Tartalom
Az ábrák listája
- 1.1. Galaxisunk egyik legaktívabb csillagkeletkezési területe, az Orion-köd egy részlete a Spitzer infravörös–űrtávcső felvételén
- 1.2. A csillagok fősorozat előtti fejlődésének főbb állomásai
- 1.3. A fiatal csillag körüli korong az impulzusmomentum megmaradása révén alakul ki; ez a megmaradási törvény érvényes a bolygórendszer kialakulása után is (F. H. Shu nyomán)
- 1.4. Egy tipikus nyílthalmaz, a Fiastyúk. Területén az együtt született csillagok még nem szóródtak szét az űrben.
- 1.5. A csillagok lehetséges fejlődési útjai (a kezdeti tömegtől függően) a Chandra űrtávcsövet irányító munkacsoport által készített ábrán (www.chandra.harvard.edu).
- 1.6. Különböző típusú csillagok a Hertzsprung–Russel-diagramon
- 1.7. A HRD alternatívája, a szín-fényesség diagram
- 1.8. Egy késői M-törpe, egy L-törpe és egy T-törpecsillag relatív mérete a Naphoz és a Jupiterhez viszonyítva. Az Y-törpék kategóriája képezheti az átmenetet a T-törpék és az óriásbolygók között.
- 1.9. Egy kis tömegű csillag fejlődési útvonala a HRD-n
- 1.10. A Nap fejlődése az idő függvényében (az eltelt idő évmilliárdokban értendő). A vörös óriás állapot esetében az ábrázolás nem méretarányos.
- 1.11. Egy nagy tömegű csillag „hagymahéj-szerű” szerkezete az égitest fejlődésének utolsó szakaszában (en.wikipedia.org)
- 1.12. Különböző tömegű csillagok végállapotai
- 1.13. Egy átlagos fehér törpecsillag mérete a Földhöz viszonyítva
- 1.14. Egy Ia típusú szupernóva-robbanás illusztrációja (D.A. Hardy, astroart.org)
- 1.15. Két, idővel egymásba spirálozó fehér törpe rendszere
- 1.16. Egy neutroncsillag kialakulásának folyamata
- 1.17. A Schwarzschild-sugár képlete
- 1.18. Fantáziarajz egy fekete lyukat tartalmazó röntgenkettősről (T. Maccarone, astro.soton.ac.uk)
- 1.19. Magnitúdó
- 1.20. Néhány égitest látszó fényessége, valamint csillagászati eszközök határfényessége (az ideális körülmények között velük észlelhető leghalványabb objektumok fényessége).
- 1.21. A parszek definíciója
- 1.22. Távolságmodulus
- 1.23. Bolometrikus fényesség
- 1.24. Bolometrikus abszolút fényesség
- 1.25. Színindex
- 1.26. Kettőscsillag
- 1.27. Tömegarány
- 1.28. Kepler III. törvénye
- 1.29. A fősorozati csillagok tömeg-fényesség grafikonja, a sárga pont a Nap helyét jelöli (www.oglethorpe.edu)
- 1.30. Kirchhoff-törvény
- 1.31. Abszolút fekete test
- 1.32. Luminozitás
- 1.33. Wien-törvény
- 1.34. Planck-törvény 1.
- 1.35. Planck-törvény 2.
- 1.36. Egy forró, kék csillag sugárzásának intenzitásgörbéje
- 1.37. Egy hideg, vörös csillag sugárzásának intenzitásgörbéje
- 1.38. A különböző típusú színképek kialakulása
- 1.39. Egy forró óriáscsillag, az Orion csillagképben látszó Rigel színképe: felül a detektor által mért intenzitáseloszlás, alul a vizuálisan megjelenített színkép látható (S. J. Su nyomán).
- 1.40. Különböző színképosztályú csillagok spektrumai
- 1.41. Színképosztályok és átlagos csillagméretek (fősorozati csillagok esetén)
- 1.42. Fémesség
- 1.43. Diffrakció
- 1.44. Felbonthatóság kör alakú apertúra esetén
- 1.45. Egy közeli vörös szuperóriás csillag, az Orion csillagképben látszó Betelgeuze direkt leképezése a Hubble-űrtávcső közeli UV tartományban működő detektorával
- 1.46. Animáció egy fedési kettős rendszer fényességváltozásáról
- 1.47. Különböző csillagok átmérőinek összehasonlítása
- 1.48. Rotációs kiszélesedés
- 1.49. Az eddig ismert legextrémebben lapult csillag, az Achernar (alfa Eridani). A Napunknál kb. 10-szer nagyobb kék óriáscsillag egyenlítői átmérője – a gyors forgás miatt – több mint másfélszerese a poláris átmérőnek.
- 1.50. A Zeeman-effektus
- 1.51.
- 1.52. Hidrosztatikai egyensúly a csillagok belsejében
- 1.53. Fősorozati csillag belső szerkezete
- 1.54. A csillagbelsők változásának bemutatása egy 3 naptömegű (balra), egy 1 naptömegű (középen) és egy 0,5 naptömegű csillag (jobbra) esetében. A sugárzási zóna sárga színnel, a konvektív zóna az áramlásra utaló hurkokkal van jelezve.
- 1.55. A proton-proton ciklus
- 1.56. A CNO-ciklus
- 1.57. A 3α-folyamat
Tartalom
A csillagok olyan csillagközi molekulafelhőkben keletkeznek, mint amilyen pl. az Orion-ködben vagy a Sas-ködben található. Ezek a felhők többnyire molekuláris hidrogénből állnak. Tömegük kb. 1%-át alkotja grafit-, jég- és szilikátszemcsékből álló por (a szemcsék mérete néhány tized mikrométertől néhány mikrométerig terjed). A felhők átlagos élettartama kb. 40 millió év.
1.1. ábra - Galaxisunk egyik legaktívabb csillagkeletkezési területe, az Orion-köd egy részlete a Spitzer infravörös–űrtávcső felvételén
 |
A megfigyelések azt mutatják, hogy a felhőkben sűrű magok vannak. Ezek kialakulása a csillagkeletkezés első fázisa, melyet nem ismerünk pontosan. A második fázis az, mikor a mag a saját gravitációja hatására kezd összehúzódni. Az összehúzódás elején a mag anyaga még annyira ritka, hogy a felszabaduló gravitációs energia szabadon kisugárzódik, ezért a mag hőmérséklete nem emelkedik. A folyamat először egy sűrűbb mag kialakulásához (protocsillag) vezet, melyre kevésbé sűrű anyag hullik.
A felhőnek kezdetben volt valamennyi impulzusmomentuma (perdülete). Összehúzódáskor a sugara jelentősen csökken, ami az impulzusmomentum megmaradási törvénye miatt a forgási sebesség megnövekedésével jár. Ez azt eredményezi, hogy az összehúzódó felhő belapul. Kialakul a csillagmag és egy körülötte lévő anyagkorong, az ún. akkréciós korong. Ekkor a csillag anyaga már olyan sűrű, hogy a sugárzás nem tud akadálytalanul kijutni belőle, ezért a felszabaduló gravitációs energia melegíti a protocsillagot, így az láthatóvá válik.
1.3. ábra - A fiatal csillag körüli korong az impulzusmomentum megmaradása révén alakul ki; ez a megmaradási törvény érvényes a bolygórendszer kialakulása után is (F. H. Shu nyomán)
 |
Mikor a protocsillag belsejének hőmérséklete eléri a 10-15 millió Kelvint, akkor megnő a hidrogén héliummá való átalakulásának valószínűsége és beindulnak a fúziós reakciók. Ezen a ponton az összehúzódás leáll, mivel a csillagban uralkodó nyomás ki tudja egyenlíteni a gravitáció hatását. A csillag megérkezik a fősorozatra. A csillagkörüli anyagkorong egy része ráhullik a csillagra. Másik részéből pedig a por- és gázrészecskék összeolvadása révén bolygócsírák, majd bolygók keletkeznek. Ezért mire a csillag eléri a fősorozatot, az akkréciós korong nagy része eltűnik. Ilyen módon alakult ki a Naprendszerünk is.
A csillagok többnyire csoportosan keletkeznek. Ennek az oka, hogy a felhő összehúzódás közben általában feldarabolódik, és az egyes darabok egymástól függetlenül fejlődnek tovább. A csoportos csillagkeletkezés eredményeként jönnek létre az asszociációk (laza csoportok) és a nyílthalmazok (kötöttebb csoportok).
A csillagok fejlődése alapvetően kezdeti tömegüktől függ. Az ezt legszemléletesebben bemutató asztrofizikai ábra az ún. Hertzsprung–Russell-diagram (HRD).
Vannak olyan csillagkezdemények, melyek nem tudnak annyi tömeget felhalmozni, hogy annak gravitációs energiája fel tudja fűteni a csillagot annyira, hogy meginduljanak benne a magreakciók. Ezeket az objektumokat barna törpéknek nevezzük. Tömegük kisebb mint a Nap tömegének 8%-a, azaz kb. 80 Jupiter-tömeg. Átlagos méretük a Jupiter és a legkisebb csillagok (vörös törpék) mérete között lehet. Felszíni hőmérsékletük általában 3000 K alatt van.
A 0,08 naptömegnél (a Nap tömege: M☉=2·1030 kg) több anyagot tartalmazó objektumok esetén, mikor a gravitációs összehúzódás megszűnik, a csillag eléri a stabil sugárzási állapotát. Ezt az állapotot fősorozati állapotnak nevezzük. Ebben a szakaszban a hidrogén-atommagok hélium-atommagokká történő fúziója biztosítja az energiát. Az energiatermelésben a csillagnak csak egy kis része, az összes hidrogén mindössze 12%-át magában foglaló központi mag vesz részt. Mivel a csillag középpontjában nincs anyagkeveredés, ezért a mag nem kap utánpótlást és így lassan feléli teljes hidrogénkészletét. A fúzió során felszabaduló nukleáris energia az égitest tömegétől függ. A nagyobb tömegű csillagok ugyanis nagyobb teljesítménnyel sugároznak, így hamarabb elfogyasztják a magjukban lévő hidrogént. Pl. a Nap típusú csillagok stabil állapotának hossza 9-11 milliárd év, míg egy nála 20-szor nagyobb tömegű csillagnál ez az idő csupán 5 millió év.
Az ezután következő fejlődési szakaszok különbözőek a kisebb, illetve nagyobb tömegű csillagok esetében: előbbiekből végül fehér törpék lesznek, melyek lassan kihűlnek, míg a nagyobb tömegűek szupernóvarobbanás után neutroncsillagként vagy fekete lyukként végzik életüket.
1.5. ábra - A csillagok lehetséges fejlődési útjai (a kezdeti tömegtől függően) a Chandra űrtávcsövet irányító munkacsoport által készített ábrán (www.chandra.harvard.edu).
 |
Ha a csillagok hőmérsékletének függvényében ábrázoljuk a luminozitásukat (általában logaritmikusan), akkor megkapjuk a csillagászat legfontosabb diagramját, az ún. Hertzsprung–Russell-diagramot vagy HRD-t. A diagramon a luminozitás (fényesség) felfelé nő, míg a hőmérséklet jobbra csökken. Mint látható, a csillagok nem véletlenszerűen helyezkednek el az ábrán, hanem bizonyos területeken csoportosulnak.
A különböző csoportok a csillagok életútjának különböző fázisait jelentik. A legnépesebb csoport a diagram bal felső sarkától a jobb alsó sarokig húzódó ún. fősorozat. A csillagok tömegüktől függő magasságban jelennek meg a fősorozaton (ennek „pillanatképe” a HRD-n az ún. nullkorú fősorozat vagy ZAMS = Zero Age Main Sequence), s életük során egyre magasabbra vándorolnak. A HRD főágának bal felső szakaszán a nagytömegű, igen fényes kékesfehér csillagok, középpontján a Nap-típusú sárga csillagok, míg a jobb alsó szakaszán vörös törpecsillagok találhatóak.
A másik fontos csoport az ábra jobb felső részén található (a fejlődés következő szakaszát jelző) óriáság, ahol azok a csillagok találhatók, melyek már elégették magjukban a hidrogént és most a nehezebb elemek fúziója zajlik bennük. Az ábra bal alsó részén találhatók a fehér törpék, amelyek kihűlőfélben lévő, kis tömegű csillagok (a Naphoz hasonló csillagok fejlődési végállapotai).
A csillagok színe és hőmérséklete szorosan összefügg, ezért gyakran a hőmérséklet helyett a szín (egészen pontosan két különböző szűrővel mért fényességérték különbsége, vagyis színindex) szerepel a vízszintes tengelyen; a luminozitás logaritmusa pedig a magnitúdóban mért fényességgel helyettesíthető. Ezt a diagramot, ami teljesen egyenértékű a HRD-vel, szín-fényesség diagramnak nevezzük.
A barna (vagy ultrahideg) törpék kialakulásukkor nem gyűjtenek össze elegendően nagy tömeget ahhoz, hogy belsejükben a hőmérséklet elég nagy legyen a hidrogénfúzió beindulásához. Tömegüktől függően az alábbi folyamatok játszódnak le belsejükben:
0,013 – 0,055 naptömeg: van olyan fázis, melyben beindulhat a deutérium fúziója
0,055 – 0,075 naptömeg: beindul a lítium fúziója
0,013 naptömeg (kb. 13 Jupiter-tömeg) alatt semmilyen fúziós reakció nincsen az égitest belsejében, ezért jelenleg ezt definiáljuk az óriásbolygók elméleti felső tömeghatárának.
A fősorozati csillagokkal szemben a barna törpék belső hőmérséklete és luminozitása csökken a kor előrehaladtával, és a csillag összehúzódik. Végül elér egy méretet, aminél tovább az elektrongáz nyomása miatt nem tud összehúzódni, így az égitest stabil állapotba kerül.
Felszíni hőmérsékletük alapján az alábbi színképosztályokba sorolhatóak:
Késői M-törpék (M – M9,5): kb. 2700 – 2200 K
L-osztályú törpék: kb. 2200 – 1300 K
T-osztályú törpék: kb. 1300 – 700 K
Y-osztályú törpék: < 700 K (ezeknek jelenleg csak egy-két prototípusát ismerjük)
A barna törpék és az óriásbolygók közötti átmenet napjaink asztrofizikájának egy fontos, tisztázandó kérdése.
1.8. ábra - Egy késői M-törpe, egy L-törpe és egy T-törpecsillag relatív mérete a Naphoz és a Jupiterhez viszonyítva. Az Y-törpék kategóriája képezheti az átmenetet a T-törpék és az óriásbolygók között.
 |
A barna törpék keletkezése szintén kérdéses. Jelenleg úgy gondoljuk, hogy a normál csillagokhoz hasonló módon, összehúzódó, instabil gázfelhőkből jönnek létre. Mivel az instabil felhők kialakulásának eleve van egy alsó tömeghatára, amely a barna törpék tömeghatárát meghaladja, ezért ezek az égitestek csak a felhők esetleges fragmentálódása után keletkező, kisebb darabokból alakulhatnak ki. Ez megmagyarázhatja, miért látunk kevesebb barna törpét, mint ahogyan azt a normál csillagok tömeg szerinti eloszlásfüggvényeinek kiterjesztéséből várnánk (ez az ún. barna törpe sivatag). Ugyanakkor normál csillagok körül is kialakulhatnak barna törpe kísérők (ilyeneket közeli csillagok esetében már sikerült is megfigyelni).
Kapcsolódó írások:
Szatmáry Károly: Barna törpe csillagok mint gravitációs lencsék (Meteor csillagászati évkönyv, 1995)
Szatmáry Károly: Új törpecsillag típusok (Meteor csillagászati évkönyv, 2001)
A fősorozati csillagok magjában lévő hidrogén atommagok hélium atommagokká történő átalakulása után létrejön egy tisztán héliumból álló mag, melyet egy hidrogénből álló, vékony héj vesz körül. Mivel a magbeli hőmérséklet még nem elég magas ahhoz, hogy a hélium atommagok fúziója beinduljon, ezért a centrumban leáll az energiatermelés.
A magbeli energiatermelés leállása miatt a csillag magjában a nyomás csökkenni kezd. Ez a mag belsejében uralkodó hidrosztatikai egyensúly megbomlásához vezet és a csillag magja gravitációs összehúzódásba kezd. A kisugárzódó gravitációs energia felmelegíti a vékony hidrogénburkot annyira, hogy ott beindulhat a magfúzió - ekkor a csillag eléri az ún. szubóriás állapotot. A csillag azonban továbbra sincs sugárzási egyensúlyban, ezért előbb lassan, majd gyorsabban mozog a vörös óriáság (Red Giant Branch, RGB) felé.
A héliumból álló mag a hőmérséklet-növekedés hatására gyorsuló ütemben zsugorodik, majd összezuhan. Ez tovább fűti a H-héjat, az energiatermelés felgyorsul, a megnövekvő központi hőmérséklet hatására a csillag nagy mértékben tágul. A tágulás hatására a csillag külső tartományai hűlni kezdenek, létrejön a vörös óriás állapot. Ez az egyensúlyi helyzet a héliumfúzió beindulásáig tart. A kistömegű (< 3 naptömeg) csillagok vörös óriás fázisának végén a mag még a héliumégés előtt ún. elfajult (degenerált) állapotba kerül (így a nyomás nem függ a hőmérséklettől). A hirtelen felszabaduló energia robbanásszerűen indítja be az újabb és újabb fúziókat (ez az ún. He-flash vagy He-villanás).
Ezután a csillag összehúzódik és a horizontális ágra (Horizontal Branch, HB) kerül, ami a vörös óriás állapothoz képest magasabb hőmérsékletet (a HRD-n a kék irányba való eltolódást) jelent. A csillag magjának degeneráltsága az emelkedő hőmérséklet hatására megszűnik, a He-fúzió szabályozottá válik, új egyensúlyi helyzet áll be. Az energiatermelés kettős, a magbeli héliumégés mellett a mag körüli héjban hidrogénfúzió zajlik.
A magbeli hőmérséklet növekedése miatt a csillag külső részei nagy mértékben tágulnak, ami lehűléshez vezet; a csillag a HRD-n az ún. aszimptotikus óriáságra (Asymptotic Giant Branch, AGB) kerül. A héliumfúzió eredményeként egy idő után az összes magbeli hélium szénné és oxigénné alakul. Ekkor ismét leáll a fúzió, a mag pedig zsugorodásba kezd; de kis tömegű objektumról lévén szó, a zsugorodás már nem szolgáltat annyi energiát, hogy a hőmérséklet elérje a további fúziós folyamatok beindulásához szükséges küszöbértéket, azaz a magban végleg leáll az energiatermelés (a külsőbb héjakban még egy ideig zajlik a H- és He-fúzió). A csillag fokozatosan veszít tömegéből, a ledobódó anyagból alakul ki az ún. planetáris köd. A héjbeli üzemanyag elfogyása és a nagymértékű anyagvesztés után a csillagból gyakorlatilag csak az inaktív mag marad – ez az ún. fehér törpe állapot. Az elméletek alapján az objektum évmilliárdok alatt teljesen kihűl és ún. fekete törpe lesz belőle.
A nagy tömegű csillagok jóval gyorsabban felélik magbeli hidrogénkészletüket, mint kisebb tömegű társaik. Egy a Napnál 15-ször nehezebb fősorozati csillag kb. 10000-szer fényesebb központi csillagunknál, és a magátalakulások kb. 670-szer gyorsabban mennek végbe benne. Mikor a magban lecsökken a hidrogén-atommagok mennyisége, a fúzió lelassul, és a mag zsugorodni kezd. A felszabaduló gravitációs energia felmelegíti a magot körülvevő héjat, ahol beindul a hidrogén fúziója. Ennek hatására a csillag burka tágulni kezd és még a vörös óriásoknál is nagyobb méretű lesz. Az ebben az állapotban lévő csillagokat vörös szuperóriásoknak nevezzük.
A csillag magjában közben egyre növekszik a hőmérséklet és fokozatosan beindul a nehezebb elemek fúziója (a héliumé kb. 100 millió K, a széné kb. 500 millió K esetén), egészen az 56-os tömegszámú vasig. Közben a hidrogént tartalmazó héj egyre kijjebb kerül, míg belül egymást követik a nehezebb elemeket tartalmazó héjak. A csillag szerkezete egy hagymához hasonlítható, ahol a centrumban a vas található, az azt körülvevő héjakat az egyre könnyebb szilícium-, oxigén-, neon-, oxigén- és végül szénmagok túlsúlya jellemzi. A két legkülső réteg a hélium- és a hidrogénhéj.
A vasnál nehezebb elemek ilyen módon már nem tudnak létrejönni, mivel ezeknek az elemeknek a fúziója már nem energiatermelő folyamat. Az egyre nehezebb elemek átalakulása egyre rövidebb ideig tart: míg egy 10 naptömegű csillagban a hidrogén fúziója kb. 10 millió évet vesz igénybe, addig ugyanez a csillag szilíciumkészletét kb. 2 nap alatt éli fel teljesen.
1.11. ábra - Egy nagy tömegű csillag „hagymahéj-szerű” szerkezete az égitest fejlődésének utolsó szakaszában (en.wikipedia.org)
 |
Mikor az energiatermelés megszűnik, a csillag zsugorodni kezd. Anyaga elfajulttá válik, de a nagy tömeg (M > 1,4 naptömeg) miatt a zsugorodást még az elfajult anyag nyomása sem tudja megállítani. A csillag centrumához közeli területek gyorsabban zuhannak a középpont felé, mint a külső részek.
Ez azt eredményezi, hogy a csillag két részre válik: egy gyorsan zsugorodó mag és a mag felé zuhanó héj. A magban akkora lesz a sűrűség, hogy a protonokat és elektronokat összepréseli neutronokká. Ezen a ponton az összehúzódás hirtelen megáll és a behulló héj gyakorlatilag visszapattan a hirtelen megkeményedő magról. A visszapattanó anyag lökéshullámot kelt a behulló héjban, ami leveti a csillag külső burkát. Ekkor a csillag fényessége hirtelen óriásira növekszik, majd lassan halványul. Ezt a jelenséget II-es típusú szupernóva-robbanásnak nevezzük. A visszamaradó igen sűrű csillagmag tömegétől függően neutroncsillaggá (kb. 8–15 naptömegnyi kezdeti csillagtömeg esetén) vagy fekete lyukká válik (M > 15 naptömeg).
A nagyon nagy tömegű csillagok esetében előfordul, hogy külső rétegeiket még a végső magösszeomlás előtt ledobják – ekkor a robbanás kissé másképp zajlik le, és (attól függően, hogy csak a hidrogénréteg, vagy a hidrogén- és a héliumréteg is ledobódott-e) I/b vagy I/c típusú szupernóva-robbanásként osztályozzuk.
Kapcsolódó írás:
A csillagok fejlődési útvonalai és végállapotai – ahogyan az előző fejezetben láthattuk – elsősorban az égitestek kezdeti tömegétől függenek (további tényező még, ha az égitest nem magányos, hanem kettős vagy többes rendszer tagja). A végállapotok a „normál” csillagoknál jóval kisebb méretű, kompakt objektumok, melyeknek három alapvető típusát ismerjük: fehér törpék, neutroncsillagok és fekete lyukak.
Bár az első fehér törpét, a 40 Eridani B-t (egészen pontosan a vörös törpe C komponenssel alkotott párosát) már 1783-ban megfigyelte William Herschel, míg a Szíriusz szintén fehér törpe kísérőjét, a Szíriusz B-t 1862-ben találták meg, a halvány objektumok valós fizikai kilétére csak a XX. század elején derült fény.
Mikor egy kis tömegű csillag feléli teljes nukleáris üzemanyagát, összehúzódásba kezd. Ekkor, mivel energiatermelés nem történik, a belső nyomás nem képes megállítani az összehúzódást – ezért az egészen addig húzódik össze, míg az anyag elfajult állapotba nem kerül. Ebben az állapotban a nyomás nem függ a hőmérséklettől, mint normális gáz esetén, hanem csak a sűrűségtől. Azaz növekvő sűrűség esetén nő a nyomás is. Az elfajult elektrongáz nyomása meg tudja állítani az összehúzódást és a fehér törpe egyensúlyi állapotba kerül. Ebben az állapotában évmilliárdok alatt kihűl, és fekete törpévé válik.
A fehér törpék sugara kb. 5000–12 000 km (ez nagyjából a Föld mérettartománya), de mivel tömegük jellemzően 0,5-0,7 naptömeg közé esik, sűrűségük igen nagy (kb. 1 tonna köbcentiméterenként!). Felszíni hőmérsékletük tág határok közé esik (5000–150 000 K). Belsejük alapvetően szénből és oxigénből (esetleg némi neonból, magnéziumból) áll, míg külső, vékony légkörük főleg hidrogént vagy héliumot tartalmaz (de ismerünk szén –, illetve oxigénlégkörű fehér törpét is).
Ha a fehér törpe egy kettős csillagrendszer tagja, akkor társcsillagától anyagot kaphat. Az anyagfelvétel hatására a tömege megnő, és egy idő után elérheti az ún. Chandrashekhar-féle határtömeget (kb. 1,4 naptömeg): ekkor a csillag elfajult anyaga nem képes többé ellenállni a megnövekedett gravitációs erőnek, ezért összeroskad. A hirtelen összeomlás termonukleáris robbanást okoz a csillag magjában, ami a csillag burkának nagy sebességű ledobódásához vezet. Ekkor a csillag fénye másodpercek alatt több százmilliószorosára nő, majd lassan (hetek, hónapok alatt) ismét elhalványul. Ezt a jelenséget Ia típusú szupernóva-robbanásnak nevezzük.
Bizonyos kettős rendszerek fejlődése akár úgy is alakulhat, hogy végül két fehér törpe kering egymás körül. Ezek a modellek szerint folyamatosan csökkenő sugarú pályákon keringenek a közös tömegközéppont körül (periódusidejük és mozgási energiájuk is csökken, utóbbi miatt erős gravitációshullám-forrásoknak valószínűsítik őket), végül összeolvadnak és egy robbanásban megsemmisülnek – ez a folyamat szintén magyarázat lehet az Ia típusú szupernóvák kialakulására.
Mikor a nagy tömegű csillag magja összeomlik, a hatalmas gravitáció neutronokká préseli a protonokat és az elektronokat, így az elfajult elektrongáz nyomása nem képes megállítani az összehúzódást. Ekkor a csillag már csak neutronokból áll, amik szintén elfajult állapotban vannak. A sűrűség és a nyomás tovább nő a csillag belsejében egészen addig, míg az összehúzódást meg nem állítja, s kialakul a neutroncsillag.
A neutroncsillagok tipikus átmérője 10–20 km, tömegük 1–2 naptömeg. 2,5 naptömegnél nagyobb tömegű neutroncsillag nem stabil, fekete lyukká omlik össze. Sűrűségük óriási, átlagosan 2·1014g/cm3!
A neutroncsillagok jellemző tulajdonsága még az igen erős mágneses tér, illetve a rendkívül gyors forgás. Utóbbi akkor derült ki, mikor az 1960-as évek végén először találtak rendkívül gyorsan változó rádióforrásokat (ún. pulzárokat), melyek sugárzása rendkívül kis térrészből érkezik. Ezek valójában neutroncsillagok, s az észlelt változás oka, hogy ezek mágneses és forgási tengelyei nem esnek egybe. A mágneses térben gyorsuló töltött részecskék sugárzást bocsátanak ki, amely főként a mágneses pólusok mentén hagyja el az égitestet. Ha a mágneses pólus a forgás következtében időnként a Föld irányába mutat, akkor onnan erős intenzitású, periodikusan változó rádiósugárzást észlelünk. A pulzárok periódusa az idő előrehaladtával lassan növekszik, hiszen a neutroncsillagban nincsen energiatermelés, és a sugárzás miatt bekövetkező energiaveszteség a csillag forgásának kinetikus energiájából pótlódik. A folyamatos sugárzás miatt nyilvánvaló, hogy a mágneses tér energiája is csökken. Emellett időszakos perióduscsökkenés (gyorsulás) is bekövetkezhet a kéregben fellépő mechanikai feszültség hirtelen felszabadulása (az ún. kéregrengés) során a belső tartományok felé való impulzusmomentum-átadás miatt.
Ugyanakkor bonyolítja a helyzetet, hogy jelenlegi ismereteink alapján kétféle pulzárt ismerünk: lassabban forgó (átlagosan 30 ezred másodperc periódusidejű) és igen gyorsan forgó, ún. milliszekundumos pulzárokat – ez utóbbiak mágneses tere a gyengébb, tehát ezek az öregebbek! Ez úgy lehetséges, hogy a gyors forgású pulzárok a valamikor volt társcsillagtól nyertek anyagot, ami évmilliárdok alatt lassan felgyorsította a pulzár forgását. Mivel a már öreg, gyorsan forgó pulzárok mágneses tere gyenge, ezért sugárzási teljesítményük is gyenge. Ez azt jelenti, hogy energiaveszteségük is kicsi, azaz már nagyon lassan csökken forgási periódusuk.
Ha a szupernóva-robbanás után visszamaradó mag tömege nagyobb mint 2,5 naptömeg, akkor az összehúzódást már az elfajult neutrongáz nyomása sem tudja megállítani. Ekkor fekete lyuk keletkezik, melynek gravitációja olyan erős, hogy semmi sem hagyhatja el a felszínét, még a fény sem - ezért közvetlenül nem lehet megfigyelni.
Legfontosabb jellemzőjük az ún. Schwarzschild-sugár, amely azt a méretet jelenti, amelynél az összehúzódó égitest felszínére vonatkoztatott szökési sebesség már eléri a fénysebességet:
A Schwarzschild-sugár értéke a Nappal megegyező tömegű test esetében kb. 3 km .
Fekete lyukakat csak közvetett módon találhatunk, a körülöttük lévő csillagközi anyagra vagy csillagra gyakorolt gravitációs hatásuk kimutatása alapján. Tejútrendszerünkben több tucat olyan kettős rendszert ismerünk, melyben az egyik tag egy normál (általában forró, O vagy B) csillag, míg a másik egy kompakt objektum (neutroncsillag vagy fekete lyuk). Ezekben az ún. röntgenkettősökben a normál komponensről folyamatosan anyag áramlik át a kompakt objektumra, mely körül a legtöbb esetben akkréciós korong alakul ki. A kis felületre beáramló anyag rendkívüli mértékben felforrósodik, ez az oka az észlelt röntgensugárzásnak. Az akkréciós korongra merőlegesen bipoláris anyagkifúvások (jetek) is megjelenhetnek, melyek – a bennük gyorsan mozgó, töltött részecskék szinkrotronsugárzása miatt – rádiótartományban detektálhatóak (ezt a csoportot a hasonló, ám jóval kisebb skálájú folyamatok miatt mikrokvazároknak nevezik).
1.18. ábra - Fantáziarajz egy fekete lyukat tartalmazó röntgenkettősről (T. Maccarone, astro.soton.ac.uk)
 |
A fentebb vázolt módon kialakuló fekete lyukaknál jóval nagyobb tömegű társaik is léteznek (néhány száztól néhány ezer naptömegig, illetve a galaxisok belsejében lévő, szupermasszív fekete lyukak esetében akár több milliárd naptömegig terjedően), de ezek kialakulásáról jelenleg nem sokat tudunk.
A csillagok olyan égitestek, melyek fényét a belsejükben magfúzió útján történő energiatermelés biztosítja. Fizikai tulajdonságaik elsősorban attól függnek, hogy mekkora volt születésükkor a tömegük, illetve, hogy éppen fejlődésük melyik szakaszában járnak. A csillagokat az alábbi, állapothatározóknak is nevezett, fő tulajdonságaik alapján jellemezhetjük:
A csillagok fényességét először Hipparkhosz görög csillagász osztályozta. Ő hat fényrendbe (magnitúdó) sorolta a csillagokat. Az első osztályba kerültek a legfényesebbek, míg a hatodik osztályba a szabad szemmel éppen csak láthatók. A modern csillagászat nagyrészt megőrizte a magnitúdóskálát, így azt is, hogy a fényesebb csillagokhoz kisebb magnitúdóértéket társítunk. A magnitúdó újkori definíciója azon alapul, hogy az ember érzete az azt kiváltó inger logaritmusával arányos (Fechner–Weber-törvény):
, ahol F a mért fluxus (a csillag egységnyi felületén, egységnyi idő alatt kibocsátott energia), k pedig hullámhossz-függő konstans. A magnitúdóskála viszonyítási pontja minden hullámhosszon a Vega fényessége (0,0 magnitúdó). A definícióból adódóan az ennél fényesebb objektumok magnitúdója negatív.
1.20. ábra - Néhány égitest látszó fényessége, valamint csillagászati eszközök határfényessége (az ideális körülmények között velük észlelhető leghalványabb objektumok fényessége).
 |
Ez az osztályozás azonban csak a csillagok Földről látható fényességére vonatkozik, ami függ a távolságtól (négyzetesen), valamint a fénynek a csillagközi térben való elnyelődésétől, szóródásától (összefoglaló néven extinkció vagy fénygyengülés). Ezért a csillagászok definiálták az abszolút fényesség (M) fogalmát, amely azt adja meg, hogy a csillag milyen fényesnek látszana tíz parszek távolságból. A parszek egy csillagászati távolságegység: 1 parszek az a távolság, amelyből a Föld pályájának fél nagytengelye (Nap–Föld átlagos távolság) 1 ívmásodperc alatt látszik merőleges rálátás esetén; értéke kb. 3,26 fényév, azaz kb. 30,86·1012 km.
A látszó (m) és abszolút fényességet (M) a távolságmodulus definíciója kapcsolja össze:
, ahol d az égitest parszekben mért távolsága, A pedig a magnitúdóban mért extinkció értéke.
A fenti definíciók mind egy adott hullámhosszra (illetve általában egy jól definiált, szűk hullámhossztartományra) vonatkoznak. Egy égitest teljes hullámhossztartományra vett – a légkör és a detektor által torzítatlan – összfényességének értékét bolometrikus fényességnek nevezzük:
, ahol Fbol a teljes spektráltartományra integrált, mért fluxus, Kbol hullámhosszfüggő konstans. Bolometrikus abszolút magnitúdó esetén a Nap a zéruspont:
, ahol L/ L☉ az égitest luminozitása (az égitest által egységnyi idő alatt kisugárzott teljes energiamennyiség) napluminozitás-egységben (kb. 3,84·1026 W), a Nap abszolút bolometrikus fényessége 4,72 magnitúdó. A bolometrikus abszolút fényesség alapján kiszámítható luminozitás révén megbecsülhetjük a csillag bizonyos fizikai jellemzőit, illetve a csillagban zajló energiatermelő folyamatokra is következtethetünk.
Szintén fontos szerepe van a különböző hullámhosszakon (hullámhossz-tartományokban) felvett fényességértékek különbségének, amit színindexnek is neveznek:
A különböző színindexek összefüggést mutatnak a csillagok egyes fizikai jellemzőivel (pl. felszíni hőmérséklet), valamint a csillagközi fénygyengülés mértékével.
A csillagok tömege tulajdonképpen egész életüket meghatározza. Kezdeti tömegük dönti el, hogy végül milyen fejlődési utat járnak majd be: képesek lesznek-e egyáltalán a hidrogént héliummá alakítani életük kezdetén, illetve hogy életük végén fehér törpék, neutroncsillagok vagy fekete lyukak lesznek.
A csillagok tömege igen tág határok között mozoghat: a legkisebb csillagtömeg a Nap tömegének 8%-a, míg a legnagyobb csillagtömeg elérheti a 100 naptömeget is. A 0,08 naptömegnél kisebb égitestekben nem képes beindulni a hidrogén-hélium fúzió (barna törpék), míg a 100 naptömegnél nagyobbak már nem stabilak. Ezek igen extrém esetek. Általában a csillagok tömege kb. 0,4 és 4 naptömeg közötti.
A csillagok tömegének mérése az egyik legnehezebben megoldható feladat a csillagászatban. Magányos csillagok esetén közvetlenül kivitelezhetetlen. Csak olyan rendszerek esetén tudjuk a tömeget jól megbecsülni, amelyben két csillag kering egymás gravitációs vonzásában a közös tömegközéppontjuk körül. Itt felhasználhatjuk Kepler III. törvényét (a két tömeg összegét adja), valamint azt, hogy a tömegek fordítottan arányosak a közös tömegközépponttól való távolsággal (a tömegek arányát adja a pályák méretaránya), így az egyes tömegek kiszámíthatók.
A komponensek színképvonalainak periodikus Doppler-eltolódásából felvehető a radiálissebesség-görbe, és azok amplitúdóinak aránya megadja a komponensek tömegarányát (q). Ez tehát fordítva arányos a komponensek pályáinak fél nagytengelyeinek arányával:
Ugyanakkor Kepler III. törvényének felhasználásával:
, ahol P a keringési periódus, a = a1 + a2 a pályák fél nagytengelyeinek összege, G pedig a gravitációs állandó. P, a1 és a2 , valamint az inklináció ismeretében (utóbbi három pl. fénygörbemodellezés révén számítható ki) meghatározhatóak a komponensek tömegei. Ha csak az egyik komponens sebességgörbéjét tudjuk felvenni (egyvonalas spektroszkópiai kettősök, exobolygó-rendszerek), akkor a láthatatlan kísérő tömegére a másik tömeg ismeretében is csak alsó tömeghatárt kaphatunk.
Ha a csillagok tömegének függvényében ábrázoljuk a fényteljesítményüket (luminozitás), akkor azt látjuk, hogy a fényesebb csillagok általában nagyobb tömegűek. A 0,1 és 10 naptömeg közötti csillagoknál ez az összefüggés matematikailag így írható fel: L ~ M3,5 azaz a fényesség a tömeg 3,5-ik hatványával egyenesen arányos. Ez a tömeg-fényesség reláció. Ez az összefüggés csak a fősorozati csillagokra érvényes (jó közelítéssel), ugyanakkor hasznos, mert így a magányos csillagok tömegére is lehet közelítő becslést adni (az abszolút fényesség ismeretében).
A csillagok sugárzása közelítőleg az ún. feketetest-sugárzás törvényeit követi. Ezen tulajdonságok megismeréséhez néhány alapfogalomra van szükségünk:
Spektrális emisszióképesség: Egy T hőmérsékletű test egységnyi idő alatt, ν ± dν frekvenciatartományban kisugárzott elektromágneses energiája. Anyagfüggő, jele: e(ν,T).
Spektrális abszorpcióképesség: Megadja, hogy egy T hőmérsékletű test a ν ± dν frekvenciatartományban a ráeső elektromágneses sugárzás hányad részét nyeli el. Anyagfüggő, dimenziótlan mennyiség; jele: a(ν,T).
A sugárzás Kirchhoff-törvénye: Bármely test emisszió- és abszorpcióképességének hányadosa független az anyagi minőségtől.
, ahol u(ν,T) a spektrális energiasűrűség.
Az abszolút fekete test olyan test, melynek spektrális abszorpcióképessége, a(ν,T) = 1. Vagyis az abszolút fekete test emisszióképessége univerzális függvénye a test hőmérsékletének és a sugárzás frekvenciájának:
Az abszolút fekete test modellje egy sugárzást át nem eresztő, belül kormozott falú edény falán fúrt kis lyuk → a bejutó fotonok csak hosszú idő múlva jutnak ki; a „sok ütközés” a gáz és a sugárzás egyensúlyához vezet. A csillagok nem ilyen szerkezetűek, de a fotonok útja hasonló (lassú diffúzió, állandó kölcsönhatás atomok és fotonok között) → egyensúlyi sugárzás.
A feketetest-sugárzás törvényei:
Stefan–Boltzmann-törvény: u(T) = σT4, vagyis u(T), azaz a teljes frekvenciatartományra integrált energiasűrűség a hőmérséklet negyedik hatványával arányos; σ = 5,6710-8 W/m2K4 az ún. Stefan–Boltzmann konstans.
Ha az energiasűrűséget beszorozzuk a csillag teljes felületével, akkor az egységnyi idő alatt történő teljes energiakibocsátást (luminozitás, L) kapjuk meg, ami szintén arányos lesz T4-nel:
, ahol R a csillag sugara.
Wien-törvény: Egy abszolút fekete test maximális spektrális energiasűrűségéhez (emisszióképességéhez) tartozó hullámhossz fordítva arányos a test abszolút (kelvinben mért) hőmérsékletével:
, ahol b konstans (értéke kb. 2,9·10-3 m·K)
A feketetest-sugárzást kvantitatív módon M. Planck kvantumelmélete írja le helyesen. A Planck-törvényből a fenti két, empirikus formula is levezethető (az első képlet frekvencia-, a második hullámhossztérben vett energiasűrűségre vonatkozik):
A Planck-törvény értelmében tehát a sugárzás hullámhossza (frekvenciája) és a sugárzó test hőmérséklete között egyértelmű kapcsolat áll fenn; a hőmérséklet növekedésével a sugárzás maximuma a rövidebb hullámhosszak, csökkenő hőmérséklet esetében a hosszabb hullámhosszak felé tolódik.
Mivel a csillagok sugárzása nem tökéletesen feketetest-sugárzás, a fizikai korrektség okán a csillagok mérésekből meghatározható, fotoszferikus (felszíni) hőmérsékletére bevezetjük az effektív hőmérséklet fogalmát, ami az egységnyi felületen, egységnyi idő alatt a csillaggal azonos energiát kibocsátó abszolút fekete test hőmérséklete.
A csillagok effektív fotoszferikus hőmérséklete széles skálán változik: a legforróbb fehér törpecsillagok esetében elérheti akár a 150 – 200 ezer K-t is, míg a leghidegebb barna törpéknél az értéke alig 6-700 K.
A csillagokról a legtöbb információt a színképeik (spektrum) révén tudhatjuk meg. A fény (illetve tágabb értelemben véve az elektromágneses sugárzás) hullámhossz (vagy frekvencia) függvényében vett intenzitáseloszlása (ahogyan azt az előző alpontban láthattuk) a csillagok esetében jó közelítéssel Planck-görbe alakú, melyet egyértelműen meghatároz a sugárzó forrás hőmérséklete. Ez azonban csak az ún. folytonos v. kontinuum színképre igaz, melyet egy izzó szilárd test vagy magasnyomású gáz (pl. a csillagok fotoszférája) bocsát ki.
Már a XIX. sz. elején (elsősorban J. Fraunhofer munkássága nyomán) észrevették, hogy a Nap színképében sötét vonalak is megjelennek. Néhány évtized múlva G. Kirchhoff és R. Bunsen laboratóriumi vizsgálatai vezettek arra a felismerésre, hogy minden kémiai elemre jellemző néhány hullámhossz, ahol képes elnyelni, illetve kibocsátani a sugárzást (abszorpciós, illetve emissziós színképvonalak).
A Nap és a többi csillag színképében lévő abszorpciós vonalak kialakulásának oka, hogy a légkörükben lévő elemek elnyelik a fotoszférából származó fény egy részét. A megjelenő vonalak segítségével tehát következtethetünk a különböző elemek jelenlétére. Az atomok (melyek lehetnek semleges vagy ionizált állapotban) közelítőleg diszkrét vonalakból álló abszorpciós színképeket eredményeznek (a vonalakat bizonyos effektusok, pl. a forgás vagy a mágneses tér megváltoztatják, ezt később tárgyaljuk), míg a molekulák széles elnyelési sávokat okoznak. A csillagászatban az atomok ionizáltságának fokát római számokkal jelöljük: az I-es szám semleges atomot, a II-es egyszeresen ionizált atomot jelent, és így tovább (vagyis pl. a tizenkétszeresen ionizált vas megjelölése Fe XIII).
Emissziós színképvonalak jellemzően ritka, alacsony nyomású gázközegekben (pl. a csillagok kromoszférája vagy koronája) és speciális asztrofizikai folyamatok során (pl. anyagáramlás) alakulnak ki.
1.39. ábra - Egy forró óriáscsillag, az Orion csillagképben látszó Rigel színképe: felül a detektor által mért intenzitáseloszlás, alul a vizuálisan megjelenített színkép látható (S. J. Su nyomán).
 |
Tehát a csillag színképének alakjából a hőmérsékletére, míg a vonalaiból a kémiai összetételre következtethetünk. Természetesen a vonalak mélysége és szélessége függ a hőmérséklettől is. Ha egy csillag hőmérsékletét és teljes fényteljesítményét (luminozitását) ismerjük, akkor meghatározhatjuk fejlődési állapotát.
A különböző felszíni hőmérsékletű csillagok színképében más és más vonalak dominálnak. Ez a felismerés lehetővé tette a csillagok színkép szerinti osztályozását. A jelenleg is érvényben lévő, ún. Harvard-féle klasszifikáció az alábbi színképosztályokat különbözteti meg (csökkenő hőmérséklet szerint rendezve):
O: He II, gyenge H, ionizált fémek; emisszió; 30 000 K, kék
B: He I, He II, erősödő H; (Be: emisszió); 25 000 K, kékes-fehér
A: H Balmer-sorozat (max. erősség), Ca II; 10 000K, fehér
F: Ca II (max. erősség), fémvonalak, gyengülő H; 7500 K, zöldes-sárga
G: Seml. fémek, molekulasávok, gyenge H; 5800 K, sárga
K: Fémek (Fe, Ti, Ca), erősödő molekulasávok; 4500 K, narancs
M: Ca I, erős molekulasávok (fém-oxidok, pl. TiO); 3500 K, vörös
Az osztályozás finomítása érdekében minden osztályhoz hozzárendeltek számokkal jelzett alosztályokat is (az O színképosztály esetében O5-O10-ig, a többi osztály esetében 0-9-ig léteznek alosztályok, csökkenő hőmérséklet szerint emelkedő számsorrendben). Emellett a típus precíz besorolásakor latin kisbetűket is megadhatnak a színképosztály meghatározása után (pl. e – emissziós vonalak, p – pekuliáris színkép stb.), valamint fel szokták tüntetni a luminozitási osztályokat (I0 – hiperóriások, Ia és Ib – fényes szuperóriások. II – szuperóriások, III – óriások, IV – szubóriások, V – törpék, VI – szubtörpék, VII - fehér törpék) is. A fenti osztályozás szerint a Nap G2 V típusú csillag.
Léteznek továbbá – gyakrabban vagy ritkábban használt – speciális színképosztályok is, pl. a nagyon alacsony hőmérsékletű barna törpék (L, T), a nagyon forró és erős anyagkiáramlásokat mutató, ún. Wolf–Rayet-csillagok (W), illetve a valamilyen elemben az átlagosnál jóval gazdagabb csillagok (szén, szénvegyületek – C és N, fém-oxidok – S) osztályozásához.
Fémesség, kor:
A csillag színképében található vonalak alapján azt is megbecsülhetjük, hogy melyik elemből mennyi van a csillag külső rétegében. A vonalak mélysége és szélessége ugyanis szoros kapcsolatban van az egyes elemek csillagban található mennyiségével. Az erre irányuló vizsgálatok kimutatták, hogy a Nap össztömegének 70%-a hidrogén, 28%-a hélium, míg 2%-a egyéb elem, vagyis fém (a csillagászatban minden elemet fémnek hívnak, amely nehezebb a héliumnál).
Fémesség: a héliumnál nehezebb elemek részaránya egy csillagban a hidrogén vagy héliumtartalomhoz képest. Leggyakrabban a vasatomok hidrogénre vonatkoztatott részarányát értik egy csillag fémessége alatt, melynek értékét a Nap azonos arányszámához viszonyítják:
, ahol NFe, illetve NH a vasatomok, illetve a hidrogénatomok koncentrációja.
A Tejútrendszerben a kezdeti, hidrogénből és héliumból álló gázanyag az idő múlásával folyamatosan szennyeződött a felrobbanó szupernóvák által termelt nehezebb elemekkel (fémekkel), így az egyre később kialakuló csillagok egyre több fémet tartalmaznak. A fémesség definíciójából tehát elvégezhető egy közelítő korbecslés: a Napnál idősebb csillagok fémtartalma központi csillagunkénál kisebb (a fémességük negatív), míg a fiatalabb csillagok fémtartalma nagyobb (fémességük pozitív).
Ha felnézünk az égre, a csillagokat csak fénylő pontoknak látjuk. Még a legnagyobb távcsövek sem képesek kiterjedt testként mutatni őket (kivéve néhány, aránylag közeli vörös óriást). Ezért méretük meghatározása igen nehezen kivitelezhető feladat. Közvetlenül csak a Nap esetén tudjuk az átmérőt, illetve a sugarat nagy pontossággal megmérni (a sugár értéke 695 000 km). A többi csillagnál egyéb módszerek szükségesek ezeknek a meghatározásához.
A Stefan–Boltzmann-törvény alapján a csillagok luminozitása: L = 4R2π σT4. Vagyis egy csillag luminozitását (abszolút fényességét) és felszíni hőmérsékletét meghatározva kiszámolható a Napéhoz viszonyított sugara is. Ez a módszer természetesen csak közelítő eredményt ad, és a nem fősorozati csillagok esetében csak korlátozottan, pontosabb modellszámítások alkalmazásával érvényes.
A pontszerű csillagok távcsővel leképezve nem lesznek pontszerűek: a beérkező fénysugarak ún. diffrakciós mintázatot (Airy-mintázat) hoznak létre. Az elhajlási képen (a fényhullámok interferenciájából adódóan) a csillag körül koncentrikusan elhelyezkedő, fényes és sötét gyűrűk jelennek meg.
A centrális, fényes korong középpontjának és az első minimumnak (sötét gyűrűnek) a szögtávolsága (Θ) kapcsolatban van a fény hullámhosszával (λ) és a detektor apertúra-átmérőjével (D). A formula kör alakú apertúra esetén:
Θ definiálja a távcső/detektor szögfelbontását (minél kisebb ez a szög, a detektorral annál kisebb részletek megkülönböztetésére van lehetőség, vagyis annál nagyobb a felbontás). Látható, hogy a felbontás a rövidebb hullámhosszak felé nő – azonban a Föld légköre a látható fénynél rövidebb hullámhosszú (nagy energiájú) sugárzások nagy részét nem engedi át, ráadásul a nagyon nagy energiájú fotonok (távoli UV, röntgen- és gammatartomány) detektálása nem hagyományos optikai leképezés útján működik.
Egy teljesen felbontott csillag esetében lehetőség nyílik a közvetlen sugármeghatározásra, de ez jelenleg csak közeli szuperóriás csillagokra működik, elsősorban interferometrikus eszközök használatával. Az interferometria előnye, hogy a felbontást nem az egyes detektorok nagysága, hanem a közöttük levő távolság (a bázisvonal hossza) adja meg; a nehézség a beérkező jelek nagyon pontos szinkronizálásában és az adatfeldolgozásban rejlik.
1.45. ábra - Egy közeli vörös szuperóriás csillag, az Orion csillagképben látszó Betelgeuze direkt leképezése a Hubble-űrtávcső közeli UV tartományban működő detektorával
 |
A méret meghatározására lehetőséget adhat az is, ha a Hold elfed egy csillagot. Ekkor a csillag két szélének a holdkorong mögé való belépési időkülönbségének (Δt) és a Hold látszó szögsebességének (ω) szorzata megadja a csillag látszó szögátmérőjét (φ), ebből pedig a távolság ismeretében – a Pitagorasz-tétel segítségével – kiszámítható a valódi átmérő.
Az ilyen méréseket nehezíti, hogy nagy felbontású és nagyon gyors képrögzítésre képes detektorrendszert igényel, ráadásul a csak részben, vagy egyáltalán nem felbontott csillagok esetében az időpontok meghatározását a diffrakciós hatások nehezítik.
Energetikai módszer
Direkt leképezés
A Hold csillagfedései (okkultációk)
Fedési kettőscsillagok
Fedési kettőscsillagok esetében az előzőeknél egyszerűbb módszerrel van lehetőség relatíve pontos méretbecslésre. A fenti ábrán látható módon a fénygörbe alapján kimérhetőek az egyes fedési fázisok időpontjainak különségei, melyeket a komponensek keringési sebességével (v) szorozva megkapjuk a két csillag átmérőjét (a sebesség értékét spektroszkópiai mérésekből, a színképvonalak Doppler-eltolódásának mértékéből lehet meghatározni).
A mérésekből és modellekből megállapítható, hogy a csillagok sugara igen tág határok közé esik. A neutroncsillagok sugara néhány 10 km, míg a szuperóriások sugara elérheti a Nap sugarának a több százszorosát, sőt – vörös szuperóriások esetében – akár ezerszeresét is.
Amikor Galilei megfigyelte a Nap felületén keletkező foltokat (napfoltokat), azt tapasztalta, hogy a foltok bizonyos időközönként eltűnnek, majd újra megjelennek és átvonulnak a napkorongon. Ezt a jelenséget a Nap tengely körüli forgásával magyarázta. A Naphoz hasonlóan a többi csillag is forgást végez a tengelye körül. Erről a forgásról a színképvonalak eltorzulása ad információt. A csillagról a Földre érkező fény ugyanis a teljes csillagkorongról jön. Abban az esetben, ha a csillag forog, akkor az egyik peremén a csillag anyagát alkotó gáz közeledik hozzánk, míg a másik peremen távolodik. Ezért a Doppler-effektus miatt az egyik peremről érkező sugárzás kék-, míg a másikról érkező vöröseltolódást mutat. Ezek együttes hatása a színképvonal kiszélesedéséhez vezet.
A vonalaknak az ún. természetes (a Heisenberg-reláció következményeként fellépő) vonalszélességénél nagyobb mértékű kiszélesedését azonban nem csak a csillag forgása okozhatja, hanem további effektusok is: termikus vonalkiszélesedés, Doppler-kiszélesedés (a részecskék különböző sebessége miatt alakul ki), a csillagok légkörében fellépő mikroturbulenciák, pulzációs folyamatok, vagy egy kísérő objektum jelenléte. Ezért a forgási sebesség vonalkiszélesedés alapján történő meghatározásakor ezeket a hatásokat is figyelembe kell venni. A csillag valódi forgási sebességét csak akkor tudjuk meghatározni, ha a csillag forgástengelye éppen merőleges a látóirányra. Ez igen ritka eset, s így lényegében a valós forgási sebességnél mindig kisebbet kaphatunk. A csillagok forgásának vizsgálata alapján a csillagászok megállapították, hogy az O, B, A típusú csillagok gyorsabban forognak mint a G, K, M típusúak.
1.49. ábra - Az eddig ismert legextrémebben lapult csillag, az Achernar (alfa Eridani). A Napunknál kb. 10-szer nagyobb kék óriáscsillag egyenlítői átmérője – a gyors forgás miatt – több mint másfélszerese a poláris átmérőnek.
 |
A neutroncsillagok (vagy pulzárok) igen kivételesek a tengely körüli forgást illetően: mivel a szupernóva-robbanás előtti állapotban lévő csillag tömegének egy nem elhanyagolható része megmarad, ugyanakkor a kompakt objektum rendkívül kis átmérőjű (20–30 km), ezért az impulzusmomentum megmaradása miatt a forgási periódus igencsak rövid, akár egy másodpercnél is jóval rövidebb lehet.
A napfoltok a forgás mellett a Nap (és így a többi csillag) egy másik igen fontos tulajdonságára is rámutattak. Nevezetesen a XX. század elején George Hale amerikai csillagász kimutatta, hogy a napfoltos területeken sokkal több színképvonal van, mint a foltmentes területeken. Később bebizonyították, hogy ez a vonalsokszorozódás a csillagok mágneses terével áll kapcsolatban. Mágneses térben ugyanis a színképvonalak (az energiaszintek apró eltolódásai miatt) felhasadnak – ezt a jelenséget Zeeman-effektusnak nevezzük.
Az ún. normál Zeeman-effektus során egy egyszerű vonal a mágneses térre merőleges megfigyelési irány esetén három, míg azzal párhuzamos megfigyelési irány esetén két vonalra (az eredeti hullámhossznál lévő, középső vonal eltűnésével) hasad fel. Két szomszédos vonal hullámhossza közötti különbség:
, ahol H a mágneses térerősség (mértékegysége a gauss; 1 gauss = 10-4 tesla), λ pedig a hullámhossz cm-ben mérve. Ez a hullámhossz-eltolódás – még a relatíve erős mágneses terek ellenére is – általában rendkívül kicsi: a napfoltok esetében (ahol az átlagos térerősség kb. 3000 gauss, a Föld átlagos mágneses terénél 3000-szer nagyobb érték) a vizuális tartományban (500 nm körül) észlelve nem egész 0,004 nm! A legerősebb a magnetárok közé tartozó neutroncsillagok mágneses tere (akár 500 millió gauss).
Bizonyos esetekben bonyolultabb vonalfelhasadások is előfordulnak, ezeket az anomális Zeeman-effektus gyűjtőnéven emlegetik.
A csillagok tulajdonképpen hatalmas, átlátszatlan, részben ionizált gázból álló gömbök. Belsejükben két, egymással ellentétes irányú erő, a gravitációs erő és a gáznyomásból származó erőhatás lép fel. Ha a kettő azonos nagyságú, akkor a csillag egyensúlyban van, ám ha az egyik valami miatt megnövekszik, akkor a csillag összehúzódik, illetve kitágul addig, míg a két hatás újra egyensúlyba nem kerül.
A gravitációból eredő nyomást a csillag tömege határozza meg. Ez próbálja összeroppantani a csillagot, a hatás a csillag belseje felé haladva egyre nő. Ezzel tart egyensúlyt a csillag forró belsejének nyomása. Ha a csillag anyagát ideális gáznak tekintjük, melynek nyomása a hőmérséklettel arányos, akkor könnyen belátható, hogy a csillag belsejében a hőmérsékletnek a centrum felé haladva nőnie kell, hogy a gáznyomás egyensúlyt tudjon tartani az egyre növekvő gravitációval.
A csillagok belseje általában három nagy tartományra bontható:
Mag: A csillagok központi tartománya, melyben a tömeg jelentős része található. Fősorozati állapotban szinte teljes mértékben itt zajlik az energiatermelés (fúziós folyamatok). A Nap esetében a mag sugara kb. 0,25 R☉ (ahol R☉ a Nap sugara, kb. 695 000 km).
Sugárzási zóna: Az a tartomány, ahol a magban keletkező energia elektromágneses sugárzás (a kisugárzott fotonok bizonyos idő elteltével elnyelődnek a közeg részecskéiben, leadva energiájukat, míg a keletkező többletenergia később szintén fotonok formájában távozik) és neutrínók formájában terjed. Napunkban ez a zóna kb. 0,25 és 0,7 R☉ között húzódik.
Konvektív zóna: Az energia ebben a rétegben hőáramlással, ún. konvektív cellák fel-le irányú mozgásával terjed (a magasabb hőmérsékletű helyről az alacsonyabb hőmérsékletű hely irányába). Napunk esetében ez a zóna kb. 0,7 R☉-tól egészen a látható „felszínig” tart.
Az előbb felvázolt elrendezés a Napnál jóval kisebb vagy jóval nagyobb tömegű csillagok esetében jelentősen módosulhat. A kialakulóban lévő csillagok (protocsillagok), illetve a kb. 0,5 naptömeg alatti fősorozati csillagok esetén csak a konvekciós energiaterjedés valósul meg. Kb. 1 és 3 naptömeg között a konvektív réteg vékonyodni kezd, míg 3 naptömeg fölött a mag körül kezd kialakulni egy konvektív burok, melyet kívülről a sugárzási zóna övez.
1.54. ábra - A csillagbelsők változásának bemutatása egy 3 naptömegű (balra), egy 1 naptömegű (középen) és egy 0,5 naptömegű csillag (jobbra) esetében. A sugárzási zóna sárga színnel, a konvektív zóna az áramlásra utaló hurkokkal van jelezve.
 |
A negyedik tartomány, mely már nem tartozik a csillag belsejéhez, a csillag légköre. Ennek alján helyezkedik el a fotoszféra, az a réteg, melyről a sugárzás már elhagyja a csillagot. Ezt tekintjük tulajdonképpen a csillag „felszínének” (a fotoszféra és a csillaglégkör szerkezetéről a részleteket lásd a Nap felépítésénél).
A csillagok magjában a könnyebb elemek nehezebbé való alakulása biztosítja a folyamatos sugárzáshoz szükséges energiát. Először a hidrogén héliummá való alakulása történik, majd a csillag későbbi állapotában a mag magasabb hőmérséklete esetén következik be a hélium fúziója.
A magbeli hidrogén héliummá való átalakulása két folyamat révén mehet végbe. Az egyik a proton-proton ciklus, a másik a CNO ciklus. A p-p ciklus beindulásához a csillag magjában kb. 10 millió K, míg a CNO ciklus esetében kb. 30 millió K hőmérsékletre van szükség. Mindkét esetben négy hidrogénmagból lesz egy héliummag. Az energia onnan származik, hogy a négy hidrogénmag együttes tömege nagyobb mint a héliummagé. A tömegek különbsége alakul át energiává a jól ismert E=mc2 összefüggés szerint.
Ebben a ciklusban először két hidrogénmag egyesül egy deutériummaggá. A reakcióképlet mellett az egy reakció során keletkező energiát és azt az időtartamot tüntettük fel, ami alatt átlagosan egy reakció végbemenetele várható. A klasszikus elmélet szerint a Nap belsejében uralkodó hőmérsékleti viszonyok mellett két proton egyesülése csak átlagosan 10 milliárd évente egyszer következhetne be (a protonok számolt mozgási energiája ugyanis nem elég a közöttük levő elektromos taszítóhatás legyőzéséhez). Az ellentmondást a kvantummechanika elmélete oldotta fel, ami lehetővé teszi, hogy a protonok hullámfüggvényei – az ún. alagút-effektus révén – a klasszikus elméletekből jósolt hőmérséklethatár alatt is átfedjenek egymással.
|
1H + 1H → 2D + e+ + νe |
1,44 MeV |
~ 10 milliárd év |
Ez egy további proton befogásával 3-as tömegszámú héliummaggá alakul, majd két 3-as tömegszámú hélium egyesül egy 4-es tömegszámú héliummá, miközben két proton felszabadul, melyek újra bekapcsolódnak a folyamatba.
|
2D + 1H → 3He + γ |
5,49 MeV |
~ 1 s |
|
3He + 3He → 4He + 2 1H |
12,86 MeV |
~ 1 millió év |
Az utóbbi reakció valójában csak az egyik lehetséges reakciótípus, mely az esetek 86 %-ában megy végbe. A másik lehetséges folyamat (reakciócsatorna) során a 3-as tömegszámú héliumizotóp egy normál (4-es tömegszámú) héliummaggal egyesül, és 7-es tömegszámú berilliummag (7Be) jön létre, mely egy elektronnal vagy egy protonnal ütközve (előbbi esetben 7Li, utóbbi esetben 8B és 8Be állapotokon keresztül) végül szintén 4-es tömegszámú héliummagokat eredményez.
Ebben a folyamatban egy 12-es tömegszámú szénatom ütközik egy hidrogénmaggal (proton) és így egy 13-as tömegszámú nitrogénizotóp jön létre.
|
12C + 1H → 13N + γ |
1,95 MeV |
~ 13 millió év |
Ez az instabil izotóp elbomlik 13-as szénné, mely újabb protonnal találkozva már stabil 14-es nitrogént hoz létre.
|
13N → 13C + e+ + νe |
2,22 MeV |
~ 7 perc |
|
13C + 1H → 14N + γ |
7,54 MeV |
~ 2,7 millió év |
A harmadik proton ezt 15-ös oxigénné alakítja, mely 15-ös nitrogénné bomlik. Végül a negyedik proton a 15-ös nitrogént átalakítja 12-es szénné és egy héliummaggá.
|
14N + 1H → 15O + γ |
7,35 MeV |
~ 320 millió év |
|
15O → 15N + e+ + νe |
2,71 MeV |
~ 82 s |
|
15N + 1H → 12C + 4He |
4,96 MeV |
~ 110 ezer év |
Látható, hogy a folyamat elején bekapcsolódott szénatommag változatlan formában kiválik a folyamat végén, tehát tulajdonképpen csak katalizátor szerepet tölt be. Itt is négy protonból lesz egy héliummag (α-részecske) és gammafotonok valamint neutrínók szabadulnak fel.
Amikor a csillag magjában elfogy a hidrogén, és eléri a megfelelő hőmérsékletet (kb. 100 millió K), beindul a hélium fúziója. Ebben a folyamatban három hélium-atommag (α-részecske) egyesül egy szén atommaggá. Valójában először két héliummag ütközésekor létrejön egy 8-as tömegszámú berillium:
|
4He + 4He → 8Be |
Ám ez annyira instabil, hogy ha azonnal nem találkozik egy további héliummaggal, akkor elbomlik. Ezért tulajdonképpen három héliummag egyidejű találkozása szükséges a folyamat lezajlásához. Erről kapta a nevét is.
|
8Be + 4He → 12C + γ |
A folyamat során - kis százalékban – további, stabil izotópok (oxigén, neon, magnézium) is létrejöhetnek:
|
12C + 4He → 16O + γ |
|
16O + 4He → 20Ne + γ |
|
20Ne + 4He → 24Mg + γ |
Amikor a magból a hélium is elfogy, beindul a nehezebb elemek (szén, oxigén, nitrogén, ...) keletkezése. A fúzió legfeljebb (a nagytömegű csillagok esetében) az 56-os tömegszámú vasig tart. Ekkor a fúzió leáll, mivel a nehezebb elemek egyesülése már nem termel energiát, hanem éppen energiát igényel. A vasnál nehezebb elemek kialakulása csak speciális körülmények között (elsősorban szupernóva-robbanások során) végbemenő neutron-, illetve protonbefogások révén következik be.