El límite de Tolman-Oppenheimer-Volkoff (o límite TOV ) es un límite superior de la masa de estrellas de neutrones frías y no giratorias , análogo al límite de Chandrasekhar para las estrellas enanas blancas .
El trabajo teórico en 1996 situó el límite en aproximadamente 1,5 a 3,0 masas solares, [1] correspondiente a una masa estelar original de 15 a 20 masas solares; el trabajo adicional en el mismo año dio un rango más preciso de 2,2 a 2,9 masas solares. [2]
Las observaciones de GW170817 , el primer evento de ondas gravitacionales debido a la fusión de estrellas de neutrones (que se cree que colapsaron en un agujero negro [3] pocos segundos después de fusionarse [4] ), colocaron el límite en cerca de 2,17 M ☉ (solar masas). [5] [6] [7] [8] Sin embargo, este valor no era coherente con los datos de meseta de rayos X de ráfagas cortas de rayos gamma , que sugerían un valor de M TOV = 2,37 M ☉ . [9] El nuevo análisis de los datos del evento GW170817 en 2019 dio como resultado un valor más alto de M TOV = 2,3 M ☉. [10] Se ha medido que una estrella de neutrones en un par binario (PSR J2215 + 5135) tiene una masa cercana a este límite,2,27+0,17
−0,15 M ☉ . [11] Una medición más segura de PSR J0740 + 6620 , un púlsar eclipsado por una enana blanca, produce una masa de2.14+0,10
−0,09 M ☉ . [12] [13]
En el caso de una estrella de neutrones que gira rígidamente, [n 1] se cree que el límite de masa aumenta hasta en un 18-20%. [4] [8]
Historia
La idea de que debería haber un límite superior absoluto para la masa de un cuerpo autogravitante frío (a diferencia de la presión térmica soportada) se remonta al trabajo de 1932 de Lev Landau , basado en el principio de exclusión de Pauli . El principio de Pauli muestra que las partículas fermiónicas en materia suficientemente comprimida serían forzadas a estados de energía tan altos que su contribución de masa en reposo sería insignificante en comparación con la contribución cinética relativista (RKC). RKC se determina solo por la longitud de onda cuántica relevante λ , que sería del orden de la separación media entre partículas. En términos de unidades de Planck , con la constante de Planck reducida ħ , la velocidad de la luz cy la constante gravitacional G todo igual a uno, habrá una presión correspondiente dada aproximadamente por
En el límite de masa superior, esa presión será igual a la presión necesaria para resistir la gravedad. La presión para resistir la gravedad para un cuerpo de masa M se dará de acuerdo con el teorema del virial aproximadamente por
donde ρ es la densidad. Esto vendrá dado por ρ =metro/λ 3, donde m es la masa relevante por partícula. Se puede ver que la longitud de onda se cancela de modo que se obtiene una fórmula de límite de masa aproximada de la forma muy simple
En esta relación, se puede considerar que m viene dado aproximadamente por la masa del protón . Esto se aplica incluso en el caso de la enana blanca (el del límite de Chandrasekhar ) para el que las partículas fermiónicas que proporcionan la presión son electrones. Esto se debe a que la densidad de masa la proporcionan los núcleos en los que los neutrones son como mucho tan numerosos como los protones. Asimismo, los protones, para la neutralidad de la carga, deben ser exactamente tan numerosos como los electrones del exterior.
En el caso de las estrellas de neutrones, este límite fue elaborado por primera vez por J. Robert Oppenheimer y George Volkoff en 1939, utilizando el trabajo de Richard Chace Tolman . Oppenheimer y Volkoff supusieron que los neutrones de una estrella de neutrones formaban un gas Fermi frío degenerado . De ese modo obtuvieron una masa límite de aproximadamente 0,7 masas solares , [14] [15] que era menor que el límite de Chandrasekhar para las enanas blancas. Teniendo en cuenta las fuertes fuerzas de repulsión nuclear entre neutrones, el trabajo moderno conduce a estimaciones considerablemente más altas, en el rango de aproximadamente 1,5 a 3,0 masas solares. [1] La incertidumbre en el valor refleja el hecho de que las ecuaciones de estado para materia extremadamente densa no son bien conocidas. La masa del púlsar PSR J0348 + 0432 , en2,01 ± 0,04 masas solares, pone un límite inferior empírico en el límite TOV.
Aplicaciones
En una estrella de neutrones menos masiva que el límite, el peso de la estrella está equilibrado por interacciones neutrón-neutrón repulsivas de corto alcance mediadas por la fuerza fuerte y también por la presión de degeneración cuántica de los neutrones, que previene el colapso. Si su masa está por encima del límite, la estrella colapsará a una forma más densa. Podría formar un agujero negro o cambiar de composición y recibir el apoyo de alguna otra forma (por ejemplo, mediante la presión de degeneración de los quarks si se convierte en una estrella de quarks ). Debido a que las propiedades de formas hipotéticas y más exóticas de materia degenerada son aún menos conocidas que las de la materia degenerada por neutrones, la mayoría de los astrofísicos asumen, en ausencia de evidencia en contrario, que una estrella de neutrones por encima del límite colapsa directamente en un negro. agujero.
Un agujero negro formado por el colapso de una estrella individual debe tener una masa que exceda el límite de Tolman-Oppenheimer-Volkoff. La teoría predice que debido a la pérdida de masa durante la evolución estelar , un agujero negro formado a partir de una estrella aislada de metalicidad solar puede tener una masa de no más de aproximadamente 10 masas solares . [16] : Fig. 16 Observacionalmente, debido a su gran masa, relativa debilidad y espectros de rayos X, se cree que varios objetos masivos en binarios de rayos X son agujeros negros estelares. Se estima que estos candidatos a agujero negro tienen masas entre 3 y 20 masas solares . [17] [18] LIGO ha detectado fusiones de agujeros negros que involucran agujeros negros en el rango de masa solar de 7.5 a 50; Es posible, aunque poco probable, que estos agujeros negros fueran en sí mismos el resultado de fusiones anteriores.
Lista de las estrellas de neutrones más masivas
A continuación se muestra una lista de estrellas de neutrones que se acercan al límite TOV desde abajo.
Nombre | Masa ( M ☉ ) | Distancia ( ly ) | Clase acompañante | Método de determinación de masa | Notas | Refs. |
---|---|---|---|---|---|---|
PSR J1748-2021 B | 2,74+0,21 −0,21 | 27,700 | D | Tasa de avance del periastrón . | En el cúmulo globular NGC 6440 . | [19] |
4U 1700-37 | 2,44+0,27 −0,27 | 6,910 ± 1,120 | O6.5Iaf + | Simulaciones de Monte Carlo del proceso de comptonización térmica . | Sistema HMXB . | [20] [21] |
PSR J1311–3430 | 2.15–2.7 | 6.500-12.700 | Objeto subestelar | Observación espectroscópica y fotométrica . | Pulsar de la viuda negra. | [22] [23] |
PSR B1957 + 20 | 2.4+0,12 −0,12 | 6.500 | Objeto subestelar | Tasa de avance del periastrón. | Prototipo de estrella de púlsares viuda negra. | [24] |
PSR J1600−3053 | 2.3+0,7 −0,6 | 6.500 ± 1.000 | D | Análisis de Fourier de la relación ortométrica del retardo de Shapiro . | [25] [26] | |
PSR J2215 + 5135 | 2,27+0,17 −0,15 | 10,000 | G5V | Medición innovadora de la velocidad radial del compañero . | Pulsar de espalda roja. | [11] |
XMMU J013236.7 + 303228 | 2.2+0,8 −0,6 | 2,730,000 | B1.5IV | Modelado espectroscópico detallado. | En M33 , sistema HMXB. | [27] |
PSR J0740 + 6620 | 2.14+0,10 −0,11 | 4.600 | D | Parámetro de rango y forma del retardo de Shapiro. | La estrella de neutrones más masiva con una masa bien restringida | [25] [12] |
PSR J0751 + 1807 | 2.10+0,2 −0,2 | 6.500 ± 1.300 | D | Mediciones de sincronización de pulsos de precisión de la desintegración orbital relativista . | [28] | |
GW190425-A | 2,03+0.15 −0.14 | 518,600,000 | NS | Datos de ondas gravitacionales de la fusión de estrellas de neutrones de los interferómetros LIGO y Virgo. | Se fusionó con su compañero para formar un agujero negro de 3,4 M ☉ | [29] [30] |
PSR J0348 + 0432 | 2.01+0.04 −0.04 | 2,100 | D | Observación espectroscópica y desintegración orbital inducida por ondas de gravedad del compañero. | [25] [31] | |
PSR B1516 + 02B | 1,94+0,17 −0,19 | 24.500 | D | Tasa de avance del periastrón. | En el cúmulo globular M5 . | [25] [32] |
PSR J1614−2230 | 1.908+0,016 −0,016 | 3.900 | D | Parámetro de rango y forma del retardo de Shapiro. | En el disco galáctico de la Vía Láctea . | [25] [26] [33] |
Vela X-1 | 1,88+0,13 −0,13 | 6.200 ± 650 | B0.5Ib | Tasa de avance del periastrón. | Sistema HMXB independiente prototípico. | [34] |
Lista de agujeros negros menos masivos
A continuación se muestra una lista de agujeros negros que se acercan al límite TOV desde arriba.
Nombre | Masa ( M ☉ ) | Distancia ( ly ) | Clase acompañante | Método de determinación de masa | Notas | Refs. |
---|---|---|---|---|---|---|
2MASS J05215658 + 4359220 | 3.3+2,8 −0,7 | 10,000 | Gigante de tipo K (?) | Medidas espectroscópicas de la velocidad radial de un compañero que no interactúa. | En las afueras de la Vía Láctea. | [25] [35] [36] |
Remanente de GW190425 | 3.4+0,3 −0,1 | 518,600,000 | N / A | Datos de ondas gravitacionales de la fusión de estrellas de neutrones de los interferómetros LIGO y Virgo. | 97% de probabilidad de colapso rápido en un agujero negro inmediatamente después de la fusión. | [25] [29] [30] |
LS 5039 | 3,7+1,3 −1,0 | 8.200 ± 300 | O (f) N6.5V | Espectroscopía de dispersión intermedia y ajuste del modelo de atmósfera del compañero. | Sistema microcuásar . | [37] |
GRO J0422 + 32 / V518 Por | 3,97+0,95 −0,95 | 8.500 | M4.5V | Modelado fotométrico de curvas de luz . | Sistema SXT . | [25] [38] |
NGC 3201-1 | 4.36+0,41 −0,41 | 15,600 | (ver notas) | Medidas espectroscópicas de la velocidad radial de un compañero que no interactúa. | En el cúmulo globular NGC 3201 . Companion es 0,8 M ☉ secuencia principal de apagado . | [25] [39] |
GRO J1719-24 / GRS 1716−249 | ≥4,9 | 8.500 | K0-5 V | Fotometría de infrarrojo cercano de compañero y flujo de Eddington . | Sistema LMXB . | [25] [40] |
4U 1543-47 | 5,0+2,5 −2,3 | 30 000 ± 3500 | A2 (¿V?) | Medidas espectroscópicas de velocidad radial del compañero. | Sistema SXT. | [25] [41] |
XTE J1650-500 | ≥5,1 | 8.500 ± 2.300 | K4V | Modelado de resonancia orbital a partir de QPO | Fuente de rayos X binaria transitoria | [42] |
GRO J1655-40 | 5.31+0,07 −0,07 | <5.500 | F6IV | Observaciones de sincronización de rayos X de precisión de RossiXTE . | Sistema LMXB. | [43] [44] |
Lista de objetos en espacio de masa
Estos objetos pueden contener estrellas de neutrones, agujeros negros, estrellas de quarks, objetos exóticos; separados de la lista de agujeros negros menos masivos debido a la naturaleza poco clara de estos objetos (masa en gran parte indeterminada y / o datos de observación deficientes).
Nombre | Masa ( M ☉ ) | Distancia ( ly ) | Clase acompañante | Método de determinación de masa | Notas | Refs. |
---|---|---|---|---|---|---|
Remanente de GW170817 | 2,74+0.04 −0.01 | 144.000.000 | N / A | Datos de ondas gravitacionales de la fusión de estrellas de neutrones de los interferómetros LIGO y Virgo . | En NGC 4993 . Posiblemente colapsó en un agujero negro entre 5 y 10 segundos después de la fusión. | [45] |
SS 433 | 3.0–30.0 | 18 000 ± 700 | A7Ib | Primer sistema de microcuásares descubierto. Confirmado que tiene un campo magnético, que es atípico para un agujero negro; sin embargo, podría ser el campo del disco de acreción, no del objeto compacto. | [46] [47] [48] | |
LB-1 | 2.0–70.0 | aprox. 7.000 | Ser estrella / estrella de helio despojada | Inicialmente se pensó que era el primer agujero negro en la brecha de masa de inestabilidad de pares. | [49] [50] | |
Cygnus X-3 | 2.0–5.0 | 24,100 ± 3,600 | WN4-6 | Espectroscopia de infrarrojo cercano y ajuste del modelo de atmósfera del compañero. | Sistema microcuásar. Las principales diferencias entre el espectro de Cyg X-3 y el BH de acumulación típico pueden explicarse por las propiedades de su estrella compañera. | [51] [52] |
LS I +61 303 | 1.0 - 4.0 | 7.000 | B0Ve | Medidas espectroscópicas de velocidad radial del compañero. | Sistema microcuásar. Tiene un espectro típico de los agujeros negros, sin embargo emite rayos gamma HE y VHE similares a las estrellas de neutrones LS_2883 y HESS J0632 + 057, así como al misterioso objeto LS 5039 . | [53] [54] |
Ver también
- Ecuación de Tolman-Oppenheimer-Volkoff
- Atado a Bekenstein
- Estrella de quark
Notas
- ^ Lo que significa que los diferentes niveles en el interior de la estrella giran todos al mismo ritmo.
Referencias
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informamos sobre una posible detección de emisión extendida (EE) en radiación gravitacional durante GRB170817A: un chirrido descendente con una escala de tiempo característica τ s =3,01 ± 0,2 s en un espectrograma (H1, L1) de hasta 700 Hz con un nivel de confianza equivalente gaussiano superior a 3,3 σ basado únicamente en la causalidad después de la detección de bordes aplicada a los espectros (H1, L1) fusionados por coincidencias de frecuencia. La confianza adicional se deriva de la fuerza de esta EE. Las frecuencias observadas por debajo de 1 kHz indican una magnetar hipermasiva en lugar de un agujero negro, girando hacia abajo por vientos magnéticos e interacciones con eyecta de masa dinámica.
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