), tres sistemas donde planetas gigantes cercanos orbitan estrellas evolucionadas. Los planetas parecen seguir una tendencia, en la que aquellos en órbitas más largas son más excéntricos que los que orbitan más de cerca a su estrella anfitriona. [Grunblatt y col. 2018]

Excentricidades para dos gigantes más

Grunblatt y sus colaboradores utilizaron mediciones de velocidad radial de los planetas gigantes K2-97b y K2-132b, realizadas con el espectrógrafo HIRES en el telescopio Keck-I en Hawai, para explorar las órbitas de estos dos planetas alrededor de su estrella anfitriona gigante roja. Luego compararon las excentricidades orbitales de estos planetas con las de otros planetas gigantes conocidos que orbitan tanto estrellas gigantes como enanas.

Los autores encuentran que para los planetas cercanos, las estrellas evolucionadas que orbitan tienden a tener órbitas más excéntricas que los planetas equivalentes alrededor de estrellas de la secuencia principal. La diferencia es leve: una excentricidad mediana de

0.056 para gigantes cercanos que orbitan estrellas gigantes frente a enanas, pero es suficiente para indicar una diferencia estadística entre las dos poblaciones.

Presenciando una espiral de muerte

Período orbital frente a excentricidad para planetas gigantes que orbitan estrellas gigantes y enanas. Los planetas gigantes cercanos que orbitan alrededor de estrellas gigantes tienen distribuciones de excentricidad ligeramente diferentes a las de las enanas en órbita. [Grunblatt y col. 2018]

¿Cómo podemos confirmar esta imagen en el futuro? La misión K2 puede estar casi terminada, pero el Satélite de Estudio de Exoplanetas en Tránsito (TESS) de la NASA acaba de ser lanzado y se espera que observe más de cien veces más estrellas evolucionadas que Kepler / K2. Con los datos de TESS en el horizonte, podemos esperar que pronto tengamos las estadísticas necesarias para construir la imagen de la evolución del planeta alrededor de estrellas gigantes.

Citación

Samuel K. Grunblatt y otros 2018 ApJL 861 L5. doi: 10.3847 / 2041-8213 / aacc67


Una nueva súper Tierra detectada orbitando una estrella enana roja

En los últimos años se ha realizado un estudio exhaustivo de las estrellas enanas rojas para encontrar exoplanetas en órbita alrededor de ellas. Estas estrellas tienen temperaturas superficiales efectivas entre 2400 y 3700 K (más de 2000 grados más frías que el Sol) y masas entre 0,08 y 0,45 masas solares. En este contexto, un equipo de investigadores liderado por Borja Toledo Padrón, estudiante de doctorado Severo Ochoa-La Caixa en el Instituto de Astrofísica de Canarias (IAC), especializado en la búsqueda de planetas alrededor de este tipo de estrellas, ha descubierto una super- La Tierra orbita alrededor de la estrella GJ 740, una estrella enana roja situada a unos 36 años luz de la Tierra.

El planeta orbita su estrella con un período de 2,4 días y su masa es alrededor de 3 veces la masa de la Tierra. Debido a que la estrella está tan cerca del Sol y el planeta tan cerca de la estrella, esta nueva súper Tierra podría ser objeto de futuras investigaciones con telescopios de muy gran diámetro hacia finales de esta década. Los resultados del estudio se publicaron recientemente en la revista Astronomía y astrofísica.

“Este es el planeta con el segundo período orbital más corto alrededor de este tipo de estrella. La masa y el período sugieren un planeta rocoso, con un radio de alrededor de 1,4 radios terrestres, lo que podría confirmarse en futuras observaciones con el satélite TESS ”, explica. Borja Toledo Padrón, el primer autor del artículo. Los datos también indican la presencia de un segundo planeta con un período orbital de 9 años, y una masa comparable a la de Saturno (cercana a las 100 masas terrestres), aunque su señal de velocidad radial podría deberse al ciclo magnético de la estrella ( similar a la del Sol), por lo que se necesitan más datos para confirmar que la señal realmente se debe a un planeta.

La misión Kepler, reconocida como una de las más exitosas en la detección de exoplanetas mediante el método de tránsito (que es la búsqueda de pequeñas variaciones en el brillo de una estrella provocadas por el tránsito entre ella y nosotros de los planetas que orbitan a su alrededor), ha descubierto un total de 156 nuevos planetas alrededor de estrellas frías. A partir de sus datos se ha estimado que este tipo de estrellas albergan una media de 2,5 planetas con periodos orbitales inferiores a 200 días. “La búsqueda de nuevos exoplanetas alrededor de estrellas frías está impulsada por la menor diferencia entre la masa del planeta y la masa de la estrella en comparación con las estrellas en clases espectrales más cálidas (lo que facilita la detección de las señales de los planetas), así como por la gran cantidad de este tipo de estrellas en nuestra galaxia ”, comenta Borja Toledo Padrón.

Las estrellas frías también son un objetivo ideal para la búsqueda de planetas mediante el método de velocidad radial. Este método se basa en la detección de pequeñas variaciones en la velocidad de una estrella debido a la atracción gravitacional de un planeta en órbita a su alrededor, mediante observaciones espectroscópicas. Desde el descubrimiento en 1998 de la primera señal de velocidad radial de un exoplaneta alrededor de una estrella fría, hasta ahora, se ha descubierto un total de 116 exoplanetas alrededor de esta clase de estrellas utilizando el método de velocidad radial. “La principal dificultad de este método está relacionada con la intensa actividad magnética de este tipo de estrellas, que pueden producir señales espectroscópicas muy similares a las debidas a un exoplaneta”, dice Jonay I. González Hernández, investigadora del IAC que es coautora de este artículo.

El estudio forma parte del proyecto HADES (Encuesta de exoplanetas enanos rojos HArps-n), en el que el IAC colabora con el Institut de Ciències de l’Espai (IEEC-CSIC) de Cataluña, y el programa italiano GAPS (Arquitectura global de sistemas planetarios), cuyo objetivo es la detección y caracterización de exoplanetas redondos de estrellas frías, en los que se están utilizando HARPS-N, en el Telescopio Nazionale Galileo (TNG) del Observatorio Roque de los Muchachos (Garafía, La Palma). Esta detección fue posible gracias a una campaña de observación de seis años con HARPS-N, complementada con mediciones con el espectrógrafo CARMENES en el telescopio de 3,5 m en el Observatorio de Calar Alto (Almería) y HARPS, en el telescopio de 3,6 m en el Observatorio de La Silla ( Chile), así como el soporte fotométrico de las encuestas ASAP y EXORAP. También participan en este trabajo investigadores del IAC Alejandro Suárez Mascareño, y Rafael Rebolo.


Una nueva súper Tierra detectada orbitando una estrella enana roja

En los últimos años se ha realizado un estudio exhaustivo de las estrellas enanas rojas para encontrar exoplanetas en órbita alrededor de ellas. Estas estrellas tienen temperaturas superficiales efectivas entre 2400 y 3700 K (más de 2000 grados más frías que el Sol) y masas entre 0,08 y 0,45 masas solares. En este contexto, un equipo de investigadores liderado por Borja Toledo Padrón, estudiante de doctorado Severo Ochoa-La Caixa en el Instituto de Astrofísica de Canarias (IAC), especializado en la búsqueda de planetas alrededor de este tipo de estrellas, ha descubierto una super- La Tierra orbita alrededor de la estrella GJ 740, una estrella enana roja situada a unos 36 años luz de la Tierra.

El planeta orbita su estrella con un período de 2,4 días y su masa es alrededor de 3 veces la masa de la Tierra. Debido a que la estrella está tan cerca del Sol y el planeta tan cerca de la estrella, esta nueva supertierra podría ser objeto de futuras investigaciones con telescopios de muy gran diámetro hacia finales de esta década. Los resultados del estudio se publicaron recientemente en la revista Astronomy & Astrophysics.

“Este es el planeta con el segundo período orbital más corto alrededor de este tipo de estrella. La masa y el período sugieren un planeta rocoso, con un radio de alrededor de 1,4 radios terrestres, lo que podría confirmarse en futuras observaciones con el satélite TESS ”, explica Borja Toledo Padrón, primer autor del artículo. Los datos también indican la presencia de un segundo planeta con un período orbital de 9 años, y una masa comparable a la de Saturno (cercana a las 100 masas terrestres), aunque su señal de velocidad radial podría deberse al ciclo magnético de la estrella ( similar a la del Sol), por lo que se necesitan más datos para confirmar que la señal realmente se debe a un planeta.

La misión Kepler, reconocida como una de las más exitosas en la detección de exoplanetas mediante el método de tránsito (que es la búsqueda de pequeñas variaciones en el brillo de una estrella provocadas por el tránsito entre ella y nosotros de los planetas que orbitan a su alrededor), ha descubierto un total de 156 nuevos planetas alrededor de estrellas frías. A partir de sus datos se ha estimado que este tipo de estrellas albergan una media de 2,5 planetas con periodos orbitales inferiores a 200 días. “La búsqueda de nuevos exoplanetas alrededor de estrellas frías está impulsada por la menor diferencia entre la masa del planeta y la masa de la estrella en comparación con las estrellas en clases espectrales más cálidas (lo que facilita la detección de las señales de los planetas), así como por la gran cantidad de este tipo de estrellas en nuestra Galaxia ”, comenta Borja Toledo Padrón.

Las estrellas frías también son un objetivo ideal para la búsqueda de planetas mediante el método de velocidad radial. Este método se basa en la detección de pequeñas variaciones en la velocidad de una estrella debido a la atracción gravitacional de un planeta en órbita a su alrededor, mediante observaciones espectroscópicas. Desde el descubrimiento en 1998 de la primera señal de velocidad radial de un exoplaneta alrededor de una estrella fría, hasta ahora, se ha descubierto un total de 116 exoplanetas alrededor de esta clase de estrellas utilizando el método de velocidad radial. “La principal dificultad de este método está relacionada con la intensa actividad magnética de este tipo de estrellas, que pueden producir señales espectroscópicas muy similares a las debidas a un exoplaneta”, dice Jonay I. González Hernández, investigador del IAC que es co- autor de este artículo.

El estudio forma parte del proyecto HADES (HArps-n red Dwarf Exoplanet Survey), en el que el IAC colabora con el Institut de Ciències de l'Espai (IEEC-CSIC) de Cataluña, y el programa italiano GAPS (Arquitectura Global de Planetary Systems), cuyo objetivo es la detección y caracterización de exoplanetas redondos de estrellas frías, en los que se está utilizando HARPS-N, en el Telescopio Nazionale Galileo (TNG) del Observatorio Roque de los Muchachos (Garafía, La Palma). Esta detección fue posible gracias a una campaña de observación de seis años con HARPS-N, complementada con mediciones con el espectrógrafo CARMENES en el telescopio de 3,5 m en el Observatorio de Calar Alto (Almería) y HARPS, en el telescopio de 3,6 m en el Observatorio de La Silla ( Chile), así como soporte fotométrico de las encuestas ASAP y EXORAP. También participan en este trabajo los investigadores del IAC Alejandro Suárez Mascareño y Rafael Rebolo.


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buscando una cámara para EAA, presupuesto de alrededor de $ 700. Se utilizará en una Meade SCT de 10 "en una cuña con reductores f3.3 o f6.3. Mirando la serie ASI, pero ¿no estás seguro de cuál es la cámara mejor considerada para esto? La usará un amigo que sea un observador visual de toda la vida y ha tenido una cirugía ocular fallida que ha reducido su agudeza visual. Tratando de mantenerlo en el pasatiempo. No he hecho EAA antes.

# 2 neaptide

Actualmente tengo un asi224 y me encanta. Si tuviera que recomendar una cámara para EAA con SCT, probablemente sería la asi385. Es esencialmente el mismo sensor que el asi224, solo que un poco más grande. Con un presupuesto de $ 700 obtendría la versión refrigerada para reducir el ruido y el brillo del amplificador. Este sensor es muy sensible y hace un buen trabajo con los DSO. También es una excelente opción para imágenes planetarias. Si aún no tuviera el 224, compraría el 385. La mayoría de la gente usa Sharpcap para ejecutar sus cámaras asi para EAA. Algunos se quejan de que es demasiado complicado, pero no me costó mucho hacerlo funcionar y ahora parece lo más fácil del mundo. Hay muchos videos de YouTube y una guía de usuario no oficial a la que puede consultar para comenzar si elige seguir este camino.

Hay muchas otras opciones realmente buenas de otros fabricantes. Estoy seguro de que otros intervendrán. A veces, estas discusiones se vuelven un poco polémicas, pero si te quedas con una de las marcas más populares, serás feliz. Consulte la galería de videos de astro y la galería del objeto del mes para ver qué resultados le atraen y tomar una decisión basada en sus preferencias después de considerar los consejos que se brindan aquí.

Editado por neaptide, 01 de marzo de 2018 - 05:49 p.m.

# 3 Don Rudny

Probablemente voy en contra de la corriente aquí, pero es posible que desee considerar el SX Lodestar X2 ya sea mo c. Se ajusta a su presupuesto y es ideal para EAA principiantes. Sigue siendo una de las cámaras más sensibles que existen. Si uno de los objetivos es observar galaxias y objetos más pequeños, el LSX2m con el Meade 10 ”será ideal. El tamaño del sensor funciona muy bien con la reducción focal para campos de visión más amplios. Martin Meredith usa el LSm casi exclusivamente y produce algunas de las mejores capturas de EAA Galaxy que he visto. El software Starlight Live es muy intuitivo y fácil de usar. Está disponible para Mac y Windows y se puede descargar gratis en el sitio de SX. Aquí hay un enlace a mi galería SGL que tiene varios álbumes de Lodestar. Comencé a usar el LSX2m cuando recién comencé EAA y me abrió un mundo completamente nuevo. Para ahorrar algo de dinero, generalmente hay Lodestars a la venta en los foros del mercado de astronomía, pero asegúrese de que sea un X2.

PD Olvidé agregar que Nytecam en Londres fue la que me inspiró para conseguir el Lodestar. Aquí hay un enlace a sus excelentes resultados utilizando un SCT Meade de 12 "y reducción focal.

Editado por Don Rudny, 01 de marzo de 2018-19: 33 h.

# 4 Astrojedi

Las nuevas cámaras basadas en sensores CMOS son mucho más sensibles que las cámaras CMOS o CCD de generaciones anteriores. Yo iría con un ASI385MC. Consigue el enfriado si es posible.

Si puede presionar su presupuesto, obtenga el ASI294MC genial. Este es un sensor de borde de ataque más grande con una sensibilidad excelente.

Hay de mis cielos contaminados muy ligeros (zona LP roja / blanca) usando un filtro LP. Desde cielos más oscuros, esta cámara es tan increíblemente sensible que el tiempo de exposición es casi 1/3 de lo que requieren los CCD y 1/2 de lo que se requiere en comparación con mis cielos contaminados por luz.

Encantado de responder cualquier pregunta que pueda tener.

# 5 elpajare

Es muy difícil aconsejar una sola cámara, también es muy difícil aconsejar un solo telescopio. Hay muchas combinaciones y elegir una entre todas es algo muy personal. Y cuando hayas elegido, no querrás decir que el resto son peores. solo diferente.

Con la práctica verás que cada tipo de objeto en el cielo necesita un telescopio especial y una cámara especial que se adapta a él. Los tengo clasificados en Estrellas y cúmulos abiertos, Galaxias y objetos débiles + Cúmulos Globulares y Nebulosas brillantes medianas y grandes. Otros tendrán otros.

Al final, necesitará más de un telescopio y más de una cámara. En mi opinion es mejor para elegir primero por dónde quieres empezar.

# 6 Gary.McK

Gracias a todos por las respuestas. Creo que optaremos por el 385, parece ser el mejor que mi amigo puede pagar, solo habrá una cámara y un visor como en mi publicación original, y no hay posibilidad de gastar más, ¡así que eso es todo!

# 7 DSO_Viewer

Gracias a todos por las respuestas. Creo que optaremos por el 385, parece ser el mejor que mi amigo puede pagar, solo habrá una cámara y un visor como en mi publicación original, y no hay capacidad para gastar más, ¡así que eso es todo!

salud

Gary

Gary, creo que hiciste una gran elección al elegir la ASI385 como tu primera cámara EAA. No sugeriría una cámara CCD más antigua como la SX Lodestar X2 sobre una cámara CMOS más nueva como la ASI385 simplemente porque la resolución es mucho más alta y con mayor sensibilidad por la misma cantidad de dinero + siempre puede enfriarla con TEC, por lo que no puede obtener un SX Lodestar X2 TEC refrigerado. En cuanto a la elección del tamaño del sensor, diría que hizo una muy buena elección al elegir el sensor más pequeño del ASI385 sobre el ASI294, que funcionará mucho mejor con su Meade SCT de 10 "con una reducción focal más severa.

# 8 MartinMeredith

Gracias a todos por las respuestas. Creo que optaremos por el 385, parece ser el mejor que mi amigo puede pagar, solo habrá una cámara y un visor como en mi publicación original, y no hay posibilidad de gastar más, ¡así que eso es todo!

salud

Gary

Gary, creo que hiciste una gran elección al elegir la ASI385 como tu primera cámara EAA. No sugeriría una cámara CCD más antigua como la SX Lodestar X2 sobre una cámara CMOS más nueva como la ASI385 simplemente porque la resolución es mucho más alta y con mayor sensibilidad por la misma cantidad de dinero + siempre puede enfriarla con TEC, por lo que no puede obtener un SX Lodestar X2 TEC refrigerado. En cuanto a la elección del tamaño del sensor, diría que hizo una muy buena elección al elegir el sensor más pequeño del ASI385 sobre el ASI294, que funcionará mucho mejor con su Meade SCT de 10 "con una reducción focal más severa.

La discusión es académica, ya que se tomó la decisión del OP, pero la mayoría de ustedes parece estar recomendando enfriamiento para estas nuevas cámaras CMOS. Debo admitir que nunca he visto la necesidad de hacerlo con el Lodestar, por más que sea el CCD de la vieja escuela. Supongo que esto es principalmente un problema de brillo del amplificador CMOS. ¿Hay usuarios de Lodestar que anhelan enfriar? Las sombras y / o la eliminación de píxeles calientes parecen hacer el trabajo más que adecuadamente para mí.

# 9 Stargazer3236

Un problema con Lodestar es su pequeña resolución. Por lo general, 1mp o menos. Con las nuevas cámaras CMOS, ASI385MC o ASI290MM, obtienes 2.1mp, que es un aumento significativo en el campo de visión. A menudo pensaba en una LodeStar o Ultrastar, pero las resoluciones simplemente no son atractivas. CMOS es el camino a seguir hoy en día. Las imágenes CCD siguen el camino del Dodo, al menos en lo que respecta a EAA.

Editado por Stargazer3236, 02 de marzo de 2018-13: 35.

# 10 DSO_Viewer

Un problema con Lodestar es su pequeña resolución. Por lo general, 1mp o menos. Con las nuevas cámaras CMOS, ASI385MC o ASI290MM, obtienes 2.1mp, que es un aumento significativo en el campo de visión. A menudo pensaba en una LodeStar o Ultrastar, pero las resoluciones simplemente no son atractivas. CMOS es el camino a seguir hoy en día. Las imágenes CCD siguen el camino del Dodo, al menos en lo que respecta a EAA.

Estoy completamente de acuerdo con usted Stargazer3236 y simplemente no veo el valor de gastar el dinero que tanto le costó ganar en una nueva cámara como la SX Lodestar X2 o Mallincam Xtreme / Xterminator cuando puede obtener un CMOS que tiene mayor resolución y sensibilidad como la cámara ASI224 . Estoy de acuerdo en que en su día estas cámaras CCD eran geniales, pero los tiempos han avanzado hacia mejores imágenes EAA cuando se usa la cámara más nueva con sensores CMOS. Sí, si el presupuesto es un problema, entonces comprar una cámara CCD antigua usada como la SX Lodestar X2 o Mallincam Xtreme / Xterminator tiene sentido y podría hacer que alguien ingrese a EAA dentro de sus posibilidades.

# 11 Martín Meredith

Con respecto al OP, responderé a la 'muerte prematura de Lodestar' en un nuevo hilo -)

# 12 DSO_Viewer

Con respecto al OP, responderé a la 'muerte prematura de Lodestar' en un nuevo hilo -)

Sí, lo siento, estoy de acuerdo con usted y el OP no estaba preguntando sobre esto. No comenzaré un nuevo tema con respecto a este tema, ya que se ha hablado mucho de él en el pasado.

# 13 relativista

Gracias a todos por las respuestas. Creo que optaremos por el 385, parece ser el mejor que mi amigo puede pagar, solo habrá una cámara y un visor como en mi publicación original, y no hay capacidad para gastar más, ¡así que eso es todo!
salud
Gary

Entonces, ahora que eligió una cámara, ¿ha considerado el resto del sistema necesario para su uso? Una PC con Windows con Sharpcap y quizás también Astrotoaster.

Las dos formas en que se usan estas cámaras para observar es directamente con el apilamiento Sharpcap, y también usando Sharpcap para el control de la cámara y apilando con Astrotoaster.

# 14 mclewis1

Un problema con Lodestar es su pequeña resolución. Por lo general, 1mp o menos. Con las nuevas cámaras CMOS, ASI385MC o ASI290MM, obtienes 2.1mp, que es un aumento significativo en el campo de visión.

El campo de visión no se ve afectado por la resolución. El campo de visión solo se basa en el tamaño del chip.

Para la decisión de los OP, el 385 tiene el mismo campo de visión que el chip utilizado en LodeStar y MC Xtreme (bueno, el mismo excepto por la ligera diferencia debido a la relación de aspecto). Las cámaras basadas en 224 y 290 tienen un campo de visión significativamente más pequeño que los CCD "antiguos" a pesar de ofrecer resoluciones más altas.

# 15 Astrojedi

Creo que los CCD siguen siendo muy viables para EAA si ya tienes uno, pero si estuviera comprando una cámara nueva, compraría una cámara CMOS para EAA.

Simplemente no puedo recomendar los CCD dados los precios actuales, ya que el rendimiento del precio está fuera de control. Todos estos proveedores se han encerrado en contratos a largo plazo con Sony a precios fijos dado que Sony dejó de producir. Ahora tienen que vender ese inventario a precios tan altos

Si los nuevos precios de CCD se ajustaran a la mitad de lo que actualmente están más en línea con su desempeño en relación con las tecnologías más nuevas, lo haría recomendar otra vez ellos.

Editado por Astrojedi, 02 de marzo de 2018 - 03:30 PM.

# 16 Stargazer3236

Gracias a todos por las respuestas. Creo que optaremos por el 385, parece ser el mejor que mi amigo puede pagar, solo habrá una cámara y un visor como en mi publicación original, y no hay posibilidad de gastar más, ¡así que eso es todo!
salud
Gary

Entonces, ahora que eligió una cámara, ¿ha considerado el resto del sistema necesario para su uso? Una PC con Windows con Sharpcap y quizás también Astrotoaster.

Las dos formas en que se usan estas cámaras para observar es directamente con el apilamiento Sharpcap, y también usando Sharpcap para el control de la cámara y apilando con Astrotoaster.

No consigo astrotoaster. Intenté usarlo pero nunca pude entenderlo. En su lugar, me gusta SharpCap 2.9, 3.0 y 3.1.

# 17 Gary.McK

PC ya instalada, se compró Sharpcap 3.1. ¡La cámara se encargará en unos días!

# 18 Stargazer3236

¡Buena suerte! ¡Esperando algunas de sus nuevas imágenes de imágenes cuando lo haya configurado todo!

# 19 Tyson M

Hola Gary,

Probablemente voy en contra de la corriente aquí, pero es posible que desee considerar el SX Lodestar X2 ya sea mo c. Se ajusta a su presupuesto y es ideal para EAA principiantes. Sigue siendo una de las cámaras más sensibles que existen. Si uno de los objetivos es observar galaxias y objetos más pequeños, el LSX2m con el Meade 10 ”será ideal. El tamaño del sensor funciona muy bien con la reducción focal para campos de visión más amplios. Martin Meredith usa el LSm casi exclusivamente y produce algunas de las mejores capturas de EAA Galaxy que he visto. El software Starlight Live es muy intuitivo y fácil de usar. Está disponible para Mac y Windows y se puede descargar gratis en el sitio de SX. Aquí hay un enlace a mi galería SGL que tiene varios álbumes de Lodestar. Comencé a usar el LSX2m cuando recién comencé EAA y me abrió un mundo completamente nuevo. Para ahorrar algo de dinero, generalmente hay Lodestars a la venta en los foros del mercado de astronomía, pero asegúrese de que sea un X2.

https: // stargazerslo. gallery_gallery

PD Olvidé agregar que Nytecam en Londres fue la que me inspiró para conseguir el Lodestar. Aquí hay un enlace a sus excelentes resultados utilizando un Meade SCT de 12 "y reducción focal.

http: //home.freeuk.c. vin / lx-all.html

Gary,

Las nuevas cámaras basadas en sensores CMOS son mucho más sensibles que las cámaras CMOS o CCD de generaciones anteriores. Yo iría con un ASI385MC. Consigue el enfriado si es posible.

Si puede presionar su presupuesto, obtenga el ASI294MC genial. Este es un sensor de borde de ataque más grande con una sensibilidad excelente.

Vea algunas capturas de ASI385MC aquí: https: //www.cloudyni. nd-primera-luz /

Hay de mis cielos contaminados muy ligeros (zona LP roja / blanca) usando un filtro LP. Desde cielos más oscuros, esta cámara es tan increíblemente sensible que el tiempo de exposición es casi 1/3 de lo que requieren los CCD y 1/2 de lo que se requiere en comparación con mis cielos contaminados por la luz.

Encantado de responder cualquier pregunta que pueda tener.

Mejor,

Hiten

Estas son algunas de las mejores imágenes de EAA que he visto. Me ha dado cosas para considerar cuando decido saltar a EAA con mi AT92


El telescopio Hubble encuentra objetos subestelares en la nebulosa de Orión

Los astrónomos que utilizaron el Telescopio Espacial Hubble observaron la Nebulosa de Orión - # 8211 una fábrica de estrellas muy conocida en nuestra galaxia & # 8211 y encontraron la población más grande hasta ahora de enanas marrones - objetos que son más masivos que los planetas pero no brillan como las estrellas . Imagen a través de HubbleSite.

Los astrónomos dijeron el 11 de enero de 2018 que habían utilizado el telescopio espacial Hubble para encontrar la mayor población conocida de enanas marrones esparcidas entre las estrellas recién nacidas. ¿Y dónde más estaría esta población de objetos, sino la Nebulosa de Orión, esa cercana fábrica de estrellas muy conocida en el espacio? La Nebulosa de Orión es casi única en nuestros cielos por estar relativamente cerca (a solo 1.350 años luz de distancia) y extremadamente activa en la formación de estrellas. Al observar las proximidades de estas estrellas, los investigadores no solo encontraron varias compañeras enanas marrones de muy baja masa, sino también tres planetas gigantes. Incluso encontraron un ejemplo de planetas binarios donde dos planetas orbitan entre sí en ausencia de una estrella madre.

Las enanas marrones son híbridos estrella-planeta muy interesantes. Son más masivos de lo que normalmente llamamos un planeta, pero no lo suficientemente masivos como para tener suficiente presión interna para provocar la fusión termonuclear en sus núcleos y, por lo tanto, brillar como lo hacen las estrellas. La NASA dijo:

En cambio, las enanas marrones se enfrían y se desvanecen a medida que envejecen. A pesar de su baja masa, las enanas marrones proporcionan pistas importantes para comprender cómo se forman las estrellas y los planetas, y pueden estar entre los objetos más comunes en nuestra galaxia, la Vía Láctea.

No fue hace mucho tiempo que no sabíamos que existían las enanas marrones. Debido a su debilidad y frialdad en relación con las estrellas, todavía son difíciles de estudiar. Estos astrónomos utilizaron el telescopio Hubble para identificar las enanas marrones por la presencia de agua en sus atmósferas. El líder del equipo Massimo Robberto del Instituto del Telescopio Espacial en Baltimore, Maryland, dijo en un comunicado de la NASA:

Son tan fríos que se forma vapor de agua. El agua es una firma de los objetos subestelares. Es una marca sorprendente y muy clara. A medida que las masas se hacen más pequeñas, las estrellas se vuelven más rojas y más tenues, y es necesario verlas en el infrarrojo. Y en la luz infrarroja, la característica más destacada es el agua.

& # 8230 el vapor de agua caliente en la atmósfera de las enanas marrones no se puede ver fácilmente desde la superficie de la Tierra & # 8217, debido a los efectos absorbentes del vapor de agua en nuestra propia atmósfera. Afortunadamente, el Hubble está por encima de la atmósfera y tiene una visión en el infrarrojo cercano que puede detectar fácilmente agua en mundos distantes.

El equipo del Hubble identificó 1.200 estrellas candidatas a rojizas. Descubrieron que las estrellas se dividen en dos poblaciones distintas: las que tienen agua y las que no. Se confirmó que las brillantes con agua eran débiles enanas rojas. La multitud de enanas marrones y planetas más débiles, ricos en agua y que flotan libremente dentro de la nebulosa de Orión, son todos nuevos descubrimientos. También se detectaron muchas estrellas sin agua, y estas son estrellas de fondo en la Vía Láctea. Su luz se enrojeció al pasar a través del polvo interestelar y, por lo tanto, no fue relevante para el estudio del equipo.

La NASA dijo que el equipo también buscó compañeros binarios más débiles para estas 1.200 estrellas rojizas:

Debido a que están tan cerca de sus estrellas primarias, estos compañeros son casi imposibles de descubrir utilizando métodos de observación estándar. Pero mediante el uso de una técnica única de imágenes de alto contraste desarrollada por Laurent Pueyo en el Instituto de Ciencias del Telescopio Espacial, los astrónomos pudieron resolver imágenes débiles de una gran cantidad de compañeros candidatos.

Este primer análisis no permitió a los astrónomos del Hubble determinar si estos objetos orbitan alrededor de la estrella más brillante o si su proximidad en la imagen del Hubble es el resultado de una alineación casual. Como consecuencia, están clasificados como candidatos por ahora. Sin embargo, la presencia de agua en sus atmósferas indica que la mayoría de ellas no pueden ser estrellas desalineadas en el fondo galáctico y, por lo tanto, deben ser enanas marrones o compañeras de exoplanetas.

En total, el equipo encontró 17 compañeras candidatas de enanas marrones a estrellas enanas rojas, un par de enanas marrones y una enana marrón con un compañero planetario. El estudio también identificó tres potenciales compañeros de masa planetaria: uno asociado a una enana roja, uno a una enana marrón y uno a otro planeta. Pueyo dijo:

Experimentamos con un método, el posprocesamiento de imágenes de alto contraste, en el que los astrónomos han confiado durante años. Por lo general, lo usamos para buscar planetas muy débiles en las cercanías de estrellas cercanas, observándolos minuciosamente uno por uno.

Esta vez, decidimos combinar nuestros algoritmos con la ultraestabilidad del Hubble para inspeccionar la vecindad de cientos de estrellas muy jóvenes en cada exposición obtenida por el estudio de Orion. Resulta que incluso si no alcanzamos la sensibilidad más profunda para una sola estrella, el gran volumen de nuestra muestra nos permitió obtener una instantánea estadística sin precedentes de exoplanetas jóvenes y compañeras enanas marrones en Orión.

Combinando las dos técnicas únicas, imágenes en los filtros de agua y procesamiento de imágenes de alto contraste, la encuesta proporcionó una muestra imparcial de fuentes de baja masa recién formadas, ambas dispersas en el campo y compañeras de otros objetos de baja masa. Massimo Robberto comentó:

Podríamos reprocesar todo el archivo del Hubble e intentar encontrar joyas allí.

Ver más grande. | Esta imagen muestra la parte central de la nebulosa de Orión, que mide aproximadamente 4 por 3 años luz. Cada símbolo identifica un par de objetos, vistos como un solo punto de luz en el centro del símbolo. El círculo interior más grueso representa el cuerpo principal y el círculo exterior más delgado indica el compañero. El rojo indica un planeta naranja, una enana marrón y el amarillo, una estrella. Junto a cada símbolo hay un par de imágenes del Hubble. La imagen de la izquierda es la imagen original del primario y el complementario. La imagen de la izquierda muestra solo al compañero, con el objeto principal restado digitalmente a través de una técnica especial de procesamiento de imágenes que separa las imágenes de los objetos en pares binarios. Imagen a través de HubbleSite.

En pocas palabras: los astrónomos que utilizaron el telescopio espacial Hubble & # 8211 mirando hacia la nebulosa de Orión & # 8211 encontraron la población más grande hasta ahora de enanas marrones y otros objetos subestelares.


Hubble encuentra objetos subestelares en la Nebulosa de Orión

Esta imagen es parte de un estudio del Telescopio Espacial Hubble para estrellas de baja masa, enanas marrones y planetas en la Nebulosa de Orión. Cada símbolo identifica un par de objetos, que se pueden ver en el centro del símbolo como un solo punto de luz. Se utilizaron técnicas especiales de procesamiento de imágenes para separar la luz de las estrellas en un par de objetos. El círculo interior más grueso representa el cuerpo principal y el círculo exterior más delgado indica el compañero. Los círculos están codificados por colores: rojo para un planeta, naranja para una enana marrón y amarillo para una estrella. En la esquina superior izquierda se encuentra un par planeta-planeta en ausencia de una estrella madre. En el medio del lado derecho hay un par de enanas marrones. La porción de la Nebulosa de Orión mide aproximadamente 4 por 3 años luz. Crédito: NASA, ESA y G. Strampelli (STScI)

Usando el Telescopio Espacial Hubble de la NASA para mirar profundamente en el vasto vivero estelar llamado Nebulosa de Orión, los astrónomos buscaron cuerpos pequeños y débiles. Lo que encontraron fue la población más grande hasta ahora de enanas marrones, objetos que son más masivos que los planetas pero que no brillan como estrellas. Los investigadores identificaron 17 enanas marrones compañeras de estrellas enanas rojas, un par de enanas marrones y una enana marrón con un compañero planetario. También encontraron tres planetas gigantes, incluido un sistema binario donde dos planetas orbitan entre sí en ausencia de una estrella madre. Esta encuesta solo se pudo realizar con la resolución excepcional y la sensibilidad infrarroja del Hubble.

En un estudio profundo sin precedentes de objetos pequeños y débiles en la nebulosa de Orión, los astrónomos que utilizan el telescopio espacial Hubble de la NASA han descubierto la mayor población conocida de enanas marrones esparcidas entre las estrellas recién nacidas. Al mirar en las cercanías de las estrellas de la encuesta, los investigadores no solo encontraron varias compañeras enanas marrones de muy baja masa, sino también tres planetas gigantes. Incluso encontraron un ejemplo de planetas binarios donde dos planetas orbitan entre sí en ausencia de una estrella madre.

Las enanas marrones son una extraña clase de objeto celeste que tiene masas tan bajas que sus núcleos nunca se calientan lo suficiente como para sostener la fusión nuclear, que alimenta las estrellas. En cambio, las enanas marrones se enfrían y se desvanecen a medida que envejecen. A pesar de su baja masa, las enanas marrones proporcionan pistas importantes para comprender cómo se forman las estrellas y los planetas, y pueden estar entre los objetos más comunes en nuestra galaxia, la Vía Láctea.

Ubicada a 1.350 años luz de distancia, la Nebulosa de Orión es un laboratorio relativamente cercano para estudiar el proceso de formación de estrellas en una amplia gama, desde opulentas estrellas gigantes hasta diminutas estrellas enanas rojas y escurridizas y débiles enanas marrones.

Esta encuesta solo se pudo realizar con la resolución excepcional y la sensibilidad infrarroja del Hubble.

Debido a que las enanas marrones son más frías que las estrellas, los astrónomos utilizaron el Hubble para identificarlas por la presencia de agua en sus atmósferas. "Son tan fríos que se forma vapor de agua", explicó el líder del equipo Massimo Robberto del Instituto del Telescopio Espacial en Baltimore, Maryland. "El agua es una firma de los objetos subestelares. Es una marca asombrosa y muy clara. A medida que las masas se hacen más pequeñas, las estrellas se vuelven más rojas y más tenues, y es necesario verlas en el infrarrojo. Y en la luz infrarroja, la característica más prominente es agua."

Pero el vapor de agua caliente en la atmósfera de las enanas marrones no se puede ver fácilmente desde la superficie de la Tierra, debido a los efectos absorbentes del vapor de agua en nuestra propia atmósfera. Afortunadamente, el Hubble está por encima de la atmósfera y tiene una visión en el infrarrojo cercano que puede detectar fácilmente agua en mundos distantes.

Esta imagen muestra la parte central de la nebulosa de Orión, donde se utilizó el telescopio espacial Hubble para realizar un estudio de estrellas de baja masa, enanas marrones y planetas. Cada símbolo identifica un par de objetos, que pueden verse como un solo punto de luz en el centro del símbolo. El círculo interior más grueso representa el cuerpo principal y el círculo exterior más delgado indica el compañero. Los círculos están codificados por colores: rojo para un planeta, naranja para una enana marrón y amarillo para una estrella. Junto a cada símbolo hay un par de imágenes del Hubble. La imagen de la izquierda es la imagen original del primario y el complementario. La imagen de la izquierda muestra solo al compañero, con el objeto principal restado digitalmente a través de una técnica especial de procesamiento de imágenes que separa las imágenes de los objetos en pares binarios. La porción de la Nebulosa de Orión mide aproximadamente 4 por 3 años luz. Crédito: NASA, ESA y G. Strampelli (STScI)

El equipo del Hubble identificó 1.200 estrellas candidatas a rojizas. Descubrieron que las estrellas se dividen en dos poblaciones distintas: las que tienen agua y las que no. Se confirmó que las brillantes con agua eran débiles enanas rojas. La multitud de enanas marrones y planetas más débiles, ricos en agua y que flotan libremente dentro de la nebulosa de Orión, son todos nuevos descubrimientos. También se detectaron muchas estrellas sin agua, y estas son estrellas de fondo en la Vía Láctea. Su luz se enrojeció al pasar a través del polvo interestelar y, por lo tanto, no fue relevante para el estudio del equipo.

El equipo también buscó compañeros binarios más débiles para estas 1.200 estrellas rojizas. Debido a que están tan cerca de sus estrellas primarias, estos compañeros son casi imposibles de descubrir utilizando métodos de observación estándar. Pero mediante el uso de una técnica única de imágenes de alto contraste desarrollada por Laurent Pueyo en el Instituto de Ciencias del Telescopio Espacial, los astrónomos pudieron resolver imágenes débiles de una gran cantidad de compañeros candidatos.

Este primer análisis no permitió a los astrónomos del Hubble determinar si estos objetos orbitan alrededor de la estrella más brillante o si su proximidad en la imagen del Hubble es el resultado de una alineación casual. Como consecuencia, están clasificados como candidatos por ahora. Sin embargo, la presencia de agua en sus atmósferas indica que la mayoría de ellas no pueden ser estrellas desalineadas en el fondo galáctico y, por lo tanto, deben ser enanas marrones o compañeras de exoplanetas.

En total, el equipo encontró 17 compañeras candidatas de enanas marrones a estrellas enanas rojas, un par de enanas marrones y una enana marrón con un compañero planetario. El estudio también identificó tres potenciales compañeros de masa planetaria: uno asociado a una enana roja, uno a una enana marrón y uno a otro planeta.

"Experimentamos con un método, postprocesamiento de imágenes de alto contraste, en el que los astrónomos han estado confiando durante años. Por lo general, lo usamos para buscar planetas muy débiles en las proximidades de estrellas cercanas, observándolos minuciosamente uno por uno". dijo Pueyo. "Esta vez, decidimos combinar nuestros algoritmos con la ultraestabilidad del Hubble para inspeccionar la vecindad de cientos de estrellas muy jóvenes en cada exposición obtenida por el estudio de Orion. Resulta que incluso si no alcanzamos lo más profundo sensibilidad para una sola estrella, el gran volumen de nuestra muestra nos permitió obtener una instantánea estadística sin precedentes de exoplanetas jóvenes y compañeras enanas marrones en Orión ".

Combinando las dos técnicas únicas, imágenes en los filtros de agua y procesamiento de imágenes de alto contraste, la encuesta proporcionó una muestra imparcial de fuentes de baja masa recién formadas, ambas dispersas en el campo y compañeras de otros objetos de baja masa. "Podríamos reprocesar todo el archivo del Hubble e intentar encontrar joyas allí", dijo Robberto.

El equipo presentará sus resultados el jueves 11 de enero en la 231a reunión de la Sociedad Astronómica Estadounidense en Washington, D.C.

Encontrar las firmas de estrellas de baja masa y sus compañeras será mucho más eficiente con el lanzamiento del Telescopio Espacial James Webb sensible al infrarrojo de la NASA en 2019.


Preguntas de revisión

¿Cómo se llaman las nubes gigantes donde se forman las estrellas? [1 punto]

En el ciclo de vida humano, un feto es el feto en el útero de la madre. ¿Cómo se llama la etapa equivalente en la vida de una estrella? [1 punto]

¿En qué condiciones los astrónomos dicen técnicamente que ha nacido una estrella? [1 punto]

Si hay suficiente gas y polvo para que la temperatura se caliente lo suficiente como para que comiencen las reacciones nucleares, la protoestrella se llamará técnicamente estrella.

¿Qué color de estrella es más caliente, el blanco o el amarillo? [1 punto]

Una estrella blanca es más caliente que una amarilla.

¿Qué reacción nuclear sufre una estrella de secuencia principal? [2 puntos]

Una estrella de secuencia principal quema hidrógeno en helio en su núcleo. A esto se le llama fusión nuclear.

Una vez que el Sol haya agotado su suministro de combustible de hidrógeno, se hinchará para formar ¿qué tipo de estrella? [1 punto]

Las estrellas de baja masa como el Sol expulsan sus capas externas. ¿Cuál es el nombre del objeto que forman cuando hacen esto? [1 punto]

Las estrellas de baja masa expulsan sus capas externas formando una nebulosa planetaria.

¿Qué tipo de estrella queda después de una nebulosa planetaria? [1 punto]

¿Cuál es la diferencia entre una nebulosa estelar y una nebulosa planetaria? [2 puntos]

Una nebulosa estelar es donde nacen las estrellas, mientras que una nebulosa planetaria es lo que se forma una estrella al final de su vida.

Estudie el siguiente diagrama que muestra la evolución de una estrella.

Proporcione etiquetas para las diferentes etapas. [5 puntos]

¿Qué cambios ocurren de la etapa B a la forma C? [2 puntos]

Algún tiempo después de inflar sus capas externas en la etapa D, el combustible de la estrella central se habrá agotado. ¿Qué causa que la estrella colapse hacia adentro para convertirse en E? [1 punto]

¿Qué le sucede finalmente a la estrella después de la etapa E? [1 punto]

Estrella de secuencia principal / Estrella amarilla

Cuando se agota el hidrógeno en el centro de la estrella, el núcleo de la estrella se encoge y se calienta. La parte exterior de la estrella, que todavía es principalmente hidrógeno, comienza a expandirse. La estrella se vuelve más grande, más brillante y la temperatura de su superficie se enfría por lo que se ilumina en rojo. La estrella es ahora una estrella gigante roja.

La gravedad hace que la estrella colapse hacia adentro y forme una estrella muy densa.

La energía de la enana blanca se habrá agotado y dejará de emitir luz y se convertirá en una estrella enana negra para siempre.

Las estrellas masivas mueren en poderosas explosiones. ¿Cómo se llaman estas explosiones? [1 punto]


Ver el vídeo: Como se estudia la luz de las estrellas? (Diciembre 2022).