Сверхновая звезда

Материал из Википедии — свободной энциклопедии
Перейти к: навигация, поиск
Остаток сверхновой RCW 103 c нейтронной звездой 1E 161348-5055 в центре

Сверхновая звезда' или вспышка сверхновой — небесное явление, в ходе которого звезда резко меняет свою яркость на 4-8 порядков (на десяток звёздных величин) с последующим более медленным затуханием вспышки[1][2]. Является итогом катаклизмического процесса, сопровождающегося выделением значительной энергии, и возникающий в конце эволюции некоторых звёзд.

Как правило, сверхновые звезды наблюдаются постфактум, то есть, когда событие уже произошло. Поэтому их природа довольно долго была неясна. Но сейчас предлагается довольно много сценариев, приводящих к подобного рода вспышкам, хотя основные положения уже достаточно понятны.

Взрыв сопровождается выбросом значительной доли массы звезды в межзвёздное пространство. А на месте звезды-прародителя, как правило, остаётся компактный объект, нейтронная звезда или чёрная дыра. Вместе они образуют остаток сверхновой.

Комплексное изучение вместе с современными уже ранее полученных спектров и кривых блеска, а также с изучением остатков и возможных звёзд предшественников, позволяет строить более подробные модели изучать уже условия, сложившиеся к моменту вспышки.

Помимо прочего, выбрасываемое в ходе вспышки вещество в значительной части содержит продукты термоядерного синтеза, происходившего на протяжении всей жизни звезды. Именно благодаря сверхновым Вселенная, в целом, и галактики, в частности, химически эволюционируют.

Название отражает исторический процесс изучения звёзд, блеск которых значительно меняется со временем, так называемых новых звёзд. Аналогично среди сверхновых сейчас выделяется класс гиперновых.

Имя составляется из метки SN, после которой ставят год открытия, с окончанием из одно- или двухбуквенного обозначения. Первые 26 сверхновых текущего года получают однобуквенные обозначения, в окончании имени, из заглавных букв от A до Z. Остальные сверхновые получают двухбуквенные обозначения из строчных букв: aa, ab, и так далее. Неподтверждённые сверхновые обозначают буквами PSN (англ. Possible Supernova) с небесными координатами в формате: Jhhmmssss+ddmmsss.

Содержание

Общая картина[править | править вики-текст]

Современная классификация сверхновых[3]
Класс Подкласс Механизм
I
Линии водорода отсутствуют
Сильные линии ионизированного кремния (Si II) на 6150 A Ia Термоядерный взрыв
Iax[4]
В максимуме блеска имеют меньшую светимость и меньшую же в сравнении Ia
Линии кремния слабые или отсутствуют Ib
Присутствуют линии гелия (He I).
Гравитационный коллапс
Ic
Линии гелия слабые или отсутствуют
II
Присутствуют линии водорода
II-P/L/N
Спектр постоянен
II-P/L
Нет узких линий
II-P
Кривая блеска имеет плато
II-L
Звёздная величина линейно уменьшается со временем[5]
IIn
Присутствуют узкие линии
IIb
Спектр со временем меняется и становится похожим на спектр Ib.

Кривые блеска[править | править вики-текст]

Кривые блеска для I типа в высокой степени сходны: 2—3 суток идёт резкий рост, затем его сменяет значительное падение (на 3 звёздные величины) 25—40 суток с последующим медленным ослаблением, практически линейным в шкале звёздных величин. Абсолютная звёздная величина максимума в среднем для вспышек Ia составляет {\textstyle M_B=-19.5^m}, для Ib\c — {\textstyle M_B=-18^m}.

А вот кривые блеска типа II достаточны разнообразны. Для некоторых кривые напоминали оные для I типа, только с более медленным и продолжительным падением блеска до начала линейной стадии. Другие, достигнув пика, держались на нём до 100 суток, а затем блеск резко падал и выходил на линейный «хвост». Абсолютная звёздная величина максимума варьируется в широком пределе от {\textstyle -20^m} до{\textstyle -13^m}. Среднее значение для IIp — {\textstyle M_B=-18^m}, для II-L {\textstyle M_B=-17^m}.

Спектры[править | править вики-текст]

Вышеприведенная классификация уже содержит некоторые основные черты спектров сверхновых различных типов, остановимся на том, что не вошло. Первая и очень важная особенность, которая долго мешала расшифровке полученных спектров — основные линии очень широкие.

Для спектров сверхновых типа II и Ib\c характерно:

  • Наличие узких абсорбционных деталей вблизи максимума блеска и узкие несмещенные эмиссионные компоненты.
  • Линии [NIII], [NIV], [CIII], [CIV] наблюдаемые в ультрафиолетовом излучении.

Наблюдения вне оптического диапазона[править | править вики-текст]

Частота вспышек[править | править вики-текст]

Частота вспышек зависит от числа звёзд в ней или, что то же самое для обычных галактик, светимости. Общепринятой величиной, характеризующей частоту вспышек в разных типах галактик, является SNu[6]:

1 SNu = \frac{1 SN}{10^{10}L_\odot (B) *100year },

где {\textstyle L_\odot (B)} — светимость Солнца в фильтре B. Для разных типов вспышек её величина составляет[6]:

Тип галактики Ia Ib/c II
спиральные 0,2 0,25 0,65
эллиптические 0,31 нет нет

При этом сверхновые Ib/c и II тяготеют к спиральным рукавам.

Наблюдение остатков сверхновых[править | править вики-текст]

Крабовидная туманность (изображение в рентгеновских лучах), хорошо видна внутренняя ударная волна, свободно распространяющийся ветер, а также джет

Каноническая схема молодого остатка следующая[7]:

  1. Возможный компактный остаток; обычно это пульсар, но возможно и чёрная дыра
  2. Внешняя ударная волна, распространяющаяся в межзвёздном веществе.
  3. Возвратная волна, распространяющаяся в веществе выброса сверхновой.
  4. Вторичная, распространяющаяся в сгустках межзвёздной среды и в плотных выбросах сверхновой.

Вместе они образуют следующую картину: За фронтом внешней ударной волны газ нагрет до температур TS ≥ 107 К и излучает в рентгеновском диапазоне с энергией фотонов в 0,1—20 кэВ, аналогичное газ за фронтом возвратной образует вторую область рентгеновского излучения. Линии высокоионизированных Fe, Si, S и т. п — доказывает тепловую природу излучения из обеих слоев.

Оптическое излучение молодого остатка создает газ в сгустках за фронтом вторичной волны. Так как в них скорость распространении выше, а значит газ остывает быстрее и излучения переходит из рентгена в оптику. Ударное происхождение оптического излучения подтверждает относительная интенсивность линий.

Волокна в Кассиопее A дают понять, что происхождение сгустков вещества может быть двояким. Так называемые быстрые волокна разлетаются со скоростью 5000—9000 км/с и излучают только в линиях O, S, Si — то есть это сгустки сформированные в момент взрыва сверхновой. Стационарные конденсации же имеют скорость 100—400 км/с и в них наблюдается нормальное концентрация H, N, O. Вместе это свидетельствуют, что это вещество было выброшено задолго до вспышки сверхновой и позже было нагретой внешней ударной волной.

Синхротронное радиоизлучение релятивистских частиц в сильном магнитном поле же является основным наблюдательным признаком для всего остатка. Область его локализация — прифронтовые области внешней и возвратной волн. Наблюдается синхротронное излучение и в рентгеновском диапазоне[7].

Теоретическое описание[править | править вики-текст]

Декомпозиция наблюдений[править | править вики-текст]

Природа сверхновых Ia отлична от природы остальных вспышек. Об этом ясно свидетельствует отсутствие вспышек Ib\c и II типов в эллиптических галактиках. Из общих сведений о последних известно, что там мало газа и голубых звёзд, а звездообразование закончилось 1010 лет назад. Это значит, что все массивные звёзды уже завершили свою эволюцию, и остались звёзды с массой меньше солнечной, не более. Из теории эволюции звёзд известно, что звёзды подобного типа взорвать невозможно, а следовательно, нужен механизм продления жизни для звёзд масс 1-2M[6].

Отсутствие линий водорода в спектрах Ia\Iax говорит о том, что в атмосфере исходной звезды его крайне мало. Масса выброшенного вещества достаточно велика — 1M, преимущественно содержит углерод, кислород и прочие тяжёлые элементы. А смещённые линии Si II — о том, что во время выброса активно идут ядерные реакции. Всё это убеждает, что в качестве звезды-предшественника выступает белый карлик, скорее всего углеродно-кислородный[8].

Тяготение к спиральным рукавам сверхновых Ib\c и II типов свидетельствует, что звездой прародителем являются короткоживущие O-звезды с массой 8-10M.

Термоядерный взрыв[править | править вики-текст]

Доминирующий сценарий

Один из способов высвободить требуемое количество энергии — резкое увеличение массы вещества, участвующего в термоядерном горении, то есть термоядерный взрыв. Однако физика одиночных звёзд такого не допускает. Процессы в звёздах, находящихся на главной последовательности, равновесны. Поэтому во всех моделях рассматриваются конечный этап звёздной эволюции — белые карлики. Однако сам по себе последний — устойчивая звезда, все может изменится только при приближении к пределу Чандрасекара. Это приводит к однозначному выводу, что термоядерный взрыв возможен только в звёздных системах, скорее всего, в так называемых двойных звёздах.

В данной схеме есть две переменные, влияющие состояние, химический состав и итоговую массу вовлеченного во взрыв вещества. Первая[8]:

  • Второй компаньон обычная звезда с которого вещество утекает на первый.
  • Второй компаньон такой же белый карлик. Такой сценарий называет двойным вырождением (англ. Double degeneration)

Вторая:

Общим во всех сценариях образования сверхновых сверхновых Ia то, что взрывающийся карлик скорее всего углеродно-кислородный. В взрывной волне горения, идущей от центра к поверхности, текут реакции[9]:

^{12}C~+~^{16}O~\rightarrow~^{28}Si~+~\gamma~(Q = 16.76~MeV),
^{28}Si~+~^{28}Si~\rightarrow~^{56}Ni~+~\gamma~(Q=10.92~MeV).

Масса вступающего в реакцию вещества определяет энергетику взрыва и, соответственно блеск в максимуме. Если предположить, что в реакцию вступает вся масса белого карлика, то энергетика взрыва составит 2,2 1051 эрг[10].

Дальнейшее поведение кривой блеска в основном определяется цепочкой распада[9]:

^{56}Ni~\rightarrow~^{56}Co~\rightarrow~^{56}Fe

Изотоп 56Ni нестабилен и имеет период полураспада 6.1 дней. Далее e-захват приводит к образованию ядра 56Co преимущественно в возбуждённом состоянии с энергией 1.72 МэВ. Этот уровень нестабилен и переход электрона в основное состояние сопровождается испусканием каскада γ-квантов с энергиями от 0.163 МэВ до 1.56 МэВ. Эти кванты испытывают комптоновское рассеяние и их энергия быстро уменьшается до ~ 100 кэВ. Такие кванты уже эффективно поглощаются фотоэффектом, и как следствие нагревают вещество. По мере расширения звезды плотность вещества в звезде падает, число столкновений фотонов уменьшается и вещество поверхности звезды становится прозрачным для излучения. Как показывают теоретические расчеты, такая ситуация наступает примерно через 20-30 суток после достижения звездой максимума светимости.

Через 60 суток после начала вещество становится прозрачным для γ-излучения. На кривой блеска начинается экспоненциальный спад. К этому времени,56Ni уже распался и энерговыделение идет за счет β-распада 56Co до 56Fe(T1/2 = 77 дней) с энергиями возбуждения вплоть до 4.2 МэВ.

Гравитационный коллапс ядра[править | править вики-текст]

Модель механизма гравитационного коллапса

Второй сценарий выделения необходимой энергии — это коллапс ядра звезды. Масса его его должна быть в точности равна массе его остатка — нейтронной звезды, подставив типичные значения получаем[11]:

E_{tot} \sim \frac{GM^2}{R} \sim 10^{53} эрг,

где M = 0, а R = 10 км, G — гравитационная постоянная. Характерное время при этом:

 \tau_{ff} \sim \frac{1}{\sqrt{G\rho}} ~4\cdot10^{-3}\cdot\rho_{12}^{-0,5} c,

где ρ12 — плотность звезды, нормированная на 1012г/см3.

Полученное значение на два порядка превосходит кинетическую энергию оболочки. Необходим переносчик, который должен с одной стороны унести высвободившуюся энергию, а с другой — не провзаимодействовать с веществом. На роль такого переносчика подходит нейтрино.

За их образование отвечают несколько процессов. Первый и самый важный для дестабилизации звезды и начала сжатия — процесс нейтронизации[11]:

{}^{3}He +e^- \to {}^{3}H +\nu_e

{}^4He + e^- \to{}^4H + n +\nu_e

{}^{56}Fe + e^- \to {}^{56}Mn +\nu_e

Нейтрино от этих реакций уносят 10 %. Главную же роль в охлаждении играет УРКА-процессы

e^+ + n \to \tilde{\nu}_e +p

e^- + p \to \nu_e +n

Вместо протонов и нейтронов могут выступать и атомные ядра, с образованием нестабильного изотопа, который испытывает бета-распад:

e^- +(A,Z) \to (A, Z-1) + \nu_e,

(A,Z-1) \to (A,Z) + e^- + \tilde{\nu}_e.

Интенсивность этих процессов нарастает по мере сжатия, тем самым его ускоряя. Останавливает же это процесс рассеяние нейтрино на вырожденных электронах, в ходе которого термолизуются и запираются внутри вещества. Достаточная концентрация вырожденных электронов достигается при плотностях {\textstyle \rho_{nuc} =2,8\cdot 10^{14}}г/см3.

Заметим, что процессы нейтронизации идут только при плотностях 1011/см3, достижимых только в ядре звезды. Это значит, что гидродинамическое равновесие нарушается только в нём. Внешние же слои находятся в локальном гидродинамическом равновесии, и коллапс начинается только после того, как центральное ядро сожмётся и образует твёрдую поверхность. Отскок от этой поверхности обеспечивает сброс оболочки.

Модель молодого остатка сверхновой[править | править вики-текст]

Теория эволюции остатка сверхновой[править | править вики-текст]

Выделяется три этапа эволюции остатка сверхновой:

  1. Свободный разлет. Заканчивается в тот момент, когда масса сгребенного вещества сравняется с массой выброса:
    R_s = \left (\frac{3M_0}{4\pi\nu m_H n_0} \right) \simeq 2 пк, t = \frac{R_s}{V_s} \simeq 200 лет.
  2. Адиабатическое расширение (стадия Седова). Вспышка сверхновой на этой стадии представляется как сильный точечный взрыв в среде с постоянной теплоёмкостью. К этой задаче применимо автомодальное решение Седова, проверенное на ядерных взрывах в земной атмосфере:
    R_S = 13.5\left(\frac{E_{51}}{n_0} \right)^{0.2} \left(\frac{t}{10^4year} \right)^{0.4} пк
    T_S = 1.5\left(\frac{E_{51}}{n_0} \right)R_{S,(pc)}^{-3} 10^{10} К
  3. Стадия интенсивного высвечивания. Начинается когда температура за фронтом достигает максимума на кривой радиационных потерь. Согласно численным расчётам это происходит в момент:
    t_{cool} = 2.7 E_{51}^{0.24}n_0^{-0.52}*10^4 лет
    Соответствующие радиус внешней ударной волны и её скорость:
    R_{cool} = 20E_{51}^0.29n_0^{-0.41} пк, V_{cool} = 280E_{51}^{0.055}n_0^{0.11} км\с

Расширение оболочки останавливается в тот момент, когда давление газа остатка уравняется с давлением газа в межзвёздной среде. После этого остаток начинает диссипировать, сталкиваясь с хаотично движущимися облаками. Время рассасывания достигает:

t_{max} = 7E_{51}^{0.32}n_0^{0.34}\tilde P_{0,4}^{-0.7} лет

Теория возникновения синхротронного излучения[править | править вики-текст]

Построение детального описания[править | править вики-текст]

Поиск остатков сверхновых[править | править вики-текст]

Поиск звёзд-предшественников[править | править вики-текст]

Теория сверхновых Ia[править | править вики-текст]

Помимо неопределённостей в теориях сверхновых Ia, описанных выше, много споров вызывает сам механизм взрыва. Чаще всего модели можно разделить по следующим группам[12]:

  • Мгновенная детонация
  • Отложенная детонация
  • Пульсирующая отложенная детонация
  • Турбулентное быстрое горение

По крайней мере для каждой комбинации начальных условий перечисленные механизмы можно встретить в той или иной вариации. Но этим круг предложенных моделей не ограничивается. В качестве примера можно привести модели, когда детонируют сразу два белых карлика. Естественно, это возможно только в тех сценариях, когда оба компонента проэволюционировали.

Химическая эволюция и воздействие на межзвёздную среду[править | править вики-текст]

Химическая эволюция Вселенной. Происхождение элементов с атомным номером выше железа.[править | править вики-текст]

Взрывы сверхновых - основной источник пополнения межзвёздной среды элементами с атомными номерами больше(или как говорят тяжелее) He. Однако процессы их породившие для различных групп элементов и даже изотопов свои.

  1. Практически все элементы тяжелее He и до Fe - результат классического термоядерного синтеза, проистекающего, например в недрах звёзд или при взрыве сверхновых в ходе p-процесса. Тут стоит оговориться, что крайне малая часть все же была получена в ходе первичного нуклеосинтеза.
  2. Все элементы тяжелее 209Bi - это результат r-процесса
  3. Происхождение же прочих является предметом дискуссии, в качестве возможных механизмов предлагаются s-, r-, ν-, и rp-процессы.[13]
Структура и процессы нуклеосинтеза в предсверхновый и в следующее мгновение после вспышки для звезды 25M, масштаб не соблюден[14].

R-процесс[править | править вики-текст]

r-Проце́сс - это процесс образования более тяжёлых ядер из более лёгких путём последовательного захвата нейтронов в ходе (n,γ) реакций и продолжается до тех пор, пока темп захвата нейтронов выше, чем темп β-распада изотопа. Иными словами среднее время захвата n нейтронов τ(n,γ) должно быть:

\tau(n,\gamma)\approx\frac{1}{n}\tau_{\beta}

где τβ - среднее время β-распада ядер, образующих цепочку r-процесса. Это условие накладывает ограничение на плотность нейтронов, т.к.:

\tau(n,\gamma)\approx \left(\rho\overline{(\sigma_{n\gamma},v_n)}\right)^{-1}

где \overline{(\sigma_{n\gamma},v_n)} - произведение сечения реакции (n,γ) на скорость нейтрона относительно ядра мишени, усредненное по максвелловскому спектру распределения скоростей. Учитывая что, r-процесс происходит в тяжёлых и средних ядрах, 0.1 с < τβ < 100 с, то для n ~ 10 и температуры среды T = 109K, получим характерную плотность

\rho\approx2\cdot10^{17} нейтронов/см3.

Такие условия достигаются в:

  • Ударной волне. Проходя по гелиевому и неоновому слоям, она вызывает реакцию \mathrm{^{22}Ne} + \mathrm{^{4}He}\rightarrow\mathrm{^{25}Mg} + \mathrm{^{1}n} с требуемой концентрацией нейтронов.
  • Центральной части массивной звезды, находящейся в стадии предсверхновой. Там образуется большое количество нейтронов и \displaystyle\mathrm{\alpha}-частиц, при фоторасщеплении железа \mathrm{^{56}Fe} + \mathrm{\gamma}\rightarrow 13\,\mathrm{^{4}He} + 4\,\mathrm{^{1}n} на заключительной стадии эволюции.

ν-процесс[править | править вики-текст]

ν-процесс - это процесс нуклеосинтеза, через взаимодействие нейтрино с атомными ядрами. Возможно, он ответственен за появление изотопов 7Li, 11B, 19F, 138La и 180Ta[15]

Влияние на крупномасштабную структуру межзвёздного газа галактики[править | править вики-текст]

История наблюдений[править | править вики-текст]


Интерес Гиппарха к неподвижным звёздам, возможно, был вдохновлён наблюдением сверхновой звезды (по Плинию). Наиболее ранняя запись, которая идентифицируется как запись наблюдений сверхновой SN 185 (англ.), была сделана китайскими астрономами в 185 году нашей эры. Самая яркая известная сверхновая SN 1006 была подробно описана китайскими и арабскими астрономами. Хорошо наблюдалась сверхновая SN 1054, породившая Крабовидную туманность. Сверхновые звезды SN 1572 и SN 1604 были видны невооружённым глазом и имели большое значение в развитии астрономии в Европе, так как были использованы в качестве аргумента против аристотелевской идеи, гласившей, что мир за пределами Луны и Солнечной системы неизменен. Иоганн Кеплер начал наблюдение SN 1604 17 октября 1604 года. Это была вторая сверхновая, которая была зарегистрирована на стадии возрастания блеска (после SN 1572, наблюдавшейся Тихо Браге в созвездии Кассиопеи).

С развитием телескопов сверхновые звёзды стало возможно наблюдать и в других галактиках, начиная с наблюдений сверхновой S Андромеды в Туманности Андромеды в 1885 году. В течение двадцатого столетия были разработаны успешные модели для каждого типа сверхновых и понимание их роли в процессе звездообразования возросло. В 1941 году американскими астрономами Рудольфом Минковским и Фрицем Цвикки была разработана современная схема классификации сверхновых звёзд.

В 1960-х астрономы выяснили, что максимальная светимость взрывов сверхновых может быть использована в качестве стандартной свечи, следовательно, показателя астрономических расстояний. Сейчас сверхновые дают важную информацию о космологических расстояниях. Самые далёкие сверхновые оказались слабее, чем ожидалось, что, по современным представлениям, показывает, что расширение Вселенной ускоряется.

Были разработаны способы для реконструкции истории взрывов сверхновых, которые не имеют письменных записей наблюдений. Дата появления сверхновой Кассиопея A определялась по световому эху от туманности, в то время как возраст остатка сверхновой RX J0852.0-4622 (англ.) оценивается по измерению температуры и γ-выбросов от распада титана-44. В 2009 году в антарктических льдах были обнаружены нитраты, соответствующие времени взрыва сверхновой.

22 января 2014 года в галактике M82, расположенной в созвездии Большая Медведица, вспыхнула сверхновая звезда SN 2014J. Галактика M82 находится на расстоянии 12 млн световых лет от нашей галактики и имеет видимую звёздную величину чуть менее 9. Данная сверхновая является самой близкой к Земле, начиная с 1987 года (SN 1987A).

Наиболее известные сверхновые звёзды и их остатки[править | править вики-текст]

Исторические сверхновые в нашей Галактике (наблюдавшиеся)[править | править вики-текст]

Сверхновая Дата вспышки Созвездие Макс. блеск Рассто-
яние (св. лет)
Тип вспы-
шки
Дли-
тель-
ность види-
мости
Остаток Примечания
SN 185 185, 7 декабря Центавр −8 3000 Ia ? 8—20 мес. G315.4-2.3 (RCW 86)[16] китайские летописи: наблюдалась рядом с Альфой Центавра.
SN 369 369 неизвестно неиз-
вестно
неиз-
вестно
неиз-
вестно
5 мес. неизвестно китайские летописи: положение известно очень плохо. Если она находилась вблизи галактического экватора, весьма вероятно, что это была сверхновая, если же нет, она, скорее всего, была медленной новой.
SN 386 386 Стрелец +1,5 16 000 II ? 2—4 мес. G11.2-0.3 китайские летописи
SN 393 393 Скорпион 0 34 000 неиз-
вестно
8 мес. несколько кандидатур китайские летописи
SN 1006 1006, 1 мая Волк −7,5 7200 Ia 18 мес. SNR 1006 швейцарские монахи, арабские учёные и китайские астрономы.
SN 1054 1054, 4 июля Телец −6 6300 II 21 мес. Крабовидная туманность на Ближнем и Дальнем Востоке (в европейских текстах не значится, не считая туманных намёков в ирландских монастырских хрониках).
SN 1181 1181, август Кассиопея −1 8500 неиз-
вестно
6 мес. Возможно, 3C58 (G130.7+3.1) труды профессора Парижского университета Александра Некэма, китайские и японские тексты.
SN 1572 1572, 6 ноября Кассиопея −4 7500 Ia 16 мес. Остаток сверхновой Тихо Это событие зафиксировано во многих европейских источниках, в том числе и в записях молодого Тихо Браге. Правда, он заметил вспыхнувшую звезду лишь 11 ноября, но зато следил за ней целых полтора года и написал книгу «De Nova Stella» («О новой звезде») — первый астрономический труд на эту тему.
SN 1604 1604, 9 октября Змееносец −2,5 20000 Ia 18 мес. Остаток сверхновой Кеплера С 17 октября её стал изучать Иоганн Кеплер, который изложил свои наблюдения в отдельной книге.
SN 1680 1680, 16 августа Кассиопея +6 10000 IIb[17] неиз-
вестно (не более недели)
Остаток Сверхновой Кассиопея А возможно замечена Флемстидом и занесена в каталог как 3 Кассиопеи.

См. также[править | править вики-текст]

Примечания[править | править вики-текст]

  1. Сверхновые Звезды. Ю.Цветков.
  2. сверхновые звёзды // Физическая энциклопедия / Д. М. Алексеев, А. М. Балдин, А. М. Бонч-Бруевич, А. С. Боровик-Романов, Б. К. Вайнштейн, С. В. Вонсовский, А. В. Гапонов-Грехов, С. С. Герштейн, И. И. Гуревич, А. А. Гусев, М. А. Ельяшевич, М. Е. Жаботинский, Д. Н. Зубарев, Б. Б. Кадомцев, И. С. Шапиро, Д. В. Ширков; под общ. ред. А. М. Прохорова. — М.: Советская энциклопедия, 1988—1999.
  3. Scannapieco Evan, Bildsten Lars The Type Ia Supernova Rate // The Astrophysical Journal. — 2005. — Vol. 629. — P. L85-L88. — ISSN 0004-637X. — DOI:10.1086/452632 исправить
  4. Foley Ryan J., Challis P. J., Chornock R., Ganeshalingam M., Li W., Marion G. H., Morrell N. I., Pignata G., Stritzinger M. D., Silverman J. M., Wang X., Anderson J. P., Filippenko A. V., Freedman W. L., Hamuy M., Jha S. W., Kirshner R. P., McCully C., Persson S. E., Phillips M. M., Reichart D. E., Soderberg A. M. TYPE Iax SUPERNOVAE: A NEW CLASS OF STELLAR EXPLOSION // The Astrophysical Journal. — 2013. — Vol. 767. — P. 57. — ISSN 0004-637X. — DOI:10.1088/0004-637X/767/1/57 — Bibcode2013ApJ...767...57F исправить
  5. Doggett J. B., Branch D. A comparative study of supernova light curves // The Astronomical Journal. — 1985. — Vol. 90. — P. 2303–2311. — ISSN 00046256. — DOI:10.1086/113934 исправить
  6. 1 2 3 Т.А. Лоизинская. Взрывы звёзд и звёздный ветер в галактиках. — 2-ое. — Москва: URSS, 2013. — С. 48-54. — 216 с. — ISBN 978-5-397-03582-8.
  7. 1 2 Т.А. Лоизинская. Взрывы звёзд и звёздный ветер в галактиках. — 2-ое. — Москва: URSS, 2013. — С. 59-67. — 216 с. — ISBN 978-5-397-03582-8.
  8. 1 2 Hillebrandt Wolfgang, Niemeyer Jens C. Type Ia Supernova Explosion Models // Annual Review of Astronomy and Astrophysics. — 2000. — Vol. 38. — P. 191-230. — ISSN 0066-4146. — DOI:10.1146/annurev.astro.38.1.191 исправить
  9. 1 2 Б.C. Ишханов, И.М. Капитонов, И.А. Тутынь. Нуклеосинтез во Вселенной. — М., 1998.
  10. Iben I., Jr., Tutukov A. V. Supernovae of type I as end products of the evolution of binaries with components of moderate initial mass (M not greater than about 9 solar masses) // The Astrophysical Journal Supplement Series. — 1984. — Vol. 54. — P. 335. — ISSN 0067-0049. — DOI:10.1086/190932 исправить
  11. 1 2 Засов А. В., Постнов К. А. Общая астрофизика. — Фрязино: Век 2, 2006. — 496 с. — (Сверхновые и остатки сверхновых звёзд). — 3000 экз. — ISBN 5-85099-169-7, УДК 52, ББК 22.6.
  12. *http://adsabs.harvard.edu/abs/2012nuco.confE..50F
  13. José, Jordi; Iliadis,Christian Nuclear astrophysics: the unfinished quest for the origin of the elements. — Reports on Progress in Physics, 2011. — DOI:10.1088/0034-4885/74/9/096901 — Bibcode2011RPPh...74i6901J
  14. José, Jordi; Iliadis, Christian Nuclear astrophysics: the unfinished quest for the origin of the elements. — 2011. — Bibcode2011RPPh...74i6901J
  15. José, Jordi; Iliadis, Christian Nuclear astrophysics: the unfinished quest for the origin of the elements. — 2011. — DOI:10.1088/0034-4885/74/9/096901 — Bibcode2011RPPh...74i6901J
  16. RCW 86: исторический остаток сверхновой
  17. Остатки сверхновых, Астронет

Ссылки[править | править вики-текст]