헬륨 플래시

Helium flash
낮은 질량의 별들의 중심핵에서 헬륨의 융합.

헬륨 섬광은 낮은 질량의 별 중심에서 대량의 헬륨을 삼중 알파 과정을 통해 탄소로 만드는 매우 짧은 열 폭주 핵융합입니다(0.8 태양질량)M☉ ~ 2.0 사이).M 적색 거성 단계(태양은 주계열에서 떠난 지 12억 년 후에 섬광을 경험할 것으로 예측됩니다☉[1].)훨씬 더 드문 폭주 헬륨 핵융합 과정이 백색왜성의 표면에서도 일어날 수 있다.

질량이 작은 별들은 정상적인 헬륨 융합을 시작하기 위한 충분한 중력 압력을 생성하지 못한다.핵의 수소가 소진되면, 남아 있는 헬륨의 일부는 열압력보다는 양자역학적 압력에 의해 중력붕괴에 의해 지탱되는 퇴화물질로 압축된다.이것은 중심핵의 밀도와 온도를 증가시켜 중심핵에서 헬륨 융합(또는 "헬륨 연소")을 일으킬 정도로 뜨거운 약 1억 켈빈에 도달합니다.

그러나 열압이 퇴행성 압력을 초과할 정도로 매우 높아지기 전까지는 온도 상승이 물질의 부피 증가를 일으키지 않는다는 것이 퇴행성 물질의 기본 특성이다.주계열성에서는 열팽창이 중심핵의 온도를 조절하지만 축퇴된 중심핵에서는 이러한 현상이 발생하지 않습니다.헬륨 융합은 온도를 증가시켜 핵융합 속도를 증가시켜 폭주 반응 시 온도를 더욱 증가시킨다.이것은 불과 몇 분 동안만 지속되는 매우 강력한 헬륨 핵융합 섬광을 발생시키지만, 우리 은하 전체에 버금가는 속도로 잠시 에너지를 방출합니다.

일반적인 저질량 별의 경우, 거대한 에너지 방출은 중심핵의 많은 부분을 퇴행성으로부터 나오게 하고, 그러나 헬륨 섬광에 의해 방출되는 총 에너지만큼 열적으로 팽창하게 하고, 남아 있는 에너지는 별의 윗층으로 흡수됩니다.따라서 헬륨 섬광은 대부분 관측할 수 없으며 천체물리학적 모형으로만 설명됩니다.중심핵이 팽창하고 냉각된 후, 별의 표면은 빠르게 식고 수축하여 이전의 반지름과 광도의 약 2%가 된다.전자가 퇴화한 헬륨핵의 무게는 별 질량의 약 40%이며 중심핵의 6%가 [2]탄소로 변환되는 것으로 추정된다.

적색 거성

사쿠라이의 물체는 헬륨 [3]섬광을 받는 백색왜성이다.

2.0 미만의 별에서 적색 거성 진화의 단계 동안M☉ 수소 핵융합은 핵이 고갈되면서 핵에서 멈추고 헬륨이 풍부한 핵을 남긴다.별의 껍질에서 수소의 융합이 계속되어 중심핵의 헬륨 축적이 계속되면서 중심핵이 더 밀집되어 있는 반면, 온도는 더 무거운 별에서 일어나는 것처럼 헬륨 융합에 필요한 수준에 도달할 수 없습니다.따라서 핵융합으로 인한 열압력은 중력붕괴에 대항하고 대부분의 별에서 볼 수 있는 정수적 평형을 만들기에 더 이상 충분하지 않습니다.이것은 결국 헬륨 핵이 퇴화 물질이 될 수 있을 정도로 압축될 때까지 별의 수축과 온도 상승을 야기합니다.이 축퇴압력은 마침내 가장 중심적인 물질의 붕괴를 멈추기에 충분하지만 나머지 코어들은 계속 수축하고 헬륨이 점화되어 융합하기 [4][5][6]시작할 수 있는 지점(θ1×10K8)에 도달할 때까지 온도는 계속 상승합니다.

헬륨 플래시의 폭발성은 퇴화된 물질에서 발생한다.온도가 1억~2억 켈빈에 도달하고 삼중 알파 과정을 사용하여 헬륨 핵융합이 시작되면, 온도는 급격히 상승하여 헬륨 핵융합 속도를 더욱 높이고, 퇴화 물질은 열의 좋은 전도체이기 때문에 반응 영역을 넓힙니다.

그러나 축퇴압(순수하게 밀도의 함수)이 열압(밀도와 온도의 곱에 비례함)을 지배하기 때문에 전체 압력은 온도에 따라 약하게만 좌우됩니다.따라서 급격한 온도 상승은 약간의 압력 상승만을 초래하므로 노심의 냉각 팽창을 안정시킬 수 없다.

이 급격한 반응은 온도가 다시 상승하여 퇴화를 제거할 때까지 항성의 정상적인 에너지 생산량의 약 1,000억 배까지 빠르게 상승합니다.그러면 핵이 팽창하고 냉각되어 헬륨의 안정적인 연소가 [7]계속될 것입니다.

질량이 약 2.25 이상인 별M☉ 핵이 퇴화하지 않고 헬륨을 태우기 시작하므로 이런 종류의 헬륨 섬광은 나타나지 않습니다.질량이 매우 낮은 별(약 0.5 미만)M☉)는 헬륨을 발화할 만큼 노심이 뜨겁지 않다.퇴화된 헬륨 핵은 계속 수축할 것이고, 마침내 헬륨 백색왜성이 될 것이다.

헬륨 섬광은 전자기 방사선에 의해 표면에서 직접 관찰되지 않습니다.섬광은 별 안쪽의 중심에서 발생하며, 최종 효과는 방출된 모든 에너지가 중심 전체에 흡수되어 퇴화 상태가 비퇴화되는 것입니다.이전의 계산에서는 중단 없는 질량 손실이 일부 [8]경우에 가능할 것으로 나타났지만, 이후 중성미자 에너지 손실을 고려한 항성 모형에서는 그러한 질량 [9][10]손실이 없음을 나타낸다.

한 태양질량별에서 헬륨 섬광은 탄소-산소 백색왜성의 탄소 핵융합에 의해 유발되는 1.5×1044 J형 Ia [12]초신성의 에너지 방출의 약 0.3%인 5×1041 [11]J를 방출하는 것으로 추정된다.

쌍성 백색왜성

쌍성 동반성에서 백색왜성에 수소 가스가 축적되면 수소는 융합하여 헬륨을 형성할 수 있지만, 대부분의 시스템은 퇴화된 백색왜성 내부에서 수소층을 형성합니다.이 수소는 별의 표면 근처에서 껍데기를 형성하기 위해 쌓일 수 있다.수소 덩어리가 충분히 커지면, 폭주하는 핵융합이 노바를 일으킨다.표면에서 수소가 융합하는 몇 개의 2진법 체계에서는 축적된 헬륨 덩어리가 불안정한 헬륨 섬광으로 타오를 수 있다.어떤 쌍성계에서는 동반성이 수소의 대부분을 잃고 헬륨이 풍부한 물질을 콤팩트별에 기증할 수도 있다.중성자별에서도 [citation needed]유사한 섬광이 발생한다.

셸 헬륨 섬광

셸 헬륨 섬광은 다소 유사하지만 훨씬 덜 격렬한 비도주 헬륨 점화 사건으로, 퇴화 물질이 없을 때 발생합니다.그것들은 중심핵 바깥의 껍데기 안에 있는 점근거성 가지별에서 주기적으로 발생한다.이것은 거성 단계에 있는 별의 수명에 있어서 늦은 것입니다.이 별은 현재 탄소와 산소로 구성되어 있는 중심핵에 있는 헬륨의 대부분을 태웠다.헬륨 핵융합은 이 핵 주변의 얇은 껍질에서 계속되지만 헬륨이 고갈되면 꺼집니다.이것은 수소 융합이 헬륨층 위의 층에서 시작될 수 있게 해준다.헬륨이 충분히 축적되면 헬륨 융합이 재점화되어 결국 별이 일시적으로 팽창하고 밝아지게 됩니다(헬륨 융합이 재개된 에너지가 표면에 도달하는 데 수년이[13] 걸리기 때문에 밝기 펄스는 지연됩니다).이러한 펄스는 수백 년 동안 지속될 수 있으며 10,000년에서 100,000년 [13]사이에 주기적으로 발생하는 것으로 생각됩니다.섬광 후 헬륨 핵융합은 헬륨 껍질이 [13]소모됨에 따라 주기의 약 40% 동안 기하급수적으로 감소하는 속도로 계속됩니다.열 펄스는 별이 가스와 [citation needed]먼지의 별주위 껍질을 떨어뜨리게 할 수 있다.

픽션에서

류시신이 2000년에 쓴 공상과학 소설 지구 떠돌이에서 헬륨 섬광의 예측은 태양계를 탈출하려는 음모를 이끈다.이 줄거리는 중편소설에 기반한 2019년 영화에는 없었다.

「 」를 참조해 주세요.

레퍼런스

  1. ^ Pols, Onno (September 2009). "Chapter 9: Post-main sequence evolution through helium burning" (PDF). Stellar Structure and Evolution (lecture notes). Archived from the original (PDF) on 20 May 2019.
  2. ^ Taylor, David. "The End Of The Sun". North Western.
  3. ^ "White Dwarf Resurrection". Retrieved 3 August 2015.
  4. ^ Hansen, Carl J.; Kawaler, Steven D.; Trimble, Virginia (2004). Stellar Interiors - Physical Principles, Structure, and Evolution (2 ed.). Springer. pp. 62–5. ISBN 978-0387200897.
  5. ^ Seeds, Michael A.; Backman, Dana E. (2012). Foundations of Astronomy (12 ed.). Cengage Learning. pp. 249–51. ISBN 978-1133103769.
  6. ^ Karttunen, Hannu; Kröger, Pekka; Oja, Heikki; Poutanen, Markku; Donner, Karl Johan, eds. (2007-06-27). Fundamental Astronomy (5 ed.). Springer. p. 249. ISBN 978-3540341437.
  7. ^ Deupree, R. G.; R. K. Wallace (1987). "The core helium flash and surface abundance anomalies". Astrophysical Journal. 317: 724–732. Bibcode:1987ApJ...317..724D. doi:10.1086/165319.
  8. ^ Deupree, R. G. (1984). "Two- and three-dimensional numerical simulations of the core helium flash". The Astrophysical Journal. 282: 274. Bibcode:1984ApJ...282..274D. doi:10.1086/162200.
  9. ^ Deupree, R. G. (1996-11-01). "A Reexamination of the Core Helium Flash". The Astrophysical Journal. 471 (1): 377–384. Bibcode:1996ApJ...471..377D. CiteSeerX 10.1.1.31.44. doi:10.1086/177976.
  10. ^ Mocák, M (2009). Multidimensional hydrodynamic simulations of the core helium flash in low-mass stars (PhD. Thesis). Technische Universität München. Bibcode:2009PhDT.........2M.
  11. ^ Edwards, A. C. (1969). "The Hydrodynamics of the Helium Flash". Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 146 (4): 445–472. Bibcode:1969MNRAS.146..445E. doi:10.1093/mnras/146.4.445.
  12. ^ Khokhlov, A.; Müller, E.; Höflich, P. (1993). "Light curves of Type IA supernova models with different explosion mechanisms". Astronomy and Astrophysics. 270 (1–2): 223–248. Bibcode:1993A&A...270..223K.
  13. ^ a b c Wood, P. R.; D. M. Zarro (1981). "Helium-shell flashing in low-mass stars and period changes in mira variables". Astrophysical Journal. 247 (Part 1): 247. Bibcode:1981ApJ...247..247W. doi:10.1086/159032.