Đặc tính hóa quá trình giải phóng lưỡng cực phân tử khí CO: Luận văn Thạc sĩ Vật lý về sao lùn nâu ở ρ Ophiuchi và Taurus

BỘ GIÁO DỤC VÀ ĐÀO TẠO TRƯỜNG ĐẠI HỌC SƯ PHẠM TP. HỒ CHÍ MINH Đặng Đức Cường

ĐẶC TÍNH HÓA QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO CỦA CÁC SAO LÙN NÂU Ở ρ OPHIUCHI VÀ TAURUS

LUẬN VĂN THẠC SĨ VẬT LÝ

Thành phố Hồ Chí Minh – 2012

BỘ GIÁO DỤC VÀ ĐÀO TẠO TRƯỜNG ĐẠI HỌC SƯ PHẠM TP. HỒ CHÍ MINH Đặng Đức Cường

ĐẶC TÍNH HÓA QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO CỦA CÁC SAO LÙN NÂU Ở ρ OPHIUCHI VÀ TAURUS

Chuyên ngành: Vật lý nguyên tử, hạt nhân & năng lượng cao Mã số: 60 44 05

LUẬN VĂN THẠC SĨ VẬT LÝ

NGƯỜI HƯỚNG DẪN KHOA HỌC: TS. PHAN BẢO NGỌC

Thành phố Hồ Chí Minh – 2012

LỜI CẢM ƠN

Luận văn này được hoàn thành không chỉ là thành quả của riêng tôi, đó còn

là kết quả của quá trình dạy dỗ, chỉ bảo tận tình và đầy trách nhiệm của người Thầy

đáng kính TS. Phan Bảo Ngọc (Bộ môn Vật lý – Trường Đại Học Quốc Tế – Đại

Học Quốc Gia Tp. Hồ Chí Minh). Tôi là người may mắn khi được nghiên cứu với

Thầy, Thầy sẽ mãi là tấm gương sáng cho nhiều thế hệ học trò Việt Nam và nhiều

nước khác học tập. Tôi xin được biết ơn Thầy.

Tôi chân thành cảm ơn Quý Thầy, Cô đã giảng dạy lớp Cao học Vật lý

nguyên tử, hạt nhân & năng lượng cao, khóa 21 (2010-2012); và các Thầy, Cô,

nhân viên Phòng Sau Đại Học - Trường Đại Học Sư Phạm Tp. Hồ Chí Minh đã tạo

điều kiện thuận lợi cho tôi và cả lớp chúng tôi hoàn thành khóa học.

Tôi cũng gửi lời cảm ơn đến các anh Hoàng Ngọc Duy, Đỗ Duy Thọ và chị

Nguyễn Ngọc Linh (Bộ môn Vật lý - Trường Đại Học Quốc Tế - Đại Học Quốc Gia

Tp. Hồ Chí Minh) đã giúp đỡ chân thành trong suốt quá trình tôi nghiên cứu tại

trường.

Cuối cùng, tôi xin được biết ơn những người thân, những người bạn đã tạo

điều kiện về tài chính và những bạn bè đã giúp đỡ về tinh thần trong suốt quá trình

tôi học tập và nghiên cứu.

Thành phố Hồ Chí Minh, ngày …… tháng …… năm 2012

Người viết

Đặng Đức Cường

MỤC LỤC

LỜI CẢM ƠN ................................................................................................... i

MỤC LỤC ........................................................................................................ ii

DANH MỤC CÁC HÌNH VẼ......................................................................... v

DANH MỤC CÁC BẢNG ........................................................................... viii

DANH MỤC CÁC HẰNG SỐ VÀ ĐƠN VỊ ................................................ ix

MỞ ĐẦU ..................................................................................................... - 1 -

Chương 1: TỔNG QUAN .......................................................................... - 4 -

1.1. SAO LÙN NÂU ............................................................................................ - 4 -

1.1.1. Sao lùn nâu .............................................................................................. - 4 -

1.1.2. Các thuộc tính vật lí của sao lùn nâu ...................................................... - 5 -

1.1.2.1. Khối lượng ....................................................................................... - 5 -

1.1.2.2. Nhiệt độ ........................................................................................... - 5 -

1.1.2.3. Bán kính ........................................................................................... - 6 -

1.1.2.4. Phân loại sao lùn nâu theo kiểu phổ ............................................... - 6 -

1.1.3. Những khu vực tìm kiếm, phát hiện sao lùn nâu .................................... - 7 -

1.2. HỆ THỐNG KÍNH THIÊN VĂN VÔ TUYẾN ......................................... - 8 -

1.2.1. SMA (the SubMillimeter Array) ............................................................ - 8 -

1.2.2. CARMA (the Combined Array for Research in Millimeter-wave Astronomy) ........................................................................................................ - 9 -

1.2.3. ALMA (the Atacama Large Millimeter/submillimeter Array)............. - 10 -

Chương 2: CÁC GIẢ THUYẾT HÌNH THÀNH SAO LÙN NÂU VÀ CÁC QUAN SÁT THỰC NGHIỆM KIỂM CHỨNG .......................... - 12 -

2.1. CÁC GIẢ THUYẾT HÌNH THÀNH SAO LÙN NÂU ........................... - 12 -

2.1.1. Quá trình hình thành của các sao thông thường ................................... - 12 -

2.1.2. Các giả thuyết hình thành sao lùn nâu .................................................. - 18 -

2.1.2.1. Mô hình sao lùn nâu hình thành theo cùng cách thức như các sao thông thường khối lượng thấp ..................................................................... - 18 -

2.1.2.2. Các mô hình khác về nguồn gốc hình thành của sao lùn nâu ....... - 20 -

2.2. CÁC QUAN SÁT THỰC NGHIỆM KIỂM CHỨNG NGUỒN GỐC SAO LÙN NÂU HÌNH THÀNH GIỐNG CÁC SAO THÔNG THƯỜNG KHỐI LƯỢNG THẤP ................................................................................................... - 23 -

2.2.1. Các đĩa bồi đắp xung quanh sao lùn nâu .............................................. - 23 -

2.2.2. Các luồng phụt lưỡng cực phân tử khí .................................................. - 25 -

2.2.3. Hàm khối lượng ban đầu (IMF) ............................................................ - 25 -

2.2.4. Sự phân bố vận tốc và phân bố không gian .......................................... - 26 -

Chương 3: QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO .............................................................................................................. - 29 -

3.1. SỰ HÌNH THÀNH VÀ PHÂN HỦY PHÂN TỬ KHÍ CO TRONG ĐÁM MÂY PHÂN TỬ ................................................................................................. - 29 -

3.1.1. Phổ năng lượng dao động và năng lượng quay của phân tử lưỡng nguyên tử CO ................................................................................................................ - 29 -

3.1.1.1. Phổ năng lượng dao động ............................................................. - 29 -

3.1.1.2. Phổ năng lượng quay .................................................................... - 30 -

3.1.2. Sự hình thành phân tử khí CO .............................................................. - 31 -

3.1.2.1. Sự hình thành phân tử khí CO trong các vùng lạnh (T < 100 K) . - 31 -

3.1.2.2. Sự hình thành phân tử khí CO trong các vùng ấm (T ≥ 100 K) .... - 32 -

3.1.3. Sự phân hủy phân tử khí CO ................................................................ - 33 -

3.2. QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO Ở CÁC SAO THÔNG THƯỜNG ................................................................................... - 33 -

3.2.1. Các đặc tính quan sát của luồng phụt lưỡng cực phân tử ..................... - 33 -

3.2.1.1. Tính phổ biến ................................................................................. - 33 -

3.2.1.2. Tính lưỡng cực............................................................................... - 34 -

3.2.1.3. Hình thái cấu trúc luồng phụt ....................................................... - 35 -

3.2.1.4. Sự chuẩn trực ................................................................................ - 35 -

3.2.2. Các tham số vật lý cơ bản của luồng phụt lưỡng cực phân tử khí từ các quan sát phổ phát xạ CO .................................................................................. - 36 -

3.2.2.1. Khối lượng ..................................................................................... - 36 -

3.2.2.2. Các tham số động học ................................................................... - 37 -

3.2.2.3. Các tham số động lực học ............................................................. - 38 -

3.2.3. Các luồng phụt trung hòa vận tốc cực kì cao ........................................ - 39 -

3.2.4. Nguồn gốc luồng phụt phân tử ............................................................. - 41 -

3.2.4.1. Mô hình sốc uốn hình cung được điều khiển bởi tia vật chất ....... - 41 -

3.2.4.2. Mô hình lớp vỏ được điều khiển bởi gió góc rộng ........................ - 42 -

3.2.5. Nguồn gốc gió/tia vật chất .................................................................... - 43 -

3.2.5.1. Mô hình đĩa–gió ............................................................................ - 44 -

3.2.5.2. Mô hình gió–X ............................................................................... - 45 -

3.3. QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO Ở VÙNG KHỐI LƯỢNG DƯỚI SAO .............................................................................. - 46 -

3.3.1. Các luồng phụt lưỡng cực phân tử ở vùng khối lượng dưới sao .......... - 46 -

3.3.1.1. Luồng phụt lưỡng cực phân tử từ IRAM 04191+1522.................. - 46 -

3.3.1.2. Luồng phụt lưỡng cực phân tử từ L1014-IRS ............................... - 48 -

3.3.1.3. Luồng phụt lưỡng cực phân tử từ ISO-Oph 102 ........................... - 48 -

3.3.1.4. Luồng phụt lưỡng cực phân tử từ L673-7-IRS .............................. - 50 -

3.3.1.5. Luồng phụt lưỡng cực phân tử từ MHO 5 ..................................... - 51 -

3.3.1.6. Luồng phụt lưỡng cực phân tử từ L1148-IRS ............................... - 52 -

3.3.2. So sánh các thuộc tính vật lý tiêu biểu của các luồng phụt ở vùng khối lượng dưới sao ................................................................................................. - 53 -

Chương 4: ĐẶC TÍNH HÓA QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO TỪ SAO LÙN NÂU GM TAU ............................. - 55 -

4.1. SAO LÙN NÂU GM TAU ......................................................................... - 55 -

4.1.1. Các tham số vật lý cơ bản ..................................................................... - 55 -

4.1.1.1. Khối lượng ..................................................................................... - 55 -

4.1.1.2. Nhiệt độ ......................................................................................... - 56 -

4.1.1.3. Bán kính ......................................................................................... - 56 -

4.1.1.4. Kiểu phổ......................................................................................... - 56 -

4.1.2. Tín hiệu luồng phụt từ GM Tau ............................................................ - 56 -

4.1.2.1. Biên dạng vạch P Cygni ................................................................ - 56 -

4.1.2.2. Biên dạng vạch P Cygni của GM Tau ........................................... - 58 -

4.2. QUAN SÁT VÀ XỬ LÝ SỐ LIỆU ............................................................ - 59 -

4.3. KẾT QUẢ VÀ THẢO LUẬN ................................................................... - 60 -

4.4. KẾT LUẬN ................................................................................................. - 66 -

DANH MỤC CÁC CÔNG BỐ CỦA TÁC GIẢ .................................... - 68 -

TÀI LIỆU THAM KHẢO ....................................................................... - 69 -

Phụ lục ....................................................................................................... - 76 -

DANH MỤC CÁC HÌNH VẼ

Số thứ tự Hình Diễn giải Trang

1.1 Sao lùn nâu so với sao thông thường và hành tinh 1 4

2 1.2 8 ăngten của SMA 8

3 1.3 23 ăngten của CARMA 9

50 ăngten trong hệ kính 12-m của ALMA trong 4 1.4 11 tương lai

Phổ phân bố năng lượng của vật thể tiền sao giai 5 2.1 15 đoạn 0

Phổ phân bố năng lượng của vật thể tiền sao giai 6 2.2 15 đoạn I

Phổ phân bố năng lượng của vật thể tiền sao giai 7 2.3 16 đoạn II

Phổ phân bố năng lượng của vật thể tiền sao giai 8 2.4 17 đoạn III

Quá trình hình thành một ngôi sao thông thường 9 2.5 17 khối lượng thấp

Phổ hồng ngoại của một số đĩa quanh SLN và sao 24 10 2.6 khối lượng rất thấp

Hàm khối lượng bân đầu của các vùng hình thành

11 2.7 sao Taurus, IC 348, Chamaeleon I và chòm sao 26

Trapezium

Sự phân bố không gian của các sao thông thường

12 2.8 (kiểu phổ ≤ M6) và sao lùn nâu (kiểu phổ > M6) 27

trong vùng hình thành sao Taurus

13 3.1 Các mức năng lượng dao động của phân tử CO 29

14 3.2 Các mức năng lượng quay của phân tử CO 30

Sơ đồ cấu trúc luồng phụt lưỡng cực phân tử khí của 15 3.3 33 vật thể sao trẻ L1551

Các ví dụ về hình thái cấu trúc luồng phụt lưỡng cực 16 3.4 34 NGC2071 và luồng phụt đẳng hướng S140

Biểu đồ phân bố khối lượng luồng phụt của mẫu 17 3.5 35 gồm 46 luồng phụt từ Snell (1987)

18 3.6 Sự phát xạ CO J = 2→1 trong luồng phụt của L1448 38

Biểu đồ đơn giản của mô hình sốc uốn hình cung 19 3.7 40 được điều khiển bởi tia vật chất trong hệ tọa độ trụ

Biểu đồ đơn giản của mô hình lớp vỏ được điều 41 20 3.8 khiển bởi gió góc rộng trong hệ tọa độ trụ

21 3.9 Một biểu đồ đơn giản hóa của mô hình đĩa–gió 43

22 3.10 Một biểu đồ của mô hình gió–X 44

Bản đồ luồng phụt lưỡng cực phân tử khí CO J = 23 3.11 45 2→1 từ IRAM 04191

24 47 3.12 Đồ thị vị trí–vận tốc của các khối khí phát xạ CO J =

2→1 trong luồng phụt của ISO-Oph 102

Bản đồ cường độ của các khối khí phát xạ CO J = 25 3.13 48 2→1 của luồng phụt lưỡng cực từ L673-7-IRS

Biểu đồ vị trí–vận tốc của các khối khí phát xạ CO J 26 3.14 49 = 2→1 trong luồng phụt lưỡng cực từ MHO 5

Sơ đồ biểu diễn nguồn gốc của biên dạng vạch P 27 4.1 55 Cygni

28 4.2 Biên dạng vận tốc Hα từ GM Tau 56

Hình ảnh hồng ngoại gần và cường độ phát xạ vạch 29 4.3 58 CO J = 2→1 xung quanh vị trí SLN GM Tau

Hình ảnh hồng ngoại gần và cường độ phát xạ vạch 30 4.4 59 CO J = 2→1 xung quanh vị trí SLN ISO-Oph 102

Biểu đồ vị trí–vận tốc của các khối khí phát xạ CO J 60 31 4.5 = 2→1 từ luồng phụt GM Tau

Đề xuất hướng nghiên cứu mới của TS. Phan Bảo

32 4.6 Ngọc trong việc tìm hiểu nguồn gốc hình thành của 64

các sao lùn nâu

DANH MỤC CÁC BẢNG

Số thứ tự Bảng Diễn giải Trang

Các cấu hình cơ bản của kính thiên văn vô tuyến 1.1 9 1 SMA

Các đặc tính và cấu hình của 2 mảng chính của kính 1.2 10 2 thiên văn vô tuyến CARMA

Các thuộc tính động học và động lực học của luồng 3.1 46 3 phụt lưỡng cực phân tử từ L1014-IRS

Các thuộc tính động học và động lực học của luồng 3.2 47 4 phụt lưỡng cực phân tử từ ISO-Oph 102

Các thuộc tính động học và động lực học của luồng 3.3 49 5 phụt lưỡng cực phân tử từ L673-7-IRS

Các thuộc tính động học và động lực học của luồng 3.4 50 6 phụt lưỡng cực phân tử từ MHO 5

Các thuộc tính động học và động lực học của luồng 3.5 51 7 phụt lưỡng cực phân tử từ L1148-IRS

So sánh các thuộc tính vật lý tiêu biểu của các luồng 51 3.6 8 phụt vùng khối lượng dưới sao

Kết quả ước tính của các tham số vật lý cơ bản của 4.1 62 9 luồng phụt từ GM Tau

DANH MỤC CÁC HẰNG SỐ VÀ ĐƠN VỊ

Các hằng số •

h: hằng số Plăng, h = 6,625.10–34 J.s

c: tốc độ ánh sáng trong chân không, c = 299.792.458 m/s

G: hằng số hấp dẫn, G = 6,67428. 10–11 m3.kg–1.s–2

Các đơn vị •

MJ: là khối lượng Mộc tinh, 1 MJ = 1,8986.1027 kg

M: là khối lượng Mặt trời, 1 M = 1,9891.1030 kg

pc: viết tắt của parsec, 1 pc = 3,08568.1016 m

AU: là đơn vị thiên văn, 1 AU = 149.597.870,7 km

L: là độ trưng của Mặt trời, 1 L = 3,846.1026 W

erg: là đơn vị đo năng lượng và công cơ học trong hệ đơn vị CGS,

1 erg = 10–7 J

R: là bán kính của Mặt trời, 1 R = 696.000 km

RJ: là bán kính của Mộc tinh, 1 RJ = 77.800 km

Jy: viết tắt của Jansky, là đơn vị ngoài hệ SI của mật độ thông lượng,

1 Jy = 10–26 W.m–2.Hz–1 ; 1 Jy = 103 mJy

1 60

  

  

': viết tắt của arcminute, là đơn vị đo góc,

1 3600

  

  

": viết tắt của arcsecond, là đơn vị đo góc,

MỞ ĐẦU

Ngay từ năm 1963, sự tồn tại của các sao lùn nâu (SLN) đã được tiên đoán lý

thuyết bởi Kumar [25]. Mãi đến năm 1995, các nhà thiên văn học mới phát hiện

SLN đầu tiên Gliese 229B bằng quan sát (Rebolo và cộng sự [47]; Nakajima và

cộng sự [40]). Ngay sau đó một lượng lớn các SLN được khám phá xung quanh các

ngôi sao trong dãy chính, hoặc ở các vùng hình thành sao, hoặc chúng trôi nổi tự do

trong vùng lân cận Mặt trời. Các khám phá và nghiên cứu SLN nhanh chóng trở

thành một hướng nghiên cứu quan trọng của Thiên văn Vật lý, góp phần quan trọng

trong sự hiểu biết của con người về loại sao này, cũng như các sao thông thường và

các hành tinh có khối lượng lớn.

Các SLN có khối lượng nằm trong khoảng từ 13 đến 75 MJ, chúng không đủ

nặng để đốt cháy hydrogen nhưng có thể thực hiện phản ứng đốt cháy deuterium.

Xét về khối lượng chúng nằm giữa các sao thông thường và hành tinh. Mật độ SLN

khá phổ biển trong vũ trụ, tương đương với các sao kiểu Mặt trời, tuy nhiên nguồn

gốc của chúng vẫn đang là đề tài tranh cãi.

Đối với một ngôi sao thông thường (ví dụ: Mặt trời), quá trình hình thành bắt

đầu từ sự co rút hấp dẫn, sự bồi đắp và phóng luồng phụt vật chất lưỡng cực. Quá

trình hình thành này được chia làm 5 giai đoạn: lõi tiền sao, tiền sao giai đoạn 0,

giai đoạn I, giai đoạn II và giai đoạn III. Khối lượng các SLN (13 – 75 MJ) quá nhỏ

so với khối lượng tối thiểu Jeans (~ 1 M) để đám mây phân tử tự co rút, sụp đổ dưới tác dụng của lực hấp dẫn, khởi đầu cho quá trình hình thành sao. Do đó, các

nhà thiên văn học đã đề xuất nhiều kịch bản để giải thích nguồn gốc SLN

(Whitworth và cộng sự [58]), trong đó có hai mô hình chính: (1) Theo mô hình

chuẩn, chúng hình thành như các sao thông thường khối lượng lớn hơn thông qua

sự co rút hấp dẫn và phân mảnh (Bonnell và cộng sự [11]), hoặc phân mảnh hỗn

loạn (Padoan & Nordlund [42, 43]); (2) Theo mô hình “đẩy ra” (ejection model),

một phôi sao có khối lượng thấp nhất trong hệ gồm nhiều tiền sao, bị đẩy ra khỏi hệ

do tương tác động lực học giữa các thành viên trong hệ. Các phôi bị đẩy ra ngoài

này có khối lượng rất thấp, nó bị mất các kén khí và do không thể lấy thêm khí để

tăng khối lượng nên chúng trở thành các SLN và sao khối lượng rất thấp (Reipurth

& Clarke [48]).

Các quan sát gần đây (Luhman và cộng sự [34]) như hàm khối lượng ban

đầu IMF (Initial Mass Function), sự phân bố vận tốc, đặc tính hệ sao đôi, … cho

thấy các đặc tính vật lý của SLN và sao thông thường tương tự nhau. Do đó người

ta nghĩ rằng các SLN được hình thành theo mô hình thứ nhất, tức chúng hình thành

theo kiểu như các sao thông thường. Cần lưu ý rằng các cơ chế khác (ví dụ: sự đẩy

các phôi sao) cũng có thể xảy ra, tham gia vào quá trình hình thành SLN, nhưng

không phải là cơ chế chính trong việc tạo ra một số lượng lớn SLN. Tuy nhiên, hầu

hết các quan sát đó đều tập trung vào các SLN giai đoạn II trở đi, vì vậy quá trình

hình thành SLN ở các giai đoạn sớm hơn như lõi tiền sao, giai đoạn 0, giai đoạn I

vẫn chưa được hiểu rõ. Để thấu hiểu nguồn gốc của SLN, ta cần phải nghiên cứu

các giai đoạn đầu của quá trình hình thành thông qua các quá trình vật lý đặc

trưng của từng giai đoạn. Một trong những quá trình tiêu biểu đó là quá trình giải

phóng lưỡng cực phân tử khí. Sự phát hiện đầu tiên về luồng phụt lưỡng cực phân

tử ở SLN trẻ (giai đoạn II) ISO-Oph 102 (Phan-Bao và cộng sự [45]), đã chứng tỏ

quá trình luồng phụt xảy ra ở SLN như một phiên bản thu nhỏ so với ở các sao

thông thường.

Quá trình giải phóng lưỡng cực khí phân tử xảy ra ở các giai đoạn 0, I và II,

do đó trước tiên chúng tôi nghiên cứu quá trình này ở SLN giai đoạn II. Từ đó

chúng tôi thực hiện đề tài: “Đặc tính hóa quá trình giải phóng lưỡng cực phân tử

khí CO của các sao lùn nâu ở ρ Ophiuchi và Taurus” nhằm tìm hiểu cơ chế hình

thành SLN.

Đề tài đặt ra mục tiêu là đặc tính hóa quá trình giải phóng lưỡng cực phân tử

khí CO từ SLN trong một mẫu quan sát gồm các vật thể sao khối lượng rất thấp và

SLN trong hai vùng hình thành sao ρ Ophiuchi và Taurus, bao gồm các tham số cơ

bản như: khối lượng khí, tốc độ mất khối lượng, vận tốc, kích thước của quá trình

này. Để thực hiện mục tiêu này, nhóm nghiên cứu của TS. Phan Bảo Ngọc đã sử

dụng kính thiên văn vô tuyến SMA (SubMillileter Array) để quan sát, và tôi đã sử

dụng phần mềm MIR và MIRIAD để xử lý dữ liệu quan sát đó.

Đề tài có ý nghĩa cung cấp các đặc tính vật lý của quá trình giải phóng lưỡng

cực phân tử khí CO cho các mô phỏng tính toán, nhằm tìm ra kịch bản hình thành

SLN. Các đặc tính vật lý này cũng là các chỉ dẫn quan trọng để phát hiện các phôi

SLN ở các giai đoạn hình thành sớm hơn (lõi tiền sao, tiền sao giai đoạn 0, giai

đoạn I), cung cấp cho chúng ta các bằng chứng thực nghiệm về quá trình hình thành

SLN ở giai đoạn sớm nhất, từ đó chúng ta có thể hiểu nguồn gốc của loại sao này.

Việc nghiên cứu sự hình thành SLN sẽ cho phép chúng ta mở rộng hiểu biết về sự

hình thành sao xuống vùng khối lượng dưới sao và kiểm tra các lý thuyết hình thành

sao cho trường hợp các SLN. Ngoài ra, chúng còn cho phép chúng ta nghiên cứu

quá trình hình thành các hành tinh xung quanh các SLN, điều này sẽ cung cấp các

chỉ dẫn quan trọng trong việc tìm kiếm các hành tinh ngoài Hệ Mặt trời.

Bố cục đề tài bao gồm:

Mở đầu trình bày lý do chọn đề tài, mục tiêu, đối tượng và phương •

pháp nghiên cứu, ý nghĩa khoa học và thực tiễn của đề tài nghiên cứu.

Chương 1 trình bày tổng quan về SLN, và giới thiệu một vài hệ thống •

kính thiên văn vô tuyến trên thế giới hiện nay được sử dụng để quan

sát SLN.

Chương 2 nêu ra các giả thuyết hình thành SLN hiện nay và các phát •

hiện kiểm chứng nguồn gốc hình thành của chúng.

Chương 3 mô tả các đặc tính của luồng phụt phân tử lưỡng cực ở các •

sao thông thường và một số luồng phụt vùng khối lượng dưới sao đã

được công bố cho đến nay.

Chương 4 là nội dung chính của luận văn, trình bày mẫu nghiên cứu, •

kết quả nghiên cứu, từ đó đưa ra một số ý kiến thảo luận và cuối cùng

rút ra kết luận về luận văn.

Chương 1: TỔNG QUAN

Đầu tiên chúng tôi sẽ trình bày tổng quan về SLN, bao gồm các thuộc tính

vật lý và các vùng tìm kiếm SLN, và tổng quan về một vài kính thiên văn vô tuyến

(SMA, CARMA, ALMA) được sử dụng để quan sát SLN. Những dữ liệu chính của

chúng tôi đều được thu thập từ 2 kính SMA và CARMA.

1.1. SAO LÙN NÂU

1.1.1. Sao lùn nâu

SLN là các vật thể có khối lượng từ 13 đến 75 MJ (hay từ 0,013 đến 0,075

M), nằm giữa khối lượng các sao và khối lượng các hành tinh, với khối lượng này chúng không thể duy trì phản ứng hạt nhân tổng hợp đốt cháy hydrogen trong lõi

của mình, và chúng có bề mặt và phần bên trong đối lưu hoàn toàn. Hình 1.1 minh

họa về sự so sánh giữa SLN với các sao và hành tinh về mặt kích thước một cách

trực quan và giản đơn. Theo đó, SLN có lẽ là những vật thể trung gian tạo nên sự

kết nối liên tục từ các sao xuống đến các hành tinh.

Hình 1.1. Sao lùn nâu so với các sao thông thường và hành tinh (Nguồn: Đài Quan Sát Thiên Văn Gemini, Hoa kỳ, http://www.gemini.edu).

(SUN = Mặt Trời; Low-mass star = sao khối lượng thấp; Brown Dwarf = sao lùn nâu; Jupiter = Mộc tinh; Earth = Trái Đất).

1.1.2. Các thuộc tính vật lí của sao lùn nâu

1.1.2.1. Khối lượng

Khối lượng là một trong những thuộc tính cơ bản nhất của SLN. Các mô

hình tiến hóa lý thuyết (chẳng hạn Chabrier và Baraffe [14]) ước tính SLN có khối

lượng trong khoảng 13 – 75 MJ, khoảng giá trị này cũng phù hợp với các kết quả đo

trực tiếp từ các hệ SLN đôi (chẳng hạn Stassun và cộng sự [55]). Theo các mô hình

lý thuyết, các sao khối lượng dưới 0,3 M thì đối lưu hoàn toàn, nên chúng không có lõi bức xạ. Khối lượng của SLN dưới giới hạn này nên tất cả SLN đều đối lưu

2→+ p

hoàn toàn.

Chú ý rằng các ngôi sao sẽ đốt cháy lithium bởi phản ứng ở

độ tuổi ~ 100 triệu năm, trong khi các SLN không đủ nặng để đạt đến nhiệt độ lõi

thõa mãn phản ứng đó. Các mô hình lý thuyết ước tính khối lượng cực tiểu đốt cháy

lithium là ~ 65 MJ. Điều này là cơ sở của phương pháp gọi là “thử nghiệm lithium”

để phát hiện SLN. Tất cả SLN có khối lượng trong khoảng 13 – 65 MJ sẽ không có

khả năng đốt cháy lithium, nên lithium nguyên thủy sẽ đối lưu từ bên trong ra bề

mặt khí quyển của chúng, từ đó ta có thể khám phá các SLN này thông qua việc

phát hiện vạch hấp thụ Li ở bước sóng 6708 Å. Trong khi đó các SLN khối lượng

lớn hơn (từ 65 đến 75 MJ) sẽ phá hủy lithium ở độ tuổi lớn hơn 100 triệu năm, nên

không thể áp dụng phương pháp này để xác nhận các SLN này. Phương pháp thử

nghiệm lithium chỉ được sử dụng để xác định các SLN có khối lượng dưới 65 MJ.

Tuy nhiên, thử nghiệm lithium phụ thuộc mạnh mẽ vào độ tuổi: các sao ở độ tuổi

dưới 100 triệu năm (phụ thuộc khối lượng) cũng sẽ trưng bày vạch hấp thụ lithium

đó. Do vậy, tuổi của SLN phải được tính đến khi sử dụng phương pháp này để xác

định chúng.

1.1.2.2. Nhiệt độ

Các SLN có nhiệt độ hiệu dụng ước tính từ khoảng 500 K đến 2500 K

(Leggett và cộng sự [28]), giá trị nhiệt độ này phụ thuộc vào khối lượng và độ tuổi

của chúng. Năm 2011, Cushing và cộng sự [16] sử dụng dữ liệu WISE (Wide-Field

Infrared Survey Explorer) và xác định được 6 SLN kiểu phổ đầu-Y với nhiệt độ ước

tính ~ 300 K, giá trị nhiệt độ này lạnh như nhiệt độ cơ thể con người.

1.1.2.3. Bán kính

Theo các mô hình lý thuyết, tất cả các SLN già (~ 1 tỷ năm tuổi) gần như có

cùng bán kính với Mộc tinh (RJ) (Chabrier &Baraffe [15]). Bán kính của các SLN

này chỉ thay đổi ~ 10% trên toàn bộ khoảng khối lượng (13 – 75MJ) của chúng.

Còn các SLN trẻ có lẽ có bán kính lớn hơn, phụ thuộc vào tuổi của chúng. Điều này

cũng phù hợp với các kết quả đo trực tiếp bán kính SLN từ các hệ SLN đôi. Chú ý

rằng, bán kính SLN có thể bị ảnh hưởng bởi tác động của từ trường, có thể làm tăng

bán kính của chúng lên từ 10% đến 15% [14].

1.1.2.4. Phân loại sao lùn nâu theo kiểu phổ

Các sao thuộc dãy chính được phân loại theo các lớp phổ sau: O B A F G K

M. Các lớp này sau đó được phân loại nhỏ hơn theo các số Ả Rập (từ 0 đến 9). A0

có nghĩa là sao “nóng” nhất trong lớp A và A9 là sao “lạnh” nhất trong lớp này. Mặt

trời của chúng ta được phân loại là G2. Năm 1999, Martín và cộng sự [36],

Kirkpatrick và cộng sự [23] đã khám phá các SLN lạnh hơn sao M, dẫn đến định

nghĩa lớp phổ mới “L”. Sau đó, vào năm 2002 Burgasser và cộng sự [13] đã khám

phá các SLN methane, dẫn đến định nghĩa lớp phổ bổ sung mới “T” cho các sao lùn

thậm chí lạnh hơn các sao lùn “L”.

SLN thường có các kiểu phổ cuối-M (≥ M9), L và T.

Đối với các SLN lớp phổ M, quang phổ của chúng được chi phối bởi •

các dải hấp thụ phân tử titanium oxide (TiO) và vanadium oxide

(VO).

Đối với các SLN lớp phổ L, các oxide kim loại (TiO và VO) biến mất •

nhanh chóng, thay vào đó là các dải hấp thụ của kim loại hydride

mạnh (như FeH, CrH, MgH, CaH), và các dải hấp thụ của alkali nổi

bật (như NaI, KI, CsI, RbI). Và ở một số SLN còn thấy xuất hiện vạch

hấp thụ Li ở bước sóng 6708 Å. Trong khi đó phổ hồng ngoại-gần

(ứng với khoảng bước sóng 1 – 2,5 μm) của các SLN này tương tự với

các sao lùn M, chủ yếu là các dải hấp thụ của nước (H2O) và carbon

monoxide (CO).

Đối với các SLN lớp phổ T, phổ hồng ngoại gần của chúng chủ yếu là •

các dải hấp thụ methane (CH4). Các dải hấp thụ CH4 này chỉ có thể

tìm thấy trong các hành tinh khổng lồ của Hệ Mặt trời và Titan.

Đối với SLN lớp phổ mới “Y”: về mặt lý thuyết, lớp phổ Y được đề •

xuất cho các SLN siêu lạnh có nhiệt độ dưới khoảng 600 K và phổ

hồng ngoại của chúng phải cho thấy các đặc tính ammonia (NH3) nổi

bật và đáng kể, để kích hoạt một lớp phổ mới, lớp phổ Y. Sử dụng dữ

liệu quang trắc hồng ngoại gần từ WISE, Cushing và cộng sự [16] đã

khám phá 6 ứng viên SLN đầu tiên ở đầu-lớp phổ Y. Phổ hồng ngoại-

gần của chúng có khả năng cho thấy các đặc tính hấp thụ NH3. Nhưng

cần có thêm những khám phá mới về các SLN lớp Y lạnh hơn để xác

nhận các đặc tính NH3 này trong phổ hồng ngoại của các SLN thuộc

lớp phổ “Y”.

1.1.3. Những khu vực tìm kiếm, phát hiện sao lùn nâu

Việc tìm kiếm, phát hiện SLN được tiến hành ở 3 khu vực:

xung quanh các ngôi sao trong dãy chính, •

trong các vùng hình thành sao, •

hoặc chúng trôi nổi tự do trong vùng lân cận Mặt trời. •

Vùng lân cận Mặt trời được định nghĩa là khối cầu có bán kính khoảng 25 pc tính từ

Mặt trời, là nơi mà hiện còn một số lớn sao lùn có khối lượng cực nhỏ chưa được

phát hiện.

1.2. HỆ THỐNG KÍNH THIÊN VĂN VÔ TUYẾN

Để quan sát, nghiên cứu các hiện tượng, tính chất vật lý của các vật thể thiên

văn, chúng ta cần sử dụng các loại kính thiên văn hoạt động ở các bước sóng khác

nhau. Trong khuôn khổ đề tài này, chúng tôi chỉ giới thiệu các hệ thống kính thiên

văn vô tuyến, bao gồm: SMA, CARMA và ALMA.

1.2.1. SMA (the SubMillimeter Array)

SMA là kính thiên văn vô tuyến được đặt ở chân của Pu’u Poli’ahu trên mực

nước biển 4080 m ở đỉnh núi Mauna Kea (Bang Hawaii – Hoa Kỳ). Kính là một

dụng cụ đi tiên phong trong việc quan sát thiên văn vũ trụ lạnh trên khắp các cửa sổ

khí quyển chính từ khoảng 180 GHz đến 900 GHz (tức là bước sóng hoạt động của

kính từ khoảng 0,3 mm đến 1,7 mm), với độ phân giải góc cao. Kính được sử dụng

với 4 dãy thu tần số chính: 180 – 250 GHz, 266 – 355 GHz, 320 – 420 GHz và 600

– 700 GHz.

Hình 1.2. 8 ăngten của SMA (Nguồn: Trung Tâm Quan Sát SMA, Hoa Kỳ, http://sma1.sma.hawaii.edu).

Kính SMA được tạo thành từ 8 ăngten, mỗi ăngten có đường kính 6 m (Hình

1.2) và có thể thay đổi vị trí. Hiện nay, SMA được phối hợp vận hành bởi Đài quan

sát Vật lý Thiên văn Smithsonian (Hoa Kỳ), và Viện Thiên văn và Vật lý Thiên văn

Sinica (Đài Loan). Và kính được sử dụng với 4 cấu hình ăngten cơ bản, được trình

bày trong Bảng 1.1.

Bảng 1.1. Các cấu hình cơ bản của kính thiên văn vô tuyến SMA

Độ nhạy nguồn điểm đối Độ phân giải không gian với dải băng tần 8 GHz Đường cơ Cấu hình Ở tần số Ở tần số Ở tần số Ở tần số sở cực đại

230 GHz 345 GHz 230 GHz 345 GHz

Subcompact 25 m 0,7 mJy 1,9 mJy 7,4''×7,1'' 4,9''×4,7''

Compact 70 m 0,5 mJy 1,35 mJy 3,3''×2,9'' 2,2''×1,9''

Extended 220 m 0,5 mJy 1,35 mJy 1,3''×1,0'' 0,8''×0,7''

Very extended 508 m 0,5 mJy 1,35 mJy 0,5''×0,4'' 0,35''×0,3''

1.2.2. CARMA (the Combined Array for Research in Millimeter-wave Astronomy)

Hình 1.3. 23 ăngten của CARMA (Nguồn: http://www.mmarray.org).

CARMA là kính thiên văn vô tuyến được đặt ở Cedar Flat (ở độ cao 2200 m

so với mực nước biển) trên núi Inyo, phía đông California, Hoa kỳ. Kính hoạt động

ở các bước sóng 1 cm (27 – 35 GHz), 3 mm (85 – 116 GHz) và 1 mm (215 – 270

GHz), và được tạo thành từ 23 ăngten (Hình 1.3), trong đó gồm 9 ăngten đường

kính 6 m, 6 ăngten đường kính 10 m và 8 ăngten đường kính 3,5 m. 23 ăngten này

được bố trí trong 2 mảng độc lập (2 mảng này có khả năng quan sát khác nhau

nhưng phù hợp với mục tiêu khoa học chính của kính): mảng thứ nhất gồm 9 ăngten

đường kính 6 m và 6 ăngten đường kính 10 m, mảng thứ hai gồm 8 ăngten đường

kính 3,5 m. Các đặc tính cơ bản của 2 mảng này được trình bày trong Bảng 1.2.

Hiện nay, CARMA được vận hành chung bởi sự hợp tác của các trường Đại

học California (Berkeley), Chicago, Illinois, Maryland, Đài thiên văn Vô tuyến và

Viện Công Nghệ California, và được hỗ trợ bởi Quỹ Khoa học Quốc gia Hoa Kỳ.

Bảng 1.2. Các đặc tính và cấu hình của 2 mảng chính của kính thiên văn vô tuyến

CARMA

Bước Độ chính Độ phân giải góc Đường (thường ở 100 GHz đối với sóng xác đánh Cấu Mảng cơ sở mảng thứ nhất và 30 GHz đối hoạt hình (m) dấu (rms [1]) với mảng thứ hai) động

Mảng A 150 – 1883 0,3"

thứ nhất B 82 – 946 0,8" 3 mm

C 26 – 370 2" (9 × 6m và 5"

1 mm + D 11 – 148 5"

E 8,5 – 66 10" 6 × 10m)

Mảng 1 cm

thứ hai và 15" Z 56 – 78 1'

3 mm (8 × 3,5m)

1.2.3. ALMA (the Atacama Large Millimeter/submillimeter Array)

ALMA sẽ là một kính thiên văn vô tuyến quan sát vũ trụ ở vùng bước sóng

mm và dưới mm. Kính được đặt trên đồng bằng Llano de Chajnantor của dãy núi

Andes, miền bắc Chile, ở độ cao ~ 5000 m so với mực nước biển. Địa điểm này

thoáng rộng nên các ăngten có thể thay đổi vị trí dễ dàng trong phạm vi ít nhất 16

km.

[1] root-mean square (viết tắt là rms): căn bậc hai của trung bình các bình phương.

ALMA sẽ là một thiết bị gồm 66 ăngten độ chính xác cao có thể cấu hình lại

được, trong đó kính sẽ gồm 50 ăngten đường kính 12 m trong hệ kính-12 m (Hình

1.4), 12 ăngten đường kính 7 m trong mảng compact ALMA, và 4 ăngten đường

kính 12 m hình thành mảng tổng công suất (total power array).

ALMA là một thiết bị thiên văn học quốc tế, với sự cộng tác của Châu Âu,

Bắc Mỹ và Đông Á, cùng với sự hợp tác của Cộng Hoà Chile. Đài Quan sát Chung

ALMA (the Joint ALMA Observatory) đóng vai trò lãnh đạo và quản lý thống nhất

về xây dựng, chạy thử và vận hành kính.

Trong thời gian sắp tới, 16 ăngten đầu tiên trong hệ kính 12 m sẽ được sử

dụng, mỗi ăngten có 4 dải máy thu, được bố trí trong 2 cấu hình: cấu hình compact

(có đường cơ sở từ 18 m đến 125 m) và cấu hình extended (mở rộng) (có đường cơ

sở từ 36 m đến 400 m).

Hình 1.4. 50 ăngten trong hệ kính 12m của ALMA trong tương lai (Nguồn: http://www.almaobservatory.org).

Chương 2: CÁC GIẢ THUYẾT HÌNH THÀNH SAO LÙN NÂU VÀ CÁC QUAN SÁT THỰC NGHIỆM KIỂM CHỨNG

Tiếp đến chương 2 này, chúng tôi trình bày ngắn gọn lý thuyết về quá trình

hình thành của một ngôi sao thông thường (như Mặt trời của chúng ta), và cho thấy

khó khăn khi áp dụng lý thuyết này để giải thích nguồn gốc hình thành của các

SLN. Tiếp đó, chúng tôi giới thiệu và thảo luận các giả thuyết về cơ chế hình thành

SLN và các quan sát thực nghiệm đã được thực hiện để kiểm chứng các giả thuyết

này.

2.1. CÁC GIẢ THUYẾT HÌNH THÀNH SAO LÙN NÂU

2.1.1. Quá trình hình thành của các sao thông thường

Các ngôi sao được sinh ra trong cơ thể mẹ đó là đám mây phân tử, các đám

mây phân tử này cung cấp vật liệu, tạo môi trường và các điều kiện ban đầu thích

hợp để hình thành ngôi sao. Các đám mây phân tử thường có khối lượng và kích

thước rất lớn (lớn hơn 10.000 M) với đường kính xấp xỉ 60 pc (~ 200 năm ánh sáng) (Blitz & Williams [10]). Do các đám mây này có thành phần chủ yếu là các

phân tử khí nên chúng được gọi là đám mây phân tử, trong đó nhiều nhất là

hydrogen (H2), rồi đến carbon monoxide (CO). Nhưng H2 rất khó quan sát trực tiếp

được nên CO được dùng như phân tử đánh dấu các đám mây phân tử. Ngoài ra, các

đám mây phân tử còn chứa rất nhiều các phân tử khác ở trạng thái khí như CS,

H2CO, H2O … và thành phần quan trọng khác là các hạt bụi có kích thước rất nhỏ

(từ vài đến vài chục μm), tại các hạt bụi này các nguyên tử hydrogen hay các

nguyên tử khác đến để gặp nhau và kết hợp với nhau tạo thành phân tử (Van Dishoeck [56]). Mật độ bụi khí trong các đám mây phân tử có giá trị khoảng 10-21 đến 10-20 g.cm-3, ứng với khoảng 5.103 nguyên tử trong một cm3. Trong quá trình

đám mây phân tử co lại dưới tác dụng của lực hấp dẫn của chính những vật chất bên

trong nó, khối lượng riêng trung bình của nó tăng lên. Khi sự co lại diễn ra đủ mạnh

và càng lúc càng nhanh hơn trong các vùng có mật độ cao, đám mây phân tử dần

tan vỡ thành một lượng lớn các đám mây riêng lẻ. Các đám mây riêng lẽ này là các

khối khí và bụi có mật độ cao (gọi là lõi tiền sao). Các lõi tiền sao sẽ bắt đầu co rút

dưới tác dụng của lực hấp dẫn của chính nó, khởi đầu cho quá trình hình thành sao.

Lực chống đỡ lại sự co rút hấp dẫn này mạnh mẽ nhất là áp suất tạo bởi nhiệt

độ (quang áp). Bên cạnh quang áp, từ trường và sự hỗn độn của vật chất trong đám

mây phân tử cũng góp phần chống đỡ sự sụp đổ trọng trường này. Năm 1902, nhà

vật lý người Anh Jame H. Jeans đã tìm ra một khối lượng tối thiểu để cho trọng lực

của một lõi tiền sao có thể thắng các lực chống đỡ và bắt đầu sự co rút. Khối lượng

này sau đó được mang tên ông (khối lượng Jeans) và là điều kiện đầu tiên tối quan

trọng cho bất kì một lõi tiền sao nào bắt đầu co rút hấp dẫn, khối lượng Jeans này

chỉ phụ thuộc vào nhiệt độ và mật độ của lõi tiền sao.

Quá trình tiến hóa của các tiền sao bắt đầu từ sự co rút của các lõi tiền sao,

có thể được chia ra làm hai thời kì dựa vào các quan sát ở các bước sóng khác nhau:

thời kì tiền sao nằm ẩn mình sâu trong vỏ bọc dày đặc bụi và khí chỉ được quan sát

ở bước sóng dưới mm và hồng ngoại, và thời kì tiền sao đã bắt đầu lộ diện và quan

sát được ở bước sóng khả kiến.

Thời kì ẩn mình

Khi trọng lực của lõi tiền sao thắng các lực chống đỡ, thì lúc này điều kiện

ban đầu được hình thành, tức là khối lượng của lõi tiền sao lớn hơn khối lượng tối

thiểu Jeans, và lõi tiền sao bắt đầu tự co rút hấp dẫn. Các quan sát về tiền sao đều

rút ra cùng một kết quả, đó là các tiền sao được hình thành từ các quả cầu khí đẳng

nhiệt, mật độ tại tâm quả cầu khí rất cao và giảm rất nhanh từ trong ra ngoài. Do

nhiệt độ của quả cầu này đồng nhất, khối lượng Jeans chỉ còn phụ thuộc vào mật độ

và tăng dần từ trong ra ngoài. Vì vậy, sự co rút này nếu có xảy ra thì sẽ xảy ra từ

trong ra ngoài (inside – out collapse). Tiền sao ở thời kì ẩn mình tiến hóa qua hai

GĐ chính: tiền sao giai đoạn 0 và tiền sao giai đoạn I.

Tiền sao giai đoạn 0. Sau khi lõi tiền sao bắt đầu co rút hấp dẫn hình •

thành tiền sao, các hạt vật chất vẫn tiếp tục bị lực hấp dẫn của tiền sao

hút vào, nhưng do mang động lượng quay khác nhau, những hạt có

động lượng quay nhỏ thì rơi vào một mặt phẳng ở ngoài rìa cắt ngang

tiền sao tạo thành một đĩa bồi đắp xung quanh tiền sao và những hạt

có động lượng quay lớn hơn thì rơi vào đĩa bồi đắp ở vị trí xa tiền sao

hơn. Vật chất trên đĩa bồi đắp, do tác động của lực hút gây ra bởi

trọng lực và lực quay của tiền sao ở trung tâm cộng với độ nhớt của

vật chất trên bề mặt đĩa, đã kéo nhau di chuyển vào lõi tiền sao trung

tâm, do đó bồi đắp thêm vật chất cho lõi tiền sao. Tuy nhiên, chỉ trên

dưới 50% vật chất ở lại lõi tiền sao, phần còn lại được trả ngược trở

lại ra môi trường bên ngoài thông qua luồng phụt lưỡng cực phân tử

khí, vuông góc với mặt phẳng đĩa. Luồng phụt này được tạo ra do nhu

cầu phải đem bớt vật chất và động lượng quay ra ngoài nếu không tiền

sao sẽ quay càng ngày càng nhanh và không tiến được tới trạng thái

thăng bằng. Vì vậy, luồng phụt mang vật chất với mật độ thấp hơn

mật độ ở trung tâm tiền sao rất nhiều nhưng lại có vận tốc lớn hơn

theo nguyên lý bảo toàn động lượng quay. Trên đường đi của mình,

luồng phụt tương tác với vật chất của vỏ bọc ngoài. Tiền sao giai đoạn

0 có năng lượng cực điểm ở bước sóng từ 0,01 mm đến 1 mm, biểu đồ

của sự phân bố năng lượng trên quang phổ có hình dạng tương tự như

biểu đồ bức xạ của một vật thể đen có một nhiệt độ duy nhất (Hình

2.1).

Tiền sao giai đoạn 0 đặc trưng bởi nhiệt độ bức xạ thấp 10 – 30 K kết

hợp với luồng phụt lưỡng cực phân tử. Năng lượng bức xạ của tiền

sao trong giai đoạn này cao nhất ở bước sóng dưới mm là vì vỏ bọc

dày đặc khí bụi đã hấp thụ và xử lý lại hầu hết bức xạ ở các bước sóng

khác từ tiền sao trung tâm, chuyển hóa thành bức xạ ở bước sóng dưới

mm.

Hình 2.1. Phổ phân bố năng lượng của vật thể tiền sao giai đoạn 0. Đỉnh phổ năng lượng ở bước sóng dưới mm (André [1]).

(Class 0 = giai đoạn 0; Cold Black Body = Vật Đen Lạnh; Submm = dưới mm).

Tiền sao giai đoạn I. Tiền sao giai đoạn I vẫn còn mang luồng phụt •

lưỡng cực, đĩa bồi đắp như tiền sao giai đoạn 0 nhưng lúc này luồng

phụt đã phần nào đâm thủng vỏ bọc, phá hủy vật chất ở đó. Do đó,

phần nào năng lượng ở gần bước sóng khả kiến đã dần dần thoát ra từ

lỗ hổng đó và chúng ta có thể nhìn thấy chúng ở bước sóng gần khả

kiến, đồng thời trong phổ phân bố năng lượng của vật thể tiền sao còn

có sự vượt mức hồng ngoại xa (Hình 2.2).

Hình 2.2. Phổ phân bố năng lượng của vật thể tiền sao giai đoạn I. Đỉnh phổ năng lượng bây giờ đã dịch chuyển đến bước sóng gần khả kiến [1].

(Class I = giai đoạn I; Infrared Excess = Sự vượt mức Hồng ngoại).

Bởi vì khởi điểm của giai đoạn tiền sao được tính ngay từ lúc lõi tiền

sao co rút, hầu hết vật chất tồn tại cuối cùng trong ngôi sao được bồi

đắp ở thời kì ẩn mình này.

Thời kì lộ diện

Tiền sao ở thời kì này đã bắt đầu được quan sát thấy ở bước sóng khả kiến,

và chúng tiến hóa qua hai giai đoạn chính: tiền sao giai đoạn II và tiền sao giai

đoạn III.

Tiền sao giai đoạn II. Bắt đầu vào giai đoạn này, luồng phụt đã phá •

vỡ được vỏ bọc bên ngoài và cũng dần tan biến, chỉ còn lại tiền sao

trung tâm và đĩa tiền hành tinh. Lúc này tiền sao giai đoạn II đã thu

gom đủ khối lượng và sắp trở thành một ngôi sao thực thụ. Biểu đồ

năng lượng bức xạ đã dời hẳn qua bước sóng nhìn thấy và phần bức

xạ vượt mức ở bước sóng hồng ngoại xa và dưới mm vẫn còn tồn tại

mặc dù ít hơn (Hình 2.3), do phần năng lượng này không phải có

nguồn gốc từ vỏ bọc bên ngoài mà chủ yếu đến từ đĩa tiền hành tinh.

Quá trình bồi đắp ở giai đoạn này vẫn còn nhưng với tốc độ thấp hơn

nhiều so với ở thời kì ẩn mình.

Hình 2.3. Phổ phân bố năng lượng của vật thể tiền sao giai đoạn II. Đỉnh phổ năng lượng đã dịch chuyển hẳn sang vùng bước sóng khả kiến và có sự vượt mức bức xạ bắt nguồn từ đĩa tiền hành tinh [1].

(Class II = giai đoạn II; Disk = Đĩa).

Tiền sao giai đoạn III. Đối với tiền sao giai đoạn III, vật chất trên đĩa •

tiền hành tinh dần dần mất đi do sự đốt nóng của tiền sao trung tâm và

đồng thời cũng do bị bồi đắp vào trong, chỉ còn lại những vật thể đá

rắn sẽ hình thành hành tinh, do đó phổ phân bố năng lượng của vật thể

tiền sao giai đoạn III gần tương tự như ở tiền sao giai đoạn II nhưng

không còn sự vượt mức của những bức xạ bắt nguồn từ đĩa (Hình

2.4). Lúc này tiền sao có thể đã được gọi là một ngôi sao thực thụ với

các hành tinh quay xung quanh.

Hình 2.4. Phổ phân bố năng lượng của vật thể tiền sao giai đoạn III [1].

(Class III = giai đoạn III; Stellar Black Body = Vật Đen Sao)

Hình 2.5. Quá trình hình thành một ngôi sao thông thường khối lượng thấp (Greene [19]).

(Dark cloud = đám mây phân tử ; dense core = lõi dày đặc ; gravitational collapse = co rút trọng trường ; protostar = tiền sao ; bipolar outflow = luồng phụt lưỡng cực ; envelope = vỏ bọc ; protoplanetary disk = đĩa tiền hành tinh ; central star = ngôi sao trung tâm ; planetary system = hệ hành tinh).

Hình 2.5 mô tả toàn bộ quá trình tiến hóa của một ngôi sao thông thường

(giống như Mặt trời) từ giai đoạn các đám mây phân tử đến khi hình thành luồng

phụt, đĩa tiền hành tinh và kết thúc bằng một hệ sao và hành tinh (giống như Hệ

Mặt trời của chúng ta).

2.1.2. Các giả thuyết hình thành sao lùn nâu

2.1.2.1. Mô hình sao lùn nâu hình thành theo cùng cách thức như

các sao thông thường khối lượng thấp

a. Sự phân mảnh hỗn loạn

Sự nhiễu loạn siêu âm trong các đám mây phân tử – chẳng hạn được tạo ra

bởi vụ nổ của ngôi sao khổng lồ – đã tạo ra các vùng có vận tốc và mật độ thay đổi

phi-tuyến tính rất cao. Động năng của dòng chảy hỗn loạn siêu âm thường lớn hơn

khoảng 100 lần năng lượng chuyển động nhiệt trên phạm vi vài pc. Dòng chảy hỗn

loạn siêu âm này tạo nên các mảnh khí và bụi có khối lượng rất thấp (chúng được

lắp ghép từ các khối khí và bụi nhỏ hơn) đủ dày đặc và nặng (lớn hơn khối lượng

tới hạn riêng của nó) để co rút hấp dẫn thành tiền SLN, còn những mảnh khí và bụi

khác bị cuốn theo dòng chảy hỗn loạn siêu âm. Quá trình này gọi là phân mảnh hỗn

loạn để nhấn mạnh việc các tiền sao khối lượng thấp và tiền SLN được hình thành

trong đám mây phân tử hỗn loạn siêu âm [42, 43].

Điều kiện cần thiết để hình thành lõi tiền SLN trong dòng chảy hỗn loạn siêu

âm là sự hiện diện của các mảnh khí và bụi trong dòng chảy hỗn loạn và khối lượng

của chúng ít nhất bằng khối lượng tới hạn để tự co rút hấp dẫn. Khối lượng tới hạn

được sử dụng là khối lượng Bonner-Ebert thay cho khối lượng Jeans cổ điển, do

dòng chảy hỗn loạn siêu âm có mật độ thay đổi phi tuyến tính rất cao (thay vì mật

−

2/3

2/1

độ thay đổi tuyến tính như trong giả thiết của Jeans), được tính bởi:

BEm = 3,3Mʘ

n cm

T K 10

  

  

  

 −  3 

, trong đó T và n là nhiệt độ trung bình và mật

độ trung bình của mảnh khí và bụi.

Các mô phỏng của Padoan & Nordlund [42, 43] về cơ chế hình thành SLN

và sao khối lượng thấp từ sự phân mảnh hỗn loạn trong đám mây phân tử có thể giải

thích độ dồi dào SLN và hàm khối lượng ban đầu của SLN như đã quan sát, nhưng

việc phát hiện các lõi tiền SLN dựa vào dự đoán của giả thuyết này là rất khó, do

vậy giả thuyết này vẫn chưa được kiểm chứng.

b. Sự phân mảnh hấp dẫn

Trong đám mây phân tử, các sao thông thường khối lượng lớn và khối lượng

trung bình được hình thành theo cách thức chuẩn như đã trình bày ở tiểu mục 2.1.1.

Chúng có thể chuyển động lại gần nhau và kết hợp thành hệ sao. Các hệ sao này tạo

ra lực hấp dẫn, hút khí từ môi trường đám mây phân tử vào bên trong hệ, tạo ra các

dòng khí dạng sợi đang rơi vào và bị nén lại dưới thế năng hấp dẫn của hệ sao và

trọng lực hấp dẫn của chính dòng khí này. Dọc theo dòng khí này có nhiều khối khí

được hình thành. Các khối khí này một khi nó có mật độ đủ cao thì có thể tự co rút

hấp dẫn trở thành tiền sao, và chúng đang được tăng tốc đến các vận tốc cao (~ vài

km/s) khi gia nhập vào hệ sao, vì vậy chúng khó bồi đắp thêm vật chất từ kén chứa

khí trong hệ sao, các tiền sao này là các tiền SLN và tiền sao khối lượng thấp ([11],

Whitworth và cộng sự [59]).

Sự tăng tốc dưới thế năng hấp dẫn của các hệ sao đã đảm bảo các tiền SLN

và tiền sao khối lượng thấp có vận tốc-tương đối cao, nên có tốc độ bồi đắp thấp và

duy trì là vật thể khối lượng thấp, do đó trong kịch bản này, sự hình thành các SLN

và sao khối lượng thấp không cần bất kì sự đẩy ra động lực học nào.

Theo kết quả của những mô phỏng trong mô hình phân mảnh hấp dẫn này,

sự hỗn loạn siêu âm trong đám mây phân tử không đóng vai trò trong việc tạo ra

SLN. Các nhà thiên văn học không ủng hộ điều này, mà lại cho rằng sự hỗn loạn

siêu âm trong đám mây phân tử đóng vai trò quan trọng để hình thành các lõi tiền

SLN, nhưng vẫn chưa có quan sát thực nghiệm kiểm chứng điều này.

Ngoài ra, một kết luận tiêu biểu của mô hình này là các SLN được hình

thành trong các hệ sao, nên chúng phải thường được tìm thấy hơn trong các vùng

mật độ sao cao. Tuy nhiên, thực tế quan sát cho thấy các SLN xuất hiện ở các vị trí

ngẫu nhiên trong khắp đám mây phân tử. Và đáng chú ý rằng những quan sát lại

cho thấy độ dồi dào của SLN giảm trong các vùng mật độ sao cao. Mô hình phân

mảnh hấp dẫn vẫn chưa thể giải thích thấu đáo các vấn đề này.

2.1.2.2. Các mô hình khác về nguồn gốc hình thành của sao lùn

nâu

a. Sự phân mảnh đĩa

Ở một số sao thông thường có các đĩa bồi đắp lớn (khối lượng ~0,1 M và kích thước ≥ 100 AU) và vẫn còn bồi đắp khối lượng, các đĩa này nếu có khối

lượng đủ lớn để lực hấp dẫn lớn hơn lực li tâm, chuyển động nhiệt, và từ trường bên

trong đĩa thì các đĩa sẽ bị phân mãnh.

Mô hình phân mảnh đĩa chỉ mới được nghiên cứu dựa trên các mô phỏng số

học. Gần đây, Stamatellos & Whitworth [54] đã báo cáo các mô phỏng thủy động

lực học về quá trình phân mảnh của một đĩa có khối lượng 0,7 M, bán kính trong 40 AU và bán kính ngoài 400 AU. Sau khi một mảnh vỡ hình thành, nó bồi đắp vật

chất trong đĩa, đồng thời nó tương tác với đĩa qua lực kéo và tương tác động lực học

với các mảnh vỡ khác. Kết quả là vài mảnh vỡ di chuyển đến gần vật thể trung tâm.

Vùng này giàu khí, nên những mảnh này bồi đắp được nhiều vật chất và cuối cùng

chúng sẽ trở thành các sao đốt cháy hydrogen khối lượng thấp. Còn các mảnh vỡ ở

xa vật thể trung tâm cũng bồi đắp vật chất trong đĩa nhưng không nhiều, chúng sẽ

trở thành các SLN (trong đó có một số SLN có khối lượng cỡ khối lượng hành

tinh). Nếu bất kì SLN nào di chuyển vào trong vùng gần ngôi sao trung tâm, chúng

có xu hướng bị đẩy ra trở lại vùng ngoài qua các tương tác 3 vật thể, tạo ra sự thiếu

hụt SLN đồng hành gần với các sao như Mặt trời, tức là vùng thiếu SLN.

Thường có khoảng từ 5 đến 10 vật thể được hình thành trong mỗi đĩa như thế

này, trong đó ~ 70% là các SLN, còn lại là các sao thông thường khối lượng thấp.

Các vật thể này trong đĩa có thể chuyển động đến gần nhau và kết cặp với nhau, tạo

ra các hệ đôi của các vật thể khối lượng thấp. Đôi khi cũng có một mảnh vỡ trong

đĩa bị đẩy ra ngoài do tương tác động lực học với các mảnh vỡ khác. Do nó bị mất

kén khí nên nó dừng sự bồi đắp, duy trì khối lượng rất thấp của nó và trở thành vật

thể khối lượng hành tinh trôi nổi tự do.

Kết quả mô phỏng của mô hình phân mảnh đĩa này giải thích được một cách

hợp lý (1) hình dạng hàm khối lượng ban đầu của các vật thể khối lượng thấp, (2)

vùng thiếu SLN, (3) các thuộc tính hệ đôi của các vật thể khối lượng thấp và (4) sự

hình thành các vật thể khối lượng hành tinh trôi nổi tự do. Một chú ý quan trọng là, với thời gian tồn tại của tiền sao giai đoạn 0 là ~ 105 năm nhưng đĩa lại phân mảnh và tiêu tan trong vòng ~ 104 năm, do đó xác suất quan sát một đĩa phân mảnh quanh

vật thể tiền sao giai đoạn 0 là ~ 10%. Và chỉ có ~ 20% các sao giống Mặt trời có đĩa

bất ổn và phân mảnh hấp dẫn để tạo ra số lượng lớn các SLN như đã quan sát. Như

vậy, xác suất quan sát những đĩa đang phân mảnh này chỉ ~ 2% (tức là các đĩa đang

phân mảnh rất khó được quan sát).

b. Sự đẩy ra sớm của các phôi tiền sao

Nhiều nghiên cứu một cách chi tiết về các sao thuộc dãy chính và các sao đã

tiến hóa cho thấy rằng có khoảng từ 15% đến 20% các sao là các hệ gồm 3 vật thể

hoặc nhiều hơn. Trong hệ gồm nhiều vật thể tiền sao này, một thành viên có khối

lượng thấp nhất có thể bị đẩy ra khỏi hệ, vì xác suất đẩy ra gần đúng tỉ lệ nghịch với

lũy thừa bậc ba của khối lượng. Sự đẩy ra này nhiều khả năng xảy ra trong khoảng

thời gian tiền sao giai đoạn 0. Điều này có nghĩa là trong quá trình lõi tiền sao bố

mẹ co rút thì hình thành 3 vật thể phôi tiền sao hoặc nhiều hơn bên trong lõi bố mẹ

này. Các phôi tiền sao phát triển riêng lẻ bằng cách bồi đắp vật chất từ lớp vỏ bọc

dày đặc khí chung và tương tác động lực học với nhau. Quá trình bồi đắp vật chất

của các phôi tiền sao khác nhau thì không giống nhau, dẫn đến phổ khối lượng tiền

sao trong các hệ sao kéo dài từ khối lượng cao đến xuống dưới giới hạn đốt cháy

hydrogen (75 MJ).

Khi có một tiền sao bị đẩy ra từ hệ gồm nhiều phôi tiền sao (tức là lõi tiền

sao bố mẹ), tiền sao bị đẩy ra này bị mất kén khí và do không thể bồi đắp thêm vật

chất để tăng khối lượng nên nó duy trì khối lượng thấp của mình và trở thành sao

khối lượng thấp hoặc SLN hoặc vật thể khối lượng hành tinh [48].

Những nghiên cứu về quá trình hình thành SLN theo mô hình đẩy ra này chỉ

được phát triển thông qua các mô phỏng số học. Một tiên đoán tiêu biểu của mô

hình này là các hệ SLN đôi được hình thành theo mô hình này thì khoảng cách giữa

chúng tối đa khoảng 15 AU. Tuy nhiên các quan sát cho thấy sự tồn tại của nhiều hệ

SLN đôi có khoảng cách từ vài chục đến vài trăm AU. Ngoài ra, các quan sát khác

cũng không ủng hộ mô hình này. Do đó, có thể một số ít các SLN được tạo ra bởi

mô hình này nhưng không phải tất cả các SLN.

c. Sự bào mòn quang học các tiền sao

Cơ chế này đề cấp đến các tiền sao có khối lượng ≤ 1 M nằm lân cận quanh các sao O, B to lớn mới được hình thành. Các tiền sao này sẽ bị các bức xạ ion hóa

từ các sao O, B làm bào mòn các lớp khí bên ngoài, tạo ra các lõi khối lượng thấp,

và sẽ trở thành sao khối lượng thấp hoặc SLN hoặc vật thể khối lượng hành tinh

(Whitworth & Zinnecker [60]).

Tuy nhiên, người ta vẫn phát hiện một số lượng lớn các SLN ở các vùng hình

thành sao không có các sao O, B. Vì vậy, phần lớn SLN không thể được hình thành

từ cơ chế này.

2.2. CÁC QUAN SÁT THỰC NGHIỆM KIỂM CHỨNG NGUỒN GỐC SAO LÙN NÂU HÌNH THÀNH GIỐNG CÁC SAO THÔNG THƯỜNG KHỐI LƯỢNG THẤP

Mặc dù nguồn gốc hình thành của SLN vẫn còn đang là vấn đề tranh cãi,

nhưng từ những bằng chứng quan sát thực nghiệm dưới đây giúp cho các nhà thiên

văn học tin tưởng rằng chúng có chung nguồn gốc hình thành với các sao thông

thường khối lượng thấp.

2.2.1. Các đĩa bồi đắp xung quanh sao lùn nâu

Nhiều SLN đã được quan sát và đã có những bằng chứng cho thấy sự hiện

diện của các đĩa quanh các SLN này thông qua việc phát hiện các phát xạ vượt mức

trong phân bố phổ năng lượng của chúng. Những phát xạ vượt mức này được cho là

bắt nguồn từ các phát xạ bụi trong đĩa quanh các SLN.

Sự phát triển của các thế hệ kính thiên văn vô tuyến đã giúp phát hiện các

phát xạ vượt mức này xuống đến các bước sóng hồng ngoại và bước sóng mm. SLN

nhỏ nhất được phát hiện có đĩa xung quanh là Cha 1109-7734, thuộc vùng hình

38+ 7 − MJ, và có đĩa bồi đắp với tốc độ bồi đắp ≤ 10–12 M/năm (Luhman và cộng sự [33]).

thành sao Chamaeleon I. SLN này có khối lượng ước tính

Khối lượng của các đĩa này quanh các SLN thường từ 0,4 đến 6 MJ, chiếm

vài % khối lượng SLN. Tỉ lệ khối lượng đĩa so với khối lượng vật thể trung tâm của

SLN tương đồng với tỉ lệ này ở các đĩa quanh sao thông thường khối lượng thấp.

Điều này đề xuất rằng tỉ lệ này đã xuống đến các vật thể khối lượng dưới sao.

Dạng hình học của các đĩa này thay đổi theo quá trình tiến hóa của đĩa. Đĩa

có dạng loe (flare) với các góc mở tăng theo bán kính đĩa thường đặc trưng cho giai

đoạn đầu của quá trình đĩa tiến hóa, trước khi quá trình bụi (quá trình hạt nhỏ phát

triển và lắng thành bụi) xảy ra. Hình dạng đĩa bằng phẳng (flat) hơn được cho là

biểu diễn giai đoạn tiến hóa sau giai đoạn đĩa loe. Xu hướng tiến hóa dạng hình học

này của đĩa quanh các SLN cũng tương tự như ở đĩa quanh các sao khối lượng thấp.

Quá trình bụi xảy ra trong đĩa quanh các SLN có thể được phát hiện và

nghiên cứu dựa vào việc mô hình hóa phân bố phổ năng lượng của các SLN. Quá

trình bụi là dấu hiệu đầu tiên về sự hình thành hành tinh quanh các vật thể nhỏ này.

Hình 2.6 trình bày phổ hồng ngoại của một số đĩa quanh SLN và sao khối lượng rất

thấp. Hầu hết các phổ cho thấy các đặc tính silicate và đặc tính kết tinh (thể hiện ở

các đỉnh phổ) mở rộng hơn so với vật chất môi trường đám mây phân tử. Điều này

tiết lộ về sự lắng đọng bụi trong các đĩa của các SLN. Kết quả này chứng tỏ quá

trình bụi độc lập được xác định độc lập trong các đĩa quanh SLN, và nhiều khả năng

hình thành hành tinh. Có nghĩa là các vật liệu thô cho sự hình thành hành tinh

thường có sẵn trong đĩa quanh các SLN, cũng giống như thường có sẵn trong các

đĩa quanh các sao thông thường (như các hành tinh hình thành xung quanh ngôi sao

trung tâm trên Hình 2.1 đã mô tả ở trên), và ủng hộ quan điểm cho rằng các SLN và

sao thông thường có chung nguồn gốc hình thành.

Hình 2.6. Phổ hồng ngoại của một số đĩa quanh SLN và sao khối lượng rất thấp từ Furlan và cộng sự [18], Apai và cộng sự [5]. Để so sánh, trên hình có trình bày phổ

của môi trường vật chất giữa các vì sao (ISM) giàu silicate và phổ của sao chổi Hale-Bopp giàu tinh thể.

(crystalline pyroxene = tinh thể pyroxene; amorphous silicate = silicate vô định hình; crystalline olivine = tinh thể olivine).

2.2.2. Các luồng phụt lưỡng cực phân tử khí

Hiện tượng phóng luồng phụt lưỡng cực phân tử khí là hiện tượng phổ biến

và rất đặc trưng trong quá trình hình thành các sao thông thường như đã trình bày ở

tiểu mục 2.1.1. Nhưng đối với các vật thể khối lượng dưới sao (như sao khối lượng

rất thấp và SLN) thì nó vẫn đang là lĩnh vực mới, và chỉ mới được phát hiện ở một

số vật thể rải rác.

Cho đến nay, các nhà thiên văn học đã phát hiện và báo cáo 4 luồng phụt

lưỡng cực phân tử khí ở các vật thể ứng viên tiền SLN giai đoạn 0 hoặc giai đoạn I,

1 luồng phụt ở tiền SLN giai đoạn II, 1 luồng phụt ở tiền sao khối lượng rất thấp

giai đoạn II (xem chi tiết ở mục 3.3). Tất cả 6 luồng phụt này đều thuộc vùng khối

lượng dưới sao. Những phát hiện này là bằng chứng mạnh mẽ chứng tỏ rằng các

SLN có chung nguồn gốc hình thành với các sao thông thường. Nhưng cũng cần có

thêm những phát hiện mới về các lõi tiền SLN và các luồng phụt ở các giai đoạn

đầu (giai đoạn 0, I) để xác nhận rằng phần lớn các SLN được hình thành giống như

các sao thông thường, và hiện tượng luồng phụt cũng phổ biến ở các SLN.

2.2.3. Hàm khối lượng ban đầu (IMF)

Hơn một thập kỷ qua đã có nhiều cuộc nghiên cứu quy mô nhằm khảo sát về

mặt thống kê số lượng SLN ở các vùng hình thành sao và chòm sao trẻ, có tuổi

động lực học < 10 triệu năm (vì các sao sáng nhất khi còn trẻ nên giúp dễ quan sát).

Tiêu biểu là các phép đo hàm khối lượng ban đầu ở các vùng hình thành sao trẻ IC

348, Chamaeleon I, Taurus và Trapezium, chúng được vẽ chung trên Hình 2.7.

Chúng là sự kết hợp tốt nhất các số liệu thống kê, và bao quát được khoảng rộng

khối lượng động lực học trong các vùng hình thành sao đã nghiên cứu.

Kết quả quan sát cho thấy hàm IMF phân bố liên tục khi chuyển từ các sao

khối lượng thấp sang các SLN tạo thành một phổ liên tục. Do đó, người ta cho rằng

các SLN và sao khối lượng thấp có cùng cơ chế hình thành, hay nói cách khác,

chúng có cùng nguồn gốc.

Hình 2.7. Hàm khối lượng ban đầu của các vùng hình thành sao Taurus (Luhman [31]), IC 348 (Luhman và cộng sự [35]), Chamaeleon I [34], và chòm sao Trapezium (Muench và cộng sự [38]).

2.2.4. Sự phân bố vận tốc và phân bố không gian

Các mô hình hình thành SLN thông qua sự đẩy phôi tiền sao đã dự báo các

SLN sinh ra sẽ có sự phân tán vận tốc cao hơn các sao thông thường, vì vậy chúng

được dự báo sẽ phân bố rộng rãi trong các vùng hình thành sao.

Trong khi đó, các mô hình khác của kịch bản này và các mô hình hình thành

SLN theo cùng cách thức chung với sao thông thường, đã dự báo rằng các sao thông

thường và SLN sẽ có sự phân bố vận tốc và phân bố không gian giống nhau. Sự tiến

hóa động lực học của một hệ sao thông thường có thể tạo ra các phân bố phụ thuộc

khối lượng, nên các hệ sao già hoặc dày đặc không thích hợp để kiểm tra các dự báo

này. Do đó, vùng hình thành sao Taurus và Chamaeleon, với độ tuổi còn trẻ và mật

độ sao thấp, là nơi lý tưởng để so sánh vị trí và động học của các SLN với sao thông

thường.

Các vận tốc hướng tâm của các sao khối lượng thấp và SLN trong

Chamaeleon I được đo từ phổ có độ phân giải cao cho kết quả bị phân tán ít hơn

một chút (0,9 ± 0,3 km/s), nhưng vẫn phù hợp với các sao thông thường (1,3 ± 0,3

km/s). Các SLN cũng không cho thấy vận tốc cuối cao như được dự báo bởi một số

mô hình của kịch bản đẩy phôi tiền sao. Các kết quả tương tự cũng được tìm thấy

trong Taurus.

Những dữ liệu khảo sát SLN trong Taurus cho thấy không có sự khác biệt

đáng kể nào về sự phân bố không gian của các thành viên khối lượng cao và khối

lượng thấp của Taurus. Điều này càng được làm sáng tỏ thông qua việc hoàn tất cuộc khảo sát SLN 225 độ2 bao quát tất cả Taurus và được trình bày trong Hình 2.8.

Theo đó, không có bằng chứng về sự hiện diện của một vùng riêng lẻ tập trung số

lượng lớn SLN nào, mà các SLN xuất hiện xen kẽ với các sao khối lượng cao và

khối lượng thấp, giống như sự phân bố không gian của các sao thông thường.

Những kết quả này ủng hộ cho kịch bản SLN có chung nguồn gốc hình thành với

các sao thông thường.

Hình 2.8. Sự phân bố không gian của các sao thông thường (kiểu phổ ≤ M6, được minh họa bởi các đường tròn) và các SLN (kiểu phổ > M6, được minh họa bởi các dấu chéo) trong vùng hình thành sao Taurus (Luhman [32]).

Chương 3: QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO

Quá trình giải phóng lưỡng cực phân tử khí CO là một hiện tượng vật lý đặc

trưng xảy ra ở các giai đoạn hình thành sao rất sớm, ở giai đoạn 0, I và II như đã

trình bày ở tiểu mục 2.1.1. Do đó, chúng tôi nghiên cứu quá trình này để từ đó có

thể có các đầu mối quan trọng nhằm hiểu rõ hơn quá trình hình thành SLN. Trong

chương 3 này, trước tiên chúng tôi trình bày quá trình hình thành và phân hủy của

phân tử khí CO trong đám mây phân tử. Sau đó chúng tôi trình bày về các đặc tính

vật lý của quá trình giải phóng lưỡng cực phân tử khí từ các sao thông thường thông

qua những quan sát phổ phát xạ CO, và đề cập đến 2 mô hình giải thích nguồn gốc

luồng phụt và 2 mô hình giải thích nguồn gốc của gió (wind)/tia vật chất (jet), mà

sau đó tạo ra luồng phụt, nổi bật nhất hiện nay. Tiếp theo, chúng tôi trình bày một

số luồng phụt phân tử từ SLN và các vật thể khối lượng rất thấp (các luồng phụt

phân tử vùng khối lượng dưới sao) mà đã được phát hiện và công bố cho đến nay.

3.1. SỰ HÌNH THÀNH VÀ PHÂN HỦY PHÂN TỬ KHÍ CO TRONG ĐÁM MÂY PHÂN TỬ

3.1.1. Phổ năng lượng dao động và năng lượng quay của phân tử lưỡng nguyên tử CO

3.1.1.1. Phổ năng lượng dao động

Các mức năng lượng dao động của phân tử lưỡng nguyên tử:

1 2

  

 νν = E  

(3.1)

k µ

=µ

trong đó, là tần số góc; trong đó lại có k là hệ số độ cứng của phân tử,

MM 1 2 + MM 1

là khối lượng rút gọn của 2 hạt nhân M1, M2 đối

ν là các số lượng tử (0, 1, 2, …).

với khối tâm O của phân tử;

∆

−

Khoảng cách năng lượng giữa hai mức liên tiếp:

E ν

= ων −1E

(3.2)

(eV

)

Eν

Đối với phân tử CO: ħω ≈ 0,2658 eV

0,6645

0,3987 2 2,35 μm 1 Vùng bước sóng hồng ngoại gần 4,67 μm

0 0,1329

Hình 3.1. Các mức năng lượng dao động của phân tử CO.

3.1.1.2. Phổ năng lượng quay

(

BhcJ

)1+

Các mức năng lượng quay của phân tử lưỡng nguyên tử:

(3.3)

= π4 cI

trong đó, (cm–1) là hằng số quay của phân tử; trong đó lại có I là momen

=

h π2

. quán tính đối với vị trí cân bằng của phân tử,

J là các số lượng tử (0, 1, 2, …).

∆

−

BhcJ

−

1 =

Khoảng cách năng lượng giữa hai mức liên tiếp:

(3.4)

Đối với phân tử CO: B = 1,922529 cm–1.

(meV

)

3 2,862

0,867 mm

2 1,431 Vùng bước sóng mm và dưới mm

1,3 mm

0,477 1 2,6 mm 0 0

Hình 3.2. Các mức năng lượng quay của phân tử CO.

3.1.2. Sự hình thành phân tử khí CO

3.1.2.1. Sự hình thành phân tử khí CO trong các vùng lạnh (T <

100 K)

Giả sử các nguyên tử H, O, C, He và phân tử H2 đã hình thành trong đám

mây phân tử. Các ion cần thiết để hình thành CO được tạo ra theo các phản ứng sau:

+→+

tia vũ trụ[2] + H → H+ + e (3.1)

(3.2)

2H + e và H+ + H (5%) (3.3)

+→+

tia vũ trụ + H2 →

+ 2

+ 3

(3.4)

→+ H 2

Tiếp theo xảy ra các phản ứng ion-phân tử nhanh sau đây:

[2] Tia vũ trụ (cosmic rays) là chùm tia các hạt có năng lượng cao trong không gian (bức xạ sơ cấp) và bức xạ thứ cấp được sinh ra do các hạt đó tương tác với các hạt nhân nguyên tử trong vũ trụ với thành phần gồm hầu hết là các hạt cơ bản. Bức xạ vũ trụ có tính sát thương mạnh.

→+ H 2

+ 2

→+ H 2

+ 3

(3.5)

+→++

HOe

Sau đó là các phản ứng phân ly cũng diễn ra nhanh:

+→++ 2

HOH

và O + H2 hoặc O + 2H (22% OH) (3.6)

→++ e 3

và OH + H2 hoặc OH + 2H … (75% OH)

OH là chất trung gian quan trọng trong sự hình thành phân tử khí CO. Các

phản ứng trong trong (3.6) cũng tạo ra phân tử H2O và các phân tử liên quan-O. Từ

→

HCO

đây, CO nhanh chóng được tạo ra từ OH thông qua các phản ứng nhanh, chẳng hạn:

→+ H 2

→

HCO

OH 2

+→++

HCO

(3.7)

hoặc: nguyên tử C dồi dào hơn ion C+, nên phản ứng trung hòa sau đây sẽ diễn ra

+→ CO

nhanh hơn:

(3.8)

3.1.2.2. Sự hình thành phân tử khí CO trong các vùng ấm (T ≥ 100

Trong các vùng ấm, CO được tạo thành thông qua các phản ứng cơ bản sau:

+→+ 2

+→ CO

(tốc độ chậm)

(tốc độ nhanh vừa phải) (3.9)

3.1.3. Sự phân hủy phân tử khí CO

Trong những đám mây phân tử dày đặc (bị che chắn tốt), CO bị phân hủy bởi

+→+

phản ứng ion-phân tử nhanh:

(3.10)

trong đó, He+ được tạo ra từ He bị ion hóa bởi tia vũ trụ:

tia vũ trụ + He → He+ + e (3.11)

3.2. QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO Ở CÁC SAO THÔNG THƯỜNG

Việc khám phá các luồng phụt lưỡng cực phân tử khí đã làm thay đổi sâu sắc

hiểu biết của chúng ta về cách thức hình thành của các ngôi sao, việc nghiên cứu

các luồng phụt lưỡng cực dựa trên những quan sát đã chiếm ưu thế trong lĩnh vực

nghiên cứu nguồn gốc hình thành sao, và việc tìm hiểu lý thuyết về luồng phụt đặt

ra một thách thức nghiêm túc cho các nhà lý thuyết nghiên cứu quá trình hình thành

sao. Đến nay, sau gần 30 năm chúng ta đã chứng kiến sự phát triển vượt bậc trong

cả lý thuyết và quan sát về nghiên cứu luồng phụt.

3.2.1. Các đặc tính quan sát của luồng phụt lưỡng cực phân tử

3.2.1.1. Tính phổ biến

Nhiều cuộc nghiên cứu một cách có hệ thống về luồng phụt phân tử khí đã

được tiến hành, và những nghiên cứu này cho thấy rằng hiện tượng luồng phụt xuất

hiện phổ biến xung quanh các vật thể sao trẻ có khối lượng khác nhau. Số lượng các

luồng phụt được phát hiện đã tăng lên nhanh chóng, cho đến nay, ít nhất đã có 300

luồng phụt phân tử khí có kích thước ≤ 1 kpc đã được lập bản đồ, và mọi ngôi sao,

bất kể khối lượng hay độ trưng, được tin rằng đều phóng ra luồng phụt trong suốt

các giai đoạn đầu trong quá trình hình thành sao, hiện tượng luồng phụt liên kết một

cách sâu sắc với quá trình hình thành này.

3.2.1.2. Tính lưỡng cực

Một tính chất rất đặc trưng của các luồng phụt phân tử khí là tính lưỡng cực

của chúng, bắt nguồn từ sự hiện diện hai bầu sóng khí phát xạ tách biệt, một dịch

chuyển xanh và một dịch chuyển đỏ, xuất hiện ở hai phía của vật thể sao trẻ (xem

Hình 3.3).

Hình 3.3. Sơ đồ cấu trúc luồng phụt lưỡng cực phân tử khí từ Snell và cộng sự [53] cho thấy hai bầu sóng chuyển xanh và chuyển đỏ ở hai phía của vật thể sao trẻ L1551. Biên dạng vạch phổ ngoài cùng bên trái và bên phải lần lượt cho thấy thành phần khí phát xạ dịch chuyển xanh (hướng về phía người quan sát) và khí dịch chuyển đỏ (hướng ra xa người quan sát). Còn biên dạng vạch phổ ở giữa cho thấy thành phần khí ở vị trí vật thể nguồn.

(Stellar wind = gió sao, Accretion disk = đĩa bồi đắp, Herbig – Haro objects = các vật thể Herbig – Haro, Expanding shell = lớp vỏ đang mở rộng).

Có một vài trường hợp luồng phụt đẳng hướng được báo cáo, nghĩa là trục

luồng phụt dọc theo đường ngắm của người quan sát (chẳng hạn luồng phụt của

S140, Lada [26]). Ngoài ra, có sự gia tăng số lượng phát hiện các luồng phụt đa

cực, là kết quả của các luồng phụt lưỡng cực khác nhau chập chồng lên nhau (chẳng

hạn luồng phụt của L723, Anglada và cộng sự [4]).

3.2.1.3. Hình thái cấu trúc luồng phụt

Các luồng phụt phân tử khí đã được lập bản đồ để nghiên cứu các khối khí

phát xạ bên trong luồng phụt, các khối khí phát xạ này được biểu diễn bằng các

đường viền xung quanh hai cái hốc hình nón loãng khí ở hai phía của vật thể sao

trung tâm. Điều này cho thấy vật chất môi trường ở trong hai hốc này bị đẩy mạnh

đi bởi một gió sao nào đó bắt nguồn từ vật thể trung tâm. Các đường viền trên bản

đồ thay đổi một cách có hệ thống theo vận tốc khí trong luồng phụt, khi vận tốc

tăng thì các đường viền nằm xa nguồn tiền sao hơn và gần trục luồng phụt hơn.

Hình 3.4 cho thấy các ví dụ về hình thái cấu trúc luồng phụt được lập bản đồ từ các

khối khí phát xạ CO đã được nghiên cứu tốt.

Hình 3.4. Các ví dụ về hình thái cấu trúc luồng phụt. Các khối khí phát xạ CO dịch chuyển xanh và dịch chuyển đỏ trong luồng phụt lần lượt được biểu diễn bằng các đường viền liền nét và nét đứt. Bản đồ các khối khí phát xạ khí CO J = 2→1 và J = 1→0 lần lượt được lập cho luồng phụt lưỡng cực NGC2071, và luồng phụt đẳng hướng S140 (từ [26]). Kích thước các beam của các quan sát được vẽ bởi các đường tròn.

3.2.1.4. Sự chuẩn trực

Để định lượng tính lưỡng cực luồng phụt phân tử khí, các nhà thiên văn học

thường sử dụng hệ số chuẩn trực Rcoll, là tỉ số giữa chiều dài và chiều rộng của

luồng phụt, có giá trị từ 1 đến 10 (Rcoll càng lớn, nghĩa là càng tiến gần đến giá trị

10, tính lưỡng cực của luồng phụt càng rõ nét; và ngược lại).

Các vật thể tiền sao trẻ nhất (tiền sao giai đoạn 0) có các luồng phụt được

chuẩn trực rất cao, và sự chuẩn trực này có xu hướng giảm dần khi tiền sao tiến hóa

sang các giai đoạn tiếp theo (giai đoạn I, giai đoạn II), nên có thể sử dụng hệ số

chuẩn trực để dự đoán giai đoạn tiến hóa của tiền sao.

3.2.2. Các tham số vật lý cơ bản của luồng phụt lưỡng cực phân tử khí từ các quan sát phổ phát xạ CO

Luồng phụt lưỡng cực phân tử khí được xác định tốt nhất bởi các khối khí

phát xạ CO trong luồng phụt, vì phân tử CO dồi dào, có cấu trúc mức năng lượng đơn giản, và những đồng vị khác nhau của nó (12CO, 13CO, C18O) đều có thể được

phát hiện ở những bước sóng mm. Vì các khối khí phát xạ CO ghi dấu vật chất môi

trường xung quanh bị đẩy đi bởi luồng phụt trong suốt thời gian luồng phụt hoạt

động, nên những quan sát phổ phát xạ CO cung cấp một bức tranh toàn diện trên

khắp khoảng thời gian này. Do vậy, thông qua việc đọc lịch sử luồng phụt từ các

vạch phát xạ CO mà quan sát được, các nhà thiên văn học có thể suy ra các thuộc

tính vật lý của luồng phụt từ vật thể sao trẻ trung tâm.

3.2.2.1. Khối lượng

Khối lượng của luồng phụt có thể được ước tính thông qua việc ước tính

khối lượng của các khối khí phát xạ CO trong luồng phụt đó. Đơn cử biểu đồ ở

Hình 3.5 minh họa sự phân bố khối lượng ước tính của các luồng phụt trong một

mẫu 46 vật thể sao trẻ (từ Snell [52]).

Hình 3.5. Biểu đồ phân bố khối lượng luồng phụt của mẫu gồm 46 luồng phụt từ [52].

Theo đó ta thấy có những luồng phụt khối lượng lớn (> 10 M), khối lượng lớn này của luồng phụt chắc chắn không thể bắt nguồn từ vật chất đang được đẩy ra

trực tiếp từ vật thể nguồn, mà vật chất trong luồng phụt chỉ có thể là từ môi trường

xung quanh, bị đẩy đi và bị cuốn theo luồng phụt.

Điều này ngụ ý rằng có một phương tiện đang điều khiển, gió (wind)/tia vật

chất (jet) (xem chi tiết nguồn gốc của phương tiện điều khiển này trong tiểu mục

3.2.5), làm tăng tốc vật chất đám mây phân tử và làm mở rộng các khối khí phát xạ

CO trong luồng phụt.

3.2.2.2. Các tham số động học

Các tham số động học trong luồng phụt bao gồm động lượng và động năng.

Động lượng và động năng quan sát được trong luồng phụt được tính bởi:

(3.12) P = M. max htv

(3.13) E = M. (

)2

max htv

1 2

là vận tốc hướng tâm cực đại (hướng trong đó, M là khối lượng của luồng phụt; max htv

về người quan sát).

Đơn vị của P và E lần lượt là Mkm.s–1 và Mkm2.s–2.

Luồng phụt lưỡng cực phân tử khí ở các vật thể sao trẻ là hiện tượng mang

động lượng và năng lượng lớn. Luồng phụt làm tăng tốc vật chất môi trường xung

quanh, nên động lượng và năng lượng đo được từ dữ liệu quan sát CO biểu diễn

những lượng được kí gửi vào vật chất môi trường. Năng lượng không được bảo toàn

trong suốt quá trình luồng phụt hoạt động, nên tham số này trong vật chất luồng

phụt không phải là một chỉ báo tốt để xác định lượng năng lượng trong gió/tia vật

chất. Còn động lượng tuyến tính được bảo toàn, nên động lượng trong luồng phụt

CO phải bằng động lượng trong gió/tia vật chất.

3.2.2.3. Các tham số động lực học

Các tham số động lực học trong luồng phụt bao gồm: tuổi động lực học (t),

lực (F), độ trưng cơ học (L) và tốc độ mất khối lượng (Ṁout).

Một trong những tham số động học đơn giản nhất được tính từ luồng •

phụt là tuổi động lực học t, là tỉ số giữa chiều dài bầu sóng khí cực đại

htv

r và vận tốc hướng tâm cực đại max quan sát được trong luồng phụt.

Tuổi động lực học t được tính bởi:

t =

r max htv

(3.14)

Tuổi động lực học t của luồng phụt thường tính theo đơn vị năm.

F =

Xuất phát từ tính toán động lượng, ta có lực F được tính bởi: •

P t

(3.15)

Đơn vị của lực F thường được dùng là M.năm–1 km.s–1.

Xuất phát từ tính toán động năng, ta có độ trưng cơ học L được xác •

định bởi:

L =

E t

(3.16)

Đơn vị của độ trưng cơ học L là L.

Xuất phát từ khối lượng và tuổi động học luồng phụt, tốc độ mất khối •

lượng Ṁout được tính bởi:

M t

(3.17) Ṁout =

Đơn vị của Ṁout là M/năm.

3.2.3. Các luồng phụt trung hòa vận tốc cực kì cao

Có một vài luồng phụt, chủ yếu gắn liền với các vật thể sao rất trẻ (tiền sao

giai đoạn 0), đã cho thấy các khối khí phát xạ chuyển động với vận tốc cực kì cao

(extremely high velocity), chúng biểu hiện thông qua những cánh tay (wings) vạch

CO hay HI rất rộng (độ chênh lệch vận tốc so với vận tốc của vật thể nguồn là Δv =

40 – 100 km/s) hoặc thông qua sự phát xạ vạch rời rạc của các phân tử chuyển động

với vận tốc cực kì cao (thường được biết đến như các “viên đạn” phân tử) ở vận tốc

chênh lệch ≥ |100| km/s so với vận tốc đám mây (xem minh họa ở Hình 3.6). Từ

những quan sát phổ phát xạ CO, các “viên đạn” phân tử được ước tính có các kích thước đặc trưng ~ vài 10–2 pc và khối lượng đặc trưng ~ vài 10–4 M. Thang đo thời gian động học của chúng nằm trong khoảng từ vài trăm đến vài ngàn năm.

Các khối khí vận tốc cực kì cao này bắt nguồn từ vị trí rất gần vật thể sao trẻ

trung tâm, chúng có xu hướng truyền động năng và năng lượng cho vật chất môi

trường xung quanh, và vận tốc của chúng sẽ giảm dần. Còn vật chất môi trường

xung quanh được tăng tốc và mở rộng theo luồng phụt, tạo nên thành phần vận tốc

cao chuẩn (standard high velocity) ở vận tốc từ |10| km/s đến |20| km/s so với vận

tốc đám mây.

Hình 3.6. Sự phát xạ CO J = 2→1 trong luồng phụt của L1448 (từ Bachiller và cộng sự [6]). Bản bên trái cho thấy các khối khí phát xạ vận tốc cực kì cao (EHV emission) của luồng phụt. Các đường viền liền nét biểu diễn các khối khí phát xạ

dịch chuyển xanh trong khoảng rộng 30 km/s xung quanh giá trị –50 km/s của vận tốc môi trường xung quanh. Các đường viền nét đứt là các khối khí phát xạ dịch chuyển đỏ trong khoảng rộng 30 km/s xung quanh giá trị +50 km/s của vận tốc đám mây. Các bản bên phải là phổ phát xạ vạch CO thu được ở các vị trí của các “viên đạn” phân tử B2 (dịch chuyển xanh) và R2 (dịch chuyển đỏ).

Các thành phần vận tốc cực kì cao này phần nào phá hủy các lõi bụi, làm bật

ra các nguyên tử Si ở thể khí. Sau đó nó kết hợp với O tạo thành phân tử SiO, tạo

nên đặc tính SiO mạnh mẽ trong luồng phụt của vật thể tiền sao giai đoạn này.

Cụ thể là ở đầu tiền sao giai đoạn 0, luồng phụt có các dấu hiệu nhận biết:

được chuẩn trực rất cao, •

có các “viên đạn” phân tử vận tốc cực kì cao, •

xuất hiện sự dồi dào SiO một cách khác thường, •

nguồn luồng phụt đang bị nhúng sâu trong lớp vỏ bọc dày đặc khí và •

bụi, chỉ quan sát được ở những bước sóng mm và dưới mm.

Đến cuối tiền sao giai đoạn 0, luồng phụt lại có những dấu hiệu nhận biết là:

ít được chuẩn trực, •

vận tốc của các khối khí phát xạ vận tốc cực kì cao đang giảm dần •

theo khoảng cách ra xa nguồn (tức là chúng đang truyền động năng và

năng lượng cho vật chất môi trường, làm mở rộng luồng phụt),

có lượng lớn khí ấm (~ 100 K), •

không còn các “viên đạn” phân tử trong phổ phát xạ vạch, •

• xuất hiện vài hóa chất (SiO, CH3OH) dồi dào một cách khác thường,

nguồn kích thích vẫn đang bị nhúng sâu, và cũng chỉ quan sát được ở •

những bước sóng mm và dưới mm.

Bước sang tiền sao giai đoạn I, luồng phụt sẽ có các dấu hiệu nhận biết như

được chuẩn trực rất kém, •

các khối khí phát xạ đang được tăng tốc theo khoảng cách ra xa nguồn •

(đây là các khối khí vật chất môi trường bị đẩy đi),

các khối khí phát xạ được phân bố theo các đường viền xung quanh 2 •

cái hốc hình nón loãng khí, ở 2 bên vật thể sao trẻ,

không có các hóa chất khác thường, •

phần lớn khí trong luồng phụt ở vận tốc thấp (từ 10 đến 20 km/s so •

với vận tốc đám mây),

luồng phụt phân nào đã phá vỡ lớp vỏ bọc và có thể được quan sát ở •

gần bước sóng khả kiến.

3.2.4. Nguồn gốc luồng phụt phân tử

Các nhà thiên văn học đã đề xuất nhiều mô hình để giải thích hình thái học

(morphology) và động học (kinematic) của các luồng phụt phân tử đã quan sát.

Hiện nay có hai mô hình tiêu biểu nhất phải kể đến đó là: mô hình sốc uốn hình

cung được điều khiển bởi tia vật chất (jet-driven bow shock model) và mô hình lớp

vỏ được điều khiển bởi gió góc rộng (wide-angle wind-driven-shell model).

3.2.4.1. Mô hình sốc uốn hình cung được điều khiển bởi tia vật chất

Trong mô hình sốc uốn hình cung được điều khiển bởi tia vật chất, một tia

vật chất bắt nguồn từ vùng lân cận vật thể sao trung tâm lan truyền vào trong môi

trường vật chất yên tĩnh xung quanh, tạo ra một bề mặt sốc uốn hình cung ở đầu của

tia vật chất. Khi sốc hình cung này chuyển động ra xa vật thể nguồn, nó tương tác

với vật chất môi trường, hình thành lớp vỏ dày đặc khí bị sốc quanh tia vật chất, tạo

ra luồng phụt phân tử (Raga & Cabrit [46]). Hình 3.7 miêu tả một biểu đồ đơn giản

của mô hình này trong hệ tọa độ trụ.

Các biểu đồ vị trí–vận tốc dọc trục tia vật chất trong mô hình sốc uốn hình

cung cho thấy rằng mô hình này gắn liền với một khoảng vận tốc xung quanh giá trị

vận tốc của đỉnh của sốc hình cung, trong khi đó vận tốc của vật chất ở hai bên sốc

hình cung thay đổi rất ít, tạo nên cấu trúc đường nhánh trong biểu đồ vị trí–vận tốc

dọc trục của tia vật chất.

Hình 3.7. Biểu đồ đơn giản của mô hình sốc hình cung được điều khiển bởi tia vật chất trong hệ tọa độ trụ (Lee và cộng sự [27]). v0 là vận tốc của sốc hình cung, i là góc nghiêng giữa trục tia vật chất với hướng quan sát. Trục z nằm dọc theo trục tia vật chất, có chiều dương hướng về ngôi sao, z = 0 ứng với vị trí đỉnh của sốc hình cung. Các mũi tên chỉ chiều vận tốc của vật chất trong lớp vỏ dày đặc khí bị sốc.

(to star = chiều hướng đến ngôi sao; Observer = Người quan sát; bow shock = sốc uốn hình cung).

Mô hình này đã giải thích thành công dạng hình học và động học của một số

luồng phụt lưỡng cực phân tử, như là HH 211 (Gueth & Guilloteau [20]), HH 212

[27], … Tuy nhiên, mô hình này cũng gặp một số vấn đề khó khăn trong việc giải

thích độ rộng luồng phụt, cấu trúc có dạng parabol trong biểu đồ vị trí–vận tốc,

cũng như những chuyển động theo chiều nằm ngang dọc trục tia vật chất được quan

sát thấy ở một số luồng phụt từ các ngôi sao khác.

Cần thiết phải có thêm những nghiên cứu khác để xây dựng mô hình sốc uốn

hình cung này tinh tế hơn, phù hợp hơn với những quan sát.

3.2.4.2. Mô hình lớp vỏ được điều khiển bởi gió góc rộng

Trong mô hình lớp vỏ được điều khiển bởi gió góc rộng, một gió góc rộng

xuyên tâm, bị từ hóa, bắt nguồn từ vật thể sao trẻ, quét vào môi trường vật chất yên

tĩnh xung quanh, tạo ra một sốc hướng về phía trước, sốc này chuyển động ở đầu

của gió và cuốn theo vật chất, hình thành luồng phụt phân tử (Shu và cộng sự [51]).

Hình 3.8 mô tả biểu đồ đơn giản của mô hình này trong hệ tọa độ trụ.

Hình 3.8. Biểu đồ đơn giản của mô hình lớp vỏ được điều khiển bởi gió góc rộng trong hệ tọa độ trụ [27]. i là góc nghiêng giữa hướng quan sát với mặt phẳng bầu trời. Trục z nằm dọc theo trục đối xứng của gió góc rộng, z = 0 là vị trí sao trung tâm. Các mũi tên chỉ chiều vận tốc của vật chất trong lớp vỏ.

Các biểu đồ vị trí–vận tốc dọc trục z (trục đối xứng của gió góc rộng) trong

mô hình gió góc rộng này cho thấy một cấu trúc dạng parabol dọc trục đối xứng.

Mô hình này đã giải thích thành công một cách định tính dạng hình học và

động học của một số luồng phụt phân tử, chẳng hạn HH 111 (Nagar và cộng sự

[39]), VLA 05487 [27] … Tuy nhiên, mô hình này cũng gặp khó khăn trong việc

giải thích các tính chất sốc uốn hình cung, biểu đồ vị trí–vận tốc có cấu trúc phân

nhánh, cũng như tính chuẩn trực rất cao của một số luồng phụt đã trình bày ở tiểu

mục 3.2.1.4.

Cần có thêm những nghiên cứu mới nhằm kết hợp hai mô hình trên, giúp

khắc phục những hạn chế của từng mô hình, hình thành một mô hình thống nhất có

thể giải thích được hình thái học và động học của tất cả các luồng phụt phân tử đã

quan sát.

3.2.5. Nguồn gốc gió/tia vật chất

Cơ chế phóng ra gió/tia vật chất từ vùng lân cận vật thể tiền sao vẫn chưa

được hiểu biết một cách hoàn chỉnh. Quá trình này xảy ra trên một thang đo quá

nhỏ, nên các thế hệ kính thiên văn hiện nay không thể phân giải được. Từ đó nhiều

giả thuyết về nguồn gốc gió/tia vật chất đã được đề xuất, trong đó có hai mô hình

từ-thủy-động lực học (magneto-hydro-dynamic) có tính khả thi nhất và được ủng hộ

nhiều nhất, đó là mô hình đĩa–gió và mô hình gió–X.

3.2.5.1. Mô hình đĩa–gió

Mô hình đĩa–gió phóng ra tia vật chất được đề xuất lần đầu tiên bởi

Blandford & Payne [9] và sau đó đã được tập trung phát triển thêm nhiều. Mô hình

này có nội dung như sau: toàn bộ vật chất ở đĩa bồi đắp được làm nóng bởi các bức

xạ tiền sao trung tâm, và chúng hoạt động như plasma. Từ trường sao có thể đi

xuyên qua toàn bộ vật chất plasma này, trong đó có một số vật chất plasma ở đĩa bồi

đắp có lực li tâm và lực từ thắng được lực hấp dẫn của tiền sao, chúng chuyển động

xoắn ốc theo đường sức từ trường quanh trục quay của hệ tiền sao và đĩa bồi đắp,

sau đó chúng được tăng tốc ra xa tạo thành tia vật chất. Một tính toán được thực

hiện bởi Blandford & Payne [9] đã phát biểu rằng để lực li tâm và lực từ của một

khối vật chất ở một điểm nhất định nào đó thắng được lực hấp dẫn của nó với tiền sao thì thành phần từ trường phải làm thành một góc ít nhất 300 so với phương

vuông góc với mặt phẳng đĩa tại điểm đó (xem minh họa các lực ở Hình 3.9). Góc tới hạn 300 này có thể đạt được đối với những vật chất ở vị trí gần mép bên trong

của đĩa bồi đắp. Các vật chất này ở gần vật thể tiền sao nhất nên chúng có tốc độ

quay nhanh nhất và lực li tâm sẽ lớn nhất, nên khả năng được đẩy ra thành tia vật

chất là cao nhất.

Hình 3.9. Một biểu đồ đơn giản hóa cho thấy mặt cắt qua một tiền sao và đĩa bồi đắp [9]). Các đường sức từ trường từ ngôi sao bị uốn cong khi chúng vượt qua đĩa bồi đắp. Phần lồng ghép cho thấy thành phần lực hấp dẫn, FG, và lực li tâm ra ngoài, Fcf, và góc giới hạn, θc. Góc giới hạn, phải lớn hơn 300, được đo giữa đường sức từ trường cực và đường vuông góc mặt đĩa.

3.2.5.2. Mô hình gió–X

Lý thuyết tương tự và cạnh tranh với mô hình đĩa–gió là mô hình gió–X

được đề xuất lần đầu tiên bởi Shu và cộng sự [50]. Sự khác nhau cơ bản của mô

hình này so với mô hình đĩa–gió là từ trường không đi xuyên qua toàn bộ đĩa bồi

đắp, mà từ trường chỉ có thể đi xuyên qua khối vật chất nằm trong vùng X, là vùng

tính từ tiền sao đến điểm X nào đó nằm gần mép trong của đĩa bồi đắp, sao cho tiền

sao và khối vật chất này trong vùng X quay với cùng tốc độ góc (xem Hình 3.10).

Vật chất trong vùng X này rất gần tiền sao trung tâm, chúng bị các bức xạ cường độ

cao từ quang quyển sao chiếu đến làm chúng trở thành môi trường plasma, và cho

các đường sức từ mạnh đi qua. Vật chất trên đĩa bồi đắp mà nằm trong vùng X này

có thể theo đường sức từ bồi đắp trực tiếp lên bề mặt tiền sao, hoặc theo các đường

sức từ mở, đi ra xa tiền sao, chuyển động xoắn ốc quanh trục quay của hệ tiền sao

và đĩa bồi đắp, chúng được tăng tốc ra xa và sẽ trở thành tia vật chất.

Hình 3.10. Một biểu đồ của mô hình gió–X (từ Moraghan [37]).

(Coronal Wind = vành đai gió, Soft X–rays = các tia–X mềm, Funnel Flow = dòng chảy như cái máy xoáy, Dipole Field = trường lưỡng cực, X–region = vùng–X, X– Wind = gió–X, Accretion Disk = đĩa bồi đắp, precursor = tiền thân, Helmet dome = mũ mái vòm, streamer = bộ tạo dòng).

3.3. QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO Ở VÙNG KHỐI LƯỢNG DƯỚI SAO

Cho đến nay đã có 6 luồng phụt lưỡng cực phân tử trong vùng khối lượng

dưới sao đã được phát hiện và công bố, đó là các luồng phụt từ: IRAM 04191+1522

(André và cộng sự [2], Belloche và cộng sự [8]); L1014-IRS (Bourke và cộng sự

[12], Huard và cộng sự [21]); ISO-Oph 102 [45]; L673-7-IRS (Dunham và cộng sự

[17]); MHO 5 (Phan-Bao và cộng sự [44]); L1148-IRS (Kauffmann và cộng sự

[22]). Các luồng phụt này có tính chất tương tự nhau về khối lượng, vận tốc thấp và

cấu hình gọn nhỏ.

3.3.1. Các luồng phụt lưỡng cực phân tử ở vùng khối lượng dưới sao

3.3.1.1. Luồng phụt lưỡng cực phân tử từ IRAM 04191+1522

IRAM 04191+1522, gọi tắt là IRAM 04191, là vật thể tiền sao giai đoạn 0,

nằm ở phía nam của vùng hình thành sao Taurus (ở khoảng cách 147 pc tính từ Mặt trời). IRAM 04191 có độ trưng thấp L ~ 0,15 L, tuổi động lực học t ~ 104 năm và

tốc độ bồi đắp khối lượng trung bình <Ṁacc> ~ 5.10–6 M/năm, điều này phù hợp với khối lượng dưới sao hiện nay (M ~ 0,05 M) của vật thể tiền sao trung tâm, khối lượng này rất nhỏ so với khối lượng lớp vỏ bọc dày đặc khí và bụi Menv ~ 0,45

M quanh lõi tiền sao.

Hình 3.11. Bản đồ luồng phụt lưỡng cực phân tử khí CO J = 2→1 từ IRAM 04191 [2]. Các khối khí phát xạ CO dịch chuyển xanh được biểu diễn bằng các đường viền chấm chấm, được lấy trên khoảng vận tốc 0 – 5 km/s. Còn các khối khí phát xạ dịch chuyển đỏ được biểu diễn bằng các đường viền nét đứt, được lấy trên khoảng vận tốc 8 – 13 km/s. Vận tốc hệ thống tại vị trí nguồn là ~ 6,75 km/s.

André và cộng sự [2] đã báo cáo về việc phát hiện một luồng phụt lưỡng cực

phân tử khí được chuẩn trực rất cao từ IRAM 04191 (Hình 3.11), theo đó không có

sự chồng chéo giữa 2 thành phần phát xạ dịch chuyển xanh và đỏ. Luồng phụt từ

IRAM 04191 mở rộng từ hướng đông-bắc (thành phần phát xạ dịch chuyển đỏ)

sang hướng tây-nam (thành phần phát xạ dịch chuyển xanh), và luồng phụt nghiêng một góc ~ 500 so với hướng quan sát.

3.3.1.2. Luồng phụt lưỡng cực phân tử từ L1014-IRS

L1014-IRS là vật thể ứng viên tiền sao lùn nâu giai đoạn I, nằm trong một lõi

dày đặc khí và bụi L1014, ở khoảng cách ~ 200 pc tính từ Mặt trời. L1014-IRS có

độ trưng rất thấp L ~ 0,09 L, và nếu giả sử nó có tuổi đặc trưng của một tiền sao giai đoạn I, t ~ 105 năm, thì khối lượng L1014-IRS ước tính chỉ từ 20 MJ đến 45

MJ, nhưng hiện nay vẫn chưa có dữ liệu xác nhận khối lượng dưới sao của vật thể

này.

Bourke và cộng sự [12] đã báo cáo về việc phát hiện luồng phụt lưỡng cực

phân tử nhỏ gọn và yếu từ L1014-IRS, với các tham số động học và động lực học

của luồng phụt được trình bày trong Bảng 3.1.

Bảng 3.1. Các thuộc tính động học và động lực học của luồng phụt lưỡng cực phân

tử từ L1014-IRS

Thuộc tính Giá trị

Kích thước

Khối lượng

Động lượng

Năng lượng

Độ trưng cơ học

Lực

Tốc độ mất khối lượng 540 AU (0,014 – 2).10–3 M (2,4 – 5,0).10–5 Mkm/s (0,24 – 1,6).10–4 Mkm2/s2 (0,34 – 2,8).10–5 L (3,4 – 7,1).10–8 M/năm. km/s 2.10–9 M/năm

3.3.1.3. Luồng phụt lưỡng cực phân tử từ ISO-Oph 102

ISO-Oph 102 là một tiền SLN giai đoạn II, kiểu phổ M6, định xứ trong đám

mây phân tử ρ Ophiuchi ở khoảng cách 125 pc tính từ Mặt trời. Khối lượng ước tính

của nó ~ 60 MJ. Phan-Bao và cộng sự [45] đã báo cáo luồng phụt lưỡng cực phân tử

từ ISO-Oph 102, đây là phát hiện được chứng thực đầu tiên về luồng phụt lưỡng

cực ở một SLN. Đồ thị vị trí–vận tốc và các tham số động học, động lực học của

luồng phụt từ ISO-Oph 102 lần lượt được trình bày ở Hình 3.12 và Bảng 3.2.

Hình 3.12. Đồ thị vị trí–vận tốc của các khối khí phát xạ CO J = 2→1 trong luồng phụt của ISO-Oph 102 [45]. Hai thành phần khí phát xạ dịch chuyển xanh và dịch chuyển đỏ đều có cấu trúc kéo dài trên khoảng rộng vận tốc, từ 3,8 đến 5,9 km/s đối với thành phần dịch chuyển xanh, và từ 5,9 đến 7,7 km/s đối với thành phần dịch chuyển đỏ. Vận tốc hệ thống tại vị trí nguồn SLN có giá trị 5,9 ± 0,27 km/s, được biểu diễn bằng đường thẳng đứt nét.

Bảng 3.2. Các thuộc tính động học và động lực học của luồng phụt lưỡng cực phân

tử từ ISO-Oph 102

Thuộc tính Giá trị

Kích thước 1000 AU

Vận tốc

Khối lượng

Động lượng

Năng lượng

Độ trưng cơ học

Lực

Tốc độ mất khối lượng 2,2 km/s (0,32 – 1,6).10–4 M 1,4.10–4 Mkm/s 3,1.10–4 Mkm2/s2 2,1.10–5 L 5,9.10–8 M/năm. km/s 1,4.10–9 M/năm

3.3.1.4. Luồng phụt lưỡng cực phân tử từ L673-7-IRS

L673-7-IRS là vật thể tiền sao giai đoạn 0, nằm trong một lõi dày đặc khí và

bụi L673-7, lõi dày đặc khí và bụi này lại là một phần trong đám mây phân tử hỗn

hợp L673, ở khoảng cách ~ 300 pc tính từ Mặt trời. L673-7-IRS có độ trưng rất

thấp L ~ 0,04 L, là một trong những vật thể độ trưng thấp nhất mà đã nghiên cứu. Hiện nay vật thể này được tin rằng nó có khối lượng dưới sao, nhưng với khối

lượng lớp vỏ bọc dày đặc khí và bụi xung quanh nó Menv ~ 0,6 – 1,9 M thì có khả năng nó sẽ không còn duy trì khối lượng dưới sao khi đạt đến khối lượng cuối cùng.

Dunham và cộng sự [17] đã báo cáo về luồng phụt lưỡng cực phân tử được

phát hiện từ L673-7-IRS (Hình 3.13). Và các tham số động học và động lực học của

luồng phụt lưỡng cực từ L673-7-IRS được ước tính và trình bày trong Bảng 3.3.

Hình 3.13. Bản đồ cường độ của các khối khí phát xạ CO J = 2→1 của luồng phụt lưỡng cực từ L673-7-IRS [17]. Các đường viền xanh miêu tả các khối khí phát xạ CO dịch chuyển xanh, được lấy trên khoảng vận tốc từ –2,0 đến 4,0 km/s. Các đường viền đỏ miêu tả các khối khí phát xạ CO dịch chuyển đỏ, được lấy trên

khoảng vận tốc từ 10,0 đến 16,0 km/s. Các đường gạch gạch bao bọc toàn bộ diện tích của vùng lập bản đồ.

Bảng 3.3. Các thuộc tính động học và động lực học của luồng phụt lưỡng cực phân

tử từ L673-7-IRS

Thuộc tính Giá trị

Khối lượng ≥ 0,05 M

1 cos

≥ 0,13 Động lượng Mkm/s

1 cos

≥ 6,1 .1042 ergs Năng lượng

i sin 3 cos

≥ 8,3 Độ trưng cơ học .10–4 L

sin i 2 cos

≥ 2,1 Lực .10–6 M/năm. km/s

trong Bảng 3.3, i là góc nghiêng của đĩa so với phương vuông góc với hướng quan sát, i có giá trị ~ 450 – 700 [17].

3.3.1.5. Luồng phụt lưỡng cực phân tử từ MHO 5

Hình 3.14. Biểu đồ vị trí–vận tốc của các khối khí phát xạ CO J = 2→1 trong luồng phụt lưỡng cực từ MHO 5 [44]. Các thành phần khí phát xạ dịch chuyển xanh (vận tốc từ 2,6–3,8 km/s) và dịch chuyển đỏ (vận tốc từ 4,5–5,7 km/s) từ MHO 5 được đánh dấu trong các hộp chữ nhật, các khối khí này được sử dụng để ước tính

các thuộc tính luồng phụt MHO 5. Vận tốc khí ở vị trí nguồn là 4,2 ± 0,3 km/s, được chỉ ra bởi đường thẳng đứng đứt nét.

Bảng 3.4. Các thuộc tính động học và động lực học của luồng phụt lưỡng cực phân

tử từ MHO 5

Thuộc tính Giá trị

Kích thước 600 AU

Vận tốc

Khối lượng

Động lượng

Năng lượng

Độ trưng cơ học

Lực

Tốc độ mất khối lượng 1,8 km/s (1,4 – 7,0).10–5 M 2,8.10–5 Mkm/s 3,0.10–5 Mkm2/s2 3,1.10–6 L 1,8.10–8 M/năm. km/s 9,0.10–10 M/năm

MHO 5 là một tiền sao khối lượng rất thấp, đang ở giai đoạn II và có kiểu

phổ M6, thuộc đám mây phân tử Taurus. Khối lượng ước tính của nó ~ 90 MJ, chỉ

nằm ngay trên giới hạn đốt cháy-hydrogen.

Phan-Bao và cộng sự [44] đã báo cáo việc phát hiện luồng phụt lưỡng cực

phân tử từ MHO 5. Đồ thị vị trí – vận tốc và các tham số động học, động lực học

của luồng phụt từ MHO 5 lần lượt được trình bày ở Hình 3.14 và Bảng 3.4.

3.3.1.6. Luồng phụt lưỡng cực phân tử từ L1148-IRS

L1148-IRS là ứng viên tiền SLN giai đoạn 0 hoặc giai đoạn I, nằm trong lõi

dày đặc khí và bụi L1148 (khối lượng của lõi dày đặc này là 0,14 ± 0,02 M), ở khoảng cách (325 ± 25) pc tính từ Mặt trời. L1148-IRS là vật thể có độ trưng rất

thấp L ~ 0,08 – 0,13 L, và nhiệt độ quang quyển hiệu dụng từ 2500 K đến 5000 K.

Kauffmann và cộng sự [22] đã báo cáo về việc phát hiện luồng phụt lưỡng

cực phân tử từ L1148-IRS. Các tham số động học và động lực học của luồng phụt

được trình bày trong Bảng 3.5.

Bảng 3.5. Các thuộc tính động học và động lực học của luồng phụt lưỡng cực phân

tử từ L1148-IRS

Thuộc tính Giá trị

Kích thước 1800 AU

Vận tốc

Khối lượng

Động lượng

Năng lượng

Độ trưng cơ học

Lực

Tốc độ mất khối lượng |±1| km/s (0,4 – 1,3).10–3 M (0,4 – 1,3).10–3 Mkm/s (0,2 – 0,6).10–4 Mkm2/s2 (0,4 – 1,3).10–5 L (0,5 – 1,5).10–7 M/năm. km/s (0,5 – 1,5).10–7 M/năm

3.3.2. So sánh các thuộc tính vật lý tiêu biểu của các luồng phụt ở vùng khối lượng dưới sao

Bảng 3.6. So sánh các thuộc tính vật lý tiêu biểu của các luồng phụt vùng khối

lượng dưới sao.

Các thuộc tính vật lý tiêu biểu của luồng phụt

Vật thể nguồn Vận tốc Tốc độ mất phóng ra Kích thước Khối lượng hướng tâm khối lượng (AU) luồng phụt cực đại (M) (M/năm) (km/s)

IRAM 04191 …… ……

L1014-IRS 540 ……

ISO-Oph 102 …… ~ 10–3 ~ 10–4 …… ~ 10–9 ~ 10–9 1000 ~ 2,2

L673-7-IRS …… ……

MHO 5 600 ~ 1,8

L1148-IRS ~ 10–2 ~ 10–5 ~ 10–3 …… ~ 10–9 ~ 10–7 1800 ~ 1

Từ Bảng 3.6 ta thấy các thuộc tính vật lý của luồng phụt từ IRAM 04191 vẫn

chưa được đặc tính hóa. Nhưng bản đồ luồng phụt (Hình 3.11) cho thấy cấu hình

luồng phụt gọn nhỏ, và các nhà thiên văn học tin tưởng rằng với cấu hình luồng

phụt gọn nhỏ như thế thì các thuộc tính của luồng phụt cũng sẽ thấp và nhỏ hơn so

với các luồng phụt của các sao trẻ thông thường, nên có thể xếp luồng phụt này vào

vùng khối lượng dưới sao. Ngoài ra, một số luồng phụt khác (L1014-IRS, L673-7-

IRS) vẫn chưa được đặc tính hóa hoàn chỉnh các thuộc tính luồng phụt. Ba luồng

phụt này cần được nghiên cứu thêm để xác thực tính chất của luồng phụt vùng khối

lượng dưới sao.

Nhìn chung, các thuộc tính của các luồng phụt này phần nào khác nhau,

nhưng có thể so sánh với nhau được, và chúng đều nhỏ hơn các giá trị đặc trưng của

các luồng phụt của sao trẻ thông thường.

Việc tăng số lượng phát hiện các luồng phụt sẽ giúp chúng ta có nhiều mẫu

để nghiên cứu các đặc tính vật lý của luồng phụt ở SLN và các vùng hình thành sao

khác nhau. Nghiên cứu của chúng tôi sẽ được trình bày trong chương tiếp theo.

Chương 4: ĐẶC TÍNH HÓA QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO TỪ SAO LÙN NÂU GM TAU

Hướng nghiên cứu được sử dụng trong luận văn này do TS. Phan Bảo Ngọc

đề xuất và làm chủ nhiệm đề tài nghiên cứu mã số 103.08-2010 dưới sự hỗ trợ của

Quỹ phát triển Khoa học và Công nghệ Quốc gia Việt Nam (NAFOSTED) tài trợ từ

năm 2010. Theo đó, nhóm thực hiện đề tài đã nghiên cứu 8 SLN và sao khối lượng

rất thấp trong hai vùng hình thành sao ρ Ophiuchi và Taurus từ năm 2008 nhờ sử

dụng các kính thiên văn vô tuyến SMA và CARMA. Trong số 8 vật thể khối lượng

rất thấp này, nhóm nghiên cứu phát hiện các luồng phụt lưỡng cực phân tử từ 3 vật

thể: ISO-Oph 102, MHO 5, GM Tau. Hai luồng phụt từ ISO-Oph 102 và MHO 5 đã

được nhóm nghiên cứu của TS. Phan Bảo Ngọc công bố lần lượt vào năm 2008 và

2011. Ở đây, chúng tôi trình bày tiếp luồng phụt lưỡng cực phân tử khí từ SLN GM

Tau thuộc vùng hình thành sao Taurus.

4.1. SAO LÙN NÂU GM TAU

GM Tau là một tiền sao lùn nâu giai đoạn II, nằm trong đám mây phân tử

Taurus. Nó được phát hiện lần đầu tiên bởi White & Basri [57]. GM Tau có các

tham số vật lý cơ bản và dấu hiệu luồng phụt được trình bày ở bên dưới.

4.1.1. Các tham số vật lý cơ bản

4.1.1.1. Khối lượng

White & Basri [57] sử dụng mô hình lý thuyết về tiến hóa tiền-dãy chính của

Baraffe và cộng sự [7], và đã ước tính khối lượng của GM Tau là M = 73 ± 13 MJ.

Nếu tính đến sai số thì GM Tau có thể là một SLN (dưới 75 MJ) hoặc một sao khối

lượng rất thấp (lớn hơn 75 MJ). Tuy nhiên, nếu xét dưới góc độ hình thành sao thì

sự khác biệt nhỏ về khối lượng này không ảnh hưởng đến các kết luận của chúng tôi

về cơ chế hình thành GM Tau dù nó là một SLN hay một sao khối lượng rất thấp.

4.1.1.2. Nhiệt độ

Nhiệt độ của vật thể sao phụ thuộc vào khối lượng và độ tuổi của nó. Các vật

thể sao trẻ trong Taurus có độ tuổi trung bình ~ 2,8 triệu năm thông qua việc sử

dụng mô hình tiến hóa lý thuyết [7] ở các khối lượng dưới khối lượng Mặt trời. Với

việc giả sử độ tuổi của GM Tau t = 2,8 triệu năm, White & Basri [57] đã ước tính

nhiệt độ hiệu dụng của nó Teff = 2940 K.

4.1.1.3. Bán kính

Thông thường bán kính của một ngôi sao có thể được đo trực tiếp bằng cách

theo dõi các hệ sao đôi che nhau, cách tính này cùng thường phù hợp tốt với các mô

hình lý thuyết.

Tuy nhiên, GM Tau là một SLN đơn, do đó Kraus và cộng sự [24] đã phải sử

dụng mô hình lý thuyết [7] về mối quan hệ khối lượng-bán kính, và đã ước tính bán

kính GM Tau R = 0,74 R. Bán kính này là khá lớn đối với một SLN. Điều này cũng dễ hiểu do GM Tau là một SLN trẻ (2-3 triệu năm tuổi) nên chưa co rút hoàn

toàn, do đó bán kính lớn hơn nhiều so với bán kính của các SLN già (cỡ 1 tỷ năm

tuổi).

4.1.1.4. Kiểu phổ

White & Basri [57] đã mô hình hóa phổ phát xạ quang quyển của GM Tau,

và xác định kiểu phổ của nó là M6.5, với phổ quang học được chi phối bởi các vạch

phổ phân tử đặc trưng TiO và VO.

4.1.2. Tín hiệu luồng phụt từ GM Tau

4.1.2.1. Biên dạng vạch P Cygni

Biên dạng vạch phát xạ Hα từ quang quyển của các vật thể tiền sao trẻ đang

phóng luồng phụt lưỡng cực phân tử khí sẽ có hình dạng đặc biệt (gọi là biên dạng

vạch P Cygni) (Hình 4.1), và nó được giải thích như sau:

Vùng (1): sẽ cho đỉnh phát xạ vượt mức mở rộng, tại vị trí đỉnh không •

có dịch chuyển Doppler (vận tốc hướng tâm tương đối của vật thể sao

so với Trái Đất là bằng 0), đỉnh thu được khi phôtôn quang quyển sao

bị tán xạ vào trong đường ngắm của người quan sát, đỉnh phát xạ có

dạng đối xứng dịch chuyển xanh và dịch chuyển đỏ.

Vùng (2): sẽ đóng góp phôtôn phát xạ bên dịch chuyển đỏ với bước •

sóng cao nhất, nhưng bị che khuất bởi ngôi sao.

Vùng (3) : vật chất của luồng phụt hấp thụ phôtôn phát xạ từ quang •

quyển sao, tạo ra sự hấp thụ dịch chuyển xanh.

(1) (1)

(3)

(2) (2) (3)

(1) (1)

Sơ đồ biểu diễn nguồn gốc của biên dạng vạch P Cygni Hình 4.1. (Nguồn: www.ast.cam.ac.uk)

(emission = phát xạ; absorption = hấp thụ; front = trước; back = sau; side = bên cạnh; occulted = bị che khuất; P-Cygni Line Profile = Biên Dạng Vạch P-Cygni; Symmetric Emission = Phát Xạ Đối Xứng; Blue-Shifted Absorption = Hấp Thụ Chuyển-Xanh).

Các vùng này tạo nên biên dạng vạch P Cygni hỗn hợp gồm phát xạ dịch

chuyển đỏ và hấp thụ dịch chuyển xanh. Biên dạng vạch P Cygni thường được quan

sát trong các vạch phát xạ của sao T Tauri cổ điển, là chỉ dấu cho thấy có sự hiện

diện của gió mạnh điều khiển luồng phụt vật chất lưỡng cực.

Chú ý rằng, vì vùng (1) ở cả 2 bán cầu của sao (vận tốc âm và dương), nên

đỉnh biên dạng tương ứng đối xứng qua vạch trung tâm (vận tốc bằng 0), nhưng sự

phát xạ ở vùng (2) đằng sau quang quyển sao là không nhìn thấy được (vùng “bị

che khuất”), nên hệ quả là trong thực tế tính đối xứng của đỉnh phát xạ sẽ bị méo

mó một chút (xem Hình 4.2).

4.1.2.2. Biên dạng vạch P Cygni của GM Tau

Vạch phát xạ Hα của GM Tau cho thấy hình dạng giống P-Cygni (Hình 4.2).

Vạch phát xạ Hα có độ rộng ở 10% mức thông lượng đỉnh là 370 km/s, giá trị này

lớn (> 270 km/s) chứng tỏ rằng GM Tau bị che phủ về mặt quang học, đây là dấu

hiệu then chốt cho thấy nó đang trong giai đoạn bồi đắp, và nó có tốc độ bồi đắp nhanh (tốc độ bồi đắp Ṁ = 2,4.10–9 M/năm), vì đây là giá trị bồi đắp đặc trưng của sao T Tauri cổ điển khối lượng ~ 0,5 M (lớn hơn nhiều khối lượng của GM Tau).

Hình 4.2. Biên dạng vận tốc vạch phổ Hα đã được chuẩn hóa (thông lượng đỉnh được gán giá trị bằng 1) [57].

Hình 4.2 cho thấy biên dạng vạch Hα mở rộng tương tự như với các sao T

Tauri cổ điển, ngoài ra sự hụt xuống giống-P Cygni trong biên dạng còn cho thấy

thành phần hấp thụ dịch chuyển xanh chồng lên trên biên dạng, sự hấp thụ này

thường thấy trong các sao T Tauri và là dấu hiệu chỉ báo hoạt động của luồng phụt

từ GM Tau. Do đó chúng tôi đã lựa chọn GM Tau trong mẫu quan sát để tìm kiếm

luồng phụt lưỡng cực phân tử khí.

4.2. QUAN SÁT VÀ XỬ LÝ SỐ LIỆU

Nhóm nghiên cứu của TS. Phan Bảo Ngọc đã quan sát GM Tau ở tần số

230,538 GHz (hoặc bước sóng 1,3 mm) với kính thiên văn vô tuyến SMA. Nhóm đã

sử dụng 2 dải băng tần rộng 4 GHz, cách nhau 10 GHz, với các độ phân giải phổ 0,27 km/s ở vị trí tần số của vạch J = 2→1 của 12CO, và độ phân giải phổ 4,32 km/s

cho phần còn lại của các băng tần.

Dữ liệu quan sát cần được hiệu chỉnh để loại bỏ các ảnh hưởng của khí

quyển Trái đất và của dụng cụ, từ đó khôi phục các thông tin thực về nguồn đích.

Chúng tôi lần lượt sử dụng các chuẩn tinh 3C111 và 3C273 để hiệu chỉnh sự gia

tăng (gain) và hiệu chỉnh dải thông (passband) – nghĩa là hiệu chỉnh pha (vị trí) và

độ lớn (cường độ) của nguồn đích lần lượt theo thời gian và theo tần số. Thiên

Vương tinh được sử dụng để hiệu chỉnh thông lượng (flux), tức là xác định cường

độ thực của nguồn đích. Dữ liệu được xử lý bằng phần mềm MIR và MIRIAD.

Nhóm đã chọn cấu hình compact của kính để thực hiện quan sát, cấu hình

này cho beam tổng hợp 3,1" × 2,8", tức độ phân giải không gian.

Trong dữ liệu quan sát, sai số rms (root-mean square) là ~ 1–2 mJy đối với

dữ liệu phổ liên tục và ~ 0,05 Jy/beam/kênh đối với dữ liệu phổ vạch. Trường quan

sát của kính là ~ 50" ở tần số quan sát.

Chúng tôi không phát hiện được phổ liên tục của phát xạ bụi và đo được giới

hạn trên là 3 mJy ở vị trí SLN GM Tau.

4.3. KẾT QUẢ VÀ THẢO LUẬN

Trên Hình 4.3, theo hướng mũi tên có hai khối khí dịch chuyển xanh và đỏ

dường như là các thành phần của luồng phụt từ GM Tau. Tuy nhiên chúng không

đối xứng và có kích thước khác biệt. Để xem xét thêm, chúng tôi vẽ biểu đồ vị trí–

vận tốc của luồng phụt (Hình 4.5) theo hướng này thì cho thấy rõ ràng hơn hai

thành phần khí phát xạ CO dịch chuyển xanh và dịch chuyển đỏ. Do đó, chúng tôi

kết luận chúng là các thành phần của luồng phụt lưỡng cực khí từ GM Tau. Hình

) c e s c r a (

4.3 cho thấy kích thước mỗi khối khí trong luồng phụt là ~ 4" (hay ~ 600 AU).

(arcsec) Hình 4.3. Hình ảnh hồng ngoại gần và cường độ phát xạ vạch CO J = 2→1 xung quanh vị trí SLN GM Tau. Do hiệu ứng Doppler, các đường viền xanh và đỏ theo hướng hai mũi tên lần lượt miêu tả các khối khí phát xạ CO dịch chuyển xanh và dịch chuyển đỏ. Hướng của hai mũi tên chỉ hướng của luồng phụt lưỡng cực phân tử (ở vị trí góc ~ 370) từ SLN GM Tau. Dấu hoa thị ở giữa hai mũi tên miêu tả vị trí SLN này. Chúng tôi chọn vẽ các đường viền gấp 2, 3, 4, … lần rms của 0,04 Jy.beam–1.km.s–1 để lấy các khối khí phát xạ CO có cường độ thích hợp. Beam tổng hợp được vẽ ở đáy, góc bên trái.

Đối với luồng phụt ở các sao thông thường, các khối khí phát xạ CO sẽ kéo

dài từ vị trí vật thể nguồn ra hai hướng của luồng phụt. Các luồng phụt phân tử

mạnh từ SLN cũng cho thấy điều tương tự, chẳng hạn như các khối khí phát xạ CO

trong luồng phụt từ SLN ISO-Oph 102 (Hình 4.4) cho thấy thành phần khí phát xạ

dịch chuyển xanh dính liền với vật thể sao trung tâm. Còn ở SLN GM Tau, ta không

thấy các khối khí này ở gần vị trí vật thể sao trẻ theo hướng luồng phụt (Hình 4.3).

Điều này có thể do luồng phụt từ GM Tau quá yếu, một phần cũng do vấn đề mất

thông lượng khi hồi phục dữ liệu (thông lượng bị mất = tổng thông lượng thu được

– thông lượng được khôi phục từ giao thoa kế), nên chúng tôi không quan sát được

các thành phần phát xạ CO ở gần vị trí nguồn GM Tau với kính SMA.

Hình 4.4. Hình ảnh hồng ngoại gần và cường độ phát xạ vạch CO J = 2→1 xung quanh vị trí SLN ISO-Oph 102 [45]. Các đường viền xanh và đỏ miêu tả các khối khí phát xạ dịch chuyển xanh và dịch chuyển đỏ. Trong các khối khí này, có thành phần khí phát xạ dịch chuyển xanh dính liền với vật thể trẻ trung tâm. Điều này chứng tỏ luồng phụt phân tử từ ISO-Oph 102 phần nào mạnh hơn luồng phụt từ GM

Jy beam

km s

Tau. Các đường viền gấp 3, 6, 9 … lần rms của 1,5 . Beam tổng hợp được

vẽ ở đáy, góc bên trái.

Dựa trên biểu đồ vị trí–vận tốc, chúng tôi xem xét luồng phụt từ GM Tau bao

gồm hai thành phần: một thành phần phát xạ dịch chuyển xanh với đỉnh ở vận tốc ~

6,8 km/s và một thành phần phát xạ dịch chuyển đỏ với đỉnh ở vận tốc ~ 7,6 km/s.

Vận tốc khí CO ở vị trí nguồn là 7,2 km/s và độ phân giải phổ của chúng tôi là 0,27

km/s, do đó chúng tôi ước tính vận tốc hệ thống của GM Tau là khoảng 7,2 ± 0,3

km/s. Giá trị này đồng thuận tốt với vận tốc 7,2 km/s, được xác định bằng cách lấy

trung bình vận tốc các thành phần chuyển xanh và chuyển đỏ được sử dụng để ước

tính vận tốc hệ thống của ISO-Oph 102, và MHO 5.

Hình 4.5. Biểu đồ vị trí–vận tốc (Position–Velocity) của khí phát xạ CO J = 2→1 được vẽ theo hướng hai mũi tên ở Hình 4.3. Chúng tôi chọn vẽ các đường viền gấp - 6, -5, -4, -3, 3, 4, 5, 6, … lần rms của 0,052 Jy.beam–1. Các khung hình chữ nhật miêu tả các khối khí phát xạ dịch chuyển xanh (vận tốc từ 6,6 đến 7,2 km/s) và dịch chuyển đỏ (vận tốc từ 7,2 đến 7,7 km/s) được xét tính trong các tham số của luồng phụt. Đường nét đứt thẳng đứng là vận tốc hệ thống của nguồn GM Tau, 7,2 ± 0,3 km/s.

• Xác định khối lượng luồng phụt Mflow

+ Mật độ phân tử H2 lần lượt trong các vùng quan sát của thành phần

khí phát xạ dịch chuyển đỏ và vùng quan sát của thành phần khí dịch

chuyển xanh là (Wilson, Rohlfs & Hüttemeister [61])

red-H2

= C1.Tb-red.fJy-K

(4.1)

blue

-H2

= C2.Tb-blue.fJy-K

(4.2)

trong đó:

C1, C2 là các hằng số.

Tb-red, Tb-blue lần lượt là nhiệt độ độ sáng (brightness

temperature) của thành phần khí dịch chuyển đỏ và thành phần

khí dịch chuyển xanh trong luồng phụt.

fJy-K là hệ số chuyển đổi từ đơn vị Jy sang đơn vị K.

+ Khối lượng thành phần khí dịch chuyển đỏ và thành phần khí dịch

chuyển xanh trong luồng phụt lần lượt là [61]:

red-H2

Mred = C3.f0. .mH.d2.n1

(4.3)

blue

-H2

.mH.d2.n2 Mblue = C4.f0.

(4.4)

trong đó:

C3, C4 là các hằng số.

f0 là hệ số hiệu chỉnh (khi xét đến các nguyên tố khác trong

luồng phụt).

mH là khối lượng nguyên tử hydrogen.

d là khoảng cách đến vị trí nguồn GM Tau tính từ Mặt trời.

n1, n2 lần lượt là tổng số pixels trong các vùng quan sát của

thành phần khí dịch chuyển đỏ và thành phần khí dịch chuyển

xanh trong luồng phụt.

+ Khối lượng luồng phụt là:

Mflow = Mred + Mblue

(4.5)

Xác định các tham số động học và động lực học của luồng phụt •

Các tham số động học và động lực học của luồng phụt phân tử

từ GM Tau cũng được tính theo các công thức đã trình bày ở các tiểu

mục 3.2.2.2 và tiểu mục 3.2.2.3 ở trên.

Chỉ chú ý một điều ở đây là vận tốc hướng tâm cực đại max htv

được sử dụng trong các cộng thức này được tính bởi:

max = ht

v obs cos i

(4.6)

trong đó:

vobs = 0,6 km/s là vận tốc cực đại quan sát được trong luồng

phụt.

i ~ 700 (Riaz và cộng sự [49]) là góc nghiêng giữa đĩa của GM

Tau với phương vuông góc với phương quan sát.

~ 1,8 km/s. Khi đó max htv

Tôi sử dụng ngôn ngữ lập trình Fortran, tính toán máy tính các tham số vật lý

cơ bản trên của luồng phụt, và kết quả ước tính được trình bày trong Bảng 4.1.

Bảng 4.1. Kết quả ước tính của các tham số vật lý cơ bản của luồng phụt từ GM

Tau

Tham số vật lý của luồng phụt

Khối lượng Mflow

Động lượng P

Năng lượng E

Tuổi động lực học t

Lực F

Độ trưng cơ học L

Tốc độ mất khối lượng Ṁout Kết quả ước tính (0,44 – 2,2).10–5 M 7,7.10–5 M.km.s–1 6,8.10–5 M.km2.s–2 4700 năm 1,6.10–8 M.km.s–1.năm–1 2,3.10–6 L 9,3.10–10 M. năm–1

Kết quả tính toán máy tính cho ra kết quả giá trị giới hạn dưới của khối lượng luồng phụt Mflow là ~ 4,4.10–6 M. Chúng tôi hiệu chỉnh độ sâu quang học với giá trị đặc trưng 5 (Levreault [29]) đối với đám mây phân tử Taurus, từ đó giá trị giới hạn trên của Mflow là 2,2.10–5 M, giá trị này nhỏ hơn ~ 1000 lần so với giá trị đặc trưng 10–2 M (Levreault [30]) của các sao trẻ khối lượng thấp.

Giá trị tốc độ mất khối lượng Ṁout thu được nhỏ hơn ~ 100 lần so với giá trị

đặc trưng 10–7 M/năm [26] của các sao trẻ khối lượng thấp.

Các giá trị Mflow và Ṁout từ GM Tau phần nào giống MHO 5, và yếu hơn so

với từ ISO-Oph 102, nhưng chúng có thể so sánh với nhau được. Điều này có thể

được giải thích bởi hoạt động yếu hơn của tia vật chất trong GM Tau và MHO 5 so

ẳng h với trong ISO-Oph 102, ch

trong ISO-Oph 102, và bởi mật độ khí thấp hơn xung quanh MHO 5 (thuộc đám

mây phân tử Taurus) so với mật độ khí xung quanh ISO-Oph 102 (thuộc đám mây

phân tử ρ Ophiuchi).

Một điều nên chú ý là luồng phụt của những nguồn này chia sẽ khối lượng

luồng phụt Mflow và tốc độ mất khối lượng Ṁout tương tự với ứng cử viên tiền sao

lùn nâu GĐ 0/I khác, như đã trình bày ở mục 3.3.

Chúng tôi cũng kiểm tra khả năng các khối khí phát xạ CO theo hướng hai

mũi tên ở Hình 4.3 không phải từ luồng phụt của GM Tau, mà từ các khối khí ngẫu

nhiên xung quanh vị trí GM Tau. Với khối khí ngẫu nhiên có cùng kích thước ~ 600

AU và cùng vận tốc ~ 1,8 km/s này thì muốn cho khối khí tự co rút dưới trọng lực

hấp dẫn của nó, khối lượng M cần thiết của khối khí ngẫu nhiên phải thỏa mãn điều

kiện sau [26]:

2 rv 2 G

M ≥ (4.7)

trong đó, v và r lần lượt là vận tốc và kích thước của khối khí ngẫu nhiên này, và G

là hằng số hấp dẫn. Thay các giá trị đã biết vào biểu thức (4.7) ta thu được điều kiện

khối lượng cần thiết của khối khí ngẫu nhiên M ≥ 1,1 M. Giá trị này lớn hơn đáng

kể khối lượng trung bình của các khối khí, < 0,2 M với cùng kích thước đó (Onishi và cộng sự [41]), trong vùng hình thành sao Taurus. Do đó chúng tôi kết

luận những khối khí phát xạ CO xung quanh GM Tau bắt nguồn từ luồng phụt

lưỡng cực của SLN này.

4.4. KẾT LUẬN

Luận văn đã hoàn thành mục tiêu đặt ra, đó là đã phát hiện và đặc tính hóa

các thuộc tính của luồng phụt lưỡng cực phân tử từ tiền SLN trẻ, giai đoạn II, GM

Tau trong vùng hình thành sao Taurus. Chúng tôi chỉ ra rằng luồng phụt lưỡng cực

phân tử trong các SLN rất tương đồng với các luồng phụt như đã nhìn thấy trong

các sao trẻ thông thường khối lượng thấp, nhưng trong thang đo nhỏ hơn từ ~ 100

đến trên 1000 lần về tốc độ mất khối lượng và khối lượng luồng phụt. Bằng chứng

bổ sung này ủng hộ mạnh mẻ kịch bản rằng các sao khối lượng rất thấp, SLN, và có

lẽ các vật thể trẻ khối lượng hành tinh có thể phóng ra một luồng phụt lưỡng cực

phân tử khí trong quá trình hình thành của chúng.

Trong thời gian sắp tới, với độ nhạy và độ phân giải góc tốt hơn từ 10 đến

100 lần của kính thiên văn vô tuyến ALMA so với kính SMA ở vùng bước sóng

mm/dưới mm, sẽ được sử dụng để phát hiện những khối khí phát xạ yếu gần vị trí

nguồn GM Tau mà không phát hiện được với kính SMA, từ đó sẽ tính toán chính

xác hơn khối lượng và các tham số vật lý khác của luồng phụt phân tử từ GM Tau.

Từ phát hiện được chứng thực đầu tiên về luồng phụt phân tử từ SLN trẻ

ISO-Oph 102 năm 2008, TS. Phan Bảo Ngọc đã đề xuất hướng nghiên cứu các hiện

tượng vật lý tiêu biểu ở các giai đoạn sớm hơn (lõi tiền sao, tiền sao giai đoạn 0,

giai đoạn I) trong quá trình hình thành SLN như được minh họa trong Hình 4.6.

nguồn hình gốc của các sao lùn Hình 4.6. Đề xuất hướng nghiên cứu mới của TS. Phan Bảo Ngọc trong việc tìm nâu thành hiểu (Nguồn: www.iac.es/congreso/constellation10/media/.../Phan-Bao_Tenerife.pdf).

(et al = các cộng sự; in prep. = đang trong quá trình chuẩn bị).

Theo đề xuất hướng nghiên cứu mới này, nếu ta phát hiện và đặc tính hóa

được các thuộc tính của lõi tiền sao, tiền sao giai đoạn 0 và giai đoạn I có khối

lượng SLN, và chúng cũng giống như các thuộc tính đã thấy ở các lõi tiền sao, tiền

sao giai đoạn 0 và giai đoạn I của các sao đốt cháy-hydrogen thông thường khối

lượng thấp, thì sẽ chứng thực mạnh mẽ rằng nguồn gốc hình thành của các SLN

(cũng như sao khối lượng rất thấp, và có lẽ cả các vật thể khối lượng hành tinh)

giống như các sao thông thường.

Ngay mới đây, ngày 6/7/2012, André và cộng sự [3] đã công bố về phát hiện

đầu tiên về một lõi tiền SLN Oph B-11 nằm trong vùng hình thành hệ sao L1688

trong đám mây phân tử ρ Ophiuchi. Phát hiện đầu tiên này đã chứng minh sự tồn tại

của một lõi tiền SLN, từ đó ủng hộ mạnh mẽ kịch bản SLN hình thành giống các

sao đốt cháy-hydrogen thông thường, như kịch bản phân mảnh hỗn loạn và phân

mảnh hấp dẫn. Tuy nhiên, phát hiện này cũng không loại trừ khả năng một số ít

SLN được hình thành theo các cơ chế khác, như sự đẩy ra.

DANH MỤC CÁC CÔNG BỐ CỦA TÁC GIẢ

1. Phan-Bao, Ngoc; Dang-Duc, Cuong; Nguyen-Anh, Thu; Hoang-Ngoc, Duy;

Cao-Anh, Tuan; "The Coldest Stars in the Universe", ICGAC 10 International

Conference, Quy Nhon-Vietnam, 2011 (nội dung chi tiết xem ở Phụ lục A).

2. Đặng Đức Cường, Phan Bảo Ngọc, "Phát hiện và đặc tính hóa quá trình giải

phóng lưỡng cực phân tử khí CO ở sao lùn nâu", Hội thảo Khoa học của học

viên Cao học và Nghiên cứu sinh năm 2012, Trường Đại Học Sư Phạm Tp. Hồ

Chí Minh (đang chờ in, và nội dung chi tiết xem ở Phụ lục B).

TÀI LIỆU THAM KHẢO

1. André, Ph. (2002), “The Initial Conditions for Protostellar Collapse:

Observational Constraints”, in EAS Publications Series, edited by J. Bouvier and

J.-P. Zahn, 3, pp. 1-38.

2. André, Ph.; Motte, F.; Bacmann, A. (1999), “Discovery of an Extremely Young

Accreting Protostar in Taurus”, The Astrophysical Journal, 513(1), pp. L57-L60.

3. André, Ph.; Ward-Thompson, D.; Greaves, J. (2012), “Interferometric

Identification of a Pre-Brown Dwarf”, Science, 337(6090), pp. 69-72.

4. Anglada, G.; Estalella, R.; Rodriguez, L. F.; Torrelles, J. M.; Lopez, R.; Canto, J.

(1991), “A double radio source at the center of the outflow in L723”, The

Astrophysical Journal, 376(1), pp. 615-617.

5. Apai, D.; Pascucci, I.; Bouwman, J.; Natta, A.; Henning, T.; Dullemond, C. P.

(2005), “The Onset of Planet Formation in Brown Dwarf Disks”, Science,

310(5749), pp. 834-836.

6. Bachiller, R.; Martin-Pintado, J.; Tafalla, M.; Cernicharo, J.; Lazareff, B. (1990),

“High-velocity molecular bullets in a fast bipolar outflow near L1448/IRS3”,

Astronomy and Astrophysics, 231(1), pp. 174-186.

7. Baraffe, I.; Chabrier, G.; Allard, F.; Hauschildt, P. H. (1998), “Evolutionary

models for solar metallicity low-mass stars: mass-magnitude relationships and

color-magnitude diagrams”, Astronomy and Astrophysics, 337, pp.403-412.

8. Belloche, A.; André, P.; Despois, D.; Blinder, S. (2002), “Molecular line study of

the very young protostar IRAM 04191 in Taurus: infall, rotation, and outflow”,

Astronomy and Astrophysics, 393, pp. 927-947.

9. Blandford, R. D.; Payne, D. G. (1982), “Hydromagnetic flows from accretion

discs and the production of radio jets”, Monthly Notices of the Royal

Astronomical Society, 199, pp. 883-903.

10. Blitz, L. & Williams, J. P. (1999), “Molecular Clouds”, in The Origin of Stars

and Planetary Systems, edited by Charles J. Lada and Nikolaos D. Kylafis,

Kluwer Academic Publishers, p. 3.

11. Bonnell, I. A.; Clark, P.; Bate, M. R. (2008), “Gravitational fragmentation and

the formation of brown dwarfs in stellar clusters”, Monthly Notices of the Royal

Astronomical Society, 389(4), pp. 1556-1562.

12. Bourke, Tyler L.; Crapsi, Antonio; Myers, Philip C.; Evans, Neal J., II; Wilner,

David J.; Huard, Tracy L.; Jørgensen, Jes K.; Young, Chadwick H. (2005),

“Discovery of a Low-Mass Bipolar Molecular Outflow from L1014-IRS with

the SubMillimeter Array”, The Astrophysical Journal, 633(2), pp. L129-L132.

13. Burgasser, A. J.; Kirkpatrick, J. D.; Brown, M. E.; Reid, I. N.; Burrows,

A.; Liebert, J.; Matthews, K.; Gizis, J. E.; Dahn, C. C.; Monet, D. G.; Cutri, R.

M.; Skrutskie, M. F. (2002), “The Spectra of T Dwarfs. I. Near-Infrared Data

and Spectral Classification”, The Astrophysical Journal, 564(1), pp. 421-451.

14. Chabrier, G. & Baraffe, I. (1997), “Structure and evolution of low-mass stars”,

Astronomy and Astrophysics, 327, pp. 1039-1053.

15. Chabrier, G. & Baraffe, I. (2000), “Theory of Low-Mass Stars and Substellar

Objects”, Annual Review of Astronomy and Astrophysics, 38, pp. 337-377.

16. Cushing, M. C.; Kirkpatrick, J. D.; Gelino, C. R.; Griffith, R. L.; Skrutskie, M.

F.; Mainzer, A.; Marsh, K. A.; Beichman, C. A.; Burgasser, A. J.; Prato, L.

A.; Simcoe, R. A.; Marley, M. S.; Saumon, D.; Freedman, R. S.; Eisenhardt, P.

R.; Wright, E. L. (2011), “The Discovery of Y Dwarfs using Data from the

Wide-field Infrared Survey Explorer (WISE)”, The Astrophysical Journal,

743(1), article id. 50.

17. Dunham, M. M.; Evans, N. J.; Bourke, T. L.; Myers, P. C.; Huard, T. L.; Stutz,

A. M. (2010), “The Spitzer c2d Survey of Nearby Dense Cores. IX. Discovery

of a Very Low Luminosity Object Driving a Molecular Outflow in the Dense

Core L673-7”, The Astrophysical Journal, 721(2), pp. 995-1013.

18. Furlan, E.; Calvet, N.; D'Alessio, P.; Hartmann, L.; Forrest, W. J.; Watson, D.

M.; Luhman, K. L.; Uchida, K. I.; Green, J. D.; Sargent, B.; Najita, J.; Sloan, G.

C.; Keller, L. D.; Herter, T. L. (2005), “Spitzer IRS Spectra of Young Stars Near

the Hydrogen-burning Mass Limit”, The Astrophysical Journal, 621(2), pp.

L129-L132.

19. Greene, T. (2001), “Protostars”, American Scientist, 89(4), p.316.

20. Gueth, F. & Guilloteau, S. (1999), “The jet-driven molecular outflow of HH

211”, Astronomy and Astrophysics, 343, pp. 571-584.

21. Huard, Tracy L.; Myers, Philip C.; Murphy, David C.; Crews, Lionel J.; Lada,

Charles J.; Bourke, Tyler L.; Crapsi, Antonio; Evans, Neal J., II; McCarthy,

Donald W., Jr.; Kulesa, Craig (2006), “Deep Near-Infrared Observations of

L1014: Revealing the Nature of the Core and Its Embedded Source”, The

Astrophysical Journal, 640(1), pp. 391-401.

22. Kauffmann, J.; Bertoldi, F.; Bourke, T. L.; Myers, P. C.; Lee, C. W.; Huard, T.

L. (2011), “Confirmation of the VeLLO L1148-IRS: star formation at very low

(column) density”, Monthly Notices of the Royal Astronomical Society, 416(3),

pp. 2341-2358.

23. Kirkpatrick, J. D.; Reid, I. N.; Liebert, J.; Cutri, R. M.; Nelson, B.; Beichman,

C. A.; Dahn, C. C.; Monet, D. G.; Gizis, J. E.; Skrutskie, M. F. (1999), “Dwarfs

Cooler than "M"': The Definition of Spectral Type "L"' Using Discoveries from

the 2 Micron All-Sky Survey (2MASS)”, The Astrophysical Journal, 519(2), pp.

802-833.

24. Kraus, Adam L.; White, Russel J.; Hillenbrand, Lynne A. (2006), “Multiplicity

and Optical Excess across the Substellar Boundary in Taurus”, The

Astrophysical Journal, 649(1), pp. 306-318.

25. Kumar, Shiv S. (1963), “The Structure of Stars of Very Low Mass”, The

Astrophysical Journal, 137(4), pp.1121-1125.

26. Lada, C. J. (1985), “Cold outflows, energetic winds, and enigmatic jets around

young stellar objects”, Annual review of astronomy and astrophysics, 23, pp.

267-317.

27. Lee, C-F; Mundy, L. G.; Reipurth, B.; Ostriker, E. C.; Stone, J. M. (2000), “CO

Outflows from Young Stars: Confronting the Jet and Wind Models”, The

Astrophysical Journal, 542(2), pp. 925-945.

28. Leggett, S. K.; Marley, M. S.; Freedman, R.; Saumon, D.; Liu, Michael C.; Geb

alle, T. R.; Golimowski, D. A.; Stephens, D. C. (2007), “Physical and Spectral

Characteristics of the T8 and Later Type Dwarfs”, The Astrophysical Journal,

667(1), pp. 537-548.

29. Levreault, R. M. (1988), “A search for molecular outflows toward the pre-main-

sequence objects”, The Astrophysical Journal Supplement Series, 67, pp. 283-

371.

30. Levreault, R. M. (1988), “Molecular outflows and mass loss in the pre-main-

sequence stars”, The Astrophysical Journal, 330(1), pp. 897-910.

31. Luhman, K. L. (2004), “New Brown Dwarfs and an Updated Initial Mass

Function in Taurus”, The Astrophysical Journal, 617(2), pp. 1216-1232.

32. Luhman, K. L. (2006), “The Spatial Distribution of Brown Dwarfs in Taurus”,

The Astrophysical Journal, 645(1), pp. 676-687.

33. Luhman, K. L.; Adame, L.; D'Alessio, P.; Calvet, N.; Hartmann, L.; Megeath, S.

T.; Fazio, G. G. (2005), “Discovery of a Planetary-Mass Brown Dwarf with a

Circumstellar Disk”, The Astrophysical Journal, 635(1), pp. L93-L96.

34. Luhman, K. L.; Joergens, V.; Lada, C.; Muzerolle, J.; Pascucci, I.; White, R.

(2007), “The Formation of Brown Dwarfs: Observations”, Protostars and

Planets V, pp. 443-457.

35. Luhman, K. L.; Stauffer, J. R.; Muench, A. A.; Rieke, G. H.; Lada, E.

A.; Bouvier, J.; Lada, C. J. (2003), “A Census of the Young Cluster IC 348”,

The Astrophysical Journal, 593(2), pp. 1093-1115.

36. Martín, E. L.; Delfosse, X.; Basri, G.; Goldman, B.; Forveille, T.; Zapatero

Osorio, M. R. (1999), “Spectroscopic Classification of Late-M and L Field

Dwarfs”, The Astronomical Journal, 118(5), pp. 2466-2482.

37. Moraghan Anthony (2008), Numerical Simulations Concerning the Propagation

of Protostellar Jets, A thesis submitted for the degree of Doctor of Philosophy,

University of Dublin, Trinity College, Dublin 2, Ireland.

38. Muench, A. A.; Lada, E. A.; Lada, C. J.; Alves, J. (2002), “The Luminosity and

Mass Function of the Trapezium Cluster: From B Stars to the Deuterium-

burning Limit”, The Astrophysical Journal, 573(1), pp. 366-393.

39. Nagar, N. M.; Vogel, S. N.; Stone, J. M.; Ostriker, E. C. (1997), “Kinematics of

the Molecular Sheath of the HH 111 Optical Jet”, The Astrophysical Journal

Letters, 482(2), pp. L195-L198.

40. Nakajima, T.; Oppenheimer, B. R.; Kulkarni, S. R.; Golimowski, D.

A.; Matthews, K.; Durrance, S. T. (1995), “Discovery of a cool brown dwarf”,

Nature, 378(6556), pp. 463-465.

41. Onishi, T.; Mizuno, A.; Kawamura, A.; Tachihara, K.; Fukui, Y. (2002), “A

Complete Search for Dense Cloud Cores in Taurus”, The Astrophysical Journal,

575(2), pp. 950-973.

42. Padoan, P. & Nordlund, Å. (2002), “The stellar initial mass function from

turbulent fragmentation”, The Astrophysical Journal, 576(2), pp. 870-879.

43. Padoan, Paolo; Nordlund, Åke (2004), “The "Mysterious'' Origin

of Brown Dwarfs”, The Astrophysical Journal, 617(1), pp. 559-564.

44. Phan-Bao, Ngoc; Lee, Chin-Fei; Ho, Paul T. P.; Tang, Ya-Wen (2011),

“Molecular Outflows in the Substellar Domain: Millimeter Observations of

Young Very Low Mass Objects in Taurus and ρ Ophiuchi”, The Astrophysical

Journal, 735(1), pp.14–18.

45. Phan-Bao, Ngoc; Riaz, Basmah; Lee, Chin-Fei; Tang, Ya-Wen; Ho, Paul T.

P.; Martín, Eduardo L.; Lim, Jeremy; Ohashi, Nagayoshi; Shang, Hsien (2008),

“First Confirmed Detection of a Bipolar Molecular Outflow from a Young

Brown Dwarf”, The Astrophysical Journal, 689(2), pp. L141-L144.

46. Raga, A.; Cabrit, S. (1993), “Molecular outflows entrained by jet bowshocks”,

Astronomy and Astrophysics, 278(1), pp. 267-278.

47. Rebolo, R.; Zapatero Osorio, M. R.; Martín, E. L. (1995), “Discovery of a

brown dwarf in the Pleiades star cluster”, Nature, 377(6545), pp. 129-131.

48. Reipurth, Bo; Clarke, Cathie (2001), “The formation of brown dwarfs as ejected

stellar embryos”, The Astronomical Journal, 122(1), pp. 432-439.

49. Riaz, B.; Honda, M.; Campins, H.; Micela, G.; Guarcello, M. G.; Gledhill,

T.; Hough, J.; Martin, E. L. (2011), “The radial distribution of dust species in

young brown dwarf disks”, origin: http://arxiv.org/abs/1111.4480.

50. Shu, F. H.; Lizano, S.; Ruden, S. P.; Najita, J. (1988), “Mass loss from rapidly

rotating magnetic protostars”, Astrophysical Journal, 328(2), pp. L19-L23.

51. Shu, F. H.; Najita, J. R.; Shang, H.; Li, Z.-Y. (2000), “X-Winds Theory and

Observations”, Protostars and Planets IV, pp. 789-813.

52. Snell, R. L. (1987), “Bipolar outflows and stellar jets”, Star forming regions, pp.

213-236.

53. Snell, R. L.; Loren, R. B.; Plambeck, R. L. (1980), “Observations of CO in

L1551 - Evidence for stellar wind driven shocks”, The Astrophysical Journal,

239(2), pp. L17-L22.

54. Stamatellos, D. & Whitworth, A. (2011), “Brown dwarfs forming in discs:

Where to look for them?”, Research, Science and Technology of Brown Dwarfs

and Exoplanets, 16(05001), 4 pages.

55. Stassun, K. G.; Mathieu, R. D.; Valenti, J. A. (2006), “Discovery of two young

brown dwarfs in an eclipsing binary system”, Nature, 440(7082), pp. 311-314.

56. Van Dishoeck, E. F. (2006), “Chemistry in low-mass protostellar and

protoplanetary regions”, Proceedings of the National Academy of Science,

103(33), pp.12249-12256.

57. White, Russel J.; Basri, Gibor (2003), “Very Low Mass Stars

and Brown Dwarfs in Taurus-Auriga”, The Astrophysical Journal, 582(2), pp.

1109-1122.

58. Whitworth, A.; Bate, M. R.; Nordlund, Å.; Reipurth, B.; Zinnecker, H. (2007),

“The Formation of Brown Dwarfs: Theory”, Protostars and Planets V, pp. 459-

476.

59. Whitworth, A.; Stamatellos, D.; Walch, S.; Kaplan, M.; Goodwin, S.; Hubber,

D.; Parker, R. (2009), “The formation of brown dwarfs”, Proceedings of the

International Astronomical Union, 266, pp. 264-271.

60. Whitworth, A.; Zinnecker, H. (2004), “The Formation of Free-Floating Brown

Dwarves and Planetary-Mass Objects by Photo-Erosion of Prestellar Cores”,

Astronomy and Astrophysics, 427(1131), pp. 299-306.

61. Wilson, T. L.; Rohlfs, K. & Hüttemeister, S. (2009), Tools of Radio Astronomy,

Springer, New York.

Phụ lục

PHỤ LỤC A

Ở đây chúng tôi trình bày toàn văn bài báo tham dự Hội Nghị Quốc tế về

Lực hấp dẫn, Vật lý thiên văn và Vũ trụ học lần thứ 10 (ICGAC 10) tại Quy Nhơn

vào tháng 12 năm 2011.

The Coldest Stars in the Universe

Ngoc Phan-Bao1, Cuong Dang-Duc1,2, Thu Nguyen-Anh1,2, Duy Hoang-Ngoc1, Tuan Cao-Anh2

1 Department of Physics, HCM International University - Vietnam National University, HCM, Vietnam. 2 Department of Physics, University of Education, HCM, Vietnam Email : pbngoc@hcmiu.edu.vn Abstract

Brown dwarfs are on the dividing line between planets and stars, and generally have masses between 13 and 75 Jupiters. As the theoretical minimum mass for a star to sustain hydrogen-burning fusion reactions is 75 Jupiters, therefore brown dwarfs are not massive enough to maintain stable fusion reactions during most of their lifetime. With such very low masses, brown dwarfs have estimated effective temperatures

less than about 2700 K. The coolest known brown dwarfs have temperatures of about 300 K as cool as the human body. They are therefore the coldest stars in the universe. Due to their substellar mass and their extremely low temperature, the physical properties of brown dwarfs are quite different from those of low-mass stars (e.g., the Sun). Here we provide the basic physical properties of brown dwarfs such as temperature, mass, radius, spectral class with the most recent discoveries of coolest brown dwarfs using Wide-Field Infrared Survey Explorer. Based on our first detections of molecular outflows from young brown dwarfs in ρ Ophiuchi and Taurus, we then focus on the discussion of the brown dwarf origin that is the most important issue of the brown dwarf science.

1 Introduction

The existence of brown dwarfs was theoretically predicted in 1963 by Kumar [11], however until 1995 the first detections of brown dwarfs were claimed by Rebolo et al. [28] and by Nakajima et al. [21]. Up to now, large-scale surveys such as DEep Near Infrared Survey (DENIS), Two Micron All Sky Survey (2MASS) and Sloan Digital Sky Survey (SDSS) have discovered more than 1,000 nearby brown dwarfs. In 1999, Martín et al. [18] and Kirkpatrick et al. [10] discovered dwarfs cooler than M stars, leading them to define a new class “L”. Later in 2002, Burgasser et al. [4] discovered methane dwarfs, also leading them to define an additional class “T” for dwarfs even cooler than L dwarfs. These discoveries have extended the Harvard spectral class to be “O B A F G K M L T”. Recently completed and ongoing surveys, which are much deeper than the previous ones, such as UKIRT Infrared Deep Sky Surveys (UKIDSS), Wide-Field Infrared Survey Explorer (WISE) and Panoramic Survey Telescope and Rapid Response System (PANSTARS) have revealed the coolest brown dwarfs of spectral type Y. Using WISE data, Cushing et al. [8] have discovered the first six early-Y dwarf candidates. The estimated temperatures of these Y dwarf candidates are extremely low in the range from 300 K to 500 K and comparable to the humain body temperature. More even cooler dwarfs (i.e., later Y spectral types) are expected to be discovered by these surveys.

All these discoveries have greatly improved our understanding of the physical properties as well as the origin of brown dwarfs, bridging the gap between stars and planets.

We will provide the basic physical properties in Sec. 2, we present our discoveries of molecular outflows and discuss these findings in the context of brown dwarf formation in Sec. 3.

2 Basic Physical Properties of Brown Dwarfs

2.1 Mass

Mass is the most basic property of brown dwarfs, as it determines all other physical properties, such as temperature, radius and spectral class. Theoretical evolution models (e.g., Chabrier & Baraffe [5]) estimate brown dwarfs have masses between

He temperature

than

about 13 and 75 MJ (MJ: Jupiter mass). Direct mass measurements (e.g., Stassun et al. [32]) of brown dwarfs in eclipsing binary systems have generally agreed with the models. According to the theoretical models, stars with masses below about 0.3 solar masses are fully convective and thus these stars, not like the Sun, they do not have a radiative core. Since the mass of brown dwarfs is below this limit, therefore all brown dwarfs are fully convective. The lack of a radiative core in brown dwarfs significantly changes their magnetic field morphology (see Phan-Bao et al. [25] for more details). One should note here that stars will burn lithium by the following reaction in at most 100 Myr [6], while brown dwarfs not massive enough to reach the core temperature required to do so: 2→+ (1) p Li The above reaction occurs at a is required for lower hydrogenburning fusion. Theoretical models [5] estimate a lithium-burning minimum mass of ~ 60 MJ. This provides the basis of the so-called “lithium test” [17, 27]. All brown dwarfs with masses in the range of 13-60 MJ will exhibit the 6708 Å lithium absorption doublet, whereas more massive brown dwarfs (60-75 MJ) will destroy lithium at ages older than ~100 Myr. The “lithium test” therefore is used to identify bona-fide brown dwarfs with masses below 60 MJ. However, there is strong age-dependence of the “lithium test” [6]: stars at ages younger than 100 Myr (depending on the mass) will also exhibit lithium. Therefore, the age of brown dwarfs must be taken into account when using this test to identify bona-fide brown dwarfs.

2.2 Temperature

The stellar temperature depends on both mass and age. Brown dwarfs have effective temperatures estimated from about 400 K to 2700 K (Leggett et al. [14]). Recently, using the WISE data Cushing et al. [8] have identified 6 early-Y dwarfs with temperature estimates down to ~300 K even cooler than the human body temperature. These objects are the coolest brown dwarfs that have been revealed so far, reaching the boundary between brown dwarfs and giant planets.

2.3 Radius

All old brown dwarfs (~1 Gyr) roughly have the same radius as Jupiter [6]. The radii of brown dwarfs vary by only ~10% over their mass range. Young brown dwarfs may have larger radii, depending on their age. For example, brown dwarfs at an age of ~1 Myr are about 500% larger than brown dwarfs at 1 Gyr [32]. Direct radius measurements of brown dwarfs by monitoring eclipsing binary systems have generally agreed with theoretical models. One should note that the brown dwarf radius can be affected by magnetic field effects, which may yield an increase of 10−15% in radius [7].

2.4 Spectral Class

Brown dwarfs may have spectral types of late-M (M7 or later), L, T and Y. In spectral class M, the optical spectrum of brown dwarfs is dominated by titanium oxide (TiO) and vanadium oxide (VO) molecules. In class L, metallic oxides (TiO and VO) quickly disappear and they are replaced by metallic hydrides (e.g., CrH and FeH), strong neutral atomic lines of alkali metals and sometimes Li I at 6708 Å. Whereas the near-infrared (NIR, 1−2.5 μm) spectra of L dwarfs are similar to those of M dwarfs, dominated by absorption bands of water (H2O) and carbon monoxide (CO), the NIR spectra of T dwarfs show strong absorption bands of methane (CH4). These methane bands can be only found in the giant planets of the solar system and Titan. Class Y are expected to be even cooler than class T and their NIR spectra must show ammonia features (NH3) significant enough to trigger a new spectral class (“Y”). Using NIR photometric data from WISE, Cushing et al. [8] have discovered the first six early-Y dwarf candidates. Their NIR spectra likely showing NH3 absorption features. More cooler Y dwarfs are needed to be revealed to confirm these NH3 features in the NIR spectra of Y dwarfs.

3 Molecular Outflows in Brown Dwarfs: New Constraints on Brown Dwarf Formation

⊙

Stars with a few solar masses can form by direct gravitational collapse mechanism [30]. The typical process of star formation starts with collapse, accretion and launching of material as a bipolar outflow [12]. For the case of very low mass objects at the bottom of the main sequence, brown dwarfs (BD) (13–75 MJ) and ) have masses significantly below the very low-mass (VLM) stars (0.1–0.2 M ) in molecular clouds, and hence it is difficult to make a typical Jeans mass (~1 M ⊙ VLM stellar embyro by direct gravitational collapse but prevent subsequent accretion of material onto the central object once the VLM embryo formed. These VLM objects are therefore thought to form by different mechanisms (see [34] and references therein). Two major models have been proposed for their formation. In the standard formation model, they form like low-mass stars just in a scaled-down version, through gravitational collapse and turbulent fragmentation of low-mass cores (e.g., [23]). In the ejection scenario, the VLM objects are simply stellar embryos ejected from unstable multiple protostellar systems by dynamical interaction with the other embyros. These VLM embryos are ejected from their gas resevoir and then they become VLM stars and BDs (e.g., [29, 1, 2]). Observations (see [15] and references therein) of the BD and VLM star properties in different star-forming regions such as their initial mass function, velocity and spatial distributions, multiplicity, accretion disks and jets have demonstrated that stars and BDs share similar properties. This strongly supports the scenario that BDs and VLM stars form as low-mass stars do. One should note that additional mechanisms (e.g., the ejection) are possible but they are not likely dominant in making VLM objects. More observations are needed to understand how these VLM objects form, especially observations at very early stages provide us an insight into the formation

⊙

mechanism of VLM objects. Therefore, we have searched for molecular outflows from young brown dwarfs at different classes in star-forming regions to characterize the outflow properties such as size, mass, mass-loss rate, velocity. These outflow properties not only provide strong observational constraints on theoretical models of brown dwarf formation (e.g., [16]) but also allow us to identify proto-brown dwarfs at different stages. Here we report our observations of eight brown dwarfs and VLM stars in two star-forming regions ρ Ophiuchi and Taurus using the Submillimeter Array (SMA) and the Combined Array for Research in Millimeter-wave Astronomy (CARMA). Among these eight VLM objects, we have detected molecular outflows from three targets [24, 26]: (1) ISO-Oph 102, a brown dwarf with a mass of 60 MJ in ρ Ophiuchi; (2) MHO 5, a VLM star of 90 MJ in Taurus; (3) GM Tau, a brown dwarf of 75 MJ in Taurus. The outflow properties of these objects are similar to each other with outflow sizes of about 500-1000 AU, outflow masses of 10−4 M , mass loss rates of 10−9 M yr−1, and outflow velocities of 1-2 km s−1. All these ⊙ values are over 100 times smaller than those in low-mass stars.

Figure 1 shows an overlay of a near-infrared image and the integrated intensity in the carbon monoxide (CO J = 2 − 1) line emission at 230 GHz from ISO-Oph 102. Two spatially resolved blue- and red-shifted CO components are symmetrically displaced on opposite sides of the brown dwarf position, with the size of each lobe of about 8" corresponding to 1000 AU in length. This is similar to the typical pattern of bipolar molecular outflows as seen in young stars [12].

The two outflow components (see Fig. 2) show a bow shock structure with a wide range of velocity, an effect of the interaction between the jet propagation and the ambient material, which appears very similar to the bow shock phenomena as seen in young stars [13]. Such a CO outflow morphology suggests that the jet- driven bow shock model (e.g., [19]) may be at work in ISO-Oph 102.

It is worthy to note that the IRS infrared (7.5-14.3 μm) [9] spectra of ISOOph 102, MHO 5, and GM Tau all show crystalline silicate features: enstatite (MgSiO3) at 9.3 μm and very strong forsterite (Mg2SiO4) at 11.3 μm [24]. This provides a direct evidence of grain growth and dust settling, indicating the objects are in the transition phase between the class II and III (a class with an optically thin disk) and these VLM objects are reaching their final masses. As the outflow sweeps away the gas and dust in the vicinity of the young VLM objects, the coexistence of molecular outflow and crystallization therefore favors the rocky planet formation around these young brown dwarfs and VLM stars. We are currently modeling infrared spectra of young brown dwarfs to estimate the fraction of crystallization in the brown dwarf disk. The result of this modeling work may provide us some implications in finding planets forming around VLM stars and brown dwarfs.

Our detections clearly indicate that the bipolar molecular outflows in young brown dwarfs and very low-mass stars are very similar to outflows as seen in young stars but scaled down by three and two orders of magnitude for the outflow mass and the mass-loss rate, respectively. The detections also demonstrate that the

molecular outflow process in VLM objects occurs in both low and high density environments (Taurus and ρ Ophiuchi) and thus support the idea that they likely share the same formation mechanism with low-mass stars. This suggests that the terminal stellar/brown dwarf (even planetary) mass is not due to different formation mechanisms but more likely due to the initial mass of the cloud core.

As optical jets are not observable due to the high extinction of a surrounding envelope in the very early stages of brown dwarf formation (e.g., class 0, class I), therefore molecular outflows offer us a unique tool to identify proto-brown dwarfs at the earliest stages. Figure 3 shows the total intensity map of CO emission of a proto-brown dwarf candidate in ρ Ophiuchi. Its position-velocity diagram reveals the blue and red-shifted outflow components. The central object is only visible at millimeter wavelengths (1.3 mm) with a flux density of 8 ± 3 mJy, suggesting that this object is in a very early stage of star formation. The small-scale and low- velocity outflows (Fig. 4) are similar to those we observed in our young brown dwarfs and other proto-brown dwarfs (e.g., L1014-IRS, [3]), indicating that the source is very likely a proto-brown dwarf at class 0/I. Further observations are needed to confirm the source nature. The Atacama Large Millimeter/submillimeter Array (ALMA) with 10-100 times more sensitive and 10-100 times better angular resolution than the current mm/submm arrays is an excellent instrument for studying such these objects and searching proto-brown dwarfs/planetary mass objects at large-scales.

Acknowledgment This work has been supported by VietNam NAFOSTED grant 103.08-2010.17 (PI: N.P.-B.). The Submillimeter Array is a joint project between the Smithsonian Astrophysical Observatory and the Academia Sinica Institute of Astronomy and Astrophysics and is funded by the Smithsonian Institution and the Academia Sinica. Support for CARMA construction was derived from the Gordon and Betty Moore Foundation, the Kenneth T. and Eileen L. Norris Foundation, the James S. McDonnell Foundation, the Associates of the California Institute of Technology, the University of Chicago, the states of California, Illinois, and Maryland, and the National Science Foundation. Ongoing CARMA development and operations are supported by the National Science Foundation under a cooperative agreement and by the CARMA partner universities. This work is based in part on observations made with the Spitzer Space Telescope, which is operated by the Jet Propulsion Laboratory, California Institute of Technology, under a contract with NASA.

Figure 1: An overlay of the J-band (1.25 μm) near-infrared Two Micron All Sky Survey (2MASS) image of ISO-Oph 102 and the integrated intensity in the carbon monoxide (CO J = 2 − 1) line emission from 3.8 to 7.7 km s−1 line-of-sight velocities. The blue and red contours represent the blue-shifted (integrated over 3.8 and 5.9 km s−1) and red-shifted (integrated over 5.9 and 7.7 km s−1) emissions, respectively. The contours are 3, 6, 9, ... times the rms of 0.15 Jy beam−1 km s−1. The brown dwarf is visible in the J-band image. The position angle of the outflow is about 30. The peaks of the blue- and red-shifted components are symmetric to the center of the brown dwarf with an offset of 10". The synthesized beam is shown in the bottom left corner.

Figure 2: Position-Velocity (PV) cut diagram for CO J = 2 → 1 emission from ISO- Oph 102 at a position angle of 30. The contours are −12, −9, −6, −3, 3, 6, 9, 12, ... times the rms of 0.2 Jy beam−1. The systemic velocity of the brown dwarf, which is estimated by an average of the velocities of red- and blue-shifted components, is indicated by the dashed line. Our value of 5.9±0.27 km s−1 is consistent with the previously measured value [33] of 7±8 km s−1 within the error bar. Both blue- and red-shifted components shows a wide range of the velocity in their structure, which

appears to be the bow-shock surfaces as observed in young stars [13]. These surfaces are formed at the head of the jet and accelerate the material in the bow- shock sideways (e.g., [19]).

Figure 3: The integrated intensity in the carbon monoxide (CO J = 2 − 1) line emission from a proto-brown dwarf candidate over the line-of-sight velocity range from 3.5 to 6.4 km s−1. The color bar indicates the intensity scale in Jy/beam. The synthesized beam is shown in the top left corner.

Figure 4: Position-Velocity (PV) cut diagram for CO J = 2 → 1 emission from the proto-brown dwarf candidate at a position angle of 900. The contours are 3, 6, 9,

12, ... times the rms of 0.2 Jy beam−1. The systemic velocity of ~ 5.0 ± 0.27 km s−1 of the proto-brown dwarf candidate, which is estimated by an average of the velocities of red- and blue-shifted components, is indicated by the dashed line. Both blue- and red-shifted components show a small-scale and low-velocity outflows similar to those observed in ISO-Oph 102, MHO 5 and GM Tau.

References

[1] M.R. Bate, I.A. Bonnell, & V. Bromm, MNRAS, 332, L65 (2002) [2] M.R. Bate, & I.A. Bonnell, MNRAS, 356, 1201 (2005) [3] T.L. Bourke, A. Crapsi, P.C. Myers, et al., ApJ, 633, L129 (2005) [4] A. Burgasser et al., ApJ, 564, 421 (2002) [5] G. Chabrier, & I. Baraffe, A&A, 327, 1039 (1997) [6] G. Chabrier, & I. Baraffe, ARAA, 38, 337 (2000) [7] G. Chabrier, J. Gallardo, & I. Baraffe, A&A, 472, L17 (2007) [8] M. Cushing, et al., ApJ, 743, 50 (2011) [9] J.R. Houck, et al., ApJS, 154, 18 (2004) [10] D. Kirkpatrick, et al., ApJ, 519, 802 (1999) [11] S.S. Kumar, ApJ, 137, 1121 (1963) [12] C.J. Lada, ARA&A, 23, 267 (1985) [13] C.-F. Lee, L.G. Mundy, et al., ApJ, 542, 925 (2000) [14] S.K. Leggett, et al., ApJ, 667, 537 (2007) [15] K.L. Luhman, V. Joergens, C. Lada, J. Muzerolle, I. Pascucci, R. White, in Protostars and Planets V, edited by B. Reipurth, D. Jewitt, & K. Keil (Univ. Arizona Press, Tucson, 2007), p. 443 [16] M.N. Machida, et al., ApJ, 699, 157 (2009) [17] A. Magazzù, E.L. Martín, & R. Rebolo, A&A, 249, 149 (1991) [18] E.L. Martín, et al., AJ, 118, 2466 (1999) [19] C.R. Masson, L.M. Chernin, ApJ, 414, 230 (1993) [20] F. Motte, P. André, R. Neri, A&A, 336, 150 (1998) [21] T. Nakajima, et al., Nature, 378, 463 (1995) [22] A. Natta, L. Testi, J. Muzerolle, S. Randich, F. Comerón, P. Persi, A&A, 424, 603 (2004)

[23] P. Padoan, & A. Nordlund, ApJ, 617, 559 (2004) [24] N. Phan-Bao, et al., ApJ, 689, L141 (2008) [25] N. Phan-Bao, et al., ApJ, 704, 1721 (2009) [26] N. Phan-Bao, et al., ApJ, 735, 14 (2011) [27] R. Rebolo, E.L. Martí, & A. Magazzù, ApJ, 389, L83 (1992) [28] R. Rebolo, M. R. Zapatero Osorio, & E. L. Martin, Nature, 377, 129 (1995) [29] B. Reipurth, & C. Clarke, AJ, 122, 432 (2001) [30] F.H. Shu, F.C. Adams, & S. Lizano, ARA&A, 25, 23 (1987) [31] F.H. Shu, et al., ApJ, 370, L31 (1991) [32] K. Stassun, et al., Nature, 440, 16 (2006) [33] E.T. Whelan, et al., Nature, 435, 652 (2005)

[34] A. Whitworth, M.R. Bate, Å. Nordlund, B. Reipurth, H. Zinnecker, in Protostars and Planets V, edited by B. Reipurth, D. Jewitt, & K. Keil (Univ. Arizona Press, Tucson, 2007), p. 459

PHỤ LỤC B

Trong phụ lục B này, chúng tôi trình bày toàn văn bài viết tham dự Hội thảo

Khoa học của học viên Cao học và Nghiên cứu sinh Trường Đại Học Sư Phạm Tp.

Hồ Chí Minh năm 2012.

PHÁT HIỆN VÀ ĐẶC TÍNH HÓA QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO Ở SAO LÙN NÂU

Học viên Cao học thực hiện: Đặng Đức Cường Chuyên ngành: Vật lý nguyên tử, hạt nhân và năng lượng cao; Khóa 21 Người hướng dẫn khoa học: TS. Phan Bảo Ngọc (Bộ môn Vật lý–Trường Đại Học Quốc Tế–ĐHQG Tp.HCM) TÓM TẮT: Chúng tôi báo cáo việc phát hiện luồng phụt lưỡng cực phân tử khí CO ở sao lùn nâu GM Tau thuộc Taurus. Chúng tôi ước tính khối lượng luồng phụt 2,2.10–5 M và tốc độ mất-khối lượng 9,3.10–10 M/năm, giá trị này lần lượt nhỏ hơn 3 bậc và 2 bậc độ lớn so với giá trị ở các sao trẻ. Bằng chứng bổ sung này ủng hộ mạnh mẽ kịch bản các sao lùn nâu hình thành như các sao thông thường.

typical young than the for

ABSTRACT: We report a detection of CO bipolar molecular outflow from GM Tau, a brown dwarf in Taurus. We estimate an outflow mass of 2.2×10–5 M and a mass-loss rate of 9.3×10–10 M/year, these values are 3 and 2 orders of magnitude smaller stars. This additional values evidence strongly supports the scenario that brown dwarfs form like stars. 1. Mở đầu

Ngay từ năm 1963, sự tồn tại của sao lùn nâu (SLN) đã được tiên đoán về mặt lý thuyết [1]. Nhưng mãi đến năm 1995, các nhà thiên văn học mới công bố sự phát hiện SLN đầu tiên, Gliese 229B, bằng quan sát [3]. Đến nay, hàng trăm SLN đã được phát hiện, tuy nhiên nguồn gốc hình thành của chúng vẫn đang là vấn đề tranh cãi.

Đối với một ngôi sao thông thường (ví dụ: Mặt trời), quá trình hình thành bắt đầu từ sự co rút hấp dẫn, sự bồi đắp và phóng luồng phụt vật chất lưỡng cực. Quá trình hình thành này được chia làm 5 giai đoạn (GĐ): lõi tiền sao, tiền sao GĐ 0, GĐ I, GĐ II và GĐ III. SLN có khối lượng từ 13 đến 75 MJ (MJ: khối lượng Mộc tinh), khối lượng này quá nhỏ so với khối lượng tối thiểu Jeans (~1 M, M: khối lượng Mặt trời) để đám mây phân tử tự co rút, sụp đổ dưới tác dụng của lực hấp dẫn, khởi đầu cho quá trình hình thành sao. Do đó, các nhà thiên văn học đã đề xuất nhiều kịch bản để giải thích nguồn gốc SLN [6], trong đó có hai mô hình chính: (1) Theo mô hình chuẩn, chúng hình thành như các sao thông thường khối lượng thấp thông qua sự co rút hấp dẫn và phân mảnh, hoặc phân mảnh hỗn loạn; (2) Theo mô hình “đẩy ra” (ejection model), một phôi sao có khối lượng thấp nhất trong hệ gồm nhiều tiền sao, bị đẩy ra khỏi hệ do tương tác động lực học của chúng. Các phôi bị đẩy ra này có khối lượng rất thấp, nó bị mất các kén khí và do không thể lấy thêm khí để tăng khối lượng nên chúng trở thành các SLN và sao khối lượng rất thấp.

Các quan sát gần đây [2], như hàm khối lượng ban đầu, sự phân bố vận tốc, đặc tính hệ sao đôi, … cho thấy các đặc tính vật lý của SLN và sao thông thường tương tự nhau. Do đó người ta nghĩ rằng SLN được hình thành theo mô hình thứ nhất, tức chúng hình thành theo kiểu như sao thông thường. Cần lưu ý rằng các cơ chế khác (ví dụ: sự đẩy các phôi sao) cũng có thể xảy ra nhưng không phải là cơ chế chính trong việc tạo ra một số lượng lớn SLN.

Tuy nhiên, hầu hết các quan sát đó đều tập trung vào các SLN GĐ II trở đi, vì vậy quá trình hình thành SLN ở các GĐ sớm hơn như lõi tiền sao, GĐ 0, I vẫn chưa được hiểu rõ. Để thấu hiểu nguồn gốc của SLN, ta cần phải nghiên cứu các GĐ đầu của quá trình hình thành thông qua các quá trình vật lý đặc trưng của từng GĐ. Một trong những quá trình tiêu biểu đó là quá trình giải phóng lưỡng cực phân tử khí. Sự phát hiện đầu tiên về luồng phụt lưỡng cực phân tử ở SLN trẻ (GĐ II) ISO- Oph 102 [4], đã chứng tỏ quá trình luồng phụt xảy ra ở SLN như một phiên bản thu nhỏ so với ở các sao thông thường, và cho đến nay, đã có 6 luồng phụt ở vùng khối lượng dưới sao và 1 lõi tiền sao lùn nâu được phát hiện và công bố.

Quá trình luồng phụt xảy ra ở các GĐ 0, I và II, do đó trước tiên chúng tôi nghiên cứu quá trình này ở SLN GĐ II. Ở đây chúng tôi trình bày sự phát hiện và đặc tính hóa các thuộc tính luồng phụt từ SLN GM Tau. Phần II trình bày quan sát SMA ở bước sóng vô tuyến và xử lý dữ liệu. Kết quả và thảo luận được nêu trong phần III, và phần IV tổng kết kết quả chính của chúng tôi. 2. Quan sát và xử lý số liệu

GM Tau là một SLN trẻ, GĐ II, có kiểu phổ M6.5, nằm trong vùng hình thành sao Taurus (ở khoảng cách 147 pc tính từ Mặt trời), nó có khối lượng ước tính ~73 MJ – chỉ nằm ngay dưới giới hạn đốt cháy-hydrogen (75 MJ).

GM Tau có biên dạng vạch phát xạ Hα mở rộng với sự hụt xuống giống-P Cygni cho thấy thành phần hấp thụ chuyển xanh, là dấu hiệu chỉ báo hoạt động luồng phụt [5].

Chúng tôi đã quan sát GM Tau ở tần số 230,538 GHz (hoặc bước sóng 1,3 mm) với kính thiên văn vô tuyến SMA. Chúng tôi đã sử dụng 2 dải băng tần rộng 4 GHz, cách nhau 10 GHz; với các độ phân giải phổ 0,27 km/s ở vị trí tần số của vạch J = 2→1 của 12CO, và 4,32 km/s cho phần còn lại của các băng tần.

Dữ liệu quan sát cần được hiệu chỉnh để loại bỏ các ảnh hưởng của khí quyển Trái đất và của dụng cụ, từ đó khôi phục các thông tin thực về nguồn đích. Chúng tôi lần lượt sử dụng các chuẩn tinh 3C111 và 3C273 để hiệu chỉnh sự gia tăng (gain) và hiệu chỉnh dải thông (passband) – nghĩa là hiệu chỉnh pha (vị trí) và độ lớn (cường độ) của nguồn đích lần lượt theo thời gian và theo tần số. Thiên Vương tinh được sử dụng để hiệu chỉnh thông lượng (flux), tức là xác định cường độ thực của nguồn đích. Dữ liệu được xử lý bằng phần mềm MIR và MIRIAD.

Chúng tôi chọn cấu hình compact của kính để thực hiện quan sát, cấu hình này cho beam tổng hợp 3,1" × 2,8", tức độ phân giải không gian. Trong dữ liệu quan sát, sai số rms (root-mean square) là ~1–2 mJy đối với dữ liệu phổ liên tục và ~0,05 Jy/beam/kênh đối với dữ liệu phổ vạch. Trường quan sát của kính là ~50" ở tần số quan sát. Chúng tôi không phát hiện được phổ liên tục của phát xạ bụi và đo được giới hạn trên là 3 mJy ở vị trí SLN GM Tau. 3. Kết quả và thảo luận

Trên Hình 1, theo hướng mũi tên có hai khối khí dịch chuyển xanh và đỏ dường như là các thành phần của luồng phụt từ GM Tau. Tuy nhiên chúng không đối xứng và kích thước khác biệt. Để xem xét thêm, chúng tôi vẽ biểu đồ vị trí–vận tốc (P–V) của luồng phụt (Hình 2) theo hướng này thì cho thấy rõ ràng hơn hai thành phần khí phát xạ CO dịch chuyển xanh và dịch chuyển đỏ. Do đó, chúng tôi kết luận chúng là các thành phần của luồng phụt lưỡng cực khí từ GM Tau. Hình 1 cho thấy kích thước mỗi khối khí trong luồng phụt là ~4" (hay ~600 AU).

) c e s c r a (

(arcsec)

Hình 1. Hình ảnh hồng ngoại-gần và cường độ phát xạ vạch CO J = 2→1 xung quanh vị trí SLN GM Tau. Do hiệu ứng Doppler, các đường viền xanh và đỏ theo hướng hai mũi tên lần lượt miêu tả các khối khí phát xạ CO dịch chuyển xanh và dịch chuyển đỏ. Hướng của hai mũi tên chỉ hướng của luồng phụt lưỡng cực phân tử (ở vị trí góc ~370) từ SLN GM Tau. Dấu hoa thị ở giữa hai mũi tên miêu tả vị trí SLN này. Chúng tôi chọn vẽ các đường viền gấp 2, 3, 4, … lần rms của 0,04 Jy.beam–1.km.s–1 để lấy các khối khí phát xạ CO có cường độ thích hợp. Beam tổng hợp được vẽ ở đáy, góc bên trái.

Đối với luồng phụt ở các sao thông thường, các khối khí phát xạ CO kéo dài từ vị trí vật thể nguồn ra hai hướng của luồng phụt. Còn ở GM Tau, ta không thấy các khối khí này ở gần vị trí nguồn SLN theo hướng luồng phụt (Hình 1). Điều này có thể do luồng phụt từ GM Tau quá yếu, một phần cũng do vấn đề mất thông lượng khi hồi phục dữ liệu (thông lượng bị mất = tổng thông lượng thu được – thông lượng được khôi phục từ giao thoa kế), nên chúng tôi không quan sát được các thành phần phát xạ CO ở gần vị trí nguồn GM Tau với kính SMA.

Dựa trên biểu đồ vị trí–vận tốc, chúng tôi xem xét luồng phụt từ GM Tau bao gồm hai thành phần: một thành phần phát xạ dịch chuyển xanh với đỉnh ở vận tốc ~ 6,8 km/s và một thành phần phát xạ dịch chuyển đỏ với đỉnh ở vận tốc ~ 7,6 km/s. Vận tốc khí CO ở vị trí nguồn là 7,2 km/s và độ phân giải phổ của chúng tôi là 0,27 km/s, do đó chúng tôi ước tính vận tốc hệ thống của GM Tau là khoảng 7,2 ± 0,3 km/s.

Hình 2. Biểu đồ vị trí–vận tốc (Position–Velocity) của khí phát xạ CO J = 2→1 được vẽ theo hướng hai mũi tên ở Hình 1. Chúng tôi chọn vẽ các đường viền gấp -6, -5, -4, -3, 3, 4, 5, 6, … lần rms của 0,052 Jy.beam–1. Các khung hình chữ nhật miêu tả các khối khí phát xạ dịch chuyển xanh (vận tốc từ 6,6 đến 7,2 km/s) và dịch chuyển đỏ (vận tốc từ 7,2 đến 7,7 km/s) được xét tính trong các tham số của luồng phụt. Đường nét đứt thẳng đứng là vận tốc hệ thống của nguồn GM Tau, 7,2 ± 0,3 km/s.

Để tính khối lượng luồng phụt Mflow, chúng tôi lấy nhiệt độ kích thích 35 K, và ước tính giá trị giới hạn-dưới của Mflow là ~ 4,4.10–6 M. Chúng tôi hiệu chỉnh độ sâu quang học với giá trị đặc trưng 5, từ đó giá trị giới hạn-trên của Mflow là 2,2.10–5 M, giá trị này nhỏ hơn khoảng trên 1000 lần so với giá trị đặc trưng 10–2 M của các sao trẻ khối lượng thấp. Chúng tôi lấy vận tốc cực đại quan sát được trong luồng phụt là ~1,8 km/s và hiệu chỉnh độ nghiêng luồng phụt bắt nguồn từ độ nghiêng đĩa là ~700 [3], từ đó chúng tôi ước tính tốc độ mất-khối lượng luồng phụt Ṁout = 9,3.10–10 M/năm, giá trị này nhỏ hơn ~100 lần so với giá trị đặc trưng 10–7 M/năm của các sao trẻ khối lượng thấp. Các giá trị Mflow và Ṁout từ GM Tau phần nào yếu hơn các giá trị này ở ISO-Oph 102 nhưng chúng có thể so sánh được. Hai SLN này có Mflow và Ṁout tương tự với các ứng viên tiền-sao lùn nâu GĐ I khác.

Chúng tôi kiểm tra khả năng các khối khí phát xạ CO theo hướng hai mũi tên ở Hình 1 không phải từ luồng phụt của GM Tau, mà từ các khối khí ngẫu nhiên xung quanh GM Tau. Điều này đòi hỏi khối lượng khối khí đó là 1,1 M (với kích thước ~600 AU và vận tốc ~1,8 km/s). Giá trị này lớn hơn đáng kể khối lượng trung bình

[3] Tham khảo từ bài báo của: Riaz, B., et al. (2011), “The radial distribution of dust species in young brown dwarf disks”, nguồn: http://arxiv.org/abs/1111.4480

của các khối khí (< 0,2 M với cùng kích thước đó) trong Taurus. Do đó chúng tôi kết luận những khối khí xung quanh GM Tau bắt nguồn từ luồng phụt của SLN này. 4. Kết luận

Ở đây chúng tôi báo cáo việc phát hiện và đặc tính hóa các thuộc tính của luồng phụt lưỡng cực phân tử khí CO J = 2→1 từ SLN trẻ GM Tau, GĐ II, trong vùng hình thành sao Taurus. Chúng tôi chỉ ra rằng luồng phụt lưỡng cực phân tử khí trong SLN này rất tương đồng với các luồng phụt như đã nhìn thấy trong các sao trẻ khối lượng thấp, nhưng trong thang đo nhỏ hơn từ ~100 đến trên 1000 lần về tốc độ-mất khối lượng và khối lượng luồng phụt.

Bằng chứng bổ sung này chứng tỏ quá trình giải phóng lưỡng cực phân tử khí là phổ biến và cung cấp thêm bằng chứng chứng minh SLN hình thành như các sao thông thường, nhưng theo một kịch bản thu nhỏ từ vài trăm đến vài nghìn lần.

2. Luhman, K. L.,

Journal, University of Chicago Press, United States of America. “The

(2007),

al.

Formation of Brown Dwarfs: Observations”, in Protostars and Planets V, edited by B. Reipurth, D. Jewitt & K. Keil, University of Arizona, Tucson, United States of America. 3. Nakajima, T., et al. (1995), “Discovery of a cool brown dwarf”, Nature, London,

England.

4. Phan-Bao, N., et al. (2008), “First Confirmed Detection of a Bipolar Molecular Outflow from a Young Brown Dwarf”, The Astrophysical Journal, University of Chicago Press, United States of America.

5. White, R. J. & Basri, G. (2003), “Very Low Mass Stars and Brown Dwarfs in Taurus- Auriga”, The Astrophysical Journal, University of Chicago Press, United States of America.

6. Whitworth, A., et al. (2007), “The Formation of Brown Dwarfs: Theory”, in Protostars and Planets V, edited by B. Reipurth, D. Jewitt & K. Keil, University of Arizona, Tucson, United States of America.

TÀI LIỆU THAM KHẢO 1. Kumar, Shiv S. (1963), “The Structure of Stars of Very Low Mass”, The Astrophysical

Luận văn Thạc sĩ Vật lý: Đặc tính hóa quá trình giải phóng lưỡng cực phân tử khí CO của các sao lùn nâu ở ρ Ophiuchi và Taurus

BỘ GIÁO DỤC VÀ ĐÀO TẠO TRƯỜNG ĐẠI HỌC SƯ PHẠM TP. HỒ CHÍ MINH Đặng Đức Cường

ĐẶC TÍNH HÓA QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO CỦA CÁC SAO LÙN NÂU Ở ρ OPHIUCHI VÀ TAURUS

LUẬN VĂN THẠC SĨ VẬT LÝ

Thành phố Hồ Chí Minh – 2012

BỘ GIÁO DỤC VÀ ĐÀO TẠO TRƯỜNG ĐẠI HỌC SƯ PHẠM TP. HỒ CHÍ MINH Đặng Đức Cường

ĐẶC TÍNH HÓA QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO CỦA CÁC SAO LÙN NÂU Ở ρ OPHIUCHI VÀ TAURUS

LUẬN VĂN THẠC SĨ VẬT LÝ

NGƯỜI HƯỚNG DẪN KHOA HỌC: TS. PHAN BẢO NGỌC

LỜI CẢM ƠN

MỤC LỤC

LỜI CẢM ƠN ................................................................................................... i

MỤC LỤC ........................................................................................................ ii

DANH MỤC CÁC HÌNH VẼ......................................................................... v

DANH MỤC CÁC BẢNG ........................................................................... viii

DANH MỤC CÁC HẰNG SỐ VÀ ĐƠN VỊ ................................................ ix

MỞ ĐẦU ..................................................................................................... - 1 -

Chương 1: TỔNG QUAN .......................................................................... - 4 -

Chương 2: CÁC GIẢ THUYẾT HÌNH THÀNH SAO LÙN NÂU VÀ CÁC QUAN SÁT THỰC NGHIỆM KIỂM CHỨNG .......................... - 12 -

Chương 3: QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO .............................................................................................................. - 29 -

Chương 4: ĐẶC TÍNH HÓA QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO TỪ SAO LÙN NÂU GM TAU ............................. - 55 -

DANH MỤC CÁC CÔNG BỐ CỦA TÁC GIẢ .................................... - 68 -

TÀI LIỆU THAM KHẢO ....................................................................... - 69 -

Phụ lục ....................................................................................................... - 76 -

DANH MỤC CÁC HÌNH VẼ

DANH MỤC CÁC BẢNG

DANH MỤC CÁC HẰNG SỐ VÀ ĐƠN VỊ

MỞ ĐẦU

Chương 1: TỔNG QUAN

Chương 2: CÁC GIẢ THUYẾT HÌNH THÀNH SAO LÙN NÂU VÀ CÁC QUAN SÁT THỰC NGHIỆM KIỂM CHỨNG

Chương 3: QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO

)2

Chương 4: ĐẶC TÍNH HÓA QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO TỪ SAO LÙN NÂU GM TAU

DANH MỤC CÁC CÔNG BỐ CỦA TÁC GIẢ

TÀI LIỆU THAM KHẢO

Phụ lục

The Coldest Stars in the Universe

1 Department of Physics, HCM International University - Vietnam National University, HCM, Vietnam. 2 Department of Physics, University of Education, HCM, Vietnam Email : pbngoc@hcmiu.edu.vn Abstract

1 Introduction

2 Basic Physical Properties of Brown Dwarfs

2.1 Mass

2.2 Temperature

2.3 Radius

2.4 Spectral Class

3 Molecular Outflows in Brown Dwarfs: New Constraints on Brown Dwarf Formation

References

PHÁT HIỆN VÀ ĐẶC TÍNH HÓA QUÁ TRÌNH GIẢI PHÓNG LƯỠNG CỰC PHÂN TỬ KHÍ CO Ở SAO LÙN NÂU

Tài liệu liên quan

Tài liêu mới

AI tóm tắt

Giới thiệu tài liệu

Đối tượng sử dụng

Từ khoá chính

Nội dung tóm tắt

Hỗ trợ

Phương thức thanh toán

Theo dõi chúng tôi