Download Segundas Jornadas de Astrofísica Estelar

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Transcript

Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de
Astrofı́sica Estelar
Tafı́ del Valle (Tucumán), 8 al 10 de junio de 2011
Asociación Argentina de Astronomı́a
Fundada en 1958
Persona Jurı́dica (Legajo 21.459 – Matrı́cula 1.421)
Provincia de Buenos Aires
Comisión Directiva (2011–2014)
Presidente:
Vicepresidente:
Secretaria:
Tesorera:
Vocal 1.RO:
Vocal 2.DO:
Vocal Sup. 1.RO:
Vocal Sup. 2.DO:
Dra. Cristina H. Mandrini
Dra. Victoria Alonso
Dra. Elsa Giacani
Dra. Cristina Cappa
Ing. Pablo Recabarren
Dr. David Merlo
Dra. Georgina Coldwell
Dr. Jorge Combi
Comisión Revisora de Cuentas
Titulares:
Suplentes:
Dra. Sofı́a Cora
Dra. Paula Benaglia
Dra. Susana Pedrosa
Dra. Stella Malaroda
Dr. Mariano Domı́nguez Romero
Comité Nacional de Astronomı́a
Secretario:
Miembros:
Dr. Mario G. Abadi
Dra. Lydia Cidale
Dra. Sofı́a A. Cora
Dr. Leonardo Pellizza
Dr. René D. Rohrmann
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de
Astrofı́sica Estelar
Tafı́ del Valle (Tucumán), 8 al 10 de junio de 2011
Comité Organizador
Dra. Olga I. Pintado
Dr. Javier A. Ahumada
Dra. M. Celeste Parisi
Lic. Tali Palma
Comité Editorial
Dr. Javier A. Ahumada
Dra. M. Celeste Parisi
Dra. Olga I. Pintado
Prefacio
En el año 2008 se realizaron las Primeras Jornadas de Astrofı́sica Estelar en
el Observatorio Astronómico de la Universidad Nacional de Córdoba, con la idea
de crear un ámbito de discusión para la gente que trabaja en esta temática, en
donde se puedan analizar tanto los trabajos en ejecución como las perspectivas
futuras. Siendo una reunión acotada a un tema, la Astrofı́sica Estelar, se pudo
generar un espacio en el que la interacción entre los astrónomos experimentados,
los más jóvenes y los estudiantes fue fluida.
Debido al éxito de la primera reunión se decidió repetir la experiencia. Es
ası́ que las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar se realizaron entre el 8 y 10
de junio de 2011 en el Hotel Lunahuana de Tafı́ del Valle, Tucumán, organizadas
por el Instituto Superior de Correlación Geológica de Tucumán y el Observatorio
Astronómico de Córdoba. La reunión contó con la presencia de aproximadamente
40 participantes.
Dado que uno de los objetivos propuestos era fomentar el contacto entre
los asistentes, se decidió que las conferencias invitadas, las presentaciones orales
y las discusiones posteriores fueran de un tiempo más largo que lo habitual, lo
mismo que los intervalos para el café y los almuerzos. Además, al realizarse la
reunión en una ciudad pequeña, el encuentro fue permanente.
Las conferencias invitadas abarcaron desde temas muy actuales, tales como las enanas marrones, los objetos de masa planetaria, y las estrellas masivas,
hasta temas más tradicionales como las estrellas quı́micamente peculiares, los
cúmulos estelares abiertos y la estructura de la Galaxia, las atmósferas estelares
de las enanas blancas frı́as, y la evolución de la Tierra desde la Gran Explosión hasta el desarrollo de la vida en los mares primitivos. Los conferencistas
invitados: Zulema González de López Garcı́a, Roberto Gamen, Susana Esteban,
Rubén Vázquez, Mercedes Gómez y René Rohrmann hicieron presentaciones del
más alto nivel; a ellos les agradecemos profundamente el habernos acompañado.
Se presentaron aproximadamente 30 trabajos en forma oral y mural, un
número importante para una reunión de 3 dı́as, y cuya calidad queremos destacar. Se promovieron, por parte de investigadores jóvenes y de estudiantes, las
presentaciones orales, que mostraron la dedicación con que fueron preparadas.
Por último queremos agradecer a todos los participantes el haberse trasladado
hasta Tafı́ del Valle para participar de esta reunión, y esperamos reencontrarnos
pronto para seguir intercambiando experiencias.
El Comité Editorial
vii
Agradecimientos
El Comité Organizador desea agradecer a las siguientes instituciones que
aportaron económicamente para la realización de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar:
Asociación Argentina de Astronomı́a
Comisión Nacional de Actividades Espaciales
Consejo Nacional de Investigaciones Cientı́ficas y Técnicas
Facultad de Ciencias Exactas y Tecnologı́a de la Universidad Nacional de
Tucumán
Facultad de Matemática, Astronomı́a y Fı́sica de la Universidad Nacional
de Córdoba
Instituto Superior de Correlación Geológica
Observatorio Astronómico de la Universidad Nacional de Córdoba
Secretarı́a de Estado de Innovación y Desarrollo Tecnológico de la Provincia de Tucumán
También se agradece la invalorable colaboración de la Cont. Virginia Durand
y del Sr. Rodolfo Aredes, del INSUGEO; a la Prof. Ana Lı́a Juárez y a la Escuela
Agrotécnica Prof. Miguel Angel Torres de Tafı́ del Valle por el apoyo logı́stico
previo y durante la reunión; y al personal del Hotel Lunahuana que estuvo atento
a todos nuestros requerimientos durante el desarrollo del encuentro.
Un agradecimiento especial a la Mgr. Patricia Fernández de Campra (Vicedecana de la FaCET) y al Dr. Javier Noguera (Secretario de la SIDETEC),
que siempre están dispuestos a colaborar en las actividades de Astronomı́a que
se realizan en Tucumán.
El Comité Organizador
ix
Lista de participantes
Ahumada, Andrea (OAC-UNC, ESO)
Ahumada, Javier A. (OAC-UNC)
Aidelman, Yael J. (IALP)
Bassino, Lilia P. (FCAGLP-UNLP)
Brizuela, Diego F. (FCEFyN-UNSJ)
Calderón, Juan P. (FCAGLP-UNLP)
Caso, Juan P. (FCAGLP-UNLP)
Cúneo, Virginia A. (FaMAF-UNC)
Esteban, Susana (INSUGEO-UNT)
Ferrero, Gabriel (FCAGLP-UNLP)
Flores, Matı́as (FCEFyN-UNSJ)
Gamen, Roberto (FCAGLP-UNLP)
Garcı́a, Luciano H. (OAC-UNC)
Garcı́a, Matı́as J. (FaMAF-UNC)
Garcı́a Migani, Esteban (FCEFyN-UNSJ)
Gómez, Mercedes (OAC-UNC)
Gonzalez, Elizabeth (FCEFyN-UNSJ)
Gramajo, Luciana (OAC-UNC)
Heredia, Luciana (OAC-UNC)
Jofré, Emiliano (OAC-UNC)
López, Fernando M. (FCEFyN-UNSJ)
xi
xii
López Garcı́a, Francisco (ICATE-CONICET)
López Garcı́a, Zulema (ICATE-CONICET)
Lovos, Flavia (FCEFyN-UNSJ)
Muñoz Jofré, Marı́a R. (FCEFyN-UNSJ)
Navarro, Julio F. (Univ. of Victoria, Canadá)
Palma, Tali (OAC-UNC)
Peñaloza, Leandro E. (FCEFyN-UNSJ)
Petrucci, Romina P. (IAFE-CONICET-UBA)
Pintado, Olga (INSUGEO-CONICET)
Poffo, Denis (FaMAF-UNC)
Rohrmann, René D. (ICATE-CONICET)
Saldaño, Hugo P. (OAC-UNC)
Vázquez, Rubén A. (FCAGLP-UNLP)
Vendemmia, Estefanı́a (FCEFyN-UNSJ)
Zurbriggen, Ernesto (OAC-UNC)
Fotografı́a de grupo: Eduardo L. Corti
Contenidos
Prefacio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
VII
Agradecimientos . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
IX
Lista de participantes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
XI
Fotografı́a de grupo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
XIII
Informes invitados . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1
Anomalı́as de abundancias en estrellas CP: la teorı́a de la difusión
y evidencias observacionales
Z. López-Garcı́a . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3
Estrellas masivas: algunos aspectos observacionales
R. Gamen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
13
Desde la Gran Explosión hasta la vida en los mares primitivos
S. B. Esteban . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
23
Cúmulos estelares abiertos: la estructura espiral y las dimensiones del disco de la Vı́a Láctea
R. A. Vázquez . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
32
Enanas marrones y objetos de masas planetarias en regiones de
formación estelar
M. Gómez . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
42
Atmósferas de enanas blancas frı́as
R. D. Rohrmann . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
52
Contribuciones orales . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
63
Aplicación del sistema de clasificación BCD a estrellas B
en NCG 4755
Y. Aidelman, L. Cidale y J. Zorec . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
65
Análisis de parámetros estructurales de galaxias enanas en el
cúmulo de Antlia
J. P. Calderón, L. P. Bassino, S. A. Cellone, A. V. Smith Castelli,
F. R. Faifer, J. P. Caso y T. Richtler . . . . . . . . . . . . . . . . . .
70
Estudio de cúmulos globulares brillantes y galaxias enanas ultracompactas en el cúmulo de Antlia
J. P. Caso, L. P. Bassino, T. Richtler, A. V. Smith Castelli,
F. R. Faifer y J. P. Calderón . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
75
xv
xvi
Estudio del movimiento apsidal en sistemas binarios masivos
G. Ferrero, R. Gamen y E. Fernández-Lajús . . . . . . . . . . . . . .
80
Búsqueda de planemos en L 1495
L. Heredia, M. Gómez y H. Bravo-Alfaro . . . . . . . . . . . . . . . .
85
Código para el cálculo del perfil instrumental: resultados preliminares
O. I. Pintado, L. Santillán y M. E. Marquetti . . . . . . . . . . . . . .
90
Evolución de la Zona de Habitabilidad Estelar
D. Poffo y M. Gómez . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
94
Propiedades infrarrojas de regiones de formación estelar
H. P. Saldaño, P. Persi, M. Tapia, M. Roth y M. Gómez . . . . . . .
99
Funciones de distribución de pares condicionales para fluidos
ideales
E. Zurbriggen y R. D. Rohrmann . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104
Contribuciones murales . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 109
Proyecto BOCCE (The Bologna Open Clusters Chemical Evolution Project): una gran muestra homogénea de cúmulos abiertos galácticos
A. V. Ahumada, A. Bragaglia, M. Tosi y G. Marconi . . . . . . . . . 111
Importancia de los flujos submilimétricos en el modelado de las
SED de discos debris
L. H. Garcı́a y M. Gómez . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 116
Propiedades de estrellas candidatas a albergar planetas extrasolares seleccionadas por Kepler
M. J. Garcı́a y M. Gómez . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 121
Análisis espectroscópico de sistemas binarios con componentes
peculiares del tipo HgMn
E. J. Gonzalez y J. F. González . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 126
Análisis de parámetros fı́sicos y geométricos de un grupo de
enanas marrones jóvenes
L. Gramajo, M. Gómez y B. Whitney . . . . . . . . . . . . . . . . . . 131
Metalicidades de estrellas en formación y de estrellas gigantes
con planetas
E. Jofré, M. Gómez y C. Saffe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 136
Índice de autores . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 141
Contents
Preface . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
VII
Acknowledgements . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
IX
List of participants . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
XI
Group photograph . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
XIII
Invited reviews . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1
Anomalies in abundances of CP stars: the theory of diffusion
and observational evidences
Z. López-Garcı́a . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3
Massive stars: some observational aspects
R. Gamen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
13
From the Big Bang to the life in the primitive seas
S. B. Esteban . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
23
Open star clusters: the spiral structure and the dimensions of
the disk of the Milky Way
R. A. Vázquez . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
32
Brown dwarfs and planetary mass objects in star-forming regions
M. Gómez . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
42
Atmospheres of cool white dwarfs
R. D. Rohrmann . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
52
Oral Communications . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
63
Application of the BCD classification system for B-type stars
in NGC 4755
Y. Aidelman, L. Cidale and J. Zorec . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
65
Analysis of structural parameters of dwarf galaxies in the Antlia
cluster
J. P. Calderón, L. P. Bassino, S. A. Cellone, A. V. Smith Castelli,
F. R. Faifer, J. P. Caso and T. Richtler . . . . . . . . . . . . . . . . .
70
Study of bright globular clusters and Ultra-Compact Dwarf galaxies in the Antlia cluster
J. P. Caso, L. P. Bassino, T. Richtler, A. V. Smith Castelli,
F. R. Faifer and J. P. Calderón . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
75
xvii
xviii
Study of apsidal motion in massive close binary systems
G. Ferrero, R. Gamen and E. Fernández-Lajús . . . . . . . . . . . . .
80
A search for planemos in L 1495
L. Heredia, M. Gómez and H. Bravo-Alfaro . . . . . . . . . . . . . . .
85
Code for the calculation of the instrumental profile: preliminary
results
O. I. Pintado, L. Santillán and M. E. Marquetti . . . . . . . . . . . .
90
The evolution of the Stellar Habitable Zone
D. Poffo and M. Gómez . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
94
Infrared properties of star-forming regions
H. P. Saldaño, P. Persi, M. Tapia, M. Roth and M. Gómez . . . . . .
99
Conditional pair distribution functions for ideal fluids
E. Zurbriggen and R. D. Rohrmann . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104
Poster Communications . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 109
BOCCE, The Bologna Open Clusters Chemical Evolution Project:
a large, homogeneous sample of Galactic open clusters
A. V. Ahumada, A. Bragaglia, M. Tosi and G. Marconi . . . . . . . . 111
Relevance of the submillimeter fluxes on the SED modeling of
debris disks
L. H. Garcı́a and M. Gómez . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 116
Properties of Kepler selected exoplanet host stars
M. J. Garcı́a and M. Gómez . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 121
Spectroscopic analysis of binary systems with HgMn components
E. J. Gonzalez and J. F. González . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 126
Analysis of physical and geometrical parameters of a group of
young brown dwarfs
L. Gramajo, M. Gómez and B. Whitney . . . . . . . . . . . . . . . . . 131
Metallicities of pre-main sequence and giant stars with planets
E. Jofré, M. Gómez and C. Saffe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 136
Author index . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 141
Informes invitados
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
INFORME INVITADO – INVITED REVIEW
Anomalı́as de abundancias en estrellas CP: la teorı́a de
la difusión y evidencias observacionales
Zulema López-Garcı́a
Investigador Visitante, Instituto de Ciencias Astronómicas, de la
Tierra y del Espacio (CONICET - UNSJ), San Juan, Argentina
Abstract. The abundance anomalies present in non-magnetic CP
stars are reviewed using the predictions of the diffusion theory, since
the first models proposed by G. Michaud in 1970, until the more complicated ones published in the last years. Observational evidence as
the presence of inhomogeneities or spots in the stellar surfaces, and
vertical stratifications seen in some HgMn stars are discussed.
1. Introducción
Las estrellas CP (Chemically Peculiar ) son identificadas por la presencia, en
su espectro, de lı́neas de absorción anómalamente intensas o débiles de ciertos
elementos quı́micos. La historia de las estrellas quı́micamente peculiares está
ı́ntimamente relacionada con la historia de la clasificación espectral, ya que las
primeras estrellas peculiares fueron encontradas durante el desarrollo del trabajo
de clasificación del Henry Draper Memorial, en Harvard, por Antonia Maury
y Annie Cannon. Miss Maury fue la primera persona en utilizar la expresión
“peculiar” para describir las caracterı́sticas espectrales de α2 CVn, una tı́pica
estrella CP, en 1897. Si Miss Cannon no podı́a interpolar un espectro en la
secuencia de Harvard, simplemente agregaba una “p” (peculiar ) al tipo espectral
aproximado.
Durante más de cincuenta años estas estrellas han sido clasificadas conforme
a esquemas de complejidad creciente. W. W. Morgan (1933) fue el primero en
reconocer que estas estrellas, ordenadas según su peculiaridad predominante
(Mn, Si, Cr, Eu, Sr), formaban una secuencia luminosidad-temperatura. Además
llegó a la conclusión que, junto con la temperatura y la gravedad superficial,
debı́a existir un factor adicional que provocaba la variabilidad de algunos de los
elementos observados. Este factor adicional fue encontrado por H. W. Babcock
(1947): adosando al espectrógrafo un analizador polarizante detectó el efecto
Zeeman en la estrella 78 Virginis, estimando la presencia de un campo magnético
del orden de 1500 gauss. Posteriores investigaciones suyas mostraron que un
número de estrellas Ap cuyos espectros presentaban variaciones periódicas tenı́an
campos magnéticos que variaban en fase con los cambios espectrales. Tiempo
después, Babcock (1958) publicó un catálogo de estrellas magnéticas en el cual
figuraban 89 objetos con un campo perfectamente determinado.
En las décadas de 1950 y 1960 se publicaron numerosos trabajos tanto fotométricos como espectroscópicos; en Argentina, el grupo de investigación bajo la
dirección de los Dres. Mercedes y Carlos Jaschek realizó una contribución muy
importante, sobre todo en lo concerniente a la identificación de los elementos
3
4
Z. López-Garcı́a
quı́micos presentes en estos objetos. Como avances significativos en esta época
y en este campo deben mencionarse la identificación de la lı́nea λ4200 como
originada en una transición entre niveles de alta excitación del SiII, y la identificación de λ3984, muy intensa en muchas de las estrellas de Mn, con el HgII,
contribuciones realizadas por W. Bidelman (1962).
Preston (1974) fue quien propuso el nombre de Chemically Peculiar (CP)
para estas estrellas y las dividió en cuatro grupos:
Tipo CP1 (Teff entre 7000 y 10000 K): estrellas Am/Fm, presentan Ca
y/o Sc débil, lı́neas metálicas intensas, alto porcentaje de binaridad, sin
presencia de campo magnético.
Tipo CP2 (Teff entre 8000 y 15000 K): estrellas Ap con campos magnéticos
elevados, elementos como Si, Cr, Eu, Sr sobreabundantes, bajo porcentaje
de binaridad.
Tipo CP3 (Teff entre 10000 y 15000 K): estrellas de HgMn, Mn y Hg altamente sobreabundantes, elevado porcentaje de binaridad, la mayor parte
de ellas sin campo magnético.
Tipo CP4 (Teff entre 15000 y 22000 K): estrellas anómalas de He; He muy
intenso (He-rich) o muy débil (He-weak ), muchas de ellas con campos
magnéticos importantes.
Es necesario aclarar que las abundancias solares son consideradas “normales”, y
toda referencia que se haga a una abundancia es siempre con relación a ellas: si
se dice que un elemento es intenso o sobreabundante, significa que su abundancia
es mayor que la solar e, inversamente, si un elemento es débil o deficiente, su
abundancia es menor que la solar.
Una caracterı́stica común a todas las estrellas CP es su baja velocidad de
rotación respecto de las estrellas A normales del mismo rango de temperatura.
Otra caracterı́stica de los grupos CP1, CP2 y CP3 es la deficiencia del Helio.
2. Abundancias quı́micas
La determinación de las abundancias quı́micas de las estrellas CP es uno de
los temas en los cuales más se ha trabajado en las últimas décadas, fundamentalmente por la posibilidad de utilizar material observacional de alta calidad,
ası́ como por la aparición de potentes computadoras que posibilitan el uso de
los programas ATLAS y WIDTH (para el cálculo de modelos de atmósferas y
abundancias, respectivamente) diseñados por R. L. Kurucz en la década de 1970
y que se han ido perfeccionando con el transcurso del tiempo. También debe
destacarse el aporte de recientes bases de datos que contienen información de
ı́ndole atómica tal como longitudes de onda, log gf , constantes de amortiguamiento radiativo, colisional y van der Waals, etc., de gran cantidad de elementos
quı́micos.
Entre las preguntas más importantes que surgen y debemos contestar está,
sin duda, ¿cuál es el origen de las anomalı́as de abundancias presentes en las
estrellas CP?, ¿cómo las podemos explicar satisfactoriamente?
Anomalı́as de abundancias en estrellas CP
5
Fowler et al. (1955) estimaron que las grandes sobreabundancias de tierras
raras (por factores de ∼ 103 ) podı́an ser producidas por reacciones nucleares
superficiales en un lapso de 5 × 108 años, y que tiempos mayores se requerirı́an
para producir factores de ∼ 106 en las sobreabundancias de estos elementos, tal
como eran observadas. Sin embargo, se han encontrado numerosas estrellas CP
en cúmulos jóvenes y, por lo tanto, la teorı́a contradecı́a las observaciones. Lo
mismo sucedió con la propuesta de Fowler et al. (1965), en el sentido de que las
reacciones nucleares podrı́an producirse en la superficie de las estrellas.
3. La teorı́a de la difusión y el método de la separación de elementos
G. Michaud (1970) propone la difusión como mecanismo para explicar las
anomalı́as de abundancias presentes en las estrellas CP. Considera que ellas
tienen una atmósfera lo suficientemente estable como para que ese proceso pueda
desarrollarse, pues:
1. son rotadores lentos (v sen i < 100 km/seg),
2. no tienen zonas convectivas importantes,
3. las velocidades de turbulencia son pequeñas,
4. las velocidades de circulación meridional no son importantes, y
5. en muchas estrellas no se detectaban campos magnéticos.
En base a estos cinco puntos, Michaud considera entonces que los procesos de difusión son posibles y establece una competición entre la gravedad y la radiación,
en el sentido de que:
1. si la grad (presión de radiación) es mayor que g, los elementos quı́micos son
empujados hacia la superficie y por lo tanto serán sobreabundantes, y
2. si g > grad , los elementos son empujados hacia el interior de la estrella y
serán deficientes.
Debemos tener en cuenta que, en el primer caso, las partı́culas podrı́an escapar
hacia el medio interestelar y, por lo tanto, debı́a existir algún tipo de mecanismo que las retuviera en la superficie como, por ejemplo, un campo magnético
horizontal en las estrellas magnéticas. Por lo tanto, las partı́culas tenderı́an a
acumularse en aquellos puntos de la superficie en los cuales la gravedad fuera
mayor que la grad y su distribución no fuera homogénea. Esto deberı́a detectarse
en forma de manchas superficiales. Tampoco serı́a uniforme la distribución en
el sentido vertical hacia el interior de la atmósfera (estratificación vertical). Por
lo tanto, para las estrellas no-magnéticas (Am y HgMn) debı́a investigarse cuál
era el mecanismo que retendrı́a los átomos en la superficie de la estrella, tema
que será tratado en la Sección siguiente.
6
Z. López-Garcı́a
4. Estrellas CP no-magnéticas
4.1 Estrellas AmFm
Las estrellas A/F metálicas presentan deficiencia de los elementos Ca y/o Sc
por factores comprendidos entre 2 y 100, sobreabundancia de los elementos del
pico del Fe y otros elementos pesados como Sr, Y y Zr y tierras raras por factores
comprendidos entre 50 y 500.
Las estrellas nacen como “normales” para su rango de temperatura (Teff entre
7000 y 10000 K): por debajo de la fotosfera existen dos zonas convectivas, la
zona de convección del HI (“ZCHI”, Figura 1a) y la zona de convección del He
ionizado (“ZCHeII”, misma figura). Como el He es uno de los elementos sobre los
cuales la aceleración gravitatoria es mayor que la radiativa, es empujado hacia el
interior de la estrella de manera tal que, después de 3 × 106 años (Vauclair et al.
1974), su abundancia decrece en un factor 3 y la ZCHeII desaparece, mientras
que los elementos más pesados son empujados hacia la superficie (tienen grad >
g) y son sobreabundantes por un factor 10. Después de la desaparición de la
ZCHeII, la separación de los elementos se produce en la zona estable que está por
debajo de la ZCHI (Figura 1b), y la teorı́a predice que los elementos pesados son
sobreabundantes por factores de entre 100 y 1000 si la masa de la estrella (M∗ )
es 1.5 M⊙ , y mucho mayor si la M∗ es igual a 1.8 M⊙ . Esta primera propuesta
de Michaud daba una explicación cualitativa a las anomalı́as de abundancia de
las AmFm, pero cuantitativamente los resultados no se ajustaban a los valores
observacionales.
4.2 Estrellas de HgMn
Las estrellas del grupo CP3 o de HgMn presentan una extrema sobreabundancia de Hg (hasta 5 dex) y de Mn (hasta 3 dex), presencia de P y Ga, sobreabundancia del pico del Fe, y de elementos pesados Sr, Y, Zr, Pt, Au y de
las tierras raras, Nd y Pr en el segundo estado de ionización. Debe mencionarse
que, en general, las sobreabundancias son mayores que aquellas presentes en las
AmFm. En cuanto a la estructura de la atmósfera, como estas estrellas son más
calientes (Teff entre 10000 y 15000 K), en su origen sólo presentan la ZCHeII (Figura 1c), la cual desaparece después de 3×106 años, y la separación de elementos
se produce directamente debajo de la fotosfera (Figura 1d).
Otras caracterı́sticas de las estrellas de HgMn que deben tenerse en cuenta
son: no existe un patrón de abundancias para este grupo, difieren de una a
otra en su composición quı́mica, en muchas de ellas (trabajando con muy alta
resolución) se detecta la presencia de estructura hiperfina en lı́neas de Mn, Ga
y Hg, y en la zona del rojo se han identificado lı́neas de emisión de algunos
elementos como Ti y Cr (ver, p. ej., el trabajo de Castelli & Hubrig 2004 sobre
las abundancias quı́micas de HD 175640).
La aplicación de la teorı́a de la difusión (o “método de separación de elementos” o “modelo libre de parámetros” como se lo ha denominado también)
a las estrellas de HgMn (Michaud 1981) dio como resultado que, por empuje
gravitacional, los elementos He, Ne, O, S deben ser deficientes, mientras que
por presión de radiación los elementos más pesados debı́an ser sobreabundantes.
En la década de 1980 numerosas publicaciones se ocuparon de la aplicación de
este modelo a las abundancias de las HgMn, con éxito desde el punto de vista
7
Anomalı́as de abundancias en estrellas CP
ESTRELLA AmFm
ESTRELLA HgMn
T = 0 años
T = 3 × 106 años
T = 0 años
T = 3 × 106 años
Fotosfera
________
Fotosfera
________
Fotosfera
_________
Fotosfera
________
ZCHI
________
ZCHI
________
ZCHeII
_________
Zona estable
Zona estable
Zona estable
r
Overshooting
ZCHeII
g
Zona estable
Al centro de la atmósfera
Fig. 1a
Fig. 1b
Fig. 1c
Fig. 1d
Figura 1.
Representación esquemática de la estructura externa de una estrella Am (Figs. 1a y 1b) y de una estrella HgMn (Figs. 1c y 1d ). Notemos que
la primera tiene dos zonas convectivas superficiales, y después de 3 × 106 años
una de ellas, la debida al HeII, ha desaparecido; mientras que en la estrella
de HgMn sólo hay inicialmente una zona convectiva (Figs. 1c y 1d ) que desaparece luego de 3 × 106 años y la separación de los elementos se produce
directamente debajo de la fotosfera.
cualitativo pero sin que la teorı́a se ajustara a los resultados observacionales
cuantitativamente.
4.3 Efectos de circulación meridional y pérdida de masa
El método de la separación de elementos recibió ciertas crı́ticas, pues:
1. asume una estabilidad no razonable para las zonas externas; y
2. predice anomalı́as mucho mayores que las observadas, especialmente para
las AmFm; p. ej., si la deficiencia de Ca es explicada satisfactoriamente,
la abundancia del Eu resulta mucho mayor que la observada, en tanto que
la del Mg es mucho menor.
Una modificación al modelo debı́a:
1. tener en cuenta la desaparición de la ZCHeII, necesaria para que los procesos de separación se produzcan, y
2. disminuir las sobreabundancias para que ellas se ajusten a los valores observados.
8
Z. López-Garcı́a
Michaud (1982) introduce los resultados de Tassoul & Tassoul (1982), quienes
derivaron velocidades de circulación meridional a partir de las ecuaciones hidrodinámicas para fluidos viscosos rotantes y lo aplican a una estrella rotante, o
sea, consideran la circulación meridional en una estrella que rota, y se preguntan cuál es la máxima velocidad de rotación que permite la desaparición de la
ZCHeII. Para las AmFm consideran una M = 1.8 M⊙ y una Teff = 7800 K, y
para las HgMn consideran una M = 3 M⊙ y una Teff = 14000 K, y concluyen
que la velocidad de circulación meridional no debı́a ser mayor que 10 veces la
velocidad de difusión, lo que en el caso de las HgMn implicaba que la velocidad
de rotación ecuatorial Ve debı́a ser menor que 90 km/seg, totalmente de acuerdo
con los valores observacionales. También encontraron una fuerte dependencia
con la gravedad, ya que para que se cumpla la condición de que la velocidad de
circulación meridional sea menor que 10 veces la de difusión, para log g = 4.43,
Ve debe ser 90 km/seg; para log g = 4.00, Ve = 30 km/seg; y para log g = 3.50,
Ve = 3 km/seg. Los resultados obtenidos explicaban satisfactoriamente las anomalı́as de abundancias de He, B, Si, Ca, Sr y Mn.
Respecto de las AmFm, como en su mayorı́a son binarias, incluyen efectos
tidales; para ellas se obtiene una Ve máxima de 75 km/seg. También explican
satisfactoriamente la deficiencia de Ca y Sc, ya que la aceleración radiativa es
menor que la gravedad por debajo de la ZCHI, pero debe notarse que este proceso
se produce después de la desaparición de la ZCHeII.
Para explicar las sobreabundancias, como la circulación meridional no era
suficiente para ello, estudiaron los efectos de la pérdida de masa y llegaron a las
siguientes conclusiones: si la pérdida de masa es nula, se obtienen sobreabundancias mucho mayores que las observadas. Una pequeña pérdida de masa del
orden de 10−15 M⊙ /año reduce notablemente la sobreabundancia de los elementos pesados, por ejemplo, la del Eu, de 1000 a 10 veces la solar, y no afecta la
deficiencia de Ca y Sc; pero una pérdida de masa del orden de 10−13 M⊙ /año
reduce en tal forma las abundancias que ya la estrella deja de comportarse como
una Am. Por lo tanto, una pérdida de masa del orden de 10−14 M⊙ /año parece
ser la más razonable. En este sentido, las Figuras 3 y 4 de Michaud et al. (1983)
son de interés; en particular, la última muestra el gradiente de abundancia del
Ca en función de la masa superficial con la pérdida de masa como parámetros
de las curvas, donde se puede ver que la deficiencia de Ca subsiste aún para una
pérdida de masa del orden 10−14 M⊙ /año.
En resumen, el modelo ahora explicaba satisfactoriamente las anomalı́as de
abundancia de las estrellas del grupo HgMn; en el caso de las AmFm, no se llega
a un buen resultado desde el punto de vista cuantitativo para los elementos
sobreabundantes. Los efectos de turbulencia no fueron tomados en cuenta.
En las décadas de 1980 y 1990 se realizaron algunas modificaciones al modelo;
por ejemplo, Charbonneau & Michaud (1991) calcularon efectos de difusión incluyendo circulación meridional y/o turbulencia en dos dimensiones, y la teorı́a
fue aplicada a algunos elementos quı́micos, especialmente a Mn, Hg, Ca, Sr, Ga,
como ası́ también a las anomalı́as isotópicas de algunos elementos.
5. Últimas contribuciones
A partir de la segunda mitad de la década de 1990 y especialmente a partir
del año 2000, se hicieron grandes progresos en el tema por parte del grupo cana-
Anomalı́as de abundancias en estrellas CP
9
diense constituido por G. Michaud, J. Richer, O. Richard, M. Vick, S. Turcotte
y F. LeBlanc. La implementación de la gran base de datos atómicos OPAL (Rogers & Iglesias 1992a y 1992b, Iglesias & Rogers 1995 y 1996) permitió mejorar
el cálculo de las aceleraciones radiativas y de las opacidades Rosseland, lo cual
dio lugar a la construcción de modelos evolutivos autoconsistentes para estrellas
de 1.45–3.0 M⊙ que toman en cuenta las abundancias de 28 elementos quı́micos
(Richer et al. 2000, Richard et al. 2001). Estos modelos desarrollan una zona de
convección del pico del Fe a una temperatura de ∼ 2 × 105 K, ver la Figura 8
de Richard et al. (2001). Incluyen efectos de turbulencia y predicen anomalı́as
de abundancia similares a las de las estrellas Am en cúmulos abiertos, pero mayores en un factor 3. Ver también las Figuras 18, 19, 20, 21 y 22 de Richard et
al. (2001), que muestran la comparación entre las abundancias calculadas por
estos modelos y las observadas para Sirio, 68 Tau (la estrella más caliente de las
Hyades), 63 Tau (una Am en las Hyades), HR 1519 (otra estrella de las Hyades)
y HD 73045 (estrella del cúmulo Praesepe), respectivamente. Entre las últimas
contribuciones al tema debe mencionarse un trabajo de Vick et al. (2010), quienes introducen pérdida de masa en lugar de turbulencia y obtienen resultados
similares.
6. Evidencias observacionales en las estrellas de HgMn
6.1 Distribución no-homogénea de los elementos quı́micos en la superficie
Hemos dicho anteriormente que el método de separación de los elementos da
lugar a la acumulación de las partı́culas en forma de manchas superficiales, por
lo que deben buscarse evidencias observacionales de la presencia de las mismas.
Hubrig & Mathys (1995) fueron los primeros en hablar de la existencia de manchas en el grupo HgMn. Publicaron un relevamiento de binarias espectroscópicas
cuyas primarias son estrellas HgMn, y encontraron que, cuando el plano de la
órbita tiene una pequeña inclinación respecto de la visual, el Hg es altamente
sobreabundante, y el Mn, en cambio, presenta abundancia normal o levemente
deficiente: tal es el caso de 66 Eri, AR Aur o χ Lup. Por otra parte, si el plano
de la órbita es perpendicular a la visual, el Mn es muy intenso y, en cambio, la
lı́nea del HgII λ3984 no se observa, como es el caso de 53 Tau. Ellos sugieren
entonces la presencia de manchas en la superficie con el Mn acumulado en los
polos de rotación y el Hg acumulado en el ecuador.
Adelman et al. (2002) estudiaron la lı́nea λ3984 en la estrella de HgMn α And
en espectros tomados con el Reticón del DAO. En la Figura 1 de Adelman et
al. (2002) puede observarse la variabilidad del perfil en un perı́odo de seis dı́as
utilizando el método DI (Doppler Imaging), y en la Figura 8 puede verse el mapeo obtenido para cinco fases equidistantes del perı́odo rotacional (2.38 dı́as).
También puede verse otro mapeo de α And que incluye 127 observaciones en
la Figura 2 de Kochukhov et al. (2007). Se concluye que las variaciones espectrales en λ3984 no se deben al movimiento orbital de la compañera, sino a una
combinación del perı́odo de rotación de la primaria y de una distribución no
homogénea del Hg a lo largo del ecuador.
En espectros UVES de la binaria eclipsante AR Aur, Hubrig et al. (2006a)
detectaron fuertes variaciones en el perfil de lı́neas de Pt, Hg, Sr, Y, Zr, He y
10
Z. López-Garcı́a
Nd (ver la Figura 1 del citado trabajo) de la primaria, que fueron interpretadas
usando dos modelos: uno con dos manchas en la superficie, y otro considerando
un anillo fragmentado a lo largo del ecuador rotacional (ver también su Figura 3),
siendo este último el que mejor reproduce el perfil de λ4077 del SrII. Estos autores examinaron también espectros UVES de α And y justifican la variabilidad
de lı́neas de Y y de He por la existencia de una estructura de anillo, y explican
estas variaciones mas pequeñas por la inclinación del eje de rotación (∼ 74◦ )
respecto de la visual. Kochukhov et al. (2007) hallaron otras dos estrellas HgMn
(HR 1185 y HR 8723) con estructuras de manchas en la abundancia del Hg y,
finalmente, se debe mencionar como trabajo más reciente en el tema el de Briquet et al. (2010), quienes investigaron el espectro de tres HgMn y encontraron
variabilidad en los perfiles de sus lı́neas: HD 11753 en Y, Sr y Ti (ver Figuras 4 y
5 de la mencionada publicación), mientras que HD 53244 y HD 221507 muestran
perfiles variables de Mn y de Hg.
Vale la pena mencionar que la presencia de manchas ya habı́a sido detectada
anteriormente en las Ap magnéticas, en las que los campos magnéticos organizados de gran escala son estimados por medio de la polarización circular inducida
en las lı́neas espectrales por el efecto Zeeman, lo que permite entonces inferir la
componente longitudinal del campo. En este grupo, los campos presentan una
estructura dipolar simple. Estas estrellas presentan también variabilidad espectral.
Por analogı́a, la variabilidad observada en los perfiles de algunas lı́neas de
las estrellas CP no-magnéticas, justificada por la presencia de manchas superficiales, indujo a suponer la existencia en las HgMn de un campo magnético
de estructura más compleja, difı́cil de detectar observacionalmente. La presencia de campos en las estrellas CP3 fue estudiada primeramente por Mathys &
Hubrig (1995), quienes demostraron la existencia de campos magnéticos cuadráticos en dos binarias Sb2 con una primaria de HgMn, 74 Aqr y χ Lup. Hubrig
& Castelli (2001) encontraron en unas pocas HgMn indicios de la existencia de
campos magnéticos en lı́neas de FeII. Un campo del orden de unos pocos cientos
de gauss fue también detectado en otras cuatro estrellas de HgMn por Hubrig
et al. (2006b). Makaganiuk et al. (2011a) realizaron una búsqueda de campos
magnéticos en una muestra de 47 objetos adosando un poları́metro al espectrómetro HARPS en el telescopio de 2.6 m de ESO, y no encontraron indicios de
polarización circular; similar resultado obtuvieron en un estudio de la estrella
HgMn 66 Eri (Makaganiuk et al. 2011b). Sugieren la posible existencia de otro
mecanismo responsable de las manchas.
Se concluye entonces que, si estas estrellas poseen un campo magnético, es de
una estructura mucho más compleja que la de las Ap magnéticas, y que por tanto
es complicada su detección por medio de la espectropolarimetrı́a. Una interesante
sugerencia es la expuesta en Hubrig et al. (2008): un torque tidal que varı́a con
la profundidad y la latitud, inducirı́a una rotación diferencial que, a su vez,
conducirı́a a una inestabilidad rotacional magnética que reveları́a la existencia
de un campo con topologı́a similar a la de anillos fracturados observados en la
superficie de las HgMn.
Anomalı́as de abundancias en estrellas CP
11
6.2 Estratificación vertical
Otra consecuencia observacional de la difusión es la presencia de una distribución vertical no-uniforme de los elementos quı́micos o estratificación. Savanov
& Hubrig (2003) encontraron evidencias de estratificación del Cr en una muestra de 10 estrellas HgMn. El método involucra la derivación de la abundancia
del Cr a partir de 8 lı́neas del multiplete 30 del CrII localizado en las alas de
Hβ. Según estos autores, la abundancia del Cr para 9 estrellas de la muestra
aumenta hacia el centro de Hβ y, por lo tanto, hacia la atmósfera superior por
0.34 ± 0.12 dex. La diferencia de 0.2 dex en la abundancia promedio entre el
CrI y el CrII en la estrella HgMn HD 175640, obtenida por Castelli & Hubrig
(2004), es interpretada por estos autores como una confirmación del fenómeno de
estratificación. Un incremento del Mn hacia la atmósfera superior de las HgMn
fue reportada anteriormente por Alecian (1982) y Sigut (2001). Evidencias de
la estratificación del Ga han sido publicadas por Lanz et al. (1993). Por último,
Thiam et al. (2010) analizaron 4 estrellas HgMn con espectros UVES, y para
5 elementos que presentaban lı́neas adecuadas; los autores trataron de detectar
estratificación vertical analizando la dependencia de las abundancias derivadas
con la profundidad óptica. Para la mayor parte de los elementos y para la mayorı́a de las estrellas no encontraron evidencias de estratificación. Sin embargo,
para el Mn en HD 178065 sı́ encontraron evidencias convincentes de su existencia, una variación aproximada de ∼ 0.7 dex en el rango de log τ5000 = −3.6 a
−2.8.
7. Comentarios finales: el futuro de las estrellas CP
Como consecuencia de esta revisión se puede decir que las estrellas CP y, en
especial, el grupo de las no-magnéticas (estrellas Am y de HgMn), presentan
todavı́a algunas cuestiones sin explicación satisfactoria, tanto desde el punto de
vista teórico como del observacional. En particular, en nuestro paı́s, el grupo de
Fı́sica Estelar del ICATE (San Juan, Argentina), con el cual trabajé durante
muchos años, y la Dra. Olga Pintado en el INSUGEO (Tucumán, Argentina),
dedican gran parte de sus investigaciones a este grupo de estrellas: sus abundancias quı́micas, binaridad, presencia de manchas, evolución, etc. Para poder
acceder a los temas más actuales como son la existencia de manchas, estratificación vertical, la posible existencia de campos magnéticos, presencia de isótopos,
estructura hiperfina, etc., es necesario contar con espectros de muy alta resolución y muy alta relación señal-ruido, obtenibles a través de la instrumentación
adecuada.
Agradecimientos. Agradezco al Comité Organizador por la invitación a
participar en estas Jornadas, la ayuda económica y la cálida hospitalidad recibidas. También agradezco a la Dra. Lilia Bassino por su colaboración en la
preparación de este manuscrito.
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Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
INFORME INVITADO – INVITED REVIEW
Estrellas masivas: algunos aspectos observacionales
Roberto Gamen
Facultad de Ciencias Astronómicas y Geofı́sicas, Universidad
Nacional de La Plata, Argentina
Instituto de Astrofı́sica de La Plata (CCT - La Plata, CONICET UNLP), Argentina
Abstract. Massive stars are few in number but important as astrophysical objects. Their study is a very active area of current research
in astronomy. In this work, I will visit some hot observational topics
such as their distribution and runaway stars, spectral classification,
and multiplicities.
1. Introducción
Se consideran estrellas masivas a aquellas con más de 8 M⊙ . Esto es aproximadamente lo mismo que decir que son aquellas estrellas capaces de comenzar la
quema de C en sus núcleos de manera no-explosiva, o que terminarán sus vidas
como supernovas (SN). En secuencia principal presentan tipos espectrales O y
B tempranos, pero también hay Wolf-Rayet (WR), supergigantes azules (BSG)
y rojas (RSG), Be y B[e], e hipergigantes amarillas.
A pesar de ser pocas en número, su radiación ultravioleta (UV) y sus poderosos vientos moldean dinámica y quı́micamente el medio interestelar y toda la
Galaxia.
En sus interiores se procesan los elementos más pesados que serán eyectados
al espacio durante su explosivo final como SN.
La radiación UV de las estrellas masivas, sus vientos estelares y sus posteriores
eventos tipo SN además afectan fuertemente la formación de otras estrellas e
incluso de los planetas, perturbando la evolución de los discos proto-planetarios
(Bally et al. 2005).
Respecto a sus parámetros intrı́nsecos, por ejemplo sus radios tı́picos varı́an
desde los 3 R⊙ (en una B3V) hasta unos 20 R⊙ (en una O3V). Sin embargo,
las atmósferas extendidas de las estrellas WRs pueden llegar a cientos de radios
solares. Las temperaturas efectivas de las estrellas O pueden alcanzar desde los
25000 K hasta unos 45000 K en las más tempranas (Martins et al. 2005), lo
que contrasta fuertemente con el rango de variación de las temperaturas de las
estrellas tipo G, el cual es de unos 1000 K.
El estudio de las estrellas masivas es un área muy activa y creciente dentro de
la astrofı́sica actual. La Figura 1 ilustra esta situación, donde se puede observar
cómo la cantidad de trabajos dedicados a las estrellas masivas (disponibles en el
SAO/NASA Astrophysics Data System) crece década a década; suponiendo un
crecimiento exponencial, se esperan unas 43000 publicaciones en esta década. Si
bien esta tendencia es muy positiva, también implica que los investigadores no
puedan leer todo lo que se publica en el tema (según la extrapolación realizada,
13
14
R. Gamen
10000
9000
8000
7000
6000
5000
4000
3000
2000
1000
0
1940
1950
1960
1970
1980
1990
2000
2010
2020
Decades
Figura 1. Trabajos disponibles en el ADS con el keyword “estrellas masivas”,
según las distintas décadas.
estar actualizado demandarı́a leer unos 12 trabajos por dı́a), y genera una tendencia a especializarse sólo en algunos aspectos. Pero por otro lado, se originan
grupos de trabajo con especialistas que se complementan entre sı́.
Es muy amplia la gama de temas que se podrı́an abordar, de los cuales todavı́a
queda mucho por entender. Puedo destacar los efectos de la rotación, la tasa de
pérdida de masa, los campos magnéticos y las metalicidades sobre la evolución y
destino final de estas estrellas; cómo afectan los “grumos” a los vientos estelares;
cuáles son los progenitores de las diferentes clases de SN y GRBs (Gammaray bursts); pulsaciones; formación de polvo; etc. En lo siguiente, trataré de
describir el panorama sobre tres aspectos observacionales de las estrellas masivas:
su distribución en la Galaxia (y las llamadas runaways), el análisis morfológico
de sus espectros, y su multiplicidad.
2. Distribución espacial de las estrellas masivas
Para estudiar la distribución espacial de las estrellas masivas debemos identificar una muestra importante de su población. Recopilar esta información puede
ser un arduo trabajo, pero afortunadamente la mayorı́a de las estrellas O conocidas (∼ 2500) de nuestra galaxia han sido incorporadas en el catálogo de
estrellas O galácticas (GOSC: Maı́z Apellániz et al. 2004, Sota et al. 2008). Por
otro lado, van der Hucht (2001, 2006) ha contribuido enormemente al relevamiento de las estrellas Wolf-Rayet galácticas, aunque una cantidad de nuevas estrellas
Estrellas masivas
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tipo WR han sido descubiertas en los últimos años. Por ejemplo, Mauerhan et
al. (2011) descubren 60 nuevas estrellas, y Shara et al. (2011) otras 72, representando un incremento de ∼ 40 % del total catalogado hasta entonces (298 WRs).
Estos números seguirán creciendo en los próximos años, pero están lejos todavı́a
del total estimado de unas 6500 estrellas WR.
Las estrellas masivas no están distribuidas aleatoriamente en la Galaxia, sino
que se encuentran concentradas en cúmulos galácticos, compactos y extendidos,
o en asociaciones OB en los brazos espirales. Esto queda muy bien ilustrado en la
Figura 10 de Mauerhan et al. (2011) y la Figura 1 de Shara et al. (2011), donde se
muestra que las estrellas WR se encuentran concentradas a lo largo de los brazos
espirales. Un resultado similar se obtiene con las estrellas tipo O: Maı́z Apellániz
et al. (2004) encuentran que más del 70 % de las estrellas catalogadas pertenecen
a algún cúmulo (o asociación).
Dado que las estrellas masivas viven poco tiempo, es de esperar que su formación se produzca en el mismo lugar donde son observadas ahora, por lo que
existe fuerte consenso en que estas estrellas nacen en cúmulos (Lada & Lada
2003). Sin embargo, su formación es todavı́a un problema sin resolver y coexisten algunos modelos, e.g., colapso monolı́tico en una nube aislada (McKee &
Tan 2003), acreción competitiva en un proto-cúmulo (Bonnell & Bate 2006), y
colisiones estelares y mergers en sistemas muy densos (Bally & Zinnecker 2005).
Zinnecker & Yorke (2007) hacen una excelente introducción al tema y concluyen
que la formación de estrellas masivas no es una simple versión a mayor escala de
las de menor masa. Uno de los principales problemas es la presión de radiación
que deberı́a frenar la acreción. Recientemente, Peters et al. (2011) muestran que
la consideración de campos magnéticos mejora notablemente la situación. Existen algunas observaciones que parecen apoyar más una teorı́a que otra, aunque
seguramente el origen de las estrellas masivas se pueda dar en cualquiera de estas
formas citadas y dependa del entorno y de efectos externos como explosiones de
SN, colisiones entre galaxias, o presencia de nubes moleculares.
Por otro lado, las teorı́as de formación de estrellas masivas deberı́an predecir
el lı́mite superior de masa que parece existir. Observacionalmente, Weidner &
Kroupa (2004) y Figer (2005) han discutido que si la función de masa inicial
(IMF) es aplicable a R136 (30 Dor) y al cúmulo de Arcos, deberı́an existir estrellas de 750 y 500 M⊙ respectivamente. Por lo tanto, la observación de estrellas
masivas en formación es crucial para determinar este lı́mite superior de masa
(150 M⊙ : Figer 2005, Koen 2006).
Como se ha dicho, las estrellas masivas nacen en cúmulos y éstos suelen estar
embebidos en nubes moleculares. Parece haber una correlación entre la masa de
la nube primordial y la de su estrella más masiva (Weidner et al. 2010), por lo
que las estrellas cercanas al lı́mite superior de masa debemos buscarlas en los
cúmulos compactos gigantes más jóvenes (visibles en el infrarrojo y el radio)
como W49 y W51 en nuestra Vı́a Láctea.
Hay varios trabajos donde se reporta el descubrimiento de estrellas muy tempranas en W51; e.g., Barbosa et al. (2008) identifican el objeto W51d1 como una
estrella tipo O4, y a la fuente IRS2E todavı́a con su disco de acreción; Zapata
et al. (2009) estiman la masa del disco en unas 40 M⊙ (y 60 M⊙ para la estrella
central) e identifican un jet altamente colimado; y Figueredo et al. (2008) detectan otras estrellas tipo O y un MYSO (Massive Young Stellar Object). Otras
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R. Gamen
observaciones parecen estar más cerca del lı́mite superior de masas. Crowther et
al. (2010) reportan el descubrimiento de estrellas en R136 (30 Dor) que exceden
el lı́mite de 150 M⊙ . Estas masas son determinadas a través de un análisis espectral suponiendo que son estrellas simples y relacionando algunos parámetros
a una binaria conocida muy masiva: NGC 3603-A1, la cual tiene determinadas
masas espectroscópicas de 116 ± 31 y 89 ± 16 M⊙ (Schnurr el at. 2008). Otra binaria espectroscópica masiva es R145 (también en 30 Dor). Schnurr et al. (2009)
estimaron masas mı́nimas de 116 ± 33 y 48 ± 20 M⊙ .
Un número importante de estrellas masivas no parecen estar relacionadas con
ningún cúmulo o asociación. En parte esto es debido al problema de determinación de colores y magnitudes intrı́nsecos de las estrellas tempranas (en especial
esto ocurre en las WRs), y también a que serı́an los objetos más brillantes de
una hipotética asociación no detectada aún. Sin embargo, en algunos casos son
runaways, i.e., estrellas eyectadas de su lugar natal. Se conocen dos escenarios
para explicarlas: eyección dinámica (Poveda et al. 1967), o por efecto de supernovas en sistemas binarios (Blaauw 1961, Gvaramadze et al. 2009). Un ejemplo
peculiar es la relación entre AE Aurigae y µ Columbae (ambas O9.5V). Las
dos se mueven en direcciones opuestas con un movimiento espacial similar. Sus
trayectorias proyectadas 1 millón de años hacia atrás se juntan en Orión (Hoogerwerf et al. 2001, Gualandris et al. 2004). Es pertinente mencionar la región
de Westerlund 2 (Wd 2) donde residen algunas de las estrellas más masivas de
la Galaxia. Por ejemplo, WR 20a (83 M⊙ + 82 M⊙ : Bonanos et al. 2004, Rauw
et al. 2005) se encuentra a ∼ 1 pc del centro del cúmulo, lo que parece indicar
que este sistema binario ha experimentado encuentros dinámicos con otras estrellas masivas. Más aún, recientemente Roman-Lopes et al. (2010) reportan el
descubrimiento de dos nuevas estrellas tipo O2If*/WN6 posiblemente eyectadas
del núcleo de Wd 2. La región Hii más rica de nuestro grupo local, 30 Dor en
la Nube Mayor de Magallanes (LMC), obviamente también provee ejemplos. La
estrella #016 (tipo O2III-If*) fue identificada como una runaway masiva y, si fue
eyectada del cúmulo R136, debió haber sido por interacciones dinámicas, ya que
la edad del cúmulo (1–2 millones de años) no es suficiente para haber generado
supernovas (Evans et al. 2010).
El fenómeno de runaway se conoce desde hace mucho tiempo, pero actualmente ha recobrado un creciente interés por su posible relación con los GRB
largos. Hammer et al. (2006) han observado que algunos GRB ocurren a cientos
de pársecs de las regiones de formación estelar. Cantiello et al. (2007) sugieren que esto se explica si los progenitores son runaways eyectadas por SNe. Se
observa que las SNe tipo Ic y GRB tienden a estar asociados a los sitios más
conspicuos de formación estelar, mientras que las SNe tipo II y Ib suelen estar
más distribuidas en sus galaxias; la explicación propuesta es que las estrellas
más masivas explotan más rápido y, por lo tanto, están más cerca de su región
de origen (Larsson et al. 2007, Raskin et al. 2008). Muchos de estos modelos requieren mejores estadı́sticas de multiplicidad en estrellas masivas (e.g., Eldridge
et al. 2011, Woosley 2011).
Estrellas masivas
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3. Análisis espectral morfológico
Como se ha dicho al comienzo, las estrellas masivas se pueden reconocer por
su tipo espectral, i.e., O, B tempranas, en secuencia principal. Pero también
hay Wolf-Rayet, supergigantes azules (BSGs), estrellas Be y B[e], hipergigantes
amarillas y supergigantes rojas. Sin embargo, la detección de estrellas masivas
sólo por su tipo espectral puede generar problemas. Es bien sabido que hay
núcleos de PNe con tipos espectrales OB y [WR], por lo que para evitar estas
ambigüedades hay que considerar otros parámetros tales como su ubicación en
la Galaxia, etc.
El sistema original de clasificación de estrellas WR fue desarrollado por Beals
& Plaskett (1935), y luego fue adoptado por la IAU (Beals 1938). En él se
reconocen dos subclases: WN para los espectros dominados por lı́neas de emisión
de nitrógeno, y WC para espectros con lı́neas de carbono y oxı́geno. Treinta
y cuatro años más tarde se introdujo la subclase WO para clasificar estrellas
con lı́neas de emisión de oxı́geno en sus espectros (Barlow & Hummer 1982).
Actualmente se utiliza el sistema tridimensional de Smith et al. (1996) para la
clasificación de estrellas WN, y el de Smith et al. (1990) para estrellas WC.
El sistema MK de clasificación de estrellas O y B tempranas fue modificado
y definido por Walborn (1971). Se basa principalmente en los cocientes entre las
lı́neas ópticas de He i y He ii, y Si ii, iii, y iv. Este sistema está en permanente
desarrollo como se evidencia en esta detallada (aunque seguramente no completa)
serie de eventos:
Nuevos tipos espectrales interpolados → O9.7, B0.2 y B0.7 (Walborn
1971).
Según la intensidad de las diferentes lı́neas de emisión de N y C → O((f)),
O(f), Of?p (Walborn 1972, 1973).
Criterios para discriminar entre las clases de luminosidad (Walborn 1972,
1973).
Anomalı́as en abundancias de CNO → OBN y OBC (Walborn 1976).
Se incorpora el nuevo tipo espectral O2 (Walborn et al. 2002). Sólo 1 en
nuestra galaxia: HD 93129A.
Se incorpora la categorı́a ONn (Walborn 2003) a partir de HD 191423, una
estrella gigante O de alta rotación.
Se propone “z” para las estrellas en la secuencia principal de edad cero
(ZAMS, Walborn 2009).
A pesar de la notable contribución de N. R. Walborn en esta área (ha clasificado unas 350 estrellas), la clasificación de algunas estrellas O presenta distintos
resultados dependiendo de sus autores. Pensando en la uniformidad de la clasificacón espectral se está llevando a cabo el Galactic O stars Spectroscopic Survey
(GOSSS, Maı́z Apellániz et al. 2010), el cual prevé la observación en resolución
media y alta S/N de todas las estrellas O conocidas en nuestra galaxia, unos
2500 objetos. Este proyecto ha comenzado hace unos años y ya ha dado algunos
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R. Gamen
Figura 2.
Distribución de periodicidades en distintas muestras estelares separadas según su tipo espectral (o masa). Estrellas de tipo solar (izquierda),
tipo B (centro), y tipo O (derecha), donde se discriminan las binarias espectroscópicas de las visuales y speckle. (La versión en color de esta figura puede
apreciarse en la edición electrónica del artı́culo.)
resultados como la identificación de la presencia de C iii λλ4647-4650-4652 en
emisión, lo que ha implicado la introducción de una nueva categorı́a, las estrellas
Ofc. Estas lı́neas de emisión son frecuentes en estrellas tipo O5, y posiblemente
su presencia esté asociada con abundancias (Walborn et al. 2010). El GOSSS ha
permitido, además, descubrir nuevas estrellas con espectro Of?p (rotadores magnéticos) y 2 nuevas estrellas de alta rotación (además de HD 191423: 450 km/s),
aportando evidencia observacional al entendimiento de la evolución estelar con
rotación y mezclado (Walborn et al. 2011). Estrellas con rotaciones iniciales rápidas pueden llevar elementos pesados (N o C) a la superficie. Sin embargo, los
vientos frenan esta rotación y vuelven incomprensibles a las estrellas ONn, lo
que implica una necesidad de más y mejores modelos de vientos (pérdida de
masa). La transferencia de masa en sistemas binarios podrı́a acelerar la rotación
estelar. En casos extremos podrı́an conducir a mergers y, posteriormente, a SNe,
lo que explicarı́a que casi todas las ON sean runaways: Blaauw (1993) reporta
evidencia que muchas runaways tienen más helio que lo normal.
4. Multiplicidad de las estrellas masivas
Un aspecto no menor en las estrellas masivas es su multiplicidad, ya que
tiene consecuencias en muchos aspectos astrofı́sicos, i.e., la formación de estrellas
masivas mediante mergers incrementarı́a la cantidad de sistemas múltiples sobre
otras de menor masa, distribución espacial de los GRB, sesgos observacionales en
la IMF, progenitores de SNIb, formación de estrellas WR, etc. Para ser estrictos,
estrellas tempranas en sistemas múltiples (perı́odos de hasta 10 años) tienen
caminos evolutivos diferentes a los de las estrellas similares pero simples. Pero
fundamentalmente es el estudio de sistemas binarios la forma más directa de
determinar masas estelares. Existen muchos trabajos sobre multiplicidad, lo que
hace imposible incluir todos en este trabajo (se recomienda ver citas en Mason
et al. 1998, 2009). Sin embargo, éstos incluı́an pequeñas muestras estelares y
generalmente no fueron proyectos de largo plazo. Este sesgo observacional parece
quedar en evidencia cuando se analiza la distribución de los perı́odos en estrellas
Estrellas masivas
19
Figura 3. Distribución de periodicidades en estrellas O (ı́dem Figura 2),
incluyendo los descubrimientos del OWN survey indicados en azul. (La versión
en color de esta figura puede apreciarse en la edición electrónica del artı́culo.)
de distintas masas. En la Figura 2 se muestran las distribuciones de perı́odos para
estrellas de tipo solar (Duquennoy & Mayor 1991), tipo B (Abt & Cardona 1984)
y tipo O (Mason et al. 1998). La distribución aparente de las estrellas masivas OB
es bimodal, por lo que queda planteada la pregunta de si este comportamiento
es real o se trata de un efecto observacional.
Es en este sentido que se originan los monitoreos espectrales en alta resolución
de las estrellas O de nuestra galaxia, i.e., el OWN survey en el Hemisferio Sur
(también incluye estrellas WN: Barbá et al. 2010) y el IACOB en el Norte
(Simón-Dı́az et al. 2011). En el OWN survey se utilizan espectrógrafos echelle
disponibles en CASLEO, Argentina, y en Las Campanas, La Silla y CTIO en
Chile. Se han obtenido unos 4500 espectros desde 2006 (de unas 350 estrellas), lo
que ha permitido descubrir casi 50 nuevos sistemas binarios y múltiples, muchos
de ellos con perı́odos que parecen comenzar a completar el gap en la distribución
de P (ver Figura 3). Otro número importante de estrellas ha sido detectado como
variables de velocidad radial, pero se deberán seguir observando para determinar
la periodicidad. Este incremento notable del número total de sistemas binarios
conocidos permitirá hacer estudios estadı́sticos más robustos, e.g., la relación
entre la masa estelar y la frecuencia de multiplicidad, la posibilidad de que los
sistemas binarios más masivos tengan cocientes de masa (q) cercanos a la unidad
(Kobulnicky & Fryer 2007), etc. El alto grado de multiplicidad respecto a otras
de menor masa es una propiedad muy llamativa de las estrellas masivas. En
trabajos de Sana et al. (2008, 2009, 2011) se encuentra una frecuencia de 0.63
en NGC 6231, 0.44 en NGC 6611 y 0.57 en IC 2944 y la asociación Cen OB2,
respectivamente. Estos números serán revisados por el OWN survey e IACOB.
Me permito señalar algunos sistemas binarios particulares descubiertos con
el OWN survey que aportan evidencia observacional a algunos de los problemas
20
R. Gamen
abordados. WR 21a (Wack 2134) es una estrella WR tipo WN6 descubierta
como una SB2 muy excéntrica (e = 0.64 ± 0.03), de perı́odo 31.7 dı́as y masas
mı́nimas 87 y 53 M⊙ (Niemela et al. 2008). La componente WN del sistema es
una de las estrellas más masivas de nuestra galaxia (con masas Keplerianas) y
está ubicada a unos 16 minutos de arco de WR 20a. HD 74194 (LM Vel) es
una estrella brillante tipo O8.5Ib(f), es fuente de rayos-γ (IGR J08408−4503),
asociada por Barbá et al. (2006). Tiene al menos 5 flares reportados (Gotz et
al. 2007, Romano et al. 2009, Sidoli et al. 2010). El OWN survey descubre su
naturaleza binaria, y encuentra que los flares coinciden con el tiempo de pasaje
por el periastro del sistema. La componente secundaria no se pudo detectar en
los espectros, lo que podrı́a indicar que se trata de una estrella compacta.
5. Conclusiones
Las estrellas masivas son objetos astrofı́sicos muy importantes ya que afectan
a prácticamente todas las estructuras galácticas posibles, desde la galaxia que
la alberga hasta, incluso, los planetas.
Si bien suelen estar ubicadas en cúmulos y asociaciones, existen estrellas
masivas que parecen haber sido eyectadas. La detección e identificación de estas
runaways pone condiciones a, por ejemplo, los modelos de distribución de GRB.
El análisis morfológico de sus espectros resulta una disciplina vital para comprenderlas.
Las búsquedas de multiplicidades con instrumentos de alto poder resolvente
permiten detectar nuevos sistemas y mejorar las estimaciones de sus masas, pero
también tienen consecuencias en problemas tales como la formación de estrellas
masivas, o el origen de las estrellas WRs.
Agradecimientos. Agradezco a N. R. Walborn sus valiosos comentarios
que permitieron mejorar este documento.
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Weidner, C., & Kroupa, P. 2004, MNRAS, 348, 187
Weidner, C., Kroupa, P., & Bonnell, I. A. D. 2010, MNRAS, 401, 275
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Zinnecker, H., & Yorke, H. W. 2007, ARA&A, 45, 481
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
INFORME INVITADO – INVITED REVIEW
Desde la Gran Explosión hasta la vida en los mares
primitivos
Susana B. Esteban
Facultad de Ciencias Naturales, Universidad Nacional de Tucumán,
Argentina
Instituto Superior de Correlación Geológica (UNT), Tucumán,
Argentina
Abstract. Man has always wondered about the origins of humanity,
life, and the world around him. The Earth crust is a vast and natural archive, and its rocks represent the pages of the most documented
events in the geological past. These rocks hold large amounts of information about the Earth history, whose age is estimated to be 4,600
million years.
Historical Geology seeks to bring together the knowledge of the origin
of the Universe as well as the origin of Earth as a member of the Solar
System. The Big Bang theory supposes that the Universe began with
a huge explosion.
In the Earth’s history it is possible to differentiate the biological events
from the physical ones. The physical events are geographical and environmental transformations. The biological events are related to life on
Earth. There are evidences of biological processes back to 3,500 million
years ago. At the beginning, the conditions on Earth were catastrophic
and unstable. At this stage, the first signs of life were the molecules
that started to take energy from the sunlight and the chemical products. It was not a simple accumulation of gradual biological forms,
but was accompanied by episodic innovations that allowed increasing
complexity and greater use of ecospace. Some of these innovations
are shown by certain groups of primitive arthropods adapted to live
in oxygen-poor, deep marine environments. These arthropods have
been found in 500 million-year-old rocks in northwestern Argentina
(provinces of Jujuy and La Rioja), indicating the presence of oxygenpoor seas in that region.
1. La Tierra primitiva
Desde siempre el hombre se ha preguntado acerca del origen de la vida y como
ella evolucionó hasta nuestra aparición sobre la Tierra. Pero entender cómo fue
que comenzó la vida y su evolución, implica entender previamente la formación
y evolución de nuestro planeta hasta adquirir las condiciones necesarias para que
la vida pudiera aparecer.
Todos estos temas son estudiados por una de las disciplinas de las Ciencias
Geológicas, la llamada Geologı́a Histórica, que se apoya en gran medida en la
Paleontologı́a, porque son los restos fósiles hallados en las rocas los que permiten
conocer la historia de la Tierra.
23
24
S. B. Esteban
Dicha historia se remonta a más de 4500 Ma (millones de años) atrás, cuando
a partir de una nebulosa de polvo cósmico y gases en rotación rápida se formaron
el Sol y todos los planetas del Sistema Solar (Press & Siever 1998).
En sus inicios, la Tierra se encontraba en un estado plástico donde habı́a
un intenso vulcanismo, descargas eléctricas y muy altas temperaturas. Estos
fenómenos previos no han dejado registro material, y por eso se habla de “tiempo
pre-geológico”(lapso que abarca desde los orı́genes de la Tierra hasta las primeras
rocas documentadas) que es referido como “Eón Hadeano” (Benedetto 2010).
En la Tierra se han reconocido dos procesos de formación. Por un lado, la
“etapa acrecional”, en la que tuvieron lugar importantes impactos o bombardeos
de meteoritos sobre la superficie terrestre de tal magnitud que la adición del
material proveniente de estos cuerpos generó un aumento del tamaño de la Tierra. Por otro lado, la “etapa de diferenciación” en la que, a partir de una Tierra
con estructura interna relativamente homogénea, se separaron sus componentes
en tres envolturas o capas, que conocemos como corteza, manto y núcleo. Los
elementos más pesados (Fe, Ni) descendieron para formar el núcleo, y los más
livianos como Al, Ca, K y Na ascendieron a las capas externas. Los volátiles (como vapor de agua y diversos gases) llegaron a la superficie formando la atmósfera
primitiva y los primeros océanos (Stanley 1999).
Al final de la etapa acrecional, la envoltura externa de la Tierra estaba compuesta por silicatos fundidos, que formaban un extenso océano de magma. Al
descender la temperatura, la parte más externa comenzó a solidificarse originando la corteza primitiva.
La atmósfera primitiva se originó a partir de los gases emanados desde el
interior por un proceso conocido como “desgasificación del manto terrestre”. Era
una atmósfera muy rica en CO2 y vapor de agua con cantidades menores de
nitrógeno, metano, amonı́aco, dióxido de azufre y vestigios de oxı́geno (Press &
Siever 1998). Parte del CO2 disuelto en los océanos reingresaba al sistema hidrotermal, pero otra parte comenzó a precipitar en forma de CO3 , lo que produjo
una disminución en la concentración del CO2 en la atmósfera, disminuyendo ası́
el efecto invernadero. Esto contribuyó al enfriamiento, la condensación del vapor
de agua y la formación de la hidrósfera.
2. El origen de la vida
Todos estos procesos mencionados ocurrieron en el primer capı́tulo de la historia de la Tierra, denominado “Eón Arqueano” (Figura 1). Dicho eón abarca el
lapso de tiempo transcurrido entre las primeras rocas formadas y los 2500 Ma,
lı́mite que marca arbitrariamente el inicio del siguiente lapso, el “Eón Proterozoico”. Pero durante el Eón Arqueano ocurre otro evento que es, tal vez, el más
significativo: el origen de la vida.
No existen evidencias directas de cómo, cuándo y dónde se originaron los
primeros organismos, porque son raros los restos fósiles de antigüedad mayor a
los 3000 Ma, de manera que las distintas hipótesis se basan en experimentos de
laboratorio.
Muchos investigadores coinciden en que los ácidos nucleicos como el ARN
(ácido ribonucleico) deben haber jugado un papel importante en el origen de la
vida, dado que pueden replicarse espontáneamente (Clarkson 2003). Ası́, es posi-
Desde la Gran Explosión a la vida en los mares primitivos
25
Figura 1. Cuadro estratigráfico donde se representan los cuatro eones en
que se divide la historia de la Tierra y el tiempo que abarca cada uno en
millones de años. Tomado de Benedetto (2010).
Figura 2.
Vista de una fumarola submarina y esquema donde se observan
los compuestos quı́micos que se relacionan con su actividad. Tomado de Benedetto (2010).
ble que la vida se haya iniciado a partir de la formación fortuita de una molécula
de ARN con capacidad para autoduplicarse. Cadenas de ARN, que quedaron encerradas dentro de una membrana, pueden haber formado proto-individuos que,
por selección natural, fueron haciéndose más complejos. Recientemente los biólogos han descubierto un tipo particular de bacteria (las arqueas) que proliferan
actualmente en aguas que rodean las emanaciones volcánicas submarinas (fumarolas, Figura 2) a temperaturas mayores a los 120◦ C, por lo cual se denominan
“hipertermofı́licas” como, por ejemplo, las bacterias sulfurosas.
Es posible que el antecesor más reciente de todos los seres existentes (el llamado “último antecesor universal común”) haya sido uno de estos organismos
hipertermofı́licos (Benedetto 2010). Estas formas de vida bacteriana habrı́an
proliferado en la profundidad de los océanos, ligadas a las emanaciones hidrotermales producidas a lo largo de las extensas dorsales submarinas, aisladas de
la radiación ultravioleta que atravesaba una atmósfera desprovista de oxı́geno
26
S. B. Esteban
y, por lo tanto, de ozono. En resumen, los vestigios más antiguos de vida provenientes del Eón Arqueano (por encima de los 3850 Ma) estaban en los fondos
oceánicos cerca de las fumarolas submarinas colonizadas por organismos anaeróbicos y quimiotróficos.
Recién a fines del Arqueano (aproximadamente a los 2800 Ma), con el auge
de la fotosı́ntesis, la vida se independiza del medio hidrotermal y puede colonizar otros ambientes marinos. Aquı́ juegan un rol importante las cianobacterias
fotosintéticas que dominaron los mares por 2000 Ma. La captura del CO2 por
las cianobacterias atenuó el efecto invernadero inicial, en tanto que el oxı́geno
liberado generó el medio aeróbico necesario para la mayorı́a de los organismos
que evolucionaron posteriormente.
Figura 3.
Vista de un estromatolito, donde se observan las delgadas láminas
superpuestas en forma de domo que los caracteriza. Tomado de Stanley (1999).
Los estromatolitos constituyen una prueba indirecta de la actividad biológica
en el Arqueano. Son estructuras laminares carbonáticas con forma de domos,
producidas por las cianobacterias fotosintéticas (Figura 3). Las comunidades de
cianobacterias se agrupan sobre el fondo marino formando matas que entrampan
partı́culas de CO3 aportadas por las olas y las corrientes. Cuando una capa se
acumula, la población microbiana crece hacia arriba generando una nueva lámina
(Stanley 1999).
Los primeros estromatolitos de probable origen microbiano aparecen a los
3200 Ma en el Grupo Fig Tree de Sudáfrica, pero se tornan abundantes sólo
a partir del Proterozoico (como en los cherts de 2600–2500 Ma de Sudáfrica,
Stanley 1999). En la actualidad los estromatolitos son bastante raros, aunque se
siguen formando en algunas llanuras mareales como en la famosa Bahı́a Shark
del oeste de Australia. También se han encontrado en lagos.
3. El Eón Proterozoico
Cuando termina el Eón Arqueano (hace 2500 Ma) comienza el Eón Proterozoico. Durante el lapso de 2000 Ma que duró este eón ocurrieron diversos eventos
importantes, pero posiblemente el de mayor relevancia fue el enriquecimiento de
la atmósfera en oxı́geno, lo que permitió la aparición de formas de vida más
Desde la Gran Explosión a la vida en los mares primitivos
27
complejas y de mayor tamaño como la enigmática “Fauna de Ediacara” que, en
el Proterozoico Superior, se extendió por todo el mundo (Clarkson 2003). Se ha
estimado que la cantidad de oxı́geno libre en la atmósfera del Proterozoico Inferior era de apenas el 1 % del nivel actual. Dado que la mayor parte del oxı́geno
atmosférico proviene de la fotosı́ntesis, este aumento del oxı́geno podrı́a deberse
a la expansión de las cianobacterias fotosintéticas (la llamada “Revolución del
Oxı́geno”, Cowen 2000).
A partir de los 2000 Ma de la historia de la Tierra sı́ se han descubierto restos
de cianobacterias en todo el mundo. Estos restos corresponden a cianobacterias
filamentosas en forma de cigarro o como agregados coloniales en forma de mata.
Como los restos de cianobacterias en el mundo están ı́ntimamente asociadas a
estromatolitos, se confirma el origen orgánico de estas estructuras.
En el Proterozoico los estromatolitos alcanzaron su mayor distribución, formándose construcciones arrecifales de miles de kilómetros de extensión. Pero
hacia los 1000 Ma declinaron notablemente en abundancia y diversidad, lo que
podrı́a estar relacionado con la aparición de un nuevo grupo de organismos: los
metazoos.
A fines del Proterozoico, más exactamente a partir de los 635 Ma, hicieron su
aparición en casi todo el mundo extraños organismos multicelulares (algunos de
gran tamaño) referidos en su conjunto como Fauna de Ediacara (Figura 4), en
alusión a una de las localidades fosilı́feras más famosas (las colinas de Ediacara
del sur de Australia, Cowen 2000).
Figura 4. Reconstrucción de la Fauna de Ediacara, caracterı́stica del Proterozoico Superior. Tomado de Benedetto (2010).
Estos primeros metazoos incluyen varios tipos morfológicos que se pueden
reunir en tres grupos básicos:
1. impresiones discoidales (conservadas a menudo como calcos en la base de
estratos arenosos),
28
S. B. Esteban
2. trazas simples y superficiales (dejadas por organismos infaunales pequeños), e
3. impresiones de organismos en forma de hoja, construidos por elementos
tubulares que aparentan una segmentación del cuerpo.
En ninguno de ellos hay evidencias de boca u otros órganos que permitan inferir su forma de vida y sus relaciones filogenéticas. La caracterı́stica común de
todos los integrantes de esta Fauna de Ediacara es la ausencia de esqueletos
mineralizados.
Las impresiones del primer grupo han sido consideradas clásicamente como
medusas, pero es difı́cil entender cómo un organismo de cuerpo gelatinoso pudo
haber dejado una depresión en el sustrato. Estudios más recientes, sin embargo,
han mostrado que existe una marcada similitud entre estas enigmáticas formas
discoidales y las colonias bacterianas que se forman actualmente en aguas hipersalinas poco profundas. Las trazas fósiles tipo Planolites son las menos equı́vocas,
pues si bien no hay vestigios del organismo que las produjo, corresponden a formas cavadoras móviles como los anélidos. El tercer grupo es el más enigmático,
incluye las distintivas “frondes” ediacarianas caracterizadas por una estructura
en forma de hoja soportada por un tallo, el que a su vez estaba fijado al sustrato
por una estructura de anclaje.
Las comunidades ediacarianas coexistieron con los primeros organismos con
esqueleto mineralizado, en los que la calcificación de las paredes era todavı́a incipiente. Una de las formas más comunes es el género Cloudina: fósil de pocos
milı́metros hasta cerca de 3 cm de longitud que tiene la forma de un cilindro
algo curvado, que en corte longitudinal muestra una serie de conos encajados que
sugieren crecimiento periódico. Si bien han sido interpretados como tubos calcáreos de anélidos o como metazoos filtradores de hábitos gregarios con un grado
de organización del tipo de los cnidarios, en concreto sus afinidades sistemáticas
permanecen inciertas.
4. La Era Paleozoica
El último eón (“Eón Fanerozoico”) abarca los últimos 542 Ma de la historia
de la Tierra. A pesar de que representa sólo alrededor de un octavo de la misma,
las rocas fanerozoicas están ampliamente representadas, formando parte de los
orógenos paleozoicos (Caledónico, Apalachiano, Hercı́nico, Uraliano, etc.) y las
grandes cadenas montañosas modernas, como los Andes, los Alpes y el Himalaya.
El Fanerozoico comprende tres eras: Paleozoica (vida antigua), Mesozoica (vida
intermedia) y Cenozoica (vida moderna).
El Paleozoico fue el tiempo de la diversificación de los grandes grupos de animales en los mares y la posterior colonización de los continentes (Cowen 2000).
La biota paleozoica fue muy variada e incluye numerosos grupos fósiles que fueron exclusivos de esta era (Figura 5), como los trilobites, los corales tabulados y
rugosos, los conodontes, los graptolites y varios órdenes de braquiópodos, además de una peculiar fauna de ostracodermos y peces acorazados (placodermos).
Toda esta fauna era tı́picamente marina, pero a mediados de esta era se produjo la expansión de la vida hacia los continentes. Casi al mismo tiempo que
los vegetales conquistaban la tierra firme, se originaron los primeros vertebrados
Desde la Gran Explosión a la vida en los mares primitivos
29
Figura 5.
Distintos grupos de organismos marinos caracterı́sticos del Paleozoico. Tomado de Benedetto (2010).
tetrápodos. Hacia fines de esta era, espectaculares bosques de helechos poblaron
las regiones tropicales, y un variado elenco de anfibios y reptiles vivı́an en ellos
(Cowen 2000). A fines del Paleozoico, en el Pérmico Superior, ocurrió la extinción más severa de todos los tiempos, conocida por ello como la “madre de todas
las extinciones”. Este abrupto recambio faunı́stico y florı́stico puso fin a la vida
antigua (o paleozoica) y dio comienzo la vida intermedia o mesozoica.
Entre la biota de los mares paleozoicos se encontraba un grupo de organismos
ya extinguidos que tiene una gran importancia a nivel paleontológico debido a
su valor bioestratigráfico y para la resolución de problemas estratigráficos, paleobiogeográficos y paleoecológicos. Estos organismos, que se utilizan para datar
las rocas especialmente del Paleozoico Inferior, reciben el nombre de “trilobites”.
Los trilobites (Figura 6) eran artrópodos primitivos y tenı́an un exoesqueleto
mineralizado y fosilizable. Su tamaño varı́a de 2 mm a más de 70 cm, aunque
la mayorı́a son de 3 a 10 cm. Su exoesqueleto era ovalado y estaba dividido en
3 regiones transversales (Clarkson 2003): cabeza (céfalo), cuerpo (tórax) y cola
(pigidio). A su vez el tórax y el pigidio estaban longitudinalmente divididos en 3
lóbulos: uno central (axial) y dos laterales (plurales), de donde deriva su nombre.
El tórax estaba constituido por una sucesión de segmentos articulados entre sı́
cuyo número en la forma adulta podı́a variar de 2 a 61. Sus órganos visuales
30
S. B. Esteban
Figura 6.
Morfologı́a del exoesqueleto de un trilobites en vista dorsal.
Tomado
de
http://www.upv.es/dit/Itinerarios/Paleontologia/
Paleontologia_general.htm.
eran de alta complejidad y estaban formados por numerosas lentes de calcita
(700 a 15000 lentillas, Levi-Setti 1993).
Normalmente los trilobites vivı́an en las plataformas marinas bien oxigenadas
alimentándose del fango del fondo del mar (Figura 7). Sin embargo, en el registro
fósil se han hallado ciertos grupos de trilobites que podrı́an haber vivido bajo
condiciones de escasa oxigenación. Algunos de estos grupos han sido encontrados
en rocas paleozoicas de las provincias de Jujuy, Salta y La Rioja, las cuales se
caracterizan por su coloración oscura, tamaño de grano muy fino y marcada
laminación.
Estudios realizados en las últimas décadas han permitido establecer que los
trilobites que vivı́an en fondos marinos deficientes en oxı́geno habrı́an desarrollado ciertas adaptaciones para poder vivir en tales ambientes.
Referencias
Benedetto, J. L. 2010, El continente de Gondwana a través del tiempo. Una
introducción a la Geologı́a Histórica (Academia Nacional de Ciencias,
Córdoba)
Clarkson, E. N. K. 2003, Invertebrate Palaeontology and Evolution, 4th edition
(Blackwell Science, Oxford)
Cowen, R. 2000, History of Life, 3rd edition (Blackwell Science, Oxford)
Levi-Setti, R. 1993, Trilobites, 2nd edition (Univ. of Chicago Press, Chicago)
Desde la Gran Explosión a la vida en los mares primitivos
31
Figura 7.
Reconstrucción del hábitat de los trilobites. Pintura de Heinrich
Harder (1858-1935).
Press, F., & Siever, R. 1998, Understanding Earth, 2nd edition (W. H. Freeman
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Stanley, S. M. 1999, Earth Sistem History, 2nd edition (W. H. Freeman and Co.,
New York)
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
INFORME INVITADO – INVITED REVIEW
Cúmulos estelares abiertos: la estructura espiral y las
dimensiones del disco de la Vı́a Láctea
Rubén A. Vázquez
Facultad de Ciencias Astronómicas y Geofı́sicas, Universidad
Nacional de La Plata, Argentina
Instituto de Astrofı́sica de La Plata (CCT - La Plata, CONICET UNLP), Argentina
Abstract. The spiral structure of the Galaxy, this is, the number of
spiral arms, the location of the Sun in respect of the plane itself as well
as the disk extension, along with other morphological traits, are still
debatable matter. We face a controversial scene that has led to large
errors in the past, such as interpreting a young stellar population—not
expected in current galactic models—as an extra-galactic one. Despite the large data collection in several wavelengths, our knowledge of
the structure of the Galaxy has been stuck there, mainly because of
countless biases in the adopted tracers of the said structure. In this
talk I shall focus on the positive and negative aspects to be considered
when addressing the problem of the structure and dimension of our
galaxy. In particular, I shall give the reasons why open clusters are the
best tracers of spiral structure. Finally, I shall describe some results
from an international collaboration carried out during the last years,
to illustrate the way we analyzed the spiral structure outside the solar
circle, providing new insights for interpreting data from open clusters
and the star fields on where they are seen projected.
1. El contexto galáctico cercano
Las teorı́as más modernas (Chiappini et al. 1997) indican que el disco galáctico
se desarrolló desde el interior hacia el exterior por incorporación de material
residual del proceso de formación de la Galaxia (el “Two-Infall Model ”) que ha
creado estrellas —en oleadas sucesivas— incluso hasta tiempos recientes. Nubes
de alta velocidad (ver, p. ej., Simon et al. 2006) y la presencia de un gradiente de
metalicidad radial —definido por cúmulos abiertos (CAs, en adelante) y estrellas
Cefeidas mayoritariamente— donde la metalicidad disminuye hacia el exterior
del disco (Friel et al. 2002) justificarı́an el modelo. Sin embargo, este gradiente
podrı́a deberse también a un efecto de selección en la elección de los trazadores
correspondientes (Twarog et al. 1997) y a las limitaciones propias de una muestra
restringida a los alrededores del Sol.
Otra alternativa es que el gradiente radial provenga de la agregación de material externo vı́a acreción —mergers— de galaxias satélites enanas y CAs asociados (Yong et al. 2005). Una prueba de la acreción de estos objetos es la galaxia
de Sagitario (Ibata el al. 2004). Otra prueba —pretendida irrefutable y que discutiremos en este artı́culo— es el reporte de Martin et al. (2004) y Bellazzini
et al. (2004) —BIMMIL en adelante— sobre el descubrimiento de una galaxia
32
Cúmulos abiertos y la Galaxia
33
enana llamada de Can Mayor (GCMa en adelante) acretada in plane en el Tercer
Cuadrante Galáctico (TCG).
El conocimiento de la estructura de la Galaxia, tanto en óptico como en gas
(HI y CO), es incompleto. Desde 1950 se sabe que el plano de HI está alabeado,
es decir, se “cae” debajo de la latitud b = 0◦ en el hemisferio sur galáctico,
alcanzando su máxima depresión en las mismas coordenadas donde estarı́a la
GCMa. Este rasgo se conoce como “warp”. Mapas recientes de HI de Nakanishi
& Sofue (2003) y Levine et al. (2006a, 2006b) muestran que: a) los brazos de
Perseo y Norma-Cygnus pueden rastrearse bien en el 2.◦ cuadrante galáctico;
pero b) al entrar al TCG, Perseo se disipa a la altura del Brazo Local, mientras
que el brazo más externo, el de Norma-Cygnus, desaparece a b = 0◦ en l = 180◦ .
Evidencias de Norma-Cygnus en el 4.◦ cuadrante fueron dadas por McClureGriffiths et al. (2004). Investigaciones en CO (May et al. 1997, Nakanishi &
Sofue 2006) muestran que éste se ubica por debajo del plano, también en el
TCG, con un warp máximo en l ≃ 240◦ . El LAB (Leiden/Argentinien/Bonn HI
Survey, Kalberla et al. 2005 y referencias allı́) muestra que a 16 kpc del centro
galáctico el plano de HI está por encima de b = 0◦ en los 1.◦ y 2.◦ cuadrantes, y
por debajo en el 3.◦ y parte del 4.◦ , confirmando la extensión vertical del warp
a casi 1.5 kpc debajo del plano en el TCG.
Respecto de la componente óptica, el reconocimiento de la Galaxia (plano y
brazos espirales) está limitado a 2–3 kpc del Sol incluso usando CAs (de la Fuente
Marcos & de la Fuente Marcos 2004), y se debe a que el Sol está rodeado por
nubes de polvo en los cuadrantes 1.◦ , 2.◦ y 4.◦ , con excepción de una “ventana de
absorción” en el TCG que permite ver hacia “afuera” (Fitzgerald 1968). Russeil
(2003) utilizó complejos de formación estelar como trazadores espirales: encontró
que los brazos de Perseo y Norma-Cygnus no son visibles en el TCG. Esto
confirma resultados de May et al. (1997), quienes mapearon la región en CO
y demostraron la falta de estructura de gran diseño en esta zona, la existencia
del warp en CO, y la presencia de “residuos” de materia en varias direcciones
del anticentro. Tiempo antes, Carney & Seiter (1993) habı́an detectado una
sobredensidad estelar en el TCG por debajo del plano de la Galaxia, asociada
al warp en radio.
Los reportes de Martin et al. (2004) y BIMMIL sobre la presencia de una galaxia, GCMa, acretada in plane y a 8 kpc del Sol en el TCG galáctico, produjo
conmoción. Una galaxia enana en el TCG a l ∼ 240◦ era la mejor explicación
para aquella sobredensidad y, además, por primera vez un merger estaba tan al
alcance de observaciones detalladas. Este “descubrimiento” se debió a una combinación de datos 2MASS y valores de extinción tomados del mapa de 100 µm
(Schlegel et al. 1998). Se interpretó ası́ que la sobredensidad estelar era el núcleo de la GCMa. Pero como habı́an habido controversias sobre el uso de estos
mapas de extinción (Dutra et al. 2001), Rocha-Pinto et al. (2006) volvieron a
analizar los datos 2MASS, concluyendo que la GCMa era un “artificio” generado
por mala corrección de enrojecimiento, y que la sobredensidad estelar observada
no era sino una extensión del grupo estelar en Argo que probablemente incluyera, a b = 0◦ , el “Monoceros ring”. Momany et al. (2004) sugieren, además, un
efecto de “warp estelar” para explicar la sobredensidad. Hacia el año 2005, la
interpretación de la misma en el TCG de la Galaxia admitı́a dos respuestas:
34
R. A. Vázquez
1. que se trataba de una galaxia enana acretada por la Via Láctea (Martin
et al. 2004); y
2. que en realidad, no hay galaxia acretada sino warp/flaring/estructuras del
tipo Monoceros (Momany et al. 2004).
2. Uso de cúmulos abiertos en estudios de estructura espiral
Las estrellas jóvenes se distribuyen en brazos espirales dado que la formación
estelar sucede en ellos y, mayoritariamente, en CAs. Éstos ofrecen distancias
precisas, mucho más que las de cualquier otro trazador individual. A causa de
su amplio rango de edades, los CAs se convierten en el único trazador espiral
capaz de cronometrar sobre grandes intervalos de tiempo. La afirmación de que
los CAs son superiores a otros trazadores bien conocidos como el gas (HI y CO)
deviene de que, si bien la Galaxia es transparente en radio, estas observaciones se
basan en curvas de rotación que no incluyen adecuadamente los brazos espirales.
En contra del uso de CAs está el hecho de que el rango de distancias dentro
del cual se detecta la mayorı́a de ellos es, por ahora, bastante limitado, a 2–
3 kpc del Sol (de la Fuente Marcos & de la Fuente Marcos 2004), incluso en
el infrarrojo. Las técnicas de infrarrojo ayudarı́an a detectar CAs a grandes
distancias, pero se impone mejorar la estimación de distancias en estas bandas.
A continuación, veamos algunas de las utilidades de los CAs, sus grados de
complejidad y, finalmente, una aplicación de ellos en el TCG.
2.1 Los catálogos de cúmulos abiertos y sus limitaciones
Para emplear CAs en estimaciones de la estructura espiral de gran diseño
hay que contar con catálogos que reúnan la mayor cantidad posible de datos
significativos. Juntar datos de CAs es una tarea penosa dado que cada CA
representa un punto en el espacio, pero hay que analizar —en algunos casos—
miles de estrellas para obtener las propiedades de ese punto. Esto consume mucho
tiempo, aún con dispositivos CCD. A favor de este trabajo está la posibilidad
de la detección de CAs a enormes distancias del Sol, cosa imposible con estrellas
aisladas, en general. En esta lı́nea, recordemos que últimamente se han detectado
CAs que incrementan nuestro conocimiento de lugares remotos de la Galaxia.
La situación, sin embargo, es la siguiente.
En la década de 1980, cuando aparecen reviews de Janes & Adler (1982) y
actualizaciones (Lyngå 1987), habı́a del orden de 1200 CAs catalogados. En la
década de 1990 surge la WEBDA (Mermilliod 1987) y se agregan otros reviews
(Friel 1995). Surgen datos de Hipparcos y es masivo el uso de CCD. En los
2000 aparece el catálogo de Dias et al. (2002). Se recalculan datos (Bonato &
Bica 2008), y está disponible el catálogo 2MASS que mejora el abordaje de
CAs en el infrarrojo. Aunque en los últimos 40 años se ha incrementado el
número de objetos catalogados, una imagen resultante de que ello redundó en
un mejoramiento global de nuestro conocimiento puede ser engañosa.
Examinemos el catálogo de Dias et al. (2002), que hasta el año 2010 listaba 2095 CAs. Discriminando por tipo de entradas, hay 2080 CAs (93 %) con
diámetros angulares estimados, y apenas 1192 (56.9 %) con distancias. Hay un
número similar (1191, 56.8 %) con enrojecimiento E(B−V ) medido. Si se buscan
Cúmulos abiertos y la Galaxia
35
Figura 1. Izquierda: Distribución de CAs sobre el plano galáctico. Los puntos más pequeños y los más grandes indican valores de E(B−V ) entre 0.01 y
2.55. La estrella marca el Sol. Los cı́rculos concéntricos indican distancias de
1 kpc. También se dan los números de CAs por cada intervalo de distancia.
Derecha: Variaciones del E(B−V ) versus l (der.) y b (izq.). Los histogramas
usan anchos de 10◦ en l y 1◦ en b, respectivamente. Adaptado de Joshi (2005).
CAs con edades determinadas, hay 1147 (54.7 %). Si se quieren CAs con distancias, edades y radios hay 1137 (54.3 %). El número baja drásticamente a 890
(42.5 %) para determinaciones de movimientos propios, y a 504 (24.5 %) si buscamos velocidades radiales. Tan sólo 483 (23.1 %) tienen movimientos propios y
velocidades radiales. Simultáneamente hay 472 (22.5 %) con movimientos propios, velocidades radiales, distancias y edades. La situación es definitivamente
desalentadora cuando entramos en el terreno de las abundancias. Allı́, apenas
179 (8.5 %) CAs tienen medidas de algún tipo.
Dos problemas que conducen a esta falta de datos son la extinción y la confusión. La extinción lleva al observador a estimar propiedades de cúmulos preferentemente en zonas libres de polvo. La confusión es la dificultad para detectar
la presencia de un CA que semeja el fondo de cielo y que se traduce en pérdida
de objetos. Otras razones devienen del propósito especı́fico al observar CAs: si
se quiere estudiar evolución estelar se eligen predominantemente cúmulos muy
ricos; si se estudia formación estelar se buscan cúmulos brillantes. Si bien la
completitud de los catálogos de CAs es muy baja, lo peor es el alto grado de
inhomogeneidad de los datos (producto de diferentes técnicas de observación,
diferentes sistemas fotométricos y diferentes estimadores especı́ficos como, p. ej.,
la metalicidad). Súmese a esto las falsas atribuciones de CAs a objetos que no
son más que fluctuaciones del fondo de cielo.
2.2 Aplicaciones de los cúmulos abiertos
Son fundamentales para una variedad de estudios, entre los que citaremos
tres ahora y un cuarto en la siguiente Sección. En primer lugar, permiten determinar la extinción a escala galáctica. Para esto se requiere observar y mapear
36
R. A. Vázquez
CAs a grandes distancias del Sol. Resultados de la distribución de enrojecimientos y absorción en la Galaxia alrededor del Sol pueden verse en Joshi (2005),
quien confeccionó el mapa de enrojecimiento proyectado sobre el plano x-y de
la Galaxia mostrado en la Figura 1 (izquierda), donde los cuadrantes 1.◦ , 2.◦
y la interfaz entre el 4.◦ y el 1.◦ muestran absorción fuerte, mientras que en la
zona alrededor de l = 250◦ la absorción es significativamente más baja. En la
misma Figura (derecha) se pueden apreciar con claridad —histogramas de excesos de colores E(B−V ) — las ventanas de baja extinción que existen en el TCG,
incluyendo la ventana de Fitzgerald (1968), descubierta durante un estudio de
enrojecimiento a gran escala usando estrellas aisladas y CAs. Más detallados,
los actuales mapas de Schlegel et al. (1998) son de gran ayuda, pero estiman el
exceso E(B−V ) como la integración de las contribuciones desde los alrededores
del Sol hasta el infinito, por lo que su uso debe ser cuidadoso. En segundo lugar,
los CAs con velocidades radiales y movimientos propios calculados son útiles
para abordar la cuestión de la distancia del Sol al centro galáctico; p. ej., Shen
et al. (2007) emplearon cinemática de 301 CAs a menos de 3 kpc alrededor del
Sol y de estrellas tempranas OB. Con ambas muestras derivaron que el Sol está
entre 7.95 y 8.25 ± 0.7 kpc del centro galáctico. Este número difiere ligeramente
del valor IAU, pero téngase en cuenta que el número de CAs es muy bajo. En
tercer lugar, Dias & Lépine (2005) observaron directamente los lugares de formación de CAs jóvenes en la Galaxia y estudiaron la velocidad de rotación del
patrón espiral. Ésta es una interesante aproximación al problema, independiente
de cualquier modelo de estructura espiral.
Figura 2. Izquierda: Diagrama color-magnitud del centro de CMa (l = 240◦ ,
b = −8◦ ). El blue plume es el penacho azul que emerge hacia la izquierda de
la secuencia principal a V = 18.5–20 mag. Derecha: Diagrama color-magnitud
de un campo de control a l = 240◦ , b = 8◦ . Adaptado de Martı́nez-Delgado
et al. (2005).
3. El blue plume, la galaxia de Canis Major y los brazos exteriores
Ningún estudio, hasta el año 2005, habı́a tenido éxito trazando la estructura
espiral de gran diseño en el TCG usando CAs jóvenes y campos de estrellas. La
detección de la GCMa anunciada por Martin et al. (2004), centrada en l = 240◦
Cúmulos abiertos y la Galaxia
37
y a una distancia de 8 kpc del Sol (Martı́nez-Delgado et al. 2005) produjo gran
impacto. La GCMa fue anunciada sin haberse hecho, previamente, un análisis
de la distribución estelar en la zona del TCG para descartar la contribución
misma de la Vı́a Láctea. La realidad de la GCMa se sustentó, en esencia, en el
análisis de diagramas observacionales color-magnitud (DCM) de la zona nuclear
de la GCMa comparados con DCM generados via modelo, con evolución estelar
incluida, calculados para la misma dirección galáctica. Los estudios concluyeron
que existı́a la GCMa, con una edad de entre 4 y 10×109 años (BIMMIL, MBRFPAD) y a una distancia de 8 kpc del Sol. Cierto es que los DCM observados no
eran convincentes en términos del tipo de población estelar esperada para tal
edad: no habı́a red clump, rama horizontal o estrellas RR Lyrae asociadas. Pero
un rasgo distintivo, popularizado como “blue plume” (BP, ver Figura 2), fue sin
embargo tomado como evidencia de la existencia de la GCMa (BIMMIL, Dinescu et al. 2005, MBRFPAD). En efecto, el BP fue modelado e interpretado como
un último burst de formación estelar en esa galaxia hace ∼ 1.5 × 109 años, y su
estrechez en los DCM fue tomada como evidencia adicional de su pertenencia a
un sistema ligado fı́sicamente, ¡o sea la GCMa!.
Figura 3. Diagrama color-color (izquierda) y diagrama color-magnitud (derecha) del cúmulo abierto NGC 2362 (l = 238.◦ 18, b = −5.◦ 55). El sombreado
separa los miembros de NGC 2362 —cı́rculos grandes—, estrellas del blue
plume (BP) y las gigantes rojas, no sombreadas en el color-color para evitar
confusión. Los pequeños cı́rculos grises indican la población enana de campo.
Se superpusieron en el color-color la curva intrı́nseca de Schmidt-Kaler (1982)
—sólida— para enanas, y la misma desplazada por enrojecimiento —curva a
trazos largos— que ajusta las estrellas del BP (con tipos espectrales B5–A5),
es decir, población joven de menos de 100 millones de años. En el diagrama
color-magnitud, el BP, los miembros del cúmulo y la población de campo están separados, pero en el color-color los miembros del cúmulo y del BP de
tipos por debajo de B tardı́os y A tempranos se confunden. No hay red clump
(esperable si por detrás hubiera una galaxia de entre 4 y 10 × 109 años a una
distancia de 8 kpc).
Los trabajos que concluyeron en la GCMa incluı́an un modelado complejo de
los DCM del campo en la dirección a la misma. Se aplicó ensayo y error a los
parámetros fundamentales de modelos de la Galaxia, p. ej., números de estrellas
e historia de la formación estelar, hasta que los DCM sintéticos y los DCM
observados en el núcleo de la GCMa ajustaran. Pero aún ası́, y a pesar del rigor
38
R. A. Vázquez
del modelado, habı́a diferencias inexplicables. La descripción sintética del campo
galáctico esperado hacia la GCMa sumaba las contribuciones del halo, disco fino
y disco grueso (los modelos no incluı́an brazos espirales), y como la misma no
reproducı́a el BP, de inmediato se supuso que éste tenı́a origen extragaláctico,
esto es, pertenecı́a a un objeto externo en proceso de acreción in plane, la GCMa.
Figura 4. Panel izquierdo: Diagrama color-magnitud de Berkeley 66 y de su
campo de comparación (derecha e izquierda, respectivamente). Panel derecho:
el cı́rculo interior demarca el área del cúmulo. La zona externa, incluida entre
los dos cı́rculos, es el campo de comparación. Los cı́rculos grises indican blue
stragglers (ver texto). Las lı́neas sólidas indican la ZAMS (Schmidt-Kaler
1982) y la isócrona que mejor ajusta los parámetros del cúmulo, mientras
que la lı́nea a trazos da la ubicación esperada de las estrellas jóvenes a la
distancia del Brazo de Perseo. Los tamaños de los cı́rculos son proporcionales
a los brillos de las estrellas.
Carraro et al. (2005), Moitinho et al. (2006) y Vázquez et al. (2008) hicieron
fotometrı́a UBV de decenas de CAs ubicados por debajo del plano en el TCG,
sumando otros tomados de catálogos, cubriendo el campo de la presunta GCMa.
Analizando los campos de estos cúmulos se encontró el BP en gran cantidad de
ellos y se demostró que eran población estelar más joven que 108 años, y no de
109 años. En la Figura 3 se muestra un DCM tipo, el del cúmulo NGC 2362,
no lejos de la GCMa, que es idéntico al del core mismo de la GCMa (Figura 2).
En efecto, la similitud del DCM en ambas figuras es notable. En particular,
todos los BP encontrados por Carraro et al. (2005), Moitinho et al. (2006) y
Vázquez et al. (2008) tienen la misma posición, forma y extensión, son mucho
más jóvenes y, mayoritariamente, tan lejanos como 10.8 kpc (y no 8 kpc). Esta
enorme discrepancia en la distancia del BP tiene una explicación. Los análisis en
la GCMa estuvieron limitados exclusivamente a evidencias provistas por DCM
con fotometrı́a que no incluye el filtro U y, por lo tanto, están afectados por degeneraciones de los parámetros fundamentales: enrojecimiento, distancia y edad;
y donde diferentes conjuntos de soluciones son igualmente aceptables dentro de
los errores observacionales. Los resultados de Carraro et al. (2005), Moitinho et
al. (2006) y Vázquez et al. (2008), en cambio, se basan en fotometrı́a UBV y
en diagramas color-color que permiten, además, soluciones únicas de enrojecimiento. Estos diagramas son independientes de la distancia y permiten separar
Cúmulos abiertos y la Galaxia
39
inmediatamente población muy joven de población más vieja y estimar de esta
manera el grado de enrojecimiento. Ası́, en cada campo observado se separaron
las estrellas que definı́an cada BP, se las analizó en el diagrama color-color y se
les asignó una edad. Esto fue posible, también, porque la fotometrı́a multibanda
permite determinaciones de tipos espectrales de estrellas tempranas, algo que
con sólo los DCM no se puede hacer.
Figura 5.
Proyección x-y, x-z e y-z de cúmulos abiertos (cı́rculos grises),
blue plumes (cı́rculos negros) y nubes de CO (cuadrados grises claros, los
tamaños son proporcionales a las masas). Los brazos galácticos según Vallée
(2005) están indicados, ası́ como el sentido de la rotación galáctica. La escala
externa marca las longitudes galácticas. El Sol está en (0, 0) en el plano x-y,
y de allı́ hasta l = 240◦ se extiende el Brazo Local. Adaptado de Vázquez et
al. (2008).
A poco de presentar esta explicación alternativa del BP, apareció la posibilidad de que éste fuera producido por blue stragglers pertenecientes a la población
de más de 109 años de la GCMa. Pero esto no era posible: si los BP fueran blue
stragglers, cómo explicar un número tan alto de estas estrellas y, además, que
estuvieran en todas partes a lo largo del TCG. Bien pronto se publicó un artı́culo
(Carraro et al. 2008) mostrando que varios CAs con blue stragglers en abundancia estaban, a su vez, proyectados contra brazos espirales. Véase en la Figura 4
a Berkeley 66 (139.◦ 43, +0.◦ 22), un cúmulo abierto del 2.◦ cuadrante galáctico.
Se ve que los supuestos blue stragglers —puntos negros en la figura— coinciden
con la posición esperable de las estrellas jóvenes del brazo de Perseo que está por
detrás. Con esto último en mente, se concluyó que el BP que se ve en el TCG
corresponde a población estelar difusa ubicada en el Brazo de Norma-Cygnus y,
eventualmente, la que se halla entre éste y Perseo.
40
R. A. Vázquez
4. Resultados y conclusiones
La Figura 5 (cuadro principal, proyección x-y) condensa el resultado de varios
trabajos (ver Vázquez et al. 2008) donde se representan nubes de CO (cuadrados
grises), CAs de menos de 100 milones de años (cı́rculos grises) y distancias promedio de los BP detectados en la muestra analizada (cı́rculos negros). Es simple
visualizar la traza del brazo de Norma-Cygnus definido mayoritariamente por
BP (es decir población azul difusa) y algunos pocos CAs a l = 210◦ –220◦ . El
brazo de Perseo continua indefinido, aunque a 270◦ el CO parece concentrarse
sobre su posible traza. Tal vez lo más impactante es que a 240◦ hay un gran
camino de CAs y nubes de CO que parten desde el Sol, cruzan Perseo y terminan en el brazo de Norma-Cygnus. Indudablemente todo es el Brazo Local.
Por otra parte, tanto el panel inferior (proyección x-z ) como el panel lateral izquierdo (proyección y-z ) muestran claramente la torsión del plano. Los BP más
lejanos reflejan el warp, exactamente en la misma posición del warp en HI. Más
interesante aún es que la extensión del Brazo Local en el TCG, pasando Perseo,
coincide con la posición en donde se supone está el core de la GCMa. En nuestra
interpretación y con las evidencia acumulada, la GCMa deviene abstracta en
los términos expuestos por sus proponentes; es decir, las razones esgrimidas no
se corresponden con una galaxia acretada. En cambio, la argumentación dada
en Vázquez et al. (2008) coincide muy bien con las trazas esperadas de brazos
espirales en el TCG y la correspondiente presencia del warp.
Agradecimientos. A los organizadores de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar por su gentil invitación y la hospitalidad que me brindaran.
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Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
INFORME INVITADO – INVITED REVIEW
Enanas marrones y objetos de masas planetarias en
regiones de formación estelar
Mercedes Gómez
Observatorio Astronómico, Universidad Nacional de Córdoba,
Argentina
Abstract. In this contribution we present the properties of substellar mass objects and discuss the different formation mechanisms of
brown dwarfs. In particular we analyze the so-called T Tauri formation mode, with disks and jets, and its implications for the existence of
planetary systems associated with subestellar mass objects or brown
dwarfs. We also briefly discuss the properties of “planemos” (planetary
mass objects). Finally we consider the contribution of these objects to
the Initial Mass Function (IMF). Although brown dwarfs and planetary mass objects seem to be as common as stars in the Galaxy, their
precise contribution to the IMF still remains uncertain.
1. Enanas marrones: Definición
Las enanas marrones son objetos que poseen masas intermedias entre las estrellas y los planetas. El lı́mite inferior está estimado en 13 veces la masa de
Júpiter (MJup ) y corresponde al lı́mite de combustión del deuterio o, expresado
de otra manera, al objeto de menor masa que, en algún momento de su evolución, puede alcanzar en su interior una temperatura de 0.5 × 106 K, necesaria
para quemar el deuterio. El lı́mite superior está determinado por el lı́mite de
combustión del hidrógeno (para una T = 3 × 106 K) y corresponde a 80 MJup
(o 0.08 M⊙ ). Objetos con masas menores que 13 MJup no producen la fusión
de ningún elemento en su interior y, por lo tanto, corresponden a los planetas.
Objetos con masas entre 13 y 80 MJup1 pueden, en forma transitoria, quemar
elementos como el deuterio o el litio (el cual requiere T = 2.5 × 106 K para fusionarse). La quema o fusión del Li se produce para enanas marrones con masas
> 65 MJup (Baraffe et al. 2002, 2003). La Figura 1, adaptada del trabajo de
Chabrier & Baraffe (2000), muestra la evolución de la temperatura central de
objetos con masas entre 0.012 y 0.3 M⊙ (12 y 300 MJup ) en función de la edad.
Las lı́neas horizontales indican las temperaturas de combustión del deuterio, litio e hidrógeno, respectivamente. Una enana marrón es entonces un objeto que
no alcanza una temperatura central lo suficientemente elevada para producir la
fusión nuclear del hidrógeno en forma sostenida.
El llamado “test” del litio (Rebolo et al. 1992) suele emplearse para determinar
la naturaleza subestelar de un objeto. Sin embargo, esta prueba no es perfecta.
Las enanas marrones presentan interiores convectivos, por lo cual se produce un
buen mezclado del material que las compone. En el caso de las enanas marrones
1
Estos lı́mites corresponden a objetos con metalicidad solar (ver, por ejemplo, Burrows et al.
1997).
42
Objetos subestelares en regiones de formación estelar
43
Figura 1.
Evolución de la temperatura central con la edad de objetos con
masas entre 0.012 y 0.3 M⊙ (12 y 300 MJup ). Las lı́neas horizontales indican
las temperaturas de combustión del deuterio (T = 0.5 × 106 K), litio (T =
2.5 × 106 K) e hidrógeno (T = 3 × 106 K), respectivamente. Figura adaptada
del trabajo de Chabrier & Baraffe (2000).
con masas > 65 MJup , las corrientes convectivas ponen el material en contacto
con la región nuclear donde, como se dijo, se alcanzan temperaturas de ∼ 2.5 ×
106 K, suficientes para quemar el Li. Por lo tanto, las enanas marrones con
masas entre 65 y 80 MJup no evidencian litio en sus espectros y, sin embargo,
son de naturaleza subestelar. Otra dificultad es que las estrellas de pre-secuencia
principal de masa solar, las llamadas estrellas T Tauri, muestran la lı́nea del Li
en sus espectros como consecuencia de su corta edad (1–10 × 106 años). En este
caso, las corrientes convectivas no han tenido tiempo suficiente para destruir el
contenido de Li de las atmósferas de estos objetos.
Los radios de las enanas marrones prácticamente no difieren del radio de
Júpiter, y varı́an en sólo un 15 % en todo el rango de masas. Por ello son objetos
muy densos, ya que en un volumen similar al de Júpiter deben contener hasta
80 veces más masa. En el caso de las estrellas normales, la condición de equilibrio
hidrostático hace que el radio resulte proporcional a la masa (R ∝ M ). Para
las enanas marrones, la presión es tan elevada2 que es el gas degenerado de
electrones el que soporta el colapso del objeto central. En este caso se cumple
que R ∝ M −1/3 . Cuanto más masa tiene el objeto central, menor es su tamaño.
En la literatura suele mencionarse que las enanas marrones se diferencian
de los planetas por su mecanismo de formación. Mientras que las enanas marrones se formarı́an como las estrellas con un disco, los planetas se formarı́an
del material del disco que rodea a una estrella o, eventualmente, a una enana
marrón. Sin embargo, como veremos en la Sección 3, el escenario de formación
2
La presión central en las enanas marrones se estima en ∼ 1030 dyn/cm2 , en tanto que para el
Sol la misma se calcula en ∼ 3.4 × 1017 dyn/cm2 .
44
M. Gómez
de las enanas marrones tipo estrellas T Tauri (con discos circunestelares), no es
el único propuesto.
2. Tipos espectrales L, T e Y
Desde la identificación de la primera enana marrón, Gliese 229b (Nakajima
1995, Geballe et al. 1996), y gracias a relevamientos en el infrarrojo cercano tales
como Denis3 y 2MASS4 , ha sido posible detectar algunos centenares de fuentes
muy rojas, en general sin contrapartes ópticas, candidatas a enanas marrones.
Espectros de las mismas, principalmente en el infrarrojo cercano, indicaban caracterı́sticas espectroscópicas muy diferentes de las de los conocidos tipos espectrales de Harvard (Kirpatrick 2005). Por este motivo fue necesario introducir dos
nuevos tipos espectrales, L y T, que presentan las siguientes caracterı́sticas. En
los tipos espectrales L predomina la presencia de los hidruros-metálicos (CaH,
CrH, FeH, etc.), los metales alcalinos (Li I, Na I, K I, Ca I, Rb I, Cs I, Fr I) y el
vapor de agua. A partir de los tipos intermedios (L5), desaparecen las bandas del
TiO, que caracterizan a los tipos espectrales M. Poseen temperaturas efectivas
< 2300 K.
En los tipos T, las bandas moleculares de metano (CH4 ) y de agua (H2 O) son
las caracterı́sticas espectrales principales, además de lı́neas de metales alcalinos
(Na I, K I, Cs I). Estos objetos poseen temperaturas < 1500 K. Las Figuras 2
y 3, adaptadas del trabajo de Kirkpatric (2005), muestran espectros en el rango
óptico e infrarrojo de enanas marrones de tipos L y T. Finalmente, los modelos
teóricos predicen la existencia de enanas de tipo Y, cuya caracterı́stica espectral
dominante serı́a la molécula del amonı́aco (NH3 ) (ver, por ejemplo, Burrows et
al. 2003), y tendrı́an temperaturas efectivas < 600 K. Sin embargo, al presente
no se dispone de ningún candidato confirmado (ver, por ejemplo, Delorme et
al. 2008, Luhman et al. 2011). Resulta también interesante mencionar que los
tipos más tardı́os presentan caracterı́sticas comunes con los espectros de algunos
planetas extrasolares gigantes (ver, por ejemplo, Searge & Demins 2010).
Las temperaturas o tipos espectrales de las enanas marrones dependen fuertemente de la edad. Por ejemplo, un objeto con una masa de ∼ 60 MJup es una
enana de tipo espectral M hasta que alcanza una edad de ∼ 109 años, luego entre 1 y 2.5 × 109 años es una enana de tipo L. Finalmente se transforma en una
enana de tipo T para edades mayores que 2.5 × 109 años. Debido a esto resulta
conveniente mencionar que sólo algunas enanas de tipo espectral M son enanas
marrones, y que no todas las enanas de tipo espectral L son enanas marrones.
Sin embargo, todas las enanas de tipo espectral T son enanas marrones.
3. Mecanismos de formación de las enanas marrones
En la literatura existen dos mecanismos propuestos para la formación de las
enanas marrones. Uno de ellos establece que las enanas marrones son embriones
que resultan prematuramente eyectados de sus núcleos pre-estelares (ver, por
3
Deep Near Infrared Survey of the Southern Sky.
4
The Two Micron All Sky Survey.
Objetos subestelares en regiones de formación estelar
Figura 2.
Espectros ópticos de enanas marrones de tipos espectrales L y T.
Figura adaptada del trabajo de Kirkpatric (2005).
Figura 3.
Espectros infrarrojos de enanas marrones de tipos espectrales
L y T. Figura adaptada del trabajo de Kirkpatric (2005).
45
46
M. Gómez
ejemplo, Reipurth & Clarke 2001, Bate et al. 2002), o bien que se originan por
fragmentación o inestabilidades gravitacionales en discos circunestelares (Boss
2001, 2004). El otro escenario postula que las enanas marrones se forman de
manera homóloga a las estrellas, en particular a las de baja masa o estrellas de
tipo T Tauri (ver, por ejemplo, Muench et al. 2001, Natta et al. 2002, Luhman
et al. 2005).
Si bien al presente no es posible descartar completamente el mecanismo de
los embriones eyectados, la formación tipo T Tauri es la que ha recibido mayor
apoyo desde el punto de vista observacional. Alrededor de la mitad de las enanas
marrones jóvenes presentan excesos de color en el infrarrojo cercano atribuibles
a la presencia de discos, porcentaje similar al de las estrellas T Tauri (Jayawardhana et al. 2003). Estos discos son proporcionalmente menos masivos que los
asociados con las estrellas T Tauri; sin embargo, contienen suficiente masa como
para formar planetas (Scholz et al. 2006). La Figura 4, adaptada del trabajo de
Pascucci et al. (2003), muestra la distribución espectral de energı́a (SED) de la
enana marrón joven CFHT-BD-Tau 4, en la nube molecular de Taurus, la cual
evidencia excesos de color, más allá de la contribución fotosférica. Estos excesos
son modelados con discos circunestelares de distintas caracterı́sticas.
Adicionalmente las enanas marrones jóvenes evidencian una serie de propiedades espectroscópicas (tales como Hα, Ca II, O I, He I en emisión) que indican
la existencia de fases de acreción de masa del disco al objeto central, similar a lo
que ocurre con las estrellas T Tauri clásicas (CTTS). La tasa de acreción depende fuertemente de la masa (Macc ∝ M 2 ; Muzerolle et al. 2005, Mohanty et al.
2005). Valores tı́picos de la tasa de accreción para las enanas marrones jóvenes
son de 10−12 a 10−10 M⊙ /año, en tanto que para las CTTS son del orden de
10−9 a 10−7 M⊙ /año (Gullbring et al. 1998).
Figura 4. Distribución espectral de energı́a (SED) de CFHT-BD-Tau 4. La
lı́nea de trazos corresponde a un modelo de disco plano, y la lı́nea continua a
un disco curvo con un borde interno ensanchado. Los puntos corresponden al
modelo de Allard et al. (1999) para una edad de 1×106 años y una temperatura
efectiva < 3000 K. Figura adaptada del trabajo de Pascucci et al. (2003).
Objetos subestelares en regiones de formación estelar
47
Además de la acreción del material del disco, las estrellas T Tauri o, más
precisamente, los objetos de clase I (con edades de 105 años, Lada 1987) están
asociados con eventos de eyección del tipo de los flujos bipolares moleculares
(detectables en radio), o jets estelares u objetos HH (observados en el óptico).
La verificación de la ocurrencia de jets y/u objetos del tipo HH en las enanas
marrones serı́a necesaria a los fines de establecer la analogı́a entre la formación de
ambos grupos. Los flujos bipolares asociados con las enanas marrones resultarı́an
correspondientemente menos energéticos y, por lo tanto, más difı́ciles de detectar
que aquellos asociados con las estrellas T Tauri. Las primeras evidencias de la
presencia de jets en enanas marrones fueron obtenidas por Whelan et al. (2005).
Algunos trabajos más recientes han permitido confirmar la presencia de estos
flujos en, al menos, tres enanas marrones jóvenes (LS-RCrA 1, ISO-Oph 102 y
MHO 5), en las regiones de Corona Australis, ρ Ophiuchi y Taurus (Whelan et al.
2009, Phan-Bao et al. 2008, 2011). Detecciones adicionales en un futuro próximo
permitirán realizar una comparación más significativa entre la ocurrencia de
estos eventos en las estrellas T Tauri y las enanas marrones jóvenes.
4. Los planetas libres
Los planetas libres, también llamados “planemos” (del inglés planetary mass
objects), son objetos de masas planetarias (i.e., < 13 MJup ) que flotan libremente
en el espacio y, a diferencia de los planetas “tradicionales”, no orbitan alrededor
de ningún objeto central. Algunas decenas de estos objetos han sido detectadas
en el cúmulo joven σ Orionis mediante relevamientos fotométricos profundos de
la región, que han permitido extender la secuencia fotométrica del cúmulo dentro
del régimen de las masas planetarias (Zapatero Osorio et al. 2000, Caballero et
al. 2007, Bihain et al. 2009, Peña Ramı́rez et al. 2011). La Figura 5, tomada del
trabajo de Zapatero Osorio et al. (2000), muestra la identificación de este tipo
de objetos mediante diagramas color-magnitud I vs. I − J e I vs. I − K.
Relevamientos similares han sido llevados a cabo en otras regiones de formación estelar tales como Orión (Lucas & Roche 2000), IC 348 (Najita et al.
2000), Taurus (Quanz et al. 2010) y ρ Ophiuchi (Marsh et al. 2010), detectando
nuevos candidatos a planetas libres. Recientemente, mediante la técnica de las
lentes gravitacionales, Sumi et al. (2011) han reportado la detección de alrededor
de 10 planetas libres con tamaños del orden del planeta Júpiter en la dirección
del Bulbo Galáctico. Estos autores estiman que los planetas libres superarı́an al
número de estrellas en la Galaxia en un factor ∼ 2.
5. La Función Inicial de Masa
La detección de enanas marrones y de planetas libres ha llevado a considerar cuál es la contribución real de estos objetos a la llamada Función Inicial
de Masa (IMF, del inglés Initial Mass Function), es decir al número de estrellas por unidad de volumen, por intervalo logarı́tmico de masa (ξ(log(m)) =
d(N/V )/d log(m)). Salpeter (1955) encuentra que la IMF puede ser representada por una única ley de potencias de la forma ξ(log(m)) ∼ m−1.35 . En otras
palabras, Salpeter determina un ı́ndice espectral único en un amplio rango de
masas, entre 0.4 y 10 M⊙ .
48
M. Gómez
Figura 5. Diagramas color-magnitud I vs. I − J e I vs. I − K del cúmulo
joven σ Orionis. Con lı́nea continua y lı́nea de trazos se indica la isócrona de
5 × 106 años, obtenida de los modelos de Baraffe et al. (1998) y Chabrier et
al. (2000). La lı́nea de puntos corresponde al modelo de Burrows et al. (1997).
En el lado derecho del panel izquierdo se indican las masas para edades de 1 y
5 × 106 años. En el caso del panel derecho se muestran las correspondientes
masas para 5 × 106 años. Figura adaptada del trabajo de Zapatero Osorio et
al. (2000).
Determinaciones más recientes indican la existencia de varios quiebres en
la ley de potencias (ver, por ejemplo, Miller & Scalo 1979, Scalo 1986). En
particular, la IMF más ampliamente empleada en la actualidad es la de Kroupa
(2002) y Kroupa & Boily (2002), en la cual se ajustan leyes de potencias con
distintos exponentes en cada rango de masas. Sin embargo, a grandes rasgos
se puede aceptar que la IMF reproduce la pendiente de Salpeter desde el lı́mite
superior de masas (alrededor de 100 M⊙ ) hasta una masa solar, donde se produce
un quiebre y un crecimiento más moderado con relación a la IMF de Salpeter.
El comportamiento de la IMF para masas menores que 0.1 M⊙ resulta muy
incierto al presente. En algunos casos se habla de un aplanamiento de la IMF en
el rango subestelar. En otros de la presencia de un nuevo quiebre, lo cual indica
un número menor de enanas marrones que de estrellas con masas en el rango
subsolar.
Con el objetivo de indagar sobre el comportamiento de la IMF en el régimen de masas subestelares, se han empleado nubes moleculares cercanas con
formación estelar o protocúmulos embebidos o incrustados, los que resultan laboratorios ideales para la determinación de la IMF por diversos motivos. Uno
de ellos es que las estrellas asociadas se originan del mismo gas y, por lo tanto,
comparten la misma herencia genética. Al tratarse de regiones jóvenes, cualquier efecto evolutivo es, en general, mı́nimo. Esto no ocurre en la Vecindad
Solar, motivo por el cual los trabajos antes mencionados deben tener especialmente en cuenta este efecto a la hora de estimar la contribución real de estrellas
de diversas masas a la IMF.
Objetos subestelares en regiones de formación estelar
49
Existen dos formas para determinar la IMF de una dada región de formación
estelar. La primera es empleando un diagrama HR con las trayectorias evolutivas e isócronas de pre-secuencia principal provistas por algún modelo (ver, por
ejemplo, Chabrier & Baraffe 2000, Baraffe et al. 2002). Para ubicar a los objetos
en el mencionado diagrama es necesario disponer de la luminosidad bolométrica
y la temperatura efectiva de cada uno de ellos. El modelo empleado proporciona
la masa y edad de cada objeto. A partir de estos datos se construye la IMF del
cúmulo o región en estudio. El segundo procedimiento consiste en construir la
IMF a partir de la Función de Luminosidad en la banda K (ver, por ejemplo,
Muench et al. 2002, Lada & Lada 2003).
En la literatura pueden encontrarse numerosos intentos para determinar la
IMF de distintas regiones de formación estelar y/o protocúmulos (ver, por ejemplo, Luhman et al. 2007). A grandes rasgos, como ocurre con el caso de la IMF
de Kroupa (2002) y Kroupa & Boily (2002), podemos hablar de un comportamiento similar al predicho para la IMF de Salpeter hasta el rango de las masas
solares, donde se produce un quiebre y un crecimiento mucho más moderado o
aplanamiento hasta el lı́mite de combustión del H. En general, en el rango de las
enanas marrones se evidencia un decrecimiento de la IMF. Por este motivo, el
número de objetos subestelares, si bien no es despreciable, no serı́a tan elevado
como el predicho por la extrapolación de la ley de Salpeter en este rango. La Figura 6, tomada del trabajo de Luhman et al. (2007), muestra la IMF para cuatro
regiones de formación estelar cercanas. Las incertezas en las determinaciones de
la IMF en el régimen de las enanas marrones son muy grandes. Intentar obtener
conclusiones sólidas resulta, al momento, prematuro. En particular estos resultados contrastan con el derivado por Béjar et al. (2001) para σ Orionis, donde
se predice un comportamiento creciente en el rango subestelar, y más aún en el
rango de las masas planetarias.
Figura 6. Función Inicial de Masa (IMF) para cuatro regiones de formación
estelar cercanas. La lı́nea de trazos quebrados indica la separación entre los
regı́menes estelares y subestelares. Figura adaptada del trabajo de Luhman
et al. (2007).
50
M. Gómez
6. Conclusiones
En esta contribución se ha presentado una sı́ntesis de las caracterı́sticas de
los objetos de masas subestelares y planetarias, en general, y de aquéllos en regiones de formación estelar, en particular. Se establecieron los lı́mites de masas
que separan a las enanas marrones de los planetas por un lado, y de las estrellas
por el otro. La detección de enanas marrones de campo ha hecho necesaria la
introducción de dos nuevos tipos espectrales, L y T, que extienden la secuencia
de Harvard. Se han mencionado dos escenarios principales propuestos en la literatura para la formación de las enanas marrones y se ha descrito, con algún
detalle, el escenario tipo estrella T Tauri. También se ha considerado la detección
de los llamados planemos en el cúmulo joven σ Orionis y las principales caracterı́sticas de este tipo de objetos. Finalmente se ha analizado la contribución de
estos objetos a la IMF y el problema de la pobre determinación de la misma en
el régimen subestelar y planetario.
Los objetos de masas subestelares, enanas marrones y planemos, parecerı́an
ser comunes en las regiones de formación estelar. Sin embargo, su real contribución a la IMF resulta, todavı́a, bastante incierta. Relevamientos profundos y
completos de distintas regiones de formación estelar, seguidos por observaciones
espectroscópicas de los candidatos subestelares seleccionados, son necesarios a
los fines de determinar con mayor certeza el comportamiento de la IMF en el
régimen subestelar y planetario.
Agradecimientos. A los organizadores de Las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, Javier Ahumada, Tali Palma, Celeste Parisi y Olga Pintado,
por la labor realizada.
Referencias
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103
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
INFORME INVITADO – INVITED REVIEW
Atmósferas de enanas blancas frı́as
René D. Rohrmann
Instituto de Ciencias Astronómicas, de la Tierra y del Espacio
(CONICET - UNSJ), San Juan, Argentina
Abstract. White dwarf (WD) stars are the most common end-product
of stellar evolution. Due to the high degree of electron degeneracy in
the interior of WDs, the non-degenerate outer layers and specially their
atmospheres, control the loss of energy into outer space and therefore
the cooling of these objects. Detailed atmosphere models provide the
adequate surface boundary condition for the computation of evolutionary stellar models. Furthermore, atmosphere models are necessary to
evaluate the emergent flux from the star, which is required to interpret the spectra, luminosities, and colors of observed WDs. Progress in
our understanding of cool WDs and their observational appearances is
closely related to the advances of atmosphere physics. Analysis of cool
WD atmospheres demands the use of numerical codes dealing with
radiative transfer, convection, non-ideal gas effects, pressure-induced
opacities, as well as pressure ionization, partial degeneration, and electron thermal conduction in ultracool WDs.
1. Introducción
Las enanas blancas (EBs) son la etapa final de la evolución para la vasta
mayorı́a de las estrellas que han acabado el combustible nuclear en sus interiores.
Se cree que será el destino del ∼ 97 % de las estrellas en nuestra Galaxia. La
teorı́a de evolución estelar estándar predice que una enana blanca está compuesta
por un núcleo que reúne el 99 % de la masa estelar rodeado de una envoltura
delgada de helio e hidrógeno que ha sobrevivido a la combustión nuclear y a las
fases de pérdida de masa. El interior de una EB es un núcleo estelar procesado y
electrónicamente degenerado, resultado de la fusión de elementos livianos y con
una composición que depende de la masa de la estrella original.
Estrellas de masa muy baja (<
∼ 0.8 M⊙ ) no alcanzan a quemar el helio y
derivan en una EB liviana (< 0.45 M⊙ ). La evolución aislada de sus progenitores
es tan lenta que las EBs con núcleo de He actuales en la Galaxia debieron
formarse en sistemas binarios que experimentaron procesos de transferencia de
masa. La mayorı́a de ellas se han encontrado como compañeras de pulsares de
milisegundos (van Kerkwijk et al. 2005). Estrellas de gran masa (∼ 8 M⊙ ) pueden
derivar en EBs con núcleos principalmente de oxı́geno y neón, y con masas
próximas al lı́mite de Chandrasekhar (∼ 1.2 M⊙ ), mientras que las estrellas con
masas intermedias finalizan con núcleos de carbono y oxı́geno (masa promedio
0.6 M⊙ ). La función inicial de masa, la historia de la formación estelar de la
Galaxia y los tiempos de enfriado de las EBs según su masa y composición
interna, son tales que la gran mayorı́a de las EBs actuales en nuestra Galaxia
52
Atmósferas de enanas blancas frı́as
53
tienen núcleos de C-O, un 10 % poseen núcleos de He, y un número también
reducido tiene núcleos formados por elementos más pesados (especı́ficamente,
10 % EBs con M < 0.45 M⊙ , 15 % EBs con M > 0.8 M⊙ y 75 % EBs con
M ∼ 0.6 M⊙ , Liebert et al. 2005). Los lı́mites de masa observados son 0.17 M⊙
(Bassa et al. 2006) y 1.3 M⊙ (Vennes & Kawka 2008), para EBs livianas junto
a pulsares y ultramasivas, respectivamente.
La atmósfera de una EB controla su enfriado y caracteriza su apariencia
observacional. Su estudio es clave en la interpretación de espectros y en el análisis
de las prediciones de la teorı́a evolutiva. Aquı́ nos referiremos a cuatro aspectos
básicos de las atmósferas de EBs frı́as: observaciones, la elaboración de modelos,
evolución quı́mica y el estudio de atmósferas degeneradas.
2. Detección de Enanas Blancas y propiedades observadas
Aún sin conocer su naturaleza fı́sica, a finales del siglo xix eran conocidas
tres EBs (40 Eridani B detectada en 1783, Sirio B en 1862, y Proción B en
1896). Ya reconocidas como objetos degenerados, hacia 1939 se tenı́a un registro
de 18. Este número creció con programas de búsqueda a 111 EBs en 1950 (29 de
ellas habı́an sido descubiertas desde el Observatorio de Córdoba, en Argentina).
Hasta entonces el principal método de detección era la búsqueda de estrellas
débiles con movimientos propios muy grandes. Estudios posteriores, en general
basados en identificación espectroscópica (comparación de espectros observados
y sintéticos) elevaron la cifra de EBs conocidas a 2249 en 1999 (catálogo de
McCook & Sion), en su mayorı́a dentro de ∼ 500 pc del Sol. Actualmente la
cifra se elevó a más de 10000 con la ayuda del SLOAN (Eisenstein et al. 2006),
pero se calcula que existen mil millones de EBs en la Galaxia, un cuarto de ellas
en sistemas binarios.
Aunque las EBs menos brillantes conocidas tienen casi una cienmilésima parte de la luminosidad solar (L ∼ 10−4.7 L⊙ ), al inicio de la secuencia de enfriado
pueden llegar a ser cien o mil veces más brillantes intrı́nsecamente que el Sol. Sin
embargo, la etapa de alto brillo de una EB es la más breve, y el común de las EBs
observadas se acumulan en condiciones de baja luminosidad y difı́cil detección.
Las EBs más débiles detectadas tienen magnitudes visuales absolutas MV ∼ 16
y deben estar a pocos kilopársecs para poder ser observadas. Por lo tanto, tradicionalmente se han estudiado por técnicas fotométricas y espectroscópicas las
EBs de la vecindad solar. Desde la década de 1990, se estudian en el óptico, UV,
EUV y rayos X. En los últimos años, nuevas disponibilidades observacionales
están permitiendo estudiar las EBs en cúmulos globulares distantes (Strickler et
al. 2009) y en el halo galáctico (Harris et al. 2003).
Las EBs se clasifican básicamente en seis tipos espectrales: DA, DB, DC, DZ,
DQ y DO (Tabla 1 y Fig. 1), donde la letra D designa un objeto “degenerado”.
Las EBs clase DA tienen atmósferas de hidrógeno y son las más comunes. Presentan temperaturas efectivas Teff desde ∼ 105 K hasta tan frı́as como permita
la detección de lı́neas de Balmer (Teff ∼ 5000 K). La clase DB es la segunda más
abundante y la principal de las deficientes en H. Estas EBs poseen atmósferas
ricas en helio neutro con Teff entre 30000 y 11000 K; a temperaturas más frı́as el
helio se torna invisible espectroscópicamente. EBs clase DO son muy calientes
(Teff ∼ 45000–150000 K) y muestran principalmente lı́neas del helio ionizado.
54
R. D. Rohrmann
Tabla 1.
Clases espectrales de enanas blancas, las propiedades que
las definen y las fracciones observadas en el relevamiento de Eisenstein
et al. (2006). Si se detectan rasgos secundarios se suele agregar otra letra
a la clasificación (DBQ, DBZ, DBA, etc.; por ejemplo, DAB designa a
un espectro con lı́neas de H dominantes y lı́neas débiles de helio neutro).
Clase
Caracterı́sticas
DA
DB
DO
DC
DZ
DQ
Lı́neas Balmer (He I y metales ausentes)
Lı́neas He I (H y metales ausentes)
Lı́neas He II fuertes (He I o H presente)
Espectro continuo (lı́neas < 5 % de profundidad)
Lı́neas de metales (H y He ausentes)
Rasgos del carbono (atómico o molecular)
N [ %]
86.2
7.7
3.1
1.4
1.1
0.4
Las EBs frı́as deficientes en H están agrupadas en DC, DQ y DZ. La ausencia
de rasgos espectrales en las DC lleva a suponer que poseen atmósferas de He
casi puro, ya que es el único elemento que a Teff bajas (11000 K) produce espectros prácticamente continuos debido a la absorción del He− . EBs tipo DQ
(Teff ∼ 4000–13000 K) presentan una composición superficial dominada por He
más trazas de carbono atómico o molecular. Parte de las EBs DQ debajo de
Teff ∼ 6500 K pueden transformarse en las llamadas “estrellas C2 H” (Bergeron et
al. 2001 [BLR]). Hay un subgrupo de EBs recientemente descubiertas (Dufour et
al. 2007), llamado “hot-DQ ”, con composiciones superficiales dominadas por carbono, con poco o sin H y He, y relativamente calientes (Teff ∼ 18000–24000 K).
La clase DZ reúne EBs frı́as (Teff ∼ 4000–15000) K, la mayorı́a entre 6000 y
10000 K) con trazas de elementos pesados distintos del carbono. Sus espectros
ópticos muestran lı́neas del Ca II, y en algunos casos del Mg I, Fe I y Na I; en
el UV pueden detectarse lı́neas del Mg II, Si I, Si II, Fe II (Koester et al. 2011).
Los espectros pueden además informar sobre la velocidad de rotación de las
EBs, sus posibles pulsaciones y la presencia campos magnéticos:
El ensanchamiento rotacional de lı́neas espectrales (p. ej., lı́nea K del CaII)
y la separación rotacional de frecuencias pulsacionales (Spruit 1998), indican que las EBs son muy lentos rotadores, con velocidades ecuatoriales
vE <
∼ 10 km/s (Berger et al. 2005). Surge inevitablemente la cuestión del
transporte de momento angular en la evolución estelar. Si el momento total
del núcleo de la estrella progenitora se conserva hasta la formación de la
EB, cabe esperar que las EBs tengan vE entre 15 km/s para progenitores
lentamente rotantes del tipo solar, hasta 2000 km/s para descendientes de
una estrella A0 de alta rotación. Los valores medidos son demasiado pequeños al menos para EBs originadas de estrellas A0. Aún no existe una
solución satisfactoria al transporte de momento basada en primeros principios. La viscosidad molecular ordinaria es demasiado pequeña, y otros
mecanismos tales como las turbulencias creadas por inestabilidad de arrastre (Zahn 1992), las ondas hidrodinámicas de gravedad (Talon et al. 2002)
y los torques magnéticos (Spruit 1998) no aportan respuestas concluyentes.
Atmósferas de enanas blancas frı́as
55
Figura 1. Aceleración de la gravedad superficial versus temperatura efectiva para un grupo de EBs frı́as de la vecindad solar (BLR). Se suele tomar
log g = 7 como el valor mı́nimo para designar una EB; más allá de ese umbral se ubican las subenanas muy masivas. (La versión en color de esta figura
puede apreciarse en la edición electrónica del artı́culo.)
Las pulsaciones observadas en EBs son no-radiales y se manifiestan como variaciones periódicas del brillo en los espectros óptico y UV, con
amplitudes tı́picas entre 0.004 y 0.3 magnitudes. Las EBs pueden experimentar pulsaciones en distintas épocas a lo largo de su evolución, con
perı́odos (P ) tı́picos de pocos minutos. Los grupos conocidos de EBs o
pre-EBs pulsantes son: PNNV y DOV (PG 1159, Teff = 80000–180000 K,
log g = 5.5–7.5, P = 5–100 min), V777 Her [o DBV] (DB, Teff = 22000–
29000 K, log g = 7.6–8.2, P = 2–18 min), hot-DQ [o DQV] (Teff = 19000–
22000 K, P = 4–18 min), ZZ Ceti [o DAV] (DA, Teff = 10500–12500 K,
7.8 < log g < 8.8, P = 2–23 min). La medición de oscilaciones no-radiales
permite inferir parámetros globales (Teff , gravedad superficial o masa estelar) e información de la estructura interna: perfiles de rotación, composición quı́mica, extensión de zonas convectivas, etc. (Althaus et al. 2010).
El lı́mite habitual de detección de campos magnéticos en EBs, ∼ 30 kG,
fue reducido a 1 kG con el VLT (ESO). Las mediciones más recientes
indican que un 10 % de todas las EBs poseen campos superiores a 103 kG
y un 20 % están en el régimen de 1 kG (Jordan et al. 2007). No se ha
encontrado correlación estadı́stica entre las intensidades del campo y la
rotación estelar (Schmidt & Norsworthy 1991).
3. Modelos de atmósferas y procesos fı́sicos
La atmósfera estelar es la región de una estrella de donde escapa la radiación
en forma definitiva al espacio interestelar (la envoltura de una EB comprende
una región más amplia y profunda que incluye a la atmósfera como su parte
56
R. D. Rohrmann
más externa). Gran parte de la información sintetizada en la Sección previa
proviene del uso de modelos de atmósferas. Estos aportan espectros sintéticos
cuya comparación con espectros medidos revela los parámetros básicos (Teff , g
y composición quı́mica) de las EBs observadas. Hansen (1998) mostró además
que, para evaluar correctamente los tiempos de enfriado de EBs en sus últimas
etapas, se necesita utilizar modelos realistas de atmósferas como condiciones
de contorno de las ecuaciones de la estructura estelar. Modelos evolutivos y de
atmósferas se usan conjuntamente para determinar las funciones de luminosidad
de poblaciones estelares (cúmulos, disco Galáctico) que, por comparación con las
contrapartes observadas, permiten calcular las edades de estos sistemas (p. ej.
von Hippel 2005, Garcı́a-Berro et al. 2010).
Las atmósferas de EBs frı́as se analizan con las hipótesis de equilibrios termodinámico local (ETL) e hidrostático. Los efectos no-ETL en las atmósferas
de EBs desaparecen completamente por debajo de Teff ∼ 40000 K (Dreizler &
Werner 1996), justificando el análisis ETL para EBs tipo DB, DQ, DZ, DC y en
las DA frı́as. Los modelos de atmósferas frı́as deben considerar el transporte de
energı́a por radiación y por convección. La Fig. 2 muestra las zonas convectivas
calculadas para atmósferas de H y He. La convección es un ingrediente fundamental y es causante de fuertes inestabilidades numéricas en los programas de
cálculo, razón por la cual no abundan códigos de atmósferas destinados al estudio
de EBs frı́as (Koester et al. 1979, Bergeron et al. 1995, Rohrmann et al. 2002).
En estos códigos, las ecuaciones de la estructura atmosférica son linealizadas en
términos de perturbaciones de la distribución de temperatura a lo largo de la
atmósfera. Los perfiles de presión y densidad del gas se obtienen por integración
de la ecuación de equilibrio hidrostático, y el transporte de radiación se expresa
con ecuaciones sobre los momentos de la intensidad especı́fica monocromática
y con relaciones de clausura apropiadas. Para calcular un modelo, las ecuaciones de transporte radiativo y del flujo de energı́a total (radiativo y convectivo),
linealizadas en temperatura y discretizadas sobre una grilla de profundidades
ópticas, se resuelven por un procedimiento iterativo, donde la distribución de
temperatura se corrige hasta alcanzar aquella que cumple con la conservación
del flujo de energı́a y el equilibrio hidrostático a lo largo de toda la atmósfera.
La fı́sica constitutiva del código incluye además un modelo de gas no-ideal, que
aporta ecuaciones de estado y las fuentes de la opacidad radiativa. Las abundancias relativas de especies quı́micas se calculan con el formalismo de probabilidad
ocupacional (OP) de Hummer & Mihalas (1988), que resuelve el balance quı́mico
del gas con la técnica de minimización de la energı́a libre. El método OP evalúa
para cada estado atómico j una probabilidad ocupacional wj de encontrar al
átomo en dicho estado, relativo a hallarlo en un conjunto similar de partı́culas
no-interactuantes, lo cual permite tratar la destrucción gradual de niveles atómicos por efectos de presión en forma coherente termodinámicamente. Las fuentes
de opacidad radiativa comprenden las transiciones ligado-libre y libre-libre de
átomos e iones, dispersiones electrónica y de Rayleigh por átomos y moléculas, y
los procesos de absorción inducida por colisiones (CIA). Los procesos CIA surgen
de complejos quı́micos (cuasi-moléculas) formados transitoriamente en la colisión de átomos y moléculas. Entre ellos se destacan la absorción vibro-rotacional
en el infrarrojo por encuentros H2 -H2 , que provoca el desplazamiento al azul del
espectro de EBs a medida que se enfrı́an debajo de Teff ∼ 4000 K (Fig. 3), y el
Atmósferas de enanas blancas frı́as
57
Figura 2. Al enfriarse una EB, la recombinación parcial de elementos reduce el gradiente adiabático y facilita el desarrollo de la convección. El inicio
de la convección superficial para EBs con log g = 8 ocurre en Teff ≈ 18000 K
y ≈ 60000 K para atmósferas de hidrógeno y helio, respectivamente. Al disminuir Teff , las zonas convectivas crecen hacia el interior estelar y pueden
alcanzar las regiones degeneradas. (La versión en color de esta figura puede
apreciarse en la edición electrónica del artı́culo.)
ensanchamiento del ala roja de Lyα por colisiones H-H y H-H2 que dominan la
opacidad en altas frecuencias (Kowalski & Saumon 2006, Rohrmann et al. 2011).
4. Evolución quı́mica de las atmósferas de EBs
Un número de evidencias señala que la composición superficial de EBs aisladas puede cambiar a medida que se enfrı́an. El mecanismo principal es la difusión
de los elementos más pesados hacia capas profundas por decantamiento gravitacional, que posee escalas de tiempo más cortas que las escalas evolutivas de las
EBs. Si la difusión es un proceso dominante, la atmósfera se estratifica quı́micamente. Los mecanismos que pueden competir con la segregación de elementos
son: la convección, turbulencias debidas a circulaciones meridionales, los campos
magnéticos, episodios de pérdida de masa, la presión de radiación, y la acreción
de material interestelar. El mezclado por convección es tan eficiente que toda
zona convectiva es quı́micamente homogénea. La rotación estelar induce sobre la
estrella movimientos en gran escala y un estado de rotación diferencial a lo largo
del eje de simetrı́a junto con corrientes en planos meridionales. Cabe imaginar
que las corrientes meridionales en EB rotantes pueden impedir la separación de
elementos en sus atmósferas. Pero estudios de Tassoul & Tassoul (1983) para
EB no-magnéticas muestran que las velocidades de circulación meridional en las
atmósferas de EB rotantes (Fig. 4) son, en todos los casos de interés, inferiores
a 10−10 cm/s y, por lo tanto, mucho menores que la velocidades de difusión tı́picas (p. ej., para el helio vd ≈ 8 × 10−3 cm/s). Por lo tanto, las corrientes de
circulación no tendrı́an incidencia en el perfil quı́mico de una EB.
58
R. D. Rohrmann
Figura 3.
Izq.: Flujo emitido Hλ [erg/(cm2 s Å)] y fuentes de opacidad
−1
χ(cm ) en τRosseland = 1 para una EB clase DA (Teff = 3000 K, log g = 8).
Der.: Diagramas color-color de modelos con (lı́neas continuas) y sin (lı́neas
punteadas) procesos H-H y H-H2 en Lyα para EBs DA en log g = 7, 7.5, 8
y 8.5 (de arriba hacia abajo). La tendencia al azul a bajas Teff (valores en
el dibujo) se debe a procesos CIA H2 -H2 . (La versión en color de esta figura
puede apreciarse en la edición electrónica del artı́culo.)
Figura 4. Circulación meridional (izq.) y curvas de velocidad angular constante (der.) en EBs (0.8 M⊙ ). Tomado de Tassoul & Tassoul (1983).
La segregación quı́mica y algunos de los procesos que se oponen a ella pueden
ser responsables de la formación de las distintas clases espectrales de EBs. Una
sı́ntesis del esquema de formación más aceptado actualmente es el siguiente. Debido a la enorme pérdida de masa en el extremo caliente de la Rama Asintótica
Gigante (“AGB”), los progenitores de EBs pierden parte de sus envolturas formando nebulosas planetarias. La evolución de objetos post-AGB se separa en
secuencias de EBs con atmósferas ricas en H y deficientes en H en una proporción aproximada de cuatro a uno. Se considera que las EBs ricas en H se enfrı́an
recorriendo la clase DA en su amplio rango de Teff . Se calcula además que la
mayorı́a de las EBs deficientes en H son el resultado de episodios de renaci-
Atmósferas de enanas blancas frı́as
59
miento (“born-again”). Éstos consisten en un pulso térmico muy tardı́o (VLTP)
procedente de la fusión de helio en la fase temprana del enfriamiento de una
EB, después que la fusión de H ha cesado (Althaus et al. 2009). Al comienzo del
pulso térmico, gran parte del H residual en la envoltura es arrastrado al interior
por convección y quemado completamente. La estrella, luego de su retorno a la
región AGB y a la fase de nebulosa planetaria, se enfrı́a definitivamente como
una EB con una envoltura rica en He y contaminada por productos de su fusión
(C y O).
Las estrellas de clase PG 1159, llamadas ası́ por la estrella prototipo PG 1159035 encontrada en el relevamiento Palomar-Green (Green et al. 1986), son objetos deficientes en H y se consideran en transición entre las post-AGB más calientes y la fase de EB. Sus espectros presentan fuertes lı́neas de He+ contaminados
por C y O altamente ionizados en una proporción más alta (NC,O /NHe ∼ 10 %)
que en las DO (< 1 %). En un diagrama de Hertzsprung-Russell (HR), la región PG 1159 se superpone con las EBs DO, lo que lleva a suponer que las
DO proceden de las PG 1159 por acción del decantamiento gravitacional de elementos pesados (Dreizler & Werner 1996). El conjunto de EBs ricas en helio
comprende las clases DO (Teff >
∼ 45000 K), DB (11000 <
∼ Teff <
∼ 30000 K) y DC
(Teff <
11000).
La
secuencia
está
claramente
interrumpida
en
lo que se conoce
∼
+
como el “DB-gap”. Debajo de Teff = 40000 K las lı́neas del He en una atmósfera
de helio desaparecen y la estrella deberı́a clasificarse como DB, pero éstas no se
observan sino hasta Teff ∼ 30000 K. El DB-gap coincide con la región de Teff
donde la cima de la zona convectiva formada por recombinación del He++ retrocede al interior (Fig. 2). Se especula que esto facilita la formación por difusión
de una delgada capa de H que oculta al He subyacente transformando a la EB
en tipo DA, la cual se convierte en DB cuando, por enfriamiento, la convección
retorna a la superficie por recombinación del He+ .
Se acepta, en general, que el carbono presente en las atmósferas de EBs clase
DQ se origina cuando la zona convectiva de la envoltura de helio de EBs clase
DB se hace profunda y alcanza al núcleo rico en carbono, arrastrando parte del
mismo a la superficie (Pelletier et al. 1986). Los elementos más pesados que el
carbono que se observan en las estrellas DZ no pueden ser primordiales (con
origen en la estrella progenitora) porque el tiempo de difusión (tD ) es mucho
menor que el tiempo de enfriado (tE ) de una EB (p. ej., en Teff = 7800 K,
tE ≈ 2 × 109 años y tD ≈ 106 años, Provencal et al. 2002), y la opción de
dragado convectivo no funciona aquı́. Se requiere de mecanismos extrı́nsecos.
La explicación convencional es la acreción de materia interestelar y su difusión
hacia el interior estelar. Un modelo teórico de dos fases predice una tasa de
acreción lenta (∼ 5 × 10−20 M⊙ /año) la mayor parte del tiempo, y más intensa
(∼ 10−15 M⊙ /año) durante pasajes raros y cortos a través de nubes interestelares densas (Dupuis et al. 1993). La hipótesis de acreción interestelar para
estrellas DZ tiene un número de problemas, de los que los más desconcertantes
son: (i) la ausencia de nubes interestelares densas en las inmediaciones del Sol,
(ii) la difusión deberı́a borrar los efectos de tales pasajes en 106 años (Wolff et
al. 2002) y, por último, (iii) no explica en muchos casos un déficit de hidrógeno
en el material acretado (Farihi et al. 2010), que por ser el elemento más liviano
deberı́a acumularse por difusión en la superficie estelar, pero sin embargo se
observa raramente en estrellas DZ. Como alternativa, Farihi et al. (2010) han
60
R. D. Rohrmann
sugerido la acreción de polvo proveniente del desmenuzamiento por fuerzas tidales de material rocoso que circunda a la EB. Esta idea ha sido respaldada por
el descubrimiento de excesos infrarrojos procedentes de polvo circunestelar en
algunas EBs (Jura 2006).
5. Atmósferas de enanas blancas ultra-frı́as
EBs por debajo de Teff = 4000 K se consideran ultra-frı́as. Las atmósferas de
H se mantienen no-degeneradas por encima de Teff ≈ 1500 K, pero las de helio
se degeneran si Teff cae debajo de ∼ 4000 K (Böhm et al. 1977). Para evaluar
modelos tan frı́os es necesario disponer de ecuaciones de estado de fluidos que
consideren el fenómeno de ionización/disociación por presión. Éste consiste en
la destrucción de estados internos de átomos y moléculas por interacciones entre
las partı́culas, con el traslado de los electrones ligados al continuo de energı́a. La
ionización por presión (IP) se produce en condiciones que separan la región de
baja densidad, donde el fluido se comporta como un gas ideal o con efectos noideales débiles, de la región de alta densidad donde la degeneración electrónica
es muy alta o completa. Los experimentos sobre fluidos de H y He no alcanzan
estas condiciones, de manera que los modelos que se han elaborado para estas
sustancias están pobremente respaldados y presentan grandes discrepancias entre sı́ (Saumon & Chabrier 1992, Kowalski et al. 2007), p. ej., en las densidades
predichas para la IP (∼ 0.1–10 g/cm3 ). Los modelos más usados se dividen en
aquellos basados en la técnica de minimización de la energı́a libre (MEL) y los
modelos de plasma (como el de Thomas-Fermi, TF). El método MEL pertenece a la “representación quı́mica” y permite tratar muchas especies quı́micas
con sus estados internos de energı́a. Es versátil pero válido en densidades bajas
3
(ρ <
∼ 0.1 g/cm ), ya que considera a los átomos y a las moléculas como entidades
preestablecidas y éstos pierden su identidad a densidades donde ocurre la IP. Los
3
modelos de plasma se adoptan para densidades altas (ρ >
∼ 10 g/cm ), describen
fluidos completamente ionizados y corresponden a la “representación fı́sica”, ya
que consideran el problema estadı́stico-cuántico completo para un fluido de partı́culas fundamentales (electrones y núcleos). Todos los modelos de plasma tienen
al TF como lı́mite para valores altos de energı́a Coulombiana respecto a la térmica. Debido a que ambos tipos de modelos, MEL y de plasma, son inadecuados
3
en la región de IP (0.1 <
∼ρ<
∼ 10 g/cm ), se utiliza allı́ generalmente una interpolación entre ambas aproximaciones. Es evidente que el estudio de atmósferas
degeneradas está en una etapa preliminar (Böhm et al. 1977, Kapranidis 1983,
Bergeron et al. 1995). En efecto, el desarrollo de modelos de atmósferas para
EBs ultra-frı́as es extremadamente complejo, ya que debe considerar el transporte de energı́a por radiación, convección y conducción en un medio gaseoso
parcialmente degenerado, parcialmente ionizado y fuertemente no-ideal.
6. Conclusiones
El estudio de atmósferas de EBs es fundamental en la interpretación de datos
observacionales y representa el nexo con la teorı́a de evolución estelar y el análisis de sus predicciones. Los espectros observados de EBs muestran un diseño
complejo en la formación y evolución quı́mica de sus atmósferas, en el que inter-
Atmósferas de enanas blancas frı́as
61
vienen procesos de difusión, acreción, convección y pérdida de masa. Al presente,
este diseño no se comprende en todos sus detalles. Aunque se han hecho grandes
progresos en la elaboración de modelos de atmósferas de EBs frı́as, las observaciones modernas están permitiendo escudriñar el extremo ultra-frı́o Teff < 4000 K,
donde considerables esfuerzos aún deben realizarse para comprender la fı́sica de
fluidos fuertemente no-ideales y parcialmente degenerados.
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Zahn, J. P. 1992, A&A, 265, 115
Contribuciones orales
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN ORAL – ORAL COMMUNICATION
Aplicación del sistema de clasificación BCD a
estrellas B en NCG 4755
Yael Aidelman1,2 , Lidia Cidale1,2 y Jean Zorec3
(1) Facultad de Ciencias Astronómicas y Geofı́sicas, Universidad
Nacional de La Plata, Argentina
(2) Instituto de Astrofı́sica de La Plata (CCT - La Plata, CONICET
- UNLP), Argentina
(3) Institut d’Astrophysique de Paris, UMR 7095 CNRS - Université
Pierre et Marie Curie, Parı́s, Francia
Abstract. We have applied the BCD spectrophotometric classification system to B-type stars belonging to the open cluster NGC 4755.
We have determined their fundamental parameters, which helped to
estimate the distance modulus, color excess, and age of the cluster.
1. Introducción
El estudio de los cúmulos abiertos galácticos es de gran interés en varios
aspectos astrofı́sicos: los cúmulos abiertos jóvenes proveen información sobre los
procesos de formación estelar más recientes y son objetos clave para analizar
cuestiones de estructura galáctica, en tanto que los cúmulos abiertos viejos y de
edad intermedia juegan un papel importante en el estudio de la correlación entre
las teorı́as de evolución estelar y galáctica. Las distancias, edades y contenidos
estelares de los cúmulos abiertos brindan información sobre la historia de la
formación de las estrellas y sobre la estructura y la evolución de la Galaxia.
Por otro lado, en muchos de estos sistemas estelares se encuentran estrellas
con lı́neas en emisión. Este hecho resalta la importancia del estudio de estos
cúmulos ya que, por las caracterı́sticas mencionadas anteriormente, constituyen
el escenario perfecto para estudiar la formación y evolución de estos objetos.
Sin embargo, el estudio fotométrico de cúmulos galácticos jóvenes conduce,
en ocasiones, a resultados controvertidos en lo referente a la estimación de sus
módulos de distancia y a la determinación de la pertenencia de las estrellas a
dichos sistemas estelares. Algunas causas posibles de estas discrepancias son la
superposición de varias estructuras estelares en la dirección de la visual, y la
presencia de extinción interestelar generalmente no homogénea.
Tomando como punto de partida nuestro estudio previo de los cúmulos abiertos NGC 3766, NGC 6087 y NGC 2439 (Aidelman et al. 2010), hemos desarrollado un código para agilizar el sistema de clasificación espectrofotométrico
BCD (Barbier & Chalonge 1941, Chalonge & Divan 1952), con el cual obtuvimos
distancia, edad y parámetros fundamentales de las estrellas B pertenecientes al
′
cúmulo NGC 4755 (α = 12h 50.m 6, δ = −60◦ 04 ). Además, con este método se intentarán mejorar las posiciones en el diagrama HR de las estrellas con fenómeno
Be en cúmulos abiertos y ası́ poder determinar sus estados evolutivos.
En esta primera etapa nos dedicamos a contrastar los resultados del método BCD con los obtenidos tradicionalmente empleando métodos fotométricos.
65
66
Y. Aidelman, L. Cidale y J. Zorec
Para ello utilizamos espectros de baja resolución de 17 estrellas pertenecientes
a NGC 4755 en el rango 3500–4600 Å adquiridos en junio de 2003, utilizando
el espectrógrafo B&C adosado al telescopio de 2.15 m de CASLEO, San Juan,
Argentina.
2. Metodologı́a
Barbier & Chalonge (1941) desarrollaron un sistema de clasificación espectrofotométrico basado únicamente en el estudio de la radiación de continuo en
la vecindad de la discontinuidad de Balmer. Utiliza los siguientes parámetros:
1) La intensidad del salto D se calcula como
D = log(F3700+ /F3700− ),
(1)
donde F3700+ es el valor del flujo acercándose por derecha a la vertical en λ =
3700 Å, extrapolando la recta que ajusta al continuo de Paschen, y F3700− es el
flujo del continuo de Balmer acercándose por izquierda a λ = 3700 Å (Figura 1).
Figura 1.
Parámetros del salto de Balmer (tomado de Zorec et al. 2009).
2) La posición espectral media λ1 , que usualmente está dada como la diferencia λ1 − 3700 Å; y 3) el gradiente de color Φ, un parámetro adicional que
se define como
# "
1
λ5a Fλa
1
/
Φ = ln 5
,
(2)
−
λa λb
λb Fλb
y que se supone constante entre las longitudes de onda λa y λb , para una dada
distribución de energı́a estelar Fλ (Allen 1976). El gradiente de color Φuv , dado
en µm, se define para la región espectral 3200–3700 Å, y el gradiente de Paschen
en sus dos versiones, Φb ó Φrb , se define para las regiones espectrales 4000–4800 Å
y 4000–6700 Å, respectivamente. Los gradientes de color Φb y Φrb (expresados
en µm) pueden escribirse como función del color (B − V ) del sistema fotométrico
UBV (Moujtahid et al. 1998). La relación entre el exceso de color y el gradiente
de color debidos al enrojecimiento interestelar puede expresarse
AV = 3.1 × E(B − V ) = 1.7 × (Φrb − Φ0rb ) = 1.9 × (Φb − Φ0b ) mag,
(3)
67
Clasificación BCD de estrellas B en NGC 4755
donde Φ0rb y Φ0b son los gradientes de color intrı́nsecos (Chalonge & Divan 1973).
Se encuentra que D es un fuerte indicador de la temperatura efectiva, mientras
que λ1 está relacionado con la gravedad superficial de la estrella. Con los valores
de D y λ1 , junto con las calibraciones dadas por Chalonge & Divan (1973), Zorec
(1986) y Zorec et al. (2009), se obtienen los parámetros estelares Teff , log g, MV ,
Mbol , Φ0b , tipo espectral y clase de luminosidad.
La aplicación de este método a un cúmulo abierto nos permite generar un
diagrama HR a partir del cual podemos estimar la edad del sistema ajustando
las isócronas de Bressan et al. (1993). También podemos obtener los parámetros
del cúmulo, E(B − V ) y (V − MV )0 , haciendo un promedio sobre los valores
correspondientes de cada estrella.
3. Resultados
De acuerdo con la metodologı́a descripta, determinamos los valores de D, λ1 ,
tipo espectral, Teff , log g, MV , Mbol y E(B−V ) para las 17 estrellas observadas en
NGC 4755. Luego, tomando la fotometrı́a de Arp & van Sant (1958), estimamos
el módulo de distancia verdadero para cada objeto de la muestra. Todos estos
valores se listan en la Tabla 1.
Tabla 1.
Parámetros fundamentales de estrellas de NGC 4755 obtenidos a partir del sistema de clasificación BCD.
ID ID
Arp alternativa
001
005
006
007
008
011
106
113
117
201
202
223
305
306
418
452
454
NSV 6008a,f
CPD−59 4552
ALS 2816
V* BS Crub
CPD−59 4540
CPD−59 4530
V* BU Cru
CPD−59 4532b
CPD−59 4531
V* EI Crub
V* CX Crub
V* CC Cruc
V* CN Crud
CPD−59 4559e,f
CPD−59 4542a
HD 312079
HD 312080
D
[dex]
λ1
[Å]
T.E.
0.155
0.097
0.120
0.105
0.198
0.285
0.078
0.146
0.205
0.121
0.131
0.104
0.127
0.097
0.123
0.169
0.162
11.69
32.95
58.83
50.55
64.66
61.67
28.45
52.33
60.42
43.03
50.88
36.87
69.13
54.71
48.62
52.93
57.25
B8Ia
B2II
B1V
B1IV
B3V
B7V
B2Ia
B2IV
B3V
B2III
B2IV
B2II
B2V
B1IV
B1III
B3IV
B2V
Teff
[K]
log g
[dex]
MV
[mag]
12690 < 2.80 −7.00g
20390 2.87 −5.84
27160 4.02 −3.11
26330 3.45 −3.66
20360 4.23 −1.63
15370 4.28 −0.01
20330 < 2.80 −7.00g
23300 3.84 −2.73
20600 4.21 −1.60
22620 3.02 −4.11
26010 3.69 −3.11
22940 2.70i −5.90
26490 4.21 −2.09
30650 3.82 −3.52
23750 3.40 −3.55
23100 4.03 −2.62
22600 4.04 −2.13
Mbol E(B − V ) V
(V − MV )0
[mag]
[mag]
[mag]
[mag]
−7.82h
−7.06
−5.10
−5.61
−3.09
−1.55
−8.50i
−4.58
−3.10
−5.53
−5.09
−7.10
−4.54
−5.68
−5.19
−4.08
−4.08
0.28
0.13
0.28
0.12
0.26
0.37
0.24
0.09
0.31
0.13
0.19
0.25
0.33
0.48
0.14
0.22
0.09
E(B − V ) = 0.22
(V − MV )0 = 12.35 ± 0.37 mag
a Estrella variable.
b Estrella variable de tipo β Cep.
c Estrella variable elipsoidal.
d Estrella eclipsante de tipo β Lyr.
e Estrella Be.
f Estrella con doble discontinuidad de Balmer.
g Valores de M
V dados por Balona & Campton (1974).
h Valor de M
bol calculado utilizando las correcciones bolométricas de
i Valores extrapolados.
j Estrellas que probablemente no son miembros del cúmulo (pnm).
Flower (1996).
5.75
8.35
9.09
9.79
9.93
11.42
7.00
10.23
10.87
9.37
10.06
7.93
8.43
9.98
9.86
10.12
10.11
11.88
13.79j
11.33
13.08
10.75j
10.28j
13.26j
12.68
11.51
13.08
12.58
13.06
9.50j
12.01
12.98
12.06
11.96
68
Y. Aidelman, L. Cidale y J. Zorec
Una primera estimación del exceso de color y del módulo de distancia verdadero del cúmulo resulta de promediar todos los valores individuales, obteniéndose E(B − V ) = 0.23 y (V − MV )0 = 12.10 ± 0.37 mag, respectivamente.
Tomaremos como criterio que los objetos cuyos módulos de distancia se alejen
más de 3σ ≃ 1.10 mag del valor medio, es decir (V − MV )0 < 11.0 mag ó
(V − MV )0 > 13.2 mag, tienen alta probabilidad de no pertenecer al cúmulo
(estrellas pnm, cf. Tabla 1). Estas estrellas son: CPD−59 4552, CPD−59 4540,
CPD−59 4530, V* BU Cru y V* CN Cru. Luego promediamos nuevamente los
módulos de distancia y los excesos sin tener en cuenta a las estrellas pnm, obteniendo los valores finales (V − MV )0 = 12.35 ± 0.37 mag y E(B − V ) = 0.22.
-10
5 Myr
8 Myr
10 Myr
12 Myr
16 Myr
20 Myr
PNM
-8
Mbol
-6
-4
-2
0
4.6
4.4
4.2
4
log(Teff)
3.8
3.6
Figura 2.
Diagrama HR de NGC 4755 con el ajuste de isócronas de Bressan
et al. (1993). (La versión en color de esta figura puede apreciarse en la edición
electrónica del artı́culo.)
Realizamos un diagrama HR del cúmulo y determinamos una edad de ∼ 107
años a partir del ajuste de isócronas de Bressan et al. (1993). Este ajuste se
muestra en la Figura 2.
4. Discusión y conclusiones
Encontramos que el método de clasificación BCD es muy útil ya que permite
determinar los parámetros fundamentales de las estrellas directamente de su espectro. Los valores medios inferidos del módulo de distancia (12.35 ± 0.37 mag)
y de la edad (∼ 107 años) están de acuerdo con los valores publicados por Kennedy (1966) y Sanner et al. (2001), respectivamente. Además, como los valores
de D y λ1 están libres de extinción interestelar, este método podrı́a aplicarse a
cúmulos más lejanos.
Con respecto a los tipos espectrales determinados con el sistema de clasificación BCD, encontramos que nuestros resultados tienen un excelente acuerdo
con los de Evans et al. (2005), donde los tipos espectrales fueron determinados
con el sistema MK y las clases de luminosidad se estimaron a partir del ancho
Clasificación BCD de estrellas B en NGC 4755
69
equivalente de Hγ y de las calibraciones de Balona & Campton (1974). También
encontramos un buen acuerdo entre las magnitudes absolutas determinadas con
el método BCD y aquellas obtenidas a partir de la calibración de Balona &
Campton (1974) empleando nuestros tipos espectrales.
Sobre las estrellas que clasificamos como pnm, encontramos que Feast (1963)
también reporta que el valor del módulo de distancia de CPD−59 4530 es
mucho menor que el de las otras estrellas estudiadas. En cambio, la estrella
CPD−59 4540 podrı́a ser miembro, pues Shobbrook (1984) encuentra una variación en su brillo de unas 2 magnitudes, indicando que es una doble visual
cercana y que al menos una de las componentes tiene fuerte emisión de Hβ.
De acuerdo con Ahumada & Lapasset (1995), la estrella V* BS Cru (NGC 47667) tiene probabilidad de no ser miembro del cúmulo. Para este objeto nosotros
encontramos que su módulo de distancia se encuentra cercano al lı́mite superior
establecido en este trabajo como criterio de membresı́a.
Por otro lado, encontramos discrepancias en los excesos de color determinados
a partir del Φb (E(B − V ) = 0.22), y el fotométrico (E(B − V ) ≃ 0.4). A raı́z
de este inconveniente hemos estudiado más a fondo la relación (3) que vincula
el exceso de color y el gradiente de color, y encontramos que es necesario hacer
un estudio más profundo que incluya observaciones de distintos cúmulos con
distintos excesos de color.
Agradecimientos. Agradecemos al Dr. Rubén Vázquez sus valiosas crı́ticas
y sugerencias.
Referencias
Ahumada, J. A., & Lapasset, E. 1995, A&AS, 109, 375
Aidelman, Y. J., Cidale, L. S., Zorec, J., & Arias, M. L. 2010, BAAA, 53, 141
Allen, C. W. 1976, Astrophysical Quantities (Athlone, Londres)
Arp, H. C., & van Sant, C. T. 1958, AJ, 63, 341
Balona, L., & Campton, D. 1974, MNRAS, 166, 203
Barbier, D., & Chalonge, D. 1941, Annals d’Astrophysique, 4, 30
Bressan, A., Fagotto, F., Bertelli, G., & Chiosi, C. 1993, A&AS, 100, 647
Chalonge, D., & Divan, L. 1952, AJ, 63, 186
Chalonge, D., & Divan, L. 1973, A&A, 23, 69
Evans, C. J., Smartt, S. J., Lee, J.-K., et al. 2005, A&A, 437, 467
Feast, M. W. 1963, MNRAS, 126, 11
Flower, P. J. 1996, ApJ, 469, 355
Kennedy, P. M. 1966, Mount Stromlo Obs. Mimeo., 9, 1
Moujtahid, A., Zorec, J., Hubert, A., et al. 1998, A&AS, 129, 289
Sanner, J., Brunzendorf, J., Will, J.-M., & Geffert, M. 2001, A&A, 369, 511
Shobbrook, R. R. 1984, MNRAS, 206, 273
Zorec, J. 1986, Structure et rotation différentielle dans les étoiles B avec et sans
émission, Thèse d’Etat, Univ. Paris 7
Zorec, J., Cidale, L., Arias, M. L., et al. 2009, A&A, 501, 297
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN ORAL – ORAL COMMUNICATION
Análisis de parámetros estructurales de galaxias enanas
en el cúmulo de Antlia
Juan P. Calderón1,2 , Lilia P. Bassino1,2 , Sergio A. Cellone1,2 ,
Analı́a V. Smith Castelli1,2 , Favio R. Faifer1,2 , Juan P. Caso1,2
y Tom Richtler3
(1) Facultad de Ciencias Astronómicas y Geofı́sicas, Universidad
Nacional de La Plata, Argentina
(2) Instituto de Astrofı́sica de La Plata (CCT - La Plata, CONICET
- UNLP), Argentina
(3) Universidad de Concepción, Chile
Abstract. We present an analysis of the structural parameters of
the population of dwarf elliptical (dE) galaxies in the Antlia cluster
(distance ∼ 35 Mpc). The observational data include images of four
fields obtained with the CTIO-MOSAIC camera (36′ × 36′ ), as well as
GEMINI-GMOS spectra, useful to confirm membership of a fraction
of the galaxy sample.
In this paper we add 30 dE galaxies located in three fields adjacent
to the cluster’s central one. The photometric relationships that they
follow are in good agreement with those obtained by Smith Castelli
et al. (2008), who performed the first systematic study of the colormagnitude and luminosity-effective surface brightness relations followed by early-type galaxies in the central region of Antlia.
We study the surface brightness profiles of all dEs present in the four
fields (a total of 60 galaxies), by means of fitting Sérsic models. The
parameters obtained from such fits are similar to those found for other
clusters of galaxies (Fornax, Coma, Virgo, Centaurus, etc.).
The analysis of the structural parameters of the surface brightness
profiles is a tool that allows us to relate observational results with
theoretical models that attempt to explain the formation and evolution
of galaxies.
1. Introducción
Las galaxias elı́pticas enanas (dE) son sistemas estelares de bajo brillo superficial que se encuentran en el rango de luminosidades −19 mag ≤ MV ≤ −14 mag.
Se ubican preferentemente cerca de centros de cúmulos o grupos de galaxias,
donde la densidad es relativamente alta.
Actualmente no existe un total acuerdo sobre si las dE y las elı́pticas más
brillantes (E) forman dos familias distintas, que se corresponderı́an con diferentes mecanismos de evolución. Los perfiles de las dE pueden ajustarse mediante
una ley de Sérsic (Sérsic 1968), mientras que las E generalmente siguen el caso
particular de r1/4 (de Vaucouleurs 1948). Los parámetros estructurales deriva-
70
Parámetros estructurales de galaxias enanas en Antlia
71
dos de los ajustes pueden presentar diferentes comportamientos dentro de los
dos grupos de galaxias mencionados.
Por un lado, se proponen ciertas dicotomı́as entre las relaciones fundamentales
seguidas por las dE y E (p. ej., Kormendy et al. 2009), que se justifican si las
primeras se originan a partir de galaxias de tipo tardı́o, mientras que las segundas
lo hacen mediante fusiones (mergers). Otra lı́nea de investigación sugiere que las
E y las dE siguen las mismas relaciones fotométricas (Graham & Guzmán 2003,
Matkovic & Guzmán 2005). Esto podrı́a indicar que la formación y evolución de
este tipo de sistemas estelares está modulada principalmente por mecanismos
fı́sicos internos, más que por las condiciones dadas por el medio en el que se
forman (De Rijcke et al. 2008).
2. Observaciones y procesamiento de los datos
Las imágenes que se utilizaron en este trabajo fueron obtenidas con la cámara MOSAIC (mosaico de 8 CCD) acoplada al telescopio Blanco de 4 m del
Observatorio Inter-Americano de Cerro Tololo (CTIO, Chile). Las mismas corresponden a cuatro campos, uno en el centro del cúmulo y tres rodeándolo a
éste. El cúmulo de galaxias de Antlia es el tercero más cercano a la Vı́a Láctea
(d ∼ 35 Mpc). En comparación con los cúmulos de Fornax (d ∼ 18 Mpc) y Virgo
(d ∼ 20 Mpc), Antlia presenta una estructura más compleja dominada por dos
galaxias gigantes en la zona central (NGC 3258 y NGC 3268).
Se utilizaron los filtros R de Kron-Cousins y C del sistema fotométrico de
Washington. El filtro R fue elegido en vez del T1 de Washington por poseer una
mayor eficiencia (Geisler 1996), y por presentar sólo una pequeña diferencia de
punto cero dada por (R − T1 ) ≈ −0.02.
Para el procesamiento se utilizaron tareas del paquete IRAF (Image Reduction and Analysis Facility), principalmente la tarea ellipse, que permitió obtener los perfiles de brillo para la muestra de 60 galaxias con la que se cuenta.
Para la posterior reducción de los datos se utilizó un pipeline propio que extrae
la información geométrica y fotométrica de cada objeto y realiza el ajuste del
perfil de brillo. El modelo empleado para la regresión fue el de Sérsic, dado por
µ(r) = µ0 + 1.0875 (r/r0 )1/n , donde µ0 es el brillo superficial central, r0 es un
radio de escala, y el ı́ndice n describe la curvatura del perfil.
Basándose en el catálogo de Ferguson & Sandage (1990), Smith Castelli et
al. (2008) confeccionaron los primeros diagramas color-magnitud para las galaxias elı́pticas en el campo central del cúmulo de Antlia, de donde tomamos
30 objetos catalogados como dE. En los campos aledaños al central encontramos otras 30 galaxias catalogadas como dE por Ferguson & Sandage (1990).
Luego, con la muestra final de 60 galaxias dE (10 de las cuales, en el rango
15 mag ≤ T1 ≤ 20 mag, están confirmadas como miembros a partir de las velocidades radiales obtenidas de los espectros GEMINI) se realizaron los gráficos
que se presentan en la Sección final.
3. Resultados
Contamos con una muestra de 60 galaxias dE en el rango 14 mag ≤ T1 ≤
20 mag, cuya fotometrı́a está en buen acuerdo con la de Smith Castelli et al.
72
J. P. Calderón et al.
(2008) como se muestra en Calderón et al. (2010). Se han descartado objetos que
presentarı́an dos o más componentes, los que serán analizados posteriormente
con más detalle (Calderón et al. 2011). Los perfiles calculados constan, incluso
en el caso de objetos del extremo más débil, con residuos menores a 0.5 mag. Se
han realizado estimaciones del efecto que podrı́a causar el seeing en las imágenes
MOSAIC por medio de la generación de objetos artificiales de caracterı́sticas
similares a los reales mediante la tarea mkobjects. Como resultado de estas
simulaciones obtuvimos que para el caso de n ≤ 2, el efecto del seeing en los
parámetros derivados de los perfiles de brillo es despreciable (Gavazzi et al. 2005,
Calderón et al. 2011).
En la Figura 1 se realizó una comparación mediante un diagrama luminosidad
vs. brillo superficial central, con otros trabajos de la literatura. Los trabajos de
Cellone et al. (1994) en Fornax, y Durrel et al. (1997) en Virgo se seleccionaron
porque utilizan el mismo sistema fotométrico. Se observa que los objetos medidos
en el presente trabajo siguen la misma relación encontrada por De Rijcke et al.
(2008) (linea de trazos) que fue obtenida para galaxias E y dE. Nuestros datos
cubren el rango 17 ≤ µ0 ≤ 25. Para objetos más brillantes que MT1 ≈ −14 mag,
la relación que mejor ajusta es una de menor pendiente. Aún no hemos podido
verificar este cambio en la pendiente con nuestros datos en el cúmulo de Antlia.
−19
−18
MT1
−17
−16
−15
−14
−13
Calderón 2010 (Antlia)
Graham & Guzmán 2003 (Coma)
Cellone et al. 1994 & Mieske et al. 2008 (Fornax)
Durrell 1997 (Virgo) & Gavazzi et al. 2005 (Virgo)
De Rijcke et al. 2008
−12
−11
24
23
22
21
µ0
20
19
18
17
16
Figura 1.
Relación luminosidad vs. brillo superficial central. (La versión en
color de esta figura puede apreciarse en la edición electrónica del artı́culo.)
El diagrama luminosidad vs. ı́ndice de forma n se muestra en la Figura 2,
donde se puede apreciar que n aumenta con la luminosidad, de modo que las
galaxias más brillantes tienen un perfil más concentrado que las débiles.
Por último, en la Figura 3, la relación luminosidad vs. radio efectivo muestra
que las mayorı́a de las dE en Antlia poseen re ∼ 1 kpc, en acuerdo con lo
obtenido por Smith Castelli et al. (2008).
Parámetros estructurales de galaxias enanas en Antlia
−19
−18
−17
−16
−15
−14
−13
Calderón 2010 (Antlia)
Graham & Guzmán 2003 (Coma)
Cellone et al. 1994 (Fornax)
Durrell 1997 (Virgo)
De Rijcke et al. 2008
−12
−11
0
1
2
n
Figura 2. Relación luminosidad vs. ı́ndice de Sérsic. (La versión en color
de esta figura puede apreciarse en la edición electrónica del artı́culo.)
−19
−18
−17
MT1
−16
−15
−14
−13
−12
Calderón 2010 (Antlia)
Graham & Guzmán 2003 (Coma)
−11
−1
0
1
log(Re [kpc])
Figura 3.
Diagrama luminosidad vs. radio efectivo. Se observa que las galaxias dE en el cúmulo de Antlia presentan radios efectivos de alrededor de
1 kpc (Smith Castelli et al. 2008). (La versión en color de esta figura puede
apreciarse en la edición electrónica del artı́culo.)
73
74
J. P. Calderón et al.
Referencias
Calderón, J. P., Bassino, L. P., Smith Castelli, A. V., & Cellone, S. A. 2010,
BAAA, 53, 51
Calderón, J. P., Bassino, L. P., & Cellone, S. A. 2011, en preparación
Cellone, S. A., Forte, J. C., & Geisler, D. 1994, ApJS, 93, 397
De Rijcke, S., Penny, S. J., Conselice, C. J., et al. 2008, MNRAS, 393, 798
de Vaucouleurs, G. 1948, Ann. d’Astrophys., 11, 247
Durrell, P. R. 1997, AJ, 113, 531
Ferguson, H. C., & Sandage, A. 1990, AJ, 100, 1
Gavazzi, G., Donati, A., Cucciati, O., et al. 2005, A&A, 430, 411
Geisler, D. 1996, AJ, 11, 480
Graham, A. W., & Guzmán, R. 2003, AJ, 125, 2936
Kormendy, J., Fisher, D. B., Cornell, M. E., & Bender, R. 2009, ApJS, 182, 216
Matkovic, A., & Guzmán, R. 2005, MNRAS, 362, 289
Sérsic, J. L. 1968, Atlas de galaxias australes (Observatorio Astronómico de la
UNC, Córdoba)
Smith Castelli, A. V., Bassino, L. P., Richtler, T., et al. 2008, MNRAS, 386,
2311
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN ORAL – ORAL COMMUNICATION
Study of bright globular clusters and Ultra-Compact
Dwarf galaxies in the Antlia cluster
Juan P. Caso1,2 , Lilia P. Bassino1,2 , Tom Richtler3 ,
A. V. Smith Castelli1,2 , Favio R. Faifer1,2 and Juan P. Calderón1,2
(1) Facultad de Ciencias Astronómicas y Geofı́sicas, Universidad
Nacional de La Plata, Argentina
(2) Instituto de Astrofı́sica de La Plata (CCT - La Plata, CONICET
- UNLP), Argentina
(3) Universidad de Concepción, Chile
Abstract. A sample of confirmed Ultra-Compact Dwarf galaxies
and globular clusters around the giant galaxy NGC 3268 in the Antlia
cluster is presented, including their Washington photometry. For the
Antlia objects discovered so far, the reliability of a common origin
with the globular clusters of the galaxies NGC 3258 and NGC 3268 is
analyzed.
1. Introduction
Ultra-Compact Dwarf galaxies (UCDs) are commonly known as globular cluster-like objects, but with brightnesses typical of dwarf galaxies. Their origin
and evolutionary histories are under debate, and it is thought that they may
follow more than one formation channel (Hilker et al. 2009). The first UCDs
were discovered in the Fornax cluster (Minniti et al. 1998, Hilker et al. 1999).
Afterwards, more UCDs were found also in other clusters (Mieske et al. 2007,
Gregg et al. 2009, Madrid et al. 2010, Misgeld et al. 2011), but also in low
density environments (e.g., Hau et al. 2009). Hilker (2009) presents a review.
UCDs have luminosities in the range −13.5 < MV < −11 and colors similar
to those of metal-rich globular clusters (GCs). They usually contain old stellar
populations (t ∼ 10 Gyr, e.g., Evstigneeva et al. 2007), and have effective radii
Reff between 7 and 30 pc (e.g., Evstigneeva et al. 2008, Mieske et al. 2008). As
said above, there are several hypotheses for the origin of UCDs, e.g., they could
be the remnants of dwarf galaxies disrupted by tidal forces (Bassino et al. 1994,
Bekki et al. 2001), or they could simply be the brightest members of a globular
cluster (GC) system associated to a host galaxy.
The present work is motivated by the study of UCD-like objects confirmed
as members of the Antlia galaxy cluster (Caso et al. 2009, 2010). This cluster,
located in the Southern sky at 19◦ of Galactic latitude, is the third nearest
galaxy cluster. The central part of the Antlia cluster consists of two subgroups,
each one dominated by a giant elliptical galaxy, NGC 3258 and NGC 3268. The
cluster presents a considerable population of dwarf galaxies (Smith Castelli et
al. 2008a, 2008b). The inner regions of the GC systems of the two giant galaxies
were studied by Dirsch et al. (2003), Harris et al. (2006), and Bassino et al.
(2008).
75
76
J. P. Caso et al.
2. Observations and reduction
The photometric material consists of Washington wide-field images taken
with the MOSAIC camera of the CTIO 4-m Blanco telescope. This camera
covers a field of 36′ × 36′ , with a scale of 0.27′′/pixel.
The observations cover the central field of the Antlia cluster. The KronCousins R and Washington C filters were used. Four images in the R and seven
in the C band were acquired, with exposures of 600 seconds each. It has been
shown that the Kron-Cousins R filter is more efficient than the Washington T1
(Geisler 1996), and that the R and T1 magnitudes present only a zero-point
difference (T1 − R = 0.02, Dirsch et al. 2003).
The MOSAIC data have been handled using the mscred package within
IRAF, and the extended galaxy light was subtracted using a median filter. It
has been assured that this process does not affect the photometry of point sources
(Dirsch et al. 2003, Bassino et al. 2006).
A first selection of point sources was made applying the software SExtractor
(Bertin & Arnouts 1996) to the final R image. The photometry was performed
wiht daophot ii within IRAF, using a spatially variable point-spread function.
The photometric calibration used the equations presented in Dirsch et al. (2003).
Images obtained with FORS1-VLT in the (V, I) bands are also available.
They correspond to four fields in the Antlia cluster, two of them centered on
each one of the dominant galaxies, the third one located in the region between
them, and the last one is a background field to the northwest direction. We refer
to Bassino et al. (2008) for more details on the observations and data reduction.
GEMINI-GMOS multi-object spectra were reduced for two Antlia fields (program GS-2010A-Q-21, PI: L. Bassino). A preliminary analysis of the data confirms five objects in the neighborhood of NGC 3268 as Antlia members, whose
luminosities are in the range corresponding to UCDs and bright GCs.
3. Results
3.1 Color-magnitude diagram
Figure 1 shows the color-magnitude diagram (CMD) obtained from our data
for the five objects confirmed in this work, and the UCDs and bright GCs studied
around NGC 3258 by Caso et al. (2011, in preparation). We also include in
this plot a sample of Fornax objects (Mieske et al. 2006), whose Washington
photometry comes from Bassino et al. (2006). For the Antlia objects, a distance
modulus of (m − M ) = 32.73 (Dirsch et al. 2003) was assumed, while for the
Fornax cluster the value (m − M ) = 31.40 (Mieske et al. 2004) was taken.
UCDs confirmed as Antlia members around NGC 3268 seem to be, at least,
as brighter as the ones around NGC 3258, including an object with absolute
magnitude MT1 ≃ −13.1. However, objects in both samples are fainter than the
brightest UCDs detected in Virgo and Fornax (Mieske et al. 2006, Evstigneeva
et al. 2007). Comparing the brightness of Antlia members with the globular
cluster systems (GCSs) around both galaxies, Bassino et al. (2008) obtained
their globular cluster luminosity function (GCLF) from (V, I) photometry, and
fitted them with a gaussian profile. The results show that the dispersion of
NGC 3268 GCLF is slightly larger than that of the NGC 3258 GCLF. The
77
Bright globular clusters and UCDs in the Antlia cluster
-13.5
NGC3268 GCs/UCDs
NGC3258 GCs/UCDs
Fornax GCs/UCDs
-13
MT
1
-12.5
-12
-11.5
-11
-10.5
1.1
Figure 1.
1.2
1.3
1.4
1.5
C - T1
1.6
1.7
1.8
1.9
Color-magnitude diagram of UCDs/GCs from the galaxies
NGC 3268 (this work), NGC 3258 (confirmed as members by Caso et al. 2011,
in preparation), and the Fornax cluster (confirmed as members by Mieske et
al. 2006, with (C, T1 ) photometry from Bassino et al. 2006). (The color
version of this figure can be seen in the electronic edition of the article.)
location in the CMD of objects from different clusters with similar luminosities
are consistent, with the exception of the two brightest UCDs in our sample, that
are bluer than the rest of the objects.
3.2 Bright GCs and their relation with the host galaxy
In Figure 2, the mean magnitude of the three brightest UCDs/GCs is plotted
as a function of the total magnitude of the host galaxy. The selection covers
a wide range in luminosity, from dwarf galaxies (e.g., Small Magellanic Cloud,
NGC 147, and NGC 185), to giant ellipticals (e.g., NGC 1399 and M 87), taken
from astronomical databases (NED, SIMBAD) and from the literature (Harris
1996, Sharina et al. 2006, van den Bergh 2007, Barmby et al. 2007, Perelmuter
et al. 1995, and works previously mentioned in this paper). The V magnitude
of NGC 3258 UCDs were taken from Caso et al. (2011, in preparation). In the
case of NGC 3268, only three of the five members of our sample were located
in the VLT fields, i.e., (V, I) photometry was available. The V magnitudes of
the other objects were obtained by using the relation for early-type galaxies,
(V − R) ≃ 0.6, taken from Fukugita et al. (1995). This is in good agreement
with the mean difference estimated for the objects in Antlia and Fornax with
both the (V, I) and (C, T1 ) photometry available, (V − R)mean = 0.6 ± 0.12.
A correlation between the brightness of the GCs and that of the host galaxy
seems to exist, in the sense that the most luminous galaxies have the brightest
GCs. This was pointed out by Hilker (2009). The results for the Antlia giant
galaxies are in agreement with those for the rest of the galaxy sample, indicating
that the “bright GC theory” may be an acceptable hyphotesis in these cases.
However, the GCSs of central galaxies in clusters probably present a considerable
proportion of accreted GCs, which implies that the galaxy cluster environment
plays an important role.
78
J. P. Caso et al.
NGC 3268
NGC 3258
-14
-13
MV,GC average
-12
-11
-10
-9
-8
-7
-6
-15
-16
-17
-18
-19
MV,gal
-20
-21
-22
-23
Figure 2.
Mean magnitude of the three brightest UCDs/GCs as a function
of the total magnitude of the host galaxy, for our sample and objects taken
from the literature (see text for references). (The color version of this figure
can be seen in the electronic edition of the article.)
3.3 Quantitative consistency with UCDs being bright GCs
As mentioned in the Introduction, one of the possible explanations for UCDs
origin is that they constitute the bright end of the GC population. In order
to test if this hypothesis is applicable to the objects around NGC 3258 and
NGC 3268, the Monte Carlo method was used to generate the magnitudes for
the members of GCSs of similar sizes as those of NGC 3258 and NGC 3268. The
distribution function needed for the simulations was defined as a Gaussian, with
mean values and dispersions calculated by Bassino et al. (2008).
Bassino et al. (2008) calculated a total GC population of 6000 ± 150 for
NGC 3258, and 4750 ± 150 for NGC 3268. Considering these values as the size
of our simulated GCSs, the Monte Carlo method was run with 1000 different
seed numbers in each case. The mean values of the three brightest GCs obtained
in each simulation were calculated. For the NGC 3258 GCS, the mean values
−0.34
−0.31
are 20.79−0.38
+0.32 ± 0.02, 21.12+0.30 ± 0.01, and 21.27+0.30 ± 0.01. The predominant
errors are related to the propagation of the errors in the determination of the
parameters of the GCLF, and the other one is simply the error of the calculation
of the mean. The results suggest that the objects in the vicinity of NGC 3258
could be described as the bright end of the GCS. For the NGC 3268 GCS, the
−0.38
−0.36
mean values are 20.82−0.40
+0.36 ± 0.02, 21.18+0.35 ± 0.01, and 21.35+0.34 ± 0.01 (errors
defined as above). In this case, the mean magnitudes of the generated GCs are
considerably fainter than that of the brightest object confirmed, with V = 20.05.
4. Summary
We presented a sample of confirmed UCDs/GCs from the Antlia cluster, including their Washington photometry. UCDs/GCs in the proximity to NGC 3268
do not show substantial differences in their position in the CMD with respect to
those near NGC 3258, or those from the Fornax cluster.
Bright globular clusters and UCDs in the Antlia cluster
79
The brightest objects confirmed as Antlia members are in good agreement
with the galaxy-clusters luminosity relation, drawn by the GCSs around several
galaxies. Also, the brightest GCs simulated with the Monte Carlo method have
magnitudes similar to those of the confirmed objects, with the exception of the
brightest object near NGC 3268. These results suggest that probably many
UCDs confirmed so far in the Antlia cluster could have an origin related to the
GCSs.
References
Barmby, P., MacLaughlin, D. E., Harris, W. E., et al. 2007, AJ, 133, 2764
Bassino, L. P., Muzzio, J. C., & Rabolli, M. 1994, ApJ, 431, 634
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Bekki, K., Couch, W. J., & Drinkwater, M. J. 2001, ApJ, 552, L105
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Dirsch, B., Richtler, T., & Bassino, L. P. 2003, A&A, 408, 929
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Fukugita, M., Shimasaku, K., & Ichikawa, T. 1995, PASP, 107, 945
Geisler, D. 1996, AJ, 11, 480
Gregg, M., Drinkwater, M., Evstigneeva, E., et al. 2009, AJ, 137, 498
Harris, W. E. 1996, AJ, 112, 1487
Harris, W. E., Whitmore, B. C., Karakla, D., et al. 2006, ApJ, 636, 90
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Mieske, S., Hilker, M., & Infante, L. 2004, A&A, 418, 445
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Mieske, S., Hilker, M., Jordán, A., et al. 2007, A&A, 472, 111
Mieske, S., Hilker, M., Jordán, A., et al. 2008, A&A, 487, 921
Misgeld, I., Mieske, S., Hilker M., et al. 2011, A&A, 531, A4
Perelmuter, J. M., & Racine, R. 1995, AJ, 109, 1055
Sharina, M. E., Afanasiev, V. L., & Puzia, T. H. 2006, MNRAS, 372, 1259
Smith Castelli, A. V., Bassino, L. P., Richtler, T., et al. 2008a, MNRAS, 386,
2311
Smith Castelli, A. V., Faifer, F. R., Richtler, T., & Bassino, L. P. 2008b, MNRAS, 391, 685
van den Bergh, S. 2007, AJ, 134, 344
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN ORAL – ORAL COMMUNICATION
Estudio del movimiento apsidal en sistemas binarios
masivos
Gabriel Ferrero1* , Roberto Gamen1,2 y Eduardo Fernández-Lajús1,2
(1) Facultad de Ciencias Astronómicas y Geofı́sicas, Universidad
Nacional de La Plata, Argentina
(2) Instituto de Astrofı́sica de La Plata (CCT - La Plata, CONICET
- UNLP), Argentina
Abstract. In O+OB close binary systems, superior order momenta
of the classical gravitational potential and general relativity effects
produce a secular motion of the apsides. This phenomenon, together
with theoretical stellar structure models, can be used to estimate the
absolute masses of the system components, even for non-eclipsing binaries.
We are conducting a spectroscopic study of eccentric close O+OB
binaries in order to detect or confirm the existence of apsidal motion,
determine its rate, and calculate the absolute masses of the stars. In
this work we describe the current status of the project and present
some preliminary results obtained for the systems ι Ori A, HD 93205,
HD 152248, and HD 165052.
1. Introducción
Es bien sabido que las estrellas masivas, aún siendo pocas en número, son
objetos astrofı́sicos fundamentales en el Universo, y que su comprensión todavı́a
es incompleta debido sobre todo a la gran incerteza en el conocimiento de sus
masas. El método más directo para la determinación de masas estelares consiste
en utilizar datos fotométricos y espectroscópicos de binarias eclipsantes. Sin
embargo, para los sistemas no-eclipsantes este método solamente permite obtener
masas mı́nimas puesto que no se conoce la inclinación del plano de la órbita.
No obstante, cuando se trata de binarias con componentes muy cercanas entre
sı́, de alta masa y con órbitas excéntricas, la no-esfericidad de cada estrella debida
a la presencia de la compañera origina momentos cuadrupolares (y superiores)
en el potencial gravitatorio, que sumados a la deformación del espacio-tiempo
prevista por la relatividad general producen la precesión del periastro de la
órbita relativa del sistema, conocido también como movimiento apsidal (MA). La
velocidad del movimiento apsidal (VMA) depende de las masas de las estrellas,
de sus radios, de sus estructuras internas y de la excentricidad de la órbita.
Es posible, por lo tanto, determinando la VMA y usando modelos de estructura
estelar, calcular las masas absolutas de las estrellas (cf. Monet 1980, Jeffery 1984,
Benvenuto et al. 2002 [B02]). El objetivo del estudio que estamos realizando es
∗
Visiting astronomer, Complejo Astronómico El Leoncito (CASLEO), operated under agreement between the Consejo Nacional de Investigaciones Cientı́ficas y Técnicas de la República
Argentina and the National Universities of La Plata, Córdoba, and San Juan.
80
81
Movimiento apsidal en sistemas binarios masivos
Tabla 1.
Objeto
θ1 Ori A
ι Ori A
HD 75759
HD 93206A
HD 93205
HD 93403
HD 101131
δ Cir
HD 152219
Sistemas binarios seleccionados para este estudio.
V
6.730
2.761
5.845
6.310
7.760
7.512
7.120
5.075
7.648
ea
0.630
0.764
0.634
0.342
0.370
0.234
0.156
0.041
0.047
#b
E
MA
E
MA
E
E
E
Objeto
HD 152218
HD 152233
HD 152248
CPD −41 7733
CPD −41 7742
HD 152590
HD 153919
HD 165052
HD 167263
V
7.606
6.556
6.131
7.743
7.656
8.480
6.546
6.871
5.964
ea
0.398
0.570
0.124
0.040
0.027
0.350
0.220
0.090
0.481
#b
E
E
E
E
MA
a Excentricidad de la órbita.
b E: eclipsante, MA: movimiento apsidal detectado previamente.
estimar las masas de todas las binarias masivas no-eclipsantes conocidas para
las cuales este método sea aplicable.
2. Objetos en estudio
Para la primera etapa de este proyecto se seleccionaron del Galactic O Stars
Catalog (Sota et al. 2008) todas las estrellas binarias O+OB excéntricas conocidas hasta entonces, observables desde el hemisferio sur (δ < 29◦ , ver Tabla 1).
3. Metodologı́a
Este estudio se está desarrollando en las siguientes etapas:
a) Obtención de espectros de alta resolución y alta relación señal-ruido que
muestreen adecuadamente la órbita de los objetos seleccionados;
b) análisis espectral y medición de las velocidades radiales (VR) utilizando
la técnica de disentangling;
c) nueva determinación de las órbitas de todos los sistemas;
d) verificación de la existencia de MA y determinación de su velocidad;
e) cálculo de las masas utilizando la VMA y modelos de estructura y evolución
estelar;
f) confrontación de los resultados obtenidos para los sistemas eclipsantes con
valores de la literatura.
4. Observaciones
Las observaciones se realizan principalmente con el espectrógrafo REOSC SEL1
instalado en el telescopio “Jorge Sahade” de 2.15 m de CASLEO. Algunos espectros adicionales se han obtenido con el instrumento FEROS2 (Kaufer et al.
1999) del telescopio de 2.2 m de La Silla (ESO) y con el espectrógrafo echelle del
1
Spectrograph Echelle Liège (jointly built by REOSC and Liège Observatory, and on a long term
loan from the latter).
2
Fibre-fed, Extended Range, Échelle Spectrograph.
82
G. Ferrero, R. Gamen y E. Fernández-Lajús
Tabla 2.
Soluciones orbitales.
Elementos orbitales
ι Ori A
HD 152248
HD 165052
a
a
P [dı́as]
29.13376
5.816032
2.9551 ± 0.0002
Tperiast [HJD−2450000] 5375.53 ± 0.09 5052.00 ± 0.17 5050.1 ± 0.1
TVRmax [HJD−2450000] 5373.14 ± 0.09 5050.26 ± 0.17 5049.7 ± 0.1
e
0.76 ± 0.01
0.13 ± 0.02
0.09 ± 0.01
ω [◦ ]
126 ± 3
121 ± 11
65 ± 11
Vγ [km s−1 ]
28 ± 2
−31 ± 3
5.4 ± 0.8
a1 sen i [R⊙ ]
44 ± 4
24.2 ± 0.7
5.6 ± 0.1
a2 sen i [R⊙ ]
82 ± 5
25.2 ± 0.7
6.3 ± 0.1
K1 [km s−1 ]
118 ± 8
212 ± 6
97 ± 2
−1
K2 [km s ]
221 ± 12
221 ± 6
107 ± 2
M1 sen3 i [M⊙ ]
21 ± 7
24 ± 3
1.4 ± 0.1
M2 sen3 i [M⊙ ]
11 ± 5
23 ± 3
1.2 ± 0.1
q (M1 /M2 )
0.54 ± 0.07
0.96 ± 0.05
1.11 ± 0.02
a Valores fijos tomado de Stickland et al. (1987) y Sana et al. (2001) respectivamente.
telescopio du Pont de 2.5 m del Observatorio de Las Campanas. Las dispersiones
tı́picas son de 0.18 Å pix−1 (CASLEO), 0.03 Å pix−1 (La Silla), y 0.05 Å pix−1
(Las Campanas), respectivamente.
Se obtuvieron, hasta el presente, 317 espectros echelle de los objetos, que
fueron procesados y analizados con IRAF. Se realizaron mediciones preliminares
de VRs de todos los espectros y se están llevando a cabo mediciones más refinadas
con el procedimiento de disentangling descrito por González & Levato (2006).
5. Resultados preliminares
Se detallan a continuación algunos resultados preliminares entre los más representativos de los sistemas en estudio. Las órbitas que se presentan fueron
ajustadas con el código GBART.3 Las VMA se obtuvieron mediante una regresión lineal simple de las longitudes del periastro (ω) calculadas para cada
conjunto de datos contemporáneos.
ι Ori A es un sistema O9III+B1III muy excéntrico (e ≈ 0.76) cuya última
órbita conocida se debe a Stickland et al. (1987) [S87]. Ellos mostraron que posee
MA y calcularon su velocidad con dos procedimientos distintos (cf. S87, p. 188).
La longitud del periastro de nuestra órbita preliminar (ver Tabla 2) indicarı́a
una VMA ω̇ = 0.36 ± 0.07 grados/1000 dı́as, lo cual confirmarı́a el valor más
alto de S87 (ver Fig. 1). Aún son necesarias algunas medidas de VR en fases
muy especı́ficas de la órbita para poder discriminar con mayor precisión el valor
de ω y, por tanto, de la VMA.
HD 93205 es una binaria no-eclipsante O3V+O8V (Morrell et al. 2001
[M01]), y es hasta ahora el único sistema cuya masa ha sido calculada por el
método del MA (cf. B02). La hemos incluı́do en nuestra muestra para validar
3
Basado en el algoritmo de Bertiau & Grobben (1969) e implementado por F. Bareilles
(http://www.iar.unlp.edu.ar/~fede/pub/gbart).
83
160
80
150
70
140
60
130
50
omega (grados)
omega (grados)
Movimiento apsidal en sistemas binarios masivos
120
40
110
30
100
20
90
10
80
16000
21000
26000
31000
36000
41000
46000
51000
56000
0
42000
44000
HJD-2400000
46000
48000
50000
52000
54000
56000
HJD-2400000
Figura 1. Precesión del periastro (izq.: ι Ori A, der.: HD 93205). Puntos
delgados: soluciones anteriores. Puntos gruesos: este trabajo. Izq.: ajuste de
Stickland et al. (1987) con ω̇ = 0.41±0.03 grados/1000 dı́as (punteado); ajuste
de este trabajo (continuo). Der.: ajuste de Morrel et al. (2001).
Tabla 3.
Soluciones orbitales para HD 93205.
Elementos orbitales
P [dı́as]
Tperiast [HJD−2450000]
TVRmax [HJD−2450000]
e
ω [◦ ]
Vγ [km s−1 ]
a1 sen i [R⊙ ]
a2 sen i [R⊙ ]
K1 [km s−1 ]
K2 [km s−1 ]
M1 sen3 i [M⊙ ]
M2 sen3 i [M⊙ ]
q (M1 /M2 )
Este trabajo Morrell et al. (2001)
6.0803 (fijo)
6.0803 ± 0.0004
499.65 ± 0.03
499.14 ± 0.02
499.10 ± 0.03
498.68 ± 0.02
0.41 ± 0.01
0.35 ± 0.01
73 ± 3
56 ± 1
3±2
2±1
15.1 ± 0.6
14.8 ± 0.3
35.3 ± 0.7
34.6 ± 0.3
138 ± 4
132 ± 2
322 ± 5
308 ± 2
32 ± 3
31 ± 1
14 ± 2
13 ± 1
0.43 ± 0.02
0.43 ± 0.01
nuestras mediciones y soluciones orbitales, especialmente nuestra determinación
de la longitud del periastro. Nuestra solución (ver Tabla 3) es comparable a la de
M01 (dentro de los errores), y determinamos el periastro en la posición prevista
de acuerdo a la VMA calculada por M01 (ver Fig. 1).
HD 152248 fue clasificada por Sana et al. (2001) [S01] como O7.5III(f)+
O7III(f); ellos detectaron la existencia de MA en el sistema, estimando su velocidad ω̇ en ∼ 3.4 grados/año. La longitud del periastro obtenida de nuestra
solución orbital preliminar (ver Tabla 2), ajustarı́a las soluciones anteriores con
una VMA ω̇ = 3.3 ± 0.2 grados/año (ver Fig. 2), lo cual concuerda con el cálculo
de S01. Actualmente se están realizando mediciones más precisas de las VRs con
las cuales se obtendrá una solución orbital definitiva y una determinación más
precisa de la VMA que será utilizada para calcular las masas de las componentes.
El sistema binario HD 165052 fue estudiado por Arias et al. (2002) [A02],
quienes encontraron que las VRs podı́an ser ajustadas con una órbita excéntrica y
no con una órbita circular como indicaban Stickland et al. (1997). A02 comparan
G. Ferrero, R. Gamen y E. Fernández-Lajús
250
450
200
400
150
350
100
300
omega (grados)
omega (grados)
84
50
0
250
200
-50
150
-100
100
-150
50
-200
30000
35000
40000
45000
HJD-2400000
Figura 2.
50000
55000
0
41000
43000
45000
47000
49000
51000
53000
55000
HJD-2400000
Ídem Fig. 1 (izq.: HD 152248, der.: HD 165052).
las soluciones propias con las publicadas y concluyen que podrı́a haber evidencias
de MA en este sistema no-eclipsante O6.5V+O7.5V. Con nuestro trabajo hemos
podido confirmar la existencia de MA y calcular su velocidad ω̇ ≈ 13 grados/año
(ver Tabla 2 y Fig. 2), uno de los MA más extremos que se conozcan.
6. Conclusiones
Las velocidades radiales determinadas en nuestros espectros echelle de las
estrellas de la muestra permiten determinar los MA con buena precisión a pesar, en algunos casos, de contar con órbitas determinadas recientemente (menos
de una década). A pesar de la gran demanda de tiempo observacional que este proyecto requiere, consideramos que la determinación de masas absolutas de
estrellas tempranas será un aporte importante a la comprensión de estos objetos. Está previsto volver a calcular los parámetros orbitales con un algoritmo
que ajuste simultáneamente la VMA a nuestros datos y a las VR medidas por
otros autores.
Referencias
Arias, J. I., Morrell, N. I., Barbá, R. H., et al. 2002, MNRAS, 333, 202 (A02)
Benvenuto, O. G., Serenelli, A. M., Althaus, L. G., et al. 2002, MNRAS, 330,
435 (B02)
Bertiau, F. C., & Grobben, J. 1969, Ric. Astron. Spec. Vaticana, 8, 1
González, J. F., & Levato, H. O. 2006, A&A, 448, 283
Jeffery, C. S. 1984, MNRAS, 207, 323
Kaufer, A., Stahl, O., Tubbesing, S., et al. 1999, The Messenger, 95, 8
Monet, D. G. 1980, ApJ, 237, 513
Morrell, N. I., Barbá, R. H., Niemela, V. S., et al. 2001, MNRAS, 326, 85 (M01)
Sana, H., Rauw, G., & Gosset, E. 2001, A&A, 370, 121 (S01)
Sota, A., Maı́z-Apellániz, J., Walborn, N. R., & Shida, R. Y. 2008, RMxAC, 33, 56
Stickland, D. F., Pike, C. D., Lloyd, C., & Howarth, I. D. 1987, A&A, 184,
185 (S87)
Stickland, D. F., Lloyd, C., & Koch, R. H. 1997, The Observatory, 117, 295
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN ORAL – ORAL COMMUNICATION
Búsqueda de planemos en L 1495
Luciana Heredia1 , Mercedes Gómez1 y Héctor Bravo-Alfaro2
(1) Observatorio Astronómico, Universidad Nacional de Córdoba,
Argentina
(2) Departamento de Astronomı́a, Universidad de Guanajuato,
México
Abstract. In this contribution we present a search for planemos
(planetary mass objects) in the L 1495 dark cloud, belonging to the
Taurus molecular complex. The observations were obtained in the K
(2.2 µm) and H (1.6 µm) bands with the near-IR instrument CAMILA,
attached to the 2.1-m telescope of the San Pedro Mártir Observatory,
in Baja California, México. These observations have been supplemented with data from the 2MASS, which cover a larger area and provide magnitudes in the J (1.25 µm) band. We used the Baraffe et al.
(1998, 2002) and Chabrier et al. (2000) pre-main sequence evolutionary
models to select ∼ 90 planetary mass candidates with magnitudes and
colors roughly corresponding to objects with masses between 4 and
15 MJup and ages of a few million years, in the Taurus molecular cloud.
However, more accurate photometry is necessary to confirm the magnitudes and colors of these candidate objects. If confirmed, this result
may indicate that planemos are very common in our Galaxy.
1. Introducción
El cúmulo σ Orionis es de gran importancia para el estudio de la formación, evolución y caracterización de objetos estelares y sub-estelares debido a su
juventud (3–5 × 106 años) y cercanı́a (∼ 352 pc). Además, se encuentra relativamente expuesto, con escasa extinción en la región del óptico (AV < 1 mag).
A partir del año 2000 hasta la fecha, en él se han confirmado decenas de objetos
con masas planetarias (“planemos”, del inglés planetary mass objects), mientras
que en otras regiones sólo se han detectado unos pocos de ellos. Entonces cabe preguntarse, ¿es casualidad que en σ Orionis se hayan encontrado tantos de
estos objetos?, ¿las regiones habitadas por planemos tienen caracterı́sticas particulares?, ¿o realmente son abundantes en la Galaxia y, por cuestiones de tipo
instrumental, ha sido sólo posible detectar un número relativamente reducido de
estos objetos? Con el objetivo de valorar las hipótesis anteriores, en este trabajo
se realiza una búsqueda de planemos en la región de formación estelar TaurusAuriga empleando imágenes profundas en el infrarrojo cercano, en particular en
los filtros H y K.
2. Antecedentes: Planemos en σ Orionis
El cúmulo joven σ Orionis posee una población de aproximadamente 700 objetos estelares y sub-estelares, los cuales yacen dentro de un radio de 30′ y a
85
86
L. Heredia, M. Gómez y H. Bravo-Alfaro
una distancia de ∼ 352 pc. Además, el mismo alberga alrededor de 30 planemos
confirmados (ver, p. ej., González-Garcı́a et al. 2006, Caballero et al. 2007, Zapatero Osorio 2008), y unos 250 candidatos a planemos aún no confirmados (Béjar
et al. 1999, 2001, 2004). Para los planemos confirmados, espectroscopı́a en baja
resolución, tanto óptica como infrarroja, ha permitido estimar tipos espectrales entre M6 y L5 (Béjar et al. 1999, Martı́n et al. 2001, Barrado y Navascués
et al. 2001, 2003, Zapatero Osorio et al. 2008). Además, la Función Inicial de
Masa (IMF) determinada para σ Orionis en el régimen sub-estelar muestra un
crecimiento del número de objetos de baja masa, contrariamente a lo que indica la forma más aceptada de la IMF, determinada por Muench et al. (2002)
en el conocido cúmulo del Trapecio. En el caso de σ Orionis, la IMF sugiere
la existencia de una gran población de objetos de masa extremadamente baja.
Otros trabajos han estimado que un porcentaje del 30–50 % de estos planemos
poseen excesos de color que sugieren la presencia de discos de gas y polvo alrededor de los mismos (Caballero et al. 2007, Zapatero Osorio et al. 2007, Scholz
& Jayawardhana 2008).
3. La nube oscura L 1495
La nube molecular de Taurus-Auriga es una región de formación estelar cercana, situada a una distancia de ∼ 140 pc (Kenyon et al. 1994) y bastante
extendida, ya que cubre un área en el cielo de aproximadamente 100 grados
cuadrados. Esta nube posee niveles relativamente bajos de extinción (con AV
promedio de ∼ 3–5 mag: ver, p. ej., Lombardi et al. 2010, Pineda et al. 2010),
lo cual ha facilitado estudiar el proceso de formación estelar tanto en el óptico
como en el infrarrojo cercano.
L 1495 es una de las nubes oscuras del catálogo de Lynds (1962), que ya′
ce en la región de Taurus, (α(J2000.0) = 04h 18.m 1, δ(J2000.0) = +27◦ 37 ,
◦
◦
l = 169. 27, b = −16. 23), abarcando un área de 2.6 grados cuadrados. Para
el presente trabajo concentraremos nuestra atención en la región comprendida
entre 04h 10m < α(J2000) < 04h 25m y +27◦ < δ(J2000) < +29◦ , la cual corresponde a la zona más densa de la nube. Dentro de esta región, diversos trabajos
han detectado un total de 55 estrellas de baja masa y enanas marrones jóvenes
con edades de unos pocos millones de años (Guieu et al. 2006, Luhman 2006,
Luhman et al. 2006, Kenyon et al. 2008, Luhman et al. 2009).
La nube oscura de L 1495 presenta, entonces, condiciones favorables para la
detección de planemos. Es una de las regiones de formación estelar más cercana
(∼ 140 pc) y, además, las estrellas jóvenes en la región poseen edades similares
a la del cúmulo σ Orionis. Por lo tanto, si estos objetos son abundantes en la
Galaxia, deberı́a ser posible detectarlos en esta región.
3.1 Candidatos a planemos en L 1495
De acuerdo a las trayectorias evolutivas e isócronas de pre-secuencia principal de Baraffe y Chabrier (Baraffe et al. 1998, Baraffe et al. 2002, Chabrier et
al. 2000), planemos con masas entre 15 y 4 MJup , con edades de unos millones de años, que se encuentran a una distancia 140 pc, similares a las edades
y distancias de las estrellas y enanas marrones jóvenes de Taurus, poseen magnitudes y colores en los rangos 13.75 < K < 15.69, 0.39 < (H − K) < 0.82 y
0.42 < (J − H) < 1.03.
Búsqueda de planemos en L 1495
87
Se obtuvieron del 2MASS todas aquellas fuentes detectadas dentro de un área
de 2 grados cuadrados centrada en α = 04h 17.m 5, δ = +28◦ (J2000.0). De las
11137 fuentes detectadas por 2MASS, se seleccionaron aquellas con magnitud K
y colores (H−K) y (J −H) dentro de los rangos indicados y que se ubican hacia la
derecha de la isócrona de 1 millón de años. La Figura 1 (panel izquierdo) muestra
la localización de 85 candidatos que satisfacen estas condiciones. La inclusión de
los errores, tanto en K como en (H − K) (Figura 1, panel derecho), puede dar
una mejor idea de la confiabilidad de los candidatos seleccionados. En general,
los errores son grandes; sin embargo, todos los objetos pueden ser considerados
candidatos a planemos, ya que en el diagrama K vs. (H − K) yacen en la región
predicha por el modelo de Baraffe y Chabrier para objetos con 4–15 MJup y
edades de 1 millón de años, a una distancia de 140 pc.
Figura 1.
Izquierda: Diagrama color-magnitud K vs. (H − K) en el que
se localizan todas aquellas fuentes con 13.5 < K < 15.5 e ı́ndices de color
0.39 < (H − K) < 0.82 y 0.42 < (J − H) < 1.03, con edades menores a un
millón de años. Derecha: en el mismo diagrama se incluyen los errores tanto
en K como en (H − K). Las lı́neas de trazo continuo indican la posición de la
Secuencia Principal, indicada como SP (Bessell & Brett 1988), y de la isócrona
de 106 años. La lı́nea de trazo quebrado corresponde a la isócrona de 5 × 106
años (Baraffe et al. 1998, Chabrier et al. 2000, Baraffe et al. 2002).
En la Figura 2 se muestran las posiciones de 9 candidatos seleccionados en base a las observaciones realizadas con el telescopio de 2.1 m de San Pedro Mártir,
con magnitudes en la banda K entre 13.5 y 15.5. Notar que algunos de ellos presentan excesos en (H − K) muy significativos. Esto, en analogı́a con las estrellas
de tipo T Tauri, podrı́a estar relacionado con la presencia de discos (ver, p. ej.,
Caballero et al. 2007, Zapatero Osorio et al. 2007). Esta sugerencia, sin embargo, debe ser verificada con datos adicionales (p. ej., fotometrı́a en el infrarrojo
medio) que permitan asegurar la naturaleza de los excesos encontrados.
Se utilizó, además, el trabajo de Dahn et al. (2002) que proporciona los ı́ndices
de color (J − K), tipos espectrales y temperaturas efectivas para enanas frı́as
y enanas marrones, para estimar, en base al ı́ndice de color mencionado, los
tipos espectrales y temperaturas de los candidatos seleccionados. Teniendo en
88
L. Heredia, M. Gómez y H. Bravo-Alfaro
cuenta valores “tı́picos” de la extinción en Taurus y, en particular, en L 1495
(0 < AV < 3), la gran mayorı́a de los candidatos seleccionados tendrı́an tipos
espectrales L, con temperaturas entre 2700 y 1800 K. Se trata entonces de objetos
muy frı́os e intrı́nsecamente rojos.
Figura 2. Diagrama color-magnitud K vs. (H − K) en el que se localizan
aquellos candidatos seleccionados en base a las observaciones realizadas con el
telescopio de 2.1 m de San Pedro Mártir. En el mismo se incluyen los errores
tanto en K como en (H − K). Las lı́neas de trazo continuo indican la posición
de la Secuencia Principal, indicada como SP (Bessell & Brett 1988) y de la
isócrona de 106 años. La lı́nea de trazo quebrado corresponde a la isócrona de
5 × 106 años (Baraffe et al. 1998, Chabrier et al. 2000, Baraffe et al. 2002).
4. Resultados
Empleando los datos del 2MASS y teniendo en cuenta las magnitudes y colores para objetos con edades de unos pocos millones de años, masas entre 15 y
4 MJup a la distancia de 140 pc, según las trayectorias evolutivas e isócronas de
Baraffe y Chabrier, se seleccionaron 85 candidatos a planemos en la nube oscura
L 1495. A estos candidatos se le agregaron otros 9, detectados con el instrumento CAMILA en el telescopio de 2.1 m de San Pedro Mártir. Cabe remarcar,
sin embargo, que los ı́ndices de color y magnitudes disponibles al presente son
muy inciertos, por lo que se requiere una fotometrı́a de mayor precisión para
confirmar las propiedades de los objetos seleccionados.
Empleando los ı́ndices de color (J − K) y las calibraciones de Dahn et al.
(2002) se obtiene que la gran mayorı́a de los candidatos seleccionados poseen
tipos espectrales L y temperaturas entre 2700 y 1800 K. El número de candidatos
a planemos detectados en L 1495 (94) supera a la cantidad de estrellas de baja
masa y objetos sub-estelares en la región (55) en un factor ∼ 2. De confirmarse la
naturaleza planetaria de los candidatos propuestos, este resultado podrı́a indicar
que los planemos son comunes en la Galaxia. Observaciones futuras con mayor
sensibilidad y cubrimiento espectral son necesarias para confirmar esta hipótesis.
Búsqueda de planemos en L 1495
89
En un futuro próximo se espera emplear el telescopio de San Pedro Mártir y la
cámara CAMILA para volver a observar los candidatos seleccionados en las tres
bandas (J, H y K) del infrarrojo cercano con el objetivo de obtener magnitudes
con errores significativamente menores que los mostrados en las Figs. 1 y 2. Se
espera, además, realizar observaciones en el infrarrojo medio y espectroscopı́a,
tanto en el infrarrojo cercano como medio, con el propósito de entender mejor la
naturaleza fı́sica de los planemos y de estimar su posible contribución a la IMF.
Referencias
Baraffe, I., Chabrier, G., Allard, F., & Hauschildt, P. H. 1998, A&A, 337, 403
Baraffe, I., Chabrier, G., Allard, F., & Hauschildt, P. H. 2002, A&A, 382, 563
Barrado y Navascués, D., Zapatero Osorio, M. R., Béjar, V. J. S., et al. 2001,
A&A, 377, L9
Barrado y Navascués, D., Béjar, V. J. S., Mundt, R., et al. 2003, A&A, 404,
1771
Béjar, V. J. S., Zapatero Osorio, M. R., & Rebolo, R. 1999, ApJ, 521, 671
Béjar, V. J. S., Martı́n, E. L., Zapatero Osorio, M. R., et al. 2001, ApJ, 556, 830
Béjar, V. J. S., Caballero, J. A., Rebolo, R., et al. 2004, Ap&SS, 292, 339
Bessell, M. S., & Brett, J. M. 1988, PASP, 100, 1134
Caballero, J. A., Béjar, V. J. S., Rebolo, R., et al. 2007, A&A, 470, 903
Chabrier, G., Baraffe, I., Allard, F., & Hauschildt, P. H. 2000, ApJ, 542, 464
Dahn, C. C., Harris, H. C., & Vrba, F. J. 2002, AJ, 124, 1170
González-Garcı́a, B. M., Zapatero Osorio, M. R., Béjar, V. J. S., et al. 2006,
A&A, 460, 799
Guieu, S., Dougados, C., Monin, J. L., et al. 2006, A&A, 446, 485
Kenyon, S. J., Dobrzycka, D., & Hartmann, L. 1994, AJ, 108, 1872
Kenyon, S. J., Gómez, M., & Whitney, B. A. 2008, en Handbook of Star Forming
Regions, Volume I: The Northern Sky, ASP Monograph Publications,
Vol. 4, ed. B. Reipurth (ASP, San Francisco), 405
Lombardi, M., Lada, C. J., & Alvez, J. 2010, A&A, 512, 67
Luhman, K. L. 2006, ApJ, 645, 676
Luhman, K. L, Whitney, B. A., Meade, M. R., et al. 2006, ApJ, 647, 1180
Luhman, K. L., Mamajek, E. F., Allen, P. R., & Cruz, K. L. 2009, ApJ, 703,
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Lynds, B. T. 1962, ApJS, 7, 1
Martı́n, E. L., Zapatero Osorio, M. R., Barrado y Navascués, D., et al. 2001,
ApJ, 558, L117
Muench, A. A., Lada, E. A., Lada, C. J., & Alves, J. 2002, ApJ, 573, 366
Pineda, J. L., Goldsmith, P. F., Chapman, N., et al. 2010, ApJ, 721, 686
Scholz, A., & Jayawardhana, R. 2008, ApJ, 672, L49
Zapatero Osorio, M. R., Caballero, J. A., Béjar, V. J. S., et al. 2007, A&A,
472, L9
Zapatero Osorio, M. R., Béjar, V. J. S., Bihain, G., et al. 2008, A&A, 477, 895
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN ORAL – ORAL COMMUNICATION
Código para el cálculo del perfil instrumental:
resultados preliminares
Olga I. Pintado1 , Luis Santillán2 y Marı́a E. Marquetti2
(1) Instituto Superior de Correlación Geológica (CONICET - UNT),
Tucumán, Argentina
(2) Departamento de Ciencias de la Computación, Facultad de
Ciencias Exactas y Tecnologı́a, Universidad Nacional de Tucumán,
Argentina
Abstract. All images obtained with a telescope are distorted by the
instrument. This distorsion is known as instrumental profile or instrumental broadening. The deformations in the spectra could introduce
large errors in the determination of different parameters, especially in
those dependent on the spectral lines shapes, such as chemical abundances, winds, microturbulence, etc.
To correct this distortion, in some cases, the spectral lines are convolved with a Gaussian function and in others the lines are widened
with a fixed value. Some codes used to calculate synthetic spectra, as
SYNTHE, include this corrections.
We present results obtained for the spectrograph REOSC and EBASIM
of CASLEO.
1. Introducción
La forma de las lı́neas de los espectros estelares se ve modificada por parámetros de las atmósferas de las estrellas, tales como temperatura efectiva, gravedad
superficial, abundancias quı́micas, velocidad de micro y macroturbulencia, etc.,
y por deformaciones producidas por el instrumento: telescopio, espectrógrafos,
detectores, etc.
La deformación causada por el instrumento, llamada “Ensanchamiento” o
“Perfil Instrumental” (PI), se calcula comparando un espectro solar, tomado
normalmente al anochecer o al amanecer, con un espectro solar sin deformación.
Cuando los espectros son de baja dispersión no es necesario hacer correcciónes
por perfil instrumental. En cambio, cuando se trabaja en alta dispersión y se
calculan abundancias quı́micas o se quieren estudiar procesos de tipo dinámico,
se pueden introducir errores importantes si no se hace la corrección por perfil
instrumental.
Se ha desarrollado un método para calcular la función que, convolucionada
con un espectro ideal, da como resultado el espectro observado.
En este trabajo presentamos resultados preliminares obtenidos para los espectrógrafos REOSC (en dispersión simple y cruzada) y EBASIM del Complejo
Astronómico El Leoncito (CASLEO), San Juan, Argentina.
90
Código para el cálculo del perfil instrumental
91
2. Perfiles instrumentales
El espectro solar puro (sin deformación) se calcula con el modelo de Kurucz
(comunicación privada). Este espectro se convoluciona con el perfil instrumental calculado y es el que llamamos “Calculado*Perfil”. Esto se compara con el
espectro solar observado.
Es importante que el espectro calculado con el modelo tenga la misma dispersión que el espectro observado, porque de otro modo estaremos introduciendo
ruido en el cálculo del perfil instrumental.
Se utiliza un rango de longitudes de onda de 3000 Å para hacer el cálculo, y
en las figuras se ha graficado un rango menor para dar claridad a las mismas.
Figura 1. Espectro observado con REOSC en dispersión simple, junto con
el calculado y el calculado corregido por el perfil instrumental. (La versión en
color de esta figura puede apreciarse en la edición electrónica del artı́culo.)
En la Figura 1 se muestran los resultados obtenidos para el espectrógrafo
REOSC en dispersión simple. El coeficiente de correlación entre el espectro observado y el calculado es del 70 %, y entre el espectro observado y el modelo
corregido es del 49 %. Si no corregimos por perfil instrumental se introduce un
error del 36 % que, cuando corregimos por perfil instrumental, baja al 16 % en
el cálculo de los anchos equivalentes de las lı́neas espectrales.
En la Figura 2 se muestran los mismos resultados que en la Figura 1, pero
para espectros obtenidos con el espectrógrafo REOSC en dispersión cruzada.
En este caso, los coeficientes de correlación entre el espectro observado y el
modelo, y entre el espectro observado y el modelo corregido, son del 90 % y 98 %
respectivamente, lo que es esperable por simple inspección visual de las curvas.
La falta de corrección del perfil instrumental incrementa los errores en un 5 %
aproximadamente.
En la Figura 3 se muestran resultados similares para espectros obtenidos
con EBASIM. En este caso, los coeficientes de correlación son del 82 % y 95 %
respectivamente, y el error que se introduce por la falta de corrección del perfil
instrumental es del 4 %.
92
O. I. Pintado, L. Santillán y M. E. Marquetti
Figura 2.
Espectro observado con REOSC en dispersión cruzada, junto con
el calculado y el calculado corregido por el perfil instrumental. (La versión en
color de esta figura puede apreciarse en la edición electrónica del artı́culo.)
Figura 3. Espectro observado con EBASIM junto con el calculado y el calculado corregido por el perfil instrumental. (La versión en color de esta figura
puede apreciarse en la edición electrónica del artı́culo.)
3. Discusión y perspectivas futuras
Si bien es en los espectros obtenidos con REOSC en dispersión simple donde
se introduce más error si no se hace la corrección, también es en donde es menos
necesario hacerlo, porque al tratarse de espectros de baja dispersión, los mismos
no se usan para calcular parámetros fı́sicos con precisión.
En la Figura 4 se muestra el perfil instrumental para el espectrógrafo REOSC
en dispersión cruzada, y se ve que se aproxima a una Gaussiana.
Por su parte, el perfil instrumental para EBASIM es notablemente asimétrico (Figura 5). En ambos casos es necesario introducir la corrección por perfil
instrumental cuando se calculan abundancias quı́micas o se estudian procesos
dinámicos.
En el futuro se harán estudios complementarios para analizar cómo varı́a
el perfil instrumental con las distintas configuraciones de ambos espectrógrafos. También se pretende hacer analizar el comportamiento estacional del perfil
instrumental.
Agradecimientos. OIP es Astrónomo Visitante del Complejo Astronómico
El Leoncito, operado por acuerdo entre el Consejo Nacional de Investigaciones
Código para el cálculo del perfil instrumental
93
Figura 4.
Perfil instrumental para REOSC en dispersión cruzada comparado con una gaussiana.
Figura 5.
Perfil instrumental para EBASIM.
Cientı́ficas y Técnicas de la República Argentina y las Universidades Nacionales
de La Plata, Córdoba y San Juan. Agradecemos las sugerencias de los Drs.
Pablo Mauas y Ricardo Gil-Hutton. Este trabajo fue parcialmente financiado
por los PIP 5555 y 0348 de CONICET. OIP agradece al personal de CASLEO
la colaboración prestada durante los turnos de observación.
Referencias
Kurucz, R. 1993, SYNTHE (Spectrum Synthesis Programs and Line Data), Kurucz CD-ROM No. 18, (Smithsonian Astrophysical Observatory, Cambridge)
Sbordone, L., Bonifacio, R., Castelli, F., & Kurucz, R. 2004, ATLAS and SYNTHE under Linux, Mem. Soc. Astron. Ital. Supp., 5, 93
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN ORAL – ORAL COMMUNICATION
Evolución de la Zona de Habitabilidad Estelar
Denis Poffo1 y Mercedes Gómez2
(1) Facultad de Matemática, Astronomı́a y Fı́sica, Universidad
Nacional de Córdoba, Argentina
(2) Observatorio Astronómico, Universidad Nacional de Córdoba,
Argentina
Abstract. The Stellar Habitable Zone is defined as the distance at
which water can exist in liquid form on the surface of a planet. In this
contribution we apply a simple single-temperature model to calculate
the boundaries of the Stellar Habitable Zone. We analyze the variation
of the so-called habitable zone as function of the evolution of the central star. In particular we study how the habitable zone changes for 3,
1.5, 1, and 0.6 M⊙ stars with solar metallicity. For stars in this range,
we identify evolutionary stages long enough to allow the development
of life on the surface of a planet in the Stellar Habitable Zone. These
stars define the group of the “Astrobiologically Interesting Stars.” The
stellar stability is a necessary but not sufficient requirement for the
development of life.
1. Introducción
Nuestro planeta es el principal testigo de los primeros factores a tener en
cuenta cuando se habla de habitabilidad planetaria. Por lo que se conoce, es
de extrema importancia para la formación de la vida contar con un planeta
que tenga condiciones de estabilidad térmica, reservas acuı́feras, una atmósfera
oxigenada, etc. Diversos estudios revelan que la Tierra se formó hace 4600 millones de años aproximadamente. Esta Tierra primitiva estaba compuesta por una
atmósfera reductora, con gases como nitrógeno, dióxido de carbono, amonı́aco,
vapor de agua y metano (Miller 1953). A partir de la consideración de estos compuestos primigenios surge una de las teorı́as más aceptadas sobre el origen de la
vida, la llamada “evolución bioquı́mica de la materia”, postulada por Alexander
Oparin en 1924 (Oparin 1952).
La evidencia más antigua de vida en la Tierra fue encontrada en un estromatolito fósil de Australia Occidental, que tiene unos 3430 millones de años de
antigüedad. Su forma es similar a la de una cianobacteria filamentosa moderna
(Bada et al. 2007). Este hallazgo indica que son necesarios perı́odos de estabilidad estelar lo suficientemente largos como para que la vida surja. En general
se estima que se requieren unos 2000 millones de años (Forget 1998). En este
trabajo se define el concepto de Zona de Habitabilidad Estelar, se identifican
perı́odos o etapas en la evolución de las estrellas comparables con el tiempo requerido para el desarrollo de la vida, y se analiza cómo se ve afectada esta zona
en función de la evolución de la estrella.
94
Evolución de la Zona de Habitabilidad Estelar
95
2. Zona de Habitabilidad Estelar
La Zona de Habitabilidad Estelar es una región anular alrededor de una estrella, tal que un planeta que orbite dentro de esta región tendrı́a la capacidad
de mantener agua en estado lı́quido en su superficie. En esta definición se asume que el planeta posee condiciones favorables como para que pueda mantener
océanos de agua lı́quida por sus propias condiciones geológicas.
3. Tiempo de permanencia de las estrellas en la Secuencia Principal
y tiempo requerido para la vida
La teorı́a de la Evolución Estelar indica que los tiempos evolutivos de las
estrellas dependen fuertemente de su masa. Ası́, por ejemplo, una estrella de
50 M⊙ permanece en la Secuencia Principal sólo unos pocos millones de años, en
tanto que una de 0.5 M⊙ lo hace por un perı́odo de decenas de miles de millones
de años (Iben 1967). A partir de la estimación de Forget (1998) mencionada
anteriormente para el desarrollo de la vida en la Tierra, se puede calcular que
sólo estrellas de tipos espectrales F y más tardı́os poseen tiempos de permanencia
en la Secuencia Principal del orden de, o mayores que 2000 millones de años,
lo suficientemente largos para el surgimiento de la vida. Las estrellas de menor
masa, de tipos espectrales M y menor temperatura, son las que poseen mayores
perı́odos de estabilidad. Sin embargo, un planeta tipo Tierra en la Zona de
Habitabilidad de una estrella de tipo M deberı́a hallarse a una distancia muy
próxima a ésta (∼ 0.1 UA) a causa de su baja luminosidad. A estas distancias,
el efecto tidal o de marea es muy importante, llegando a sincronizar el perı́odo
orbital y de rotación del planeta (Grießmeier et al. 2009). Esto implicarı́a la
existencia de un hemisferio caliente y otro frı́o en la superficie del planeta, lo
cual no resulta propicio para la formación y desarrollo de la vida. Por este
motivo, en esta contribución se adopta un lı́mite inferior de masa de ∼ 0.6 M⊙
y se focaliza el análisis en estrellas de tipos espectrales F, G y K.
3.1 El modelo propuesto por Kasting et al. (1993)
Este modelo calcula la Zona de Habitabilidad Estelar tomando como referencia al planeta Tierra. Se basa en un sistema climático en el que la temperatura
del planeta está directamente regulada por la radiación solar incidente. El mecanismo que se encarga de realizar esta regulación es el ciclo “carbono-silicato”,
el cual modifica los niveles de CO2 en la atmósfera del planeta y, de esta manera, regula la temperatura. En su trabajo, Kasting et al. (1993) encuentran un
valor de flujo radiativo efectivo (Seff ) a partir del cual calcula los lı́mites de la
Zona de Habitabilidad. Seff se define como el cociente entre el flujo irradiado
por una estrella (S⋆ ) a una distancia fija y el flujo irradiado por el Sol (S⊙ )
sobre la Tierra; S⊙ es el valor de la constante solar a la distancia de la Tierra
(S⊙ = 1367 W/m2 ). Los valores obtenidos son: Seff = 1.10 para un lı́mite interno
de 0.95 UA, y Seff = 0.53 para un lı́mite externo de 1.37 UA. El primer lı́mite
corresponde al flujo solar necesario para evaporar los océanos, y el segundo a la
condensación del CO2 y el consiguiente congelamiento del planeta.
96
D. Poffo y M. Gómez
3.2 Modelo de temperatura única
Este modelo, más sencillo que el Kasting et al. (1993), propone una temperatura constante para la Tierra de 15◦ C (288 K). Se considera a la Tierra como
un cuerpo negro que absorbe la radiación solar a través de su cara iluminada
como Eabs = πrt2 S⊙ y que emite desde toda su superficie como Eirr = 4πrt2 σTt4 ,
donde rt y Tt son el radio y la temperatura de la Tierra, respectivamente. En
condiciones de equilibrio térmico se debe verificar que:
σTt4 =
L⊙
,
16πd2
donde el factor d representa la distancia a la cual se calcula el valor del flujo
radiativo y σ es la constante de Stefan-Boltzmann. Empleando la expresión
anterior para el caso particular de T = 288 K y d = 1 UA, y haciendo el cociente
con la expresión general, se obtiene la distancia en función de la temperatura
promedio propuesta y de una temperatura T a calibrar,
d=
288
T
2
(1 UA).
Esta temperatura estarı́a dada por las temperaturas de evaporación del agua
(T = 373.15 K, que corresponde al lı́mite interno lint = 0.6 UA), y de solidificación del agua (T = 273.15 K, que determina el lı́mite externo lext = 1.11 UA).
Por otro lado, es posible calcular el valor de la constante solar, S⊙ , en los lı́mites interno (lint ) y externo (lext ) y ası́ obtener la Zona de Habitabilidad para
cualquier sistema estelar mediante:
lint
lext
v
u
u σT 4 R2
u
⋆ ⋆
=u
u S int ,
t
⊙
ext
S⊙
int y S ext son la temperatura y el radio de la estrella, y los valores
donde T⋆ , R⋆ , S⊙
⊙
de la constante solar evaluada en los lı́mites internos y externos de la Zona
de Habitabilidad del Sistema Solar, respectivamente. Es importante destacar
aquı́ que los rangos de distancias que definen la Zona de Habitabilidad son
directamente proporcionales a la luminosidad de la estrella central.
4. Evolución de la Zona de Habitabilidad Estelar
La luminosidad estelar no es un parámetro que permanezca constante en
el tiempo. Las estrellas experimentan cambios sustanciales en su luminosidad
durante su evolución. Estos cambios producirán variaciones en la Zona de Habitabilidad. En la Sección 3 se utilizaron los tiempos de vida de la Secuencia Principal y la aparición del efecto tidal para planetas en la Zona de Habitabilidad
de estrellas frı́as, con el propósito de restringir los tipos espectrales compatibles
con el tiempo y condiciones necesarias para el surgimiento de la vida en dicha
Evolución de la Zona de Habitabilidad Estelar
97
Zona. En la presente Sección se emplean las trayectorias evolutivas de Padova1
(Girardi et al. 1999) para identificar fases o etapas evolutivas posteriores a la
Secuencia Principal con una duración mı́nima de 2000 millones de años. El análisis se centró en objetos con masas de 3, 1.5, 1 y 0.6 M⊙ , con metalicidad solar.
En la Tabla 1 se indica la duración de distintas etapas evolutivas para estrellas
de las masas indicadas. En negrita se destacan las etapas con una duración del
orden o mayor que 2000 millones de años. Notar que para estrellas de 0.6 M⊙ se
identifican perı́odos de estabilidad suficientemente largos para el desarrollo de la
vida en tres etapas de la evolución, en tanto que para estrellas de 1.5 M⊙ sólo
en Secuencia Principal se tienen duraciones del orden requerido.
Tabla 1.
Tiempos de duración (en unidades de 109 años) de distintas
etapas evolutivas.
M⋆ (M⊙ )
0.6
1.0
1.5
3.0
Secuencia
Principal
74.9
7.6
2.6
0.36
Rama de las
Subgigantes
3.9
3.8
0.01
0.01
Rama de las
Gigantes
2.0
0.7
0.2
0.1
El modelo evolutivo de Padova también permite calcular cómo cambia la Zona de Habitabilidad Estelar en función de las variaciones que experimenta la
luminosidad y, por consiguiente, la temperatura y el radio del objeto central en
las distintas etapas evolutivas. En la Figura 1 se muestra la evolución de la Zona
de Habitabilidad (región gris) para una estrella de 1 M⊙ . Para 4600 millones
de años los lı́mites internos y externos corresponden a 0.6 y 1.1 UA, respectivamente. Las lı́neas verticales marcan el inicio de la Rama de las Subgigantes
(7600 millones de años) y la de las Gigantes (12000 millones de años). Notar
cómo la Zona de Habitabilidad Estelar se desplaza hacia el exterior a medida
que evoluciona la estrella. En la Rama de las Gigantes, la Zona de Habitabilidad Estelar se aparta, muy rápidamente, a más de 3 UA. Un análisis similar
ha sido realizado para las demás estrellas en el rango indicado en la Tabla 1,
obteniéndose resultados análogos.
5. Conclusiones
Un modelo simple de temperatura única permite estudiar la localización de
la Zona de Habitabilidad Estelar en función de la evolución de la propia estrella.
Se identifica un rango de masas estelares que van de 0.6 a 3 M⊙ , que durante
la etapa de Secuencia Principal son “Astrobiológicamente Interesantes” (Porto
de Mello 2006), es decir que poseen tiempos de vida del orden de, o mayores
que 2000 millones de años, tiempo requerido para el surgimiento de la vida. Para estrellas con masas inferiores a 0.6 M⊙ el efecto tidal, para planetas en la
1
http://pleiadi.pd.astro.it/
98
D. Poffo y M. Gómez
Figura 1.
Evolución de los lı́mites interno y externo de la Zona de Habitabilidad Estelar (región gris) para una estrella de 1 M⊙ y metalicidad solar. Las
lı́neas verticales marcan el inicio de la rama de las Subgigantes (7600 millones
de años) y de las Gigantes (12000 millones de años), respectivamente.
Zona de Habitabilidad, tiende a sincronizar los perı́odos de rotación y orbital.
Empleando el modelo evolutivo de Padova se identifican etapas fuera de la Secuencia Principal con duraciones compatibles con la requerida para el desarrollo
de la vida. La existencia de estas etapas depende fuertemente de la masa estelar.
Para estrellas de 0.6 M⊙ , tanto la etapa de Secuencia Principal como las Ramas
de las Subgigantes y Gigantes poseen una duración del orden de, o mayor a los
2000 millones de años. Sin embargo, la Zona de Habitabilidad Estelar no depende sólo de la luminosidad y estabilidad de la estrella huésped, sino también de
la composición quı́mica de la atmósfera planetaria, como lo establece el modelo
de de Kasting et al. (1993). La estabilidad estelar es, de alguna manera, una
condición necesaria pero no suficiente para el desarrollo de la vida.
Referencias
Bada, J. L., Fegley, B. Jr., Miller, S. L., et al. 2007, Science, 937, 939
Forget, F. 1998, Earth, Moon and Planets, 81, 59
Girardi, L., Bressan, A., Bertelli, G., & Chiosi, C. 1999, A&A, 141, 371
Grießmeier, J. M., Stadelmann, A., Grenfell, J. L., et al. 2009, Icarus, 199, 526
Iben, I. Jr. 1967, ARA&A, 5, 571
Kasting, J. F., Whitmire, D. P., & Reynolds, R. T. 1993, Icarus, 101, 108
Miller, S. L. 1953, Science, 117, 528
Oparin, A. I. 1952, The Origin of Life (Dover, New York)
Porto de Mello, G., del Peloso, E. F., & Ghezzi, L. 2006, Astrobiology, 6, 308
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN ORAL – ORAL COMMUNICATION
Propiedades infrarrojas de regiones de formación estelar
Hugo P. Saldaño1 , Paolo Persi2 , Mauricio Tapia3 , Miguel Roth4 y
Mercedes Gómez1
(1) Observatorio Astronómico, Universidad Nacional de Córdoba,
Argentina
(2) INAF - Istituto di Astrofisica Spaziale e Fisica Cosmica di Roma,
Italia
(3) Instituto de Astronomı́a, Universidad Nacional Autónoma de
México, México
(4) Las Campanas Observatory, Carnegie Institution of Washington,
La Serena, Chile
Abstract. We present an analysis of near-IR images, obtained with
the instrument PANIC at the Baade telescope (Las Campanas), of the
star-forming regions associated with the sources IRAS 12272−6240
and IRAS 17149−3916, selected from the southern sky survey of submm cores of Beltran et al. (2006). We identify two young clusters
associated with each one of the IRAS sources. The near-IR color-color
and color-magnitude diagrams are used to detect young stars with
masses between 0.7 and 30 M⊙ . We find ∼ 190 and ∼ 285 sources in
the IRAS 12272−6240 and IRAS 17149−3916 regions, showing nearIR excesses due to circumstellar material and that probably belong to
the identified young clusters.
1. Introducción
El o los mecanismos de formación de las estrellas de gran masa (M > 8 M⊙ )
constituyen un desafı́o para la Astrofı́sica Moderna. En la literatura se encuentran dos posibles escenarios para la formación de las estrellas de gran masa,
diametralmente opuestos: el mecanismo de acreción, el cual representa una versión aumentada del modelo estándar para la formación de estrellas de masa solar
(Cesaroni et al. 2005, 2006), y por otro lado el mecanismo de merger o colisional,
que postula que las estrellas de gran masa se forman en el seno de proto-cúmulos
estelares de elevada densidad, mediante las colisiones de estrellas de baja masa
(Bonnell & Bate 2002, 2006).
Con el propósito de contribuir a una mejor comprensión del proceso de formación de las estrellas de gran masa, se presenta el análisis de imágenes en los
filtros J (1.25 µm), H (1.65 µm) y Ks (2.16 µm) obtenidas con el telescopio
Baade (Las Campanas, Chile), de las regiones de formación estelar asociadas
con las fuentes IRAS 12272−6240 y IRAS 17149−3916.
99
100
H. P. Saldaño et al.
2. Regiones observadas
Las regiones analizadas, IRAS 12272−6240 y IRAS 17149−3916, fueron seleccionadas del catálogo de Beltran et al. (2006). En particular, estos autores
estudiaron la emisión del polvo en 1.2 mm de un total de 235 fuentes, detectando que la gran mayorı́a de los objetos son núcleos de gran masa con múltiples
centros de condensaciones, candidatas a ser núcleos pre-estelares donde eventualmente se formarán nuevas estrellas masivas. Estos autores estimaron que
IRAS 12272−6240 se encuentra a una distancia de 11.2 kpc y posee una masa
de 6880 M⊙ , mientras que IRAS 17149−3916 se encuentra a 2.1 kpc y su masa
es de 586 M⊙ (ambas masas corresponden a la emisión detectada en 1.2 mm).
Observaciones realizadas por otros autores llegaron a la detección de emisiones
de máseres de metanol en ambas regiones, y de agua en IRAS 12272−6240 (Caswell & Hayne 1987, Walsh et al. 1997, Pestalozzi et al. 2005, Vall’tts et al. 2000,
Breen et al. 2010). Estas emisiones proporcionan claros indicios de la presencia
de estrellas masivas jóvenes en pleno proceso de formación ya que, en general,
las emisiones de máseres se encuentran estrechamente relacionadas a este tipo
de objetos (ver, por ejemplo, Norris et al. 1998, Phillips et al. 1998).
3. Observaciones y reducción de datos
Las observaciones fueron realizadas con el telescopio Baade, uno de los dos telescopios gemelos Magallanes de 6.5 m del Observatorio de Las Campanas, Chile.
El instrumento utilizado fue la cámara infrarroja PANIC (Persson’s Auxiliary
Nasmyth Infrared Camera) la cual, colocada en el foco Nasmyth (f/11), produce
un campo de 2′ × 2′ sobre un detector “Hawaii” de HgCdTe de 1024 × 1024 pixeles, fabricado por Rockwell. El tamaño del pixel para esta configuración es de
0.125′′ . Se utilizaron tres filtros de banda ancha, Ks, H y J. La fuente IRAS
12272−6240 fue observada durante la noche del 12 de junio de 2009 y la fuente
IRAS 17149−3916 el 10 de junio del mismo año; ambas observaciones fueron
realizadas por el Dr. M. Roth.
Para la determinación de las magnitudes J, H y Ks de las fuentes en ambas
regiones se utilizó el software IRAF (Image Reduction and Analysis Facility),
dentro del cual se emplearon las tareas daofind y phot que se encuentran en
el paquete noao.digiphot.apphot para la selección de las fuentes de interés y
la obtención preliminar de las respectivas magnitudes mediante la fotometrı́a de
apertura. Con el objetivo de optimizar el análisis y obtener una fotometrı́a de
mayor precisión se empleó la técnica “PSF” (Point-Spread Function) usando la
tarea psf dentro del paquete noao.digiphot.apphot. Con esta última técnica
se detectaron aproximadamente 1000 fuentes de hasta magnitud 19 en la banda
Ks en cada región.
4. Análisis
4.1 Diagramas color-color (J − H) vs. (H − Ks)
Este tipo de diagrama permite discriminar objetos estelares con excesos de
color intrı́nsecos que, en general, son atribuidos a envolventes y/o discos de gas
Regiones de formación estelar en el infrarrojo
101
y polvo, de aquellos que sólo presentan excesos de color interestelar producido
por la nube de gas y polvo en la que se encuentran incrustados. También puede
ocurrir que el objeto de interés se encuentre por detrás de dicha nube, en cuyo caso sólo presentará exceso interestelar. Los paneles izquierdo y derecho de
la Figura 1 muestran los diagramas color-color (J − H) vs. (H − Ks) para los
objetos detectados en las regiones asociadas con las fuentes IRAS 12272−6240
e IRAS 17149−3916. Para ambas regiones sólo se graficaron el ∼ 79 % y el
∼ 88 % de las fuentes detectadas, esto es 1100 para IRAS 12272−6240 y 793
para IRAS 17149−3916, respectivamente. Las restantes fuentes poseen magnitudes con errores significativamente grandes, de tal manera que los ı́ndices de
color resultantes son muy inciertos. En la primera región (IRAS 12272−6240)
se detectaron ∼ 190 fuentes con enrojecimiento intrı́nseco, mientras que en la
segunda (IRAS 17149−39169) se detectaron ∼ 285 fuentes. Estos objetos con
enrojecimiento intrı́nseco yacen a la derecha de la banda de enrojecimiento en
los diagramas de la Figura 1.
Figura 1. Diagrama color-color (J − H) vs. (H − Ks) de las regiones asociadas con IRAS 12272−6240 (panel izquierdo) y con IRAS 17149−3916 (panel
derecho). Las lı́neas de trazo continuo indican la posición de la Secuencia Principal y de la Rama de las Gigantes (Bessell & Brett 1988). Las lı́neas de trazo
quebrado corresponden a la banda de enrojecimiento que se extiende desde
los extremos de la Secuencia Principal (Rieke & Lebofsky 1985). Se indica el
vector de enrojecimiento para una extinción en la banda V de 10 magnitudes.
4.2 Diagrama color-magnitud Ks vs. (H − Ks)
El diagrama color-magnitud es de gran utilidad a la hora de identificar estrellas en distintas etapas evolutivas. Para construir y utilizar este tipo de diagrama
se requirió de la estimación de las distancias a cada región y de sus respectivas
extinciones interestelares medias, con el propósito de comparar el diagrama colormagnitud observado con la localización en el mismo de las estrellas de Secuencia
Principal. Para la estimación de las distancias se empleó el modelo dinámico de
Brand & Blitz (1993), el cual requiere de las velocidades radiales de ambas fuentes; éstas fueron estimadas a partir de las emisiones de máseres detectadas en
102
H. P. Saldaño et al.
dichas regiones. Para la estimación de la extinción interestelar promedio hacia
cada región se usaron los correspondientes diagramas color-color.
En los paneles izquierdo y derecho de la Figura 2 se presentan los diagramas
color-magnitud de las regiones asociadas con las fuentes IRAS 12272−6240 e
IRAS 17149−3916, para las cuales se han estimado distancias de 9.6 kpc y
2.2 kpc respectivamente, en razonable acuerdo con los valores de Beltran et al.
(2006). La Secuencia Principal, obtenida del trabajo de Koornneef (1983), ha
sido ubicada a las distancias correspondientes a cada región y enrojecida por
una absorción promedio AV de 2 mag para IRAS 12272−6240, y de 5.5 mag
para IRAS 17149−3916, de acuerdo a la ley de absorción interestelar de Rieke
& Lebofsky (1985). Estos valores son compatibles con los que se muestran en los
respectivos diagramas color-color de la Figura 1.
En la región de IRAS 12272−6240 se encontró que casi el 85 % de la muestra
yace a la derecha de la Secuencia Principal, mientras que en IRAS 17149−3916 el
porcentaje es ∼ 75 %. Estas fuentes muy probablemente corresponden a objetos
todavı́a en etapa de formación. Con sı́mbolos rojos se indican aquellos objetos
que presentan excesos de color intrı́nsecos obtenidos de los diagramas color-color.
Notar que todos se encuentran a la derecha de la Secuencia Principal. Además,
puede verse en ambos diagramas de la Figura 2 que se han detectado estrellas
jóvenes desde tipos espectrales O6, que corresponden a estrellas con masas ∼
30 M⊙ , hasta los tipos espectrales F tardı́os, G tempranos y K intermedios, con
masas ∼ 0.7–1 M⊙ .
O6
O6
O9
B0
O9
B0
B5
B5
A0
A0
F0
F0
G0
G0
K0
K0
M0
M0
M5
M5
Figura 2.
Diagramas color-magnitud H vs. (H − Ks) de las regiones asociadas con IRAS 12272−6240 (panel izquierdo) y con IRAS 17149−3916 (panel
derecho). La lı́nea de trazo continuo grueso indica la localización de la Secuencia Principal (Koornneef 1983), a la distancia de cada región. Con sı́mbolos
rojos se indican los objetos con exceso de color intrı́nseco (ver Figura 1). Se
indica el vector de enrojecimiento para una extinción en la banda V de 10
magnitudes. (La versión en color de esta figura puede apreciarse en la edición
electrónica del artı́culo.)
Regiones de formación estelar en el infrarrojo
103
5. Conclusión
El análisis realizado en las regiones asociadas a las fuentes IRAS 12272−6240
e IRAS 17149−3916 muestra que se trata, en ambos casos, de proto-cúmulos
en pleno proceso de formación con gran cantidad de objetos pre-estelares. Los
diagramas color-color han permitido detectar ∼ 190 y ∼ 285 fuentes, respectivamente, con excesos de color intrı́nsecos. Los diagramas color-magnitud muestran
la presencia de objetos en formación en un amplio rango de masas, desde 0.7 a
30 M⊙ , aproximadamente. Pero no todos los objetos en formación evidencian
excesos de color en el infrarrojo cercano atribuibles a la presencia de discos.
En un futuro próximo se espera obtener espectroscopı́a infrarroja ası́ como
también imágenes en el infrarrojo medio que permitan estudiar con mayor detalle
a las estrellas jóvenes detectadas en cada región. En particular, imágenes en el
infrarrojo medio pueden ser de gran utilidad a la hora de estimar en forma más
confiable la frecuencia de discos en los objetos en formación detectados y, de
esta forma, proporcionar indicios más confiables acerca de la naturaleza de Presecuencia Principal de los mismos. Espectros en el infrarrojo cercano permitirán
obtener el tipo espectral de cada objeto y, por lo tanto, la temperatura efectiva.
Esto conjuntamente con la luminosidad bolométrica y el empleo de trayectorias
evolutivas de Pre-Secuencia Principal (ver, p. ej., D’Antona & Mazzitelli 1994)
permitirán derivar la masa y la edad de los candidatos identificados.
Referencias
Beltran, M. T., Brand, J., Cesaroni, R., et al. 2006, A&A, 447, 221
Bessel, M. S., & Brett, J. M. 1988, PASP, 100, 1134
Bonnell, I. A., & Bate, M. R. 2002, MNRAS, 336, 659
Bonnell, I. A., & Bate, M. R. 2006, MNRAS, 370, 488
Brand, J., & Blitz, L. 1993, A&A, 275, 67
Breen, S. L., Caswell, J. L., Ellingsen, S. P., & Phillips, C. J. 2010, MNRAS,
406, 1487
Caswell, J., & Haynes, R. 1987, A&A, 171, 261
Cesaroni, R., Neri, R., Olmi, L., et al. 2005, A&A, 434, 1039
Cesaroni, R., Galli, D., Lodato, G., et al. 2006, Nature, 444, 703
D’Antona, F., & Mazzitelli, I. 1994, ApJS, 90, 467
Koornneef, J. 1983, A&A, 128, 84
Norris, R. P., Byleveld, S. E., Diamond, P. J., et al. 1998, ApJ, 508, 275
Pestalozzi, M. R., Minier, V., & Booth, R. S. 2005, A&A, 432, 737
Rieke, G. H., & Lebofsky, M. J. 1985, ApJ, 288, 618
Phillips, C. J., Norris, R. P., Ellingsen, S. P., & McCulloch, P. M. 1998, MNRAS,
300, 1131
Val’tts, I., Ellingsen, S., Slysh, V., et al. 2000, MNRAS, 317, 315
Walsh, A. J., Hyland, A. R., Robinson, G., & Burton, M. G. 1997, MNRAS,
291, 261
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN ORAL – ORAL COMMUNICATION
Funciones de distribución de pares condicionales para
fluidos ideales
Ernesto Zurbriggen1,2 y René D. Rohrmann3
(1) Facultad de Matemática, Astronomı́a y Fı́sica, Universidad
Nacional de Córdoba, Argentina
(2) Observatorio Astronómico, Universidad Nacional de Córdoba,
Argentina
(3) Instituto de Ciencias Astronómicas, de la Tierra y del Espacio
(CONICET - UNSJ), San Juan, Argentina
Abstract. The description of the microscopical spatial structure of
a gas in equilibrium can be enriched by using the so-called space partition method. This thermo-statistical formalism makes use of a novel
kind of conditional pair distribution function denoted gvv′ . The aim
of the present work is to continue the analysis of the function gvv′ for
gases composed of independent, randomly distributed particles.
1. Introducción
El modelo de fluido para envolturas estelares de mayor uso actual es el de
Hummer & Mihalas (1988). Sin embargo, el mismo no produce resultados completamente satisfactorios cuando se aplica al estudio de atmósferas de enanas
blancas frı́as (Teff < 8000 K, Bergeron 2001). Esto motivó el desarrollo del método de partición del espacio (MPE) para modelar fluidos astrofı́sicos (Rohrmann
2005, Rohrmann & Zorec 2006). Brevemente, el MPE se basa en la hipótesis
fundamental de que la estructura de un gas en equilibrio termodinámico (ET)
puede ser descripta por alguna clase de partición del espacio (Nv ), donde a cada
partı́cula se le asigna un volumen v, llamado volumen disponible (vd). El número
R
total N de partı́culas y el volumen V que ocupan se expresan N = 0V Nv dv y
R
V = 0V v Nv dv, donde Nv dv es el número de partı́culas con vd entre v y v+dv.
Un elemento básico y novedoso del MPE es la función distribución de pares
(fdp) condicional gvv′ , la cual es particularmente útil para evaluar la energı́a de
interacción del gas (Rohrmann 2008). Debido a su complejidad, esta función ha
sido estudiada en el caso más simple, un gas ideal clásico, donde la distribución
espacial de partı́culas está dada por un proceso de Poisson. Aquı́ nos proponemos
continuar con el estudio comenzado en Zurbriggen & Rohrmann (2009) [ZR],
presentando un análisis más completo para la fdp gvv′ de un fluido ideal.
2. Definiciones y análisis teórico
Para un gas ideal en ET en un espacio Euclı́deo de dimensión D, sabemos
que el vd v de una partı́cula equivale a la esfera D−dimensional de radio igual
a la distancia entre los centros de la partı́cula y de su vecina más cercana, y que
en el lı́mite termodinámico (V, N → ∞ con n = N/V constante) la partición de
espacio por unidad de volumen está dada por nv = Nv /V = n2 e−nv (Rohrmann
2005). Por otro lado, existen tres fdp de interés: g(ω), gv (ω) y gvv′ (ω). Ellas están
104
Distribución de pares condicionales para fluidos ideales
105
definidas de tal modo que n g(ω) dω es el número medio de partı́culas entre las
superficies esféricas ω y ω +dω centradas en una partı́cula cualquiera; n gv (ω) dω
es el número medio de partı́culas entre ω y ω + dω de una partı́cula con vd v;
y nv′ gvv′ (ω) dv ′ dω es el número medio de partı́culas con vd entre v ′ y v ′ + dv ′
ubicadas entre ω y ω + dω de una partı́cula con vd v. Las fdp se relacionan de
la siguiente manera:
ng(ω) =
ngv (ω) =
Z
Z
V
0
V
0
nv gv (ω) dv,
(1)
nv′ gvv′ (ω) dv ′ .
(2)
Para sistemas sin interacciones, se tiene (Rohrmann 2005):
gv (ω) =
1
δ(ω − v) + Θ(ω − v),
n
(3)
donde δ(x) es la función delta de Dirac y Θ(x) es la función escalón de Heaviside.
Con (1) y (3) resulta g(ω) = 1, como es de esperar para fluidos ideales.
Para encontrar la fdp gvv′ (ω) de fluidos sin interacciones es útil clasificar los
distintos tipos de vecinos que puede tener una partı́cula del gas. Una partı́cula
de referencia a con vd v puede tener una partı́cula vecina b con vd v ′ en una de
cinco configuraciones posibles: (I) Vecinos mutuos: la partı́cula a es la vecina
más cercana (vmc) de la partı́cula b y viceversa, en cuyo caso v = v ′ . (II) Primer
vecino con v > v ′ (o v < v ′ ): b es vmc de a, pero b tiene por vmc a otra partı́cula
(o viceversa). (III) Primer vecino compartido: las partı́culas a y b comparten la
vmc. (IV) Partı́culas con vd solapados: las partı́culas a y b poseen sus respectivas
vmc, pero sus vd v y v ′ se intersecan en el espacio. (V) Partı́culas sin correlación:
equivalente al caso anterior pero sin intersección de los vd.
Esta clasificación, conjuntamente con el significado de vd, nos ha permitido
deducir la siguiente forma funcional para la fdp gvv′ (ω) de un gas ideal (ZR):
gvv′ (ω) = Av δ(v − v ′ ) + Bvv′ δ(ω − v> ) + δD,1 Dvv′ δ(ω − ωvv′ )
(4)
+ [Cvv′ (ω) + (1 − δD,1 ) Evv′ (ω)] Θ(ωvv′ − ω)Θ(ω − v> ) + Θ(ω − ωvv′ ).
Aquı́, v> = máx{v, v ′ }, ωvv′ = (v 1/D + v ′1/D )D , δij = 1 si i = j y δij = 0 si i 6= j.
Las funciones Av , Bvv′ , Cvv′ (ω), Dvv′ y Evv′ (ω) tienen en cuenta la densidad
de probabilidad de ocurrencia de las configuraciones de vecinos mutuos, primer
vecino no-mutuo, pares con vd solapados (D ≥ 1), y primer vecino compartido
para gases unidimensionales (D = 1) y multidimensionales (D > 1), respectivamente. Es posible hallar condiciones que deben satisfacer las funciones Av , Dvv′
y Evv′ (ω), haciendo uso de las fracciones de partı́culas en configuraciones de
vecinos mutuos, fm , y de primer vecino compartido, fc . Estas fracciones pueden
ser calculadas a partir de la fdp gvv′ (ω), pero además sus valores son conocidos
para fluidos ideales (Schilling 1986). De las definiciones de las fdp condicionales,
conjuntamente con las Ecs. (1) y (2), y considerando sólo el aporte de vecinos
mutuos a gvv′ (ω), es posible obtener la siguiente condición sobre Av :
fm ≡ n 3
Z
∞
0
e−2nω Aω dω.
(5)
106
E. Zurbriggen y R. D. Rohrmann
Un procedimiento similar permite obtener condiciones sobre Dvv′ y Evv′ (ω) en
base al conocimiento de la fracción fc ,
fc ≡
 3 R ∞ R ω −nω
Dvv0′ dv dω,

 n 0 0 e
D = 1,
(6)
R R R

 n3 ∞ ω ω′ e−n(v+v′ ) E ′ (ω) dv ′ dv dω,
vv
0
0 v
D > 1,
0
donde v0′ ≡ (ω 1/D − v 1/D )D .
Por otro lado, el análisis de las contribuciones de gvv′ (ω) a la densidad de probabilidad de encontrar el vecino más cercano de una partı́cula con vd v produce,
por medio de (2), (3) y (4), la siguiente condición para Bvv′ :
Z
v
0
1
− Av e−nv .
n2
′
e−nv Bvv′ dv ′ =
(7)
Con la guı́a de simulaciones numéricas (ver siguiente Sección) encontramos las
siguientes soluciones a las Ecs. (5) y (7): Av ≡ eξnv /n2 y Bvv′ ≡ (1 − ξ)eξnv< /n,
donde v< = mı́n{v, v ′ } y ξ es una constante equivalente a ξ = 2 − 1/fm . De
manera similar encontramos Dvv′ = (2n)−1 como solución de (6) para D = 1,
siendo fc = 1/2 (Schilling 1986). Con estos resultados, de (2) y (3) se obtiene
0=

R
−nω env/2 + env + 2n ω e−nv ′ C ′ (ω) dv ′ ,


vv
 e
v′
(1 −



ξ)e−n(ω−ξv)
+n
Rω
v0′
−
′
env0 +
′
e−nv {C
0
vv ′ (ω)+Evv
′
′ (ω)} dv ,
D = 1,
(8)
D > 1.
Para D = 1, es fácil ver que Cvv′ (ω) = 14 exp n2 (ωvv′ − ω) satisface (8), y en
este caso el conocimiento analı́tico de gvv′ (ω) llega a ser completo. Para dimensiones mayores, D > 1, las funciones Evv′ (ω) y Cvv′ (ω) deben satisfacer las
correspondientes expresiones en (6) y (8). Por lo pronto, estas funciones han
sido determinadas en forma numérica para gases en D = 2 y 3 (Sección 3).
Finalmente, la fdp gvv′ (ω) para fluidos ideales en D ≥ 1 puede resumirse como
sigue:
gvv′ (ω) =
eξnv
eξnv<
′
δ(v
−
v
)
+
(1
−
ξ)
n2
n
!
δ(ω − v> ) + Θ(ω − ωvv′ )
(9)
+ (1 − δ1,D ) [Cvv′ (ω) + Evv′ (ω)] Θ(ωvv′ − ω)Θ(ω − v> )
1
n
1
δ(ω − ωvv′ ) + exp (ωvv′ − ω) Θ(ωvv′ − ω)Θ(ω − v> ) .
+ δ1,D
2n
4
2
En la siguiente sección mostramos resultados procedentes de simulaciones numéricas (Zurbriggen 2011) que confirman la forma funcional (9).
3. Resultados numéricos y discusión
La estructura espacial de un fluido ideal puede modelarse con una distribución
aleatoria de puntos, construida con la utilización de un generador de números
aleatorios que designa los valores de las coordenadas espaciales de cada partı́cula.
El cálculo numérico de la función gvv′ se realiza en forma directa contando (y
Distribución de pares condicionales para fluidos ideales
107
promediando sobre un número de muestras) el número nv′ gvv′ dv ′ dω de partı́culas
con vd entre v ′ y v ′ + dv ′ que rodean, a distintas distancias, a una partı́cula de
referencia con vd v. En todos los resultados expuestos a continuación se adopta
como unidad de volumen el valor medio del vd en el gas, hvi = n−1 . Resultados
numéricos para la fdp gvv′ (ω) en dimensiones D = 1, 2 y 3 se muestran en la
Fig. 1, con v = 1 y v ′ = 0.5. Estas pruebas confirman la forma funcional dada
por la Ec. (9). En especial se observa la fuerte correlación de pares en ω = 1
producida por la configuración de primer vecino. La fdp en D = 1 presenta otra
fuerte correlación en ω = v + v ′ debida a los pares que comparten el primer
vecino. La configuración de vecino compartido provoca también un aumento de
gvv′ (ω) cerca de ω = ωvv′ para D = 2 y 3, pero el efecto decrece con D.
Figura 1. Izquierda: Cálculo de gvv′ como función de ω para una simulación
numérica (lı́nea continua) con N = 107 partı́culas en D = 1, con v = 1 y
v ′ = 0.5. La lı́nea a trazos es un ajuste de la simulación con la Ec. (9). Centro:
Ídem anterior, pero para D = 2. Derecha: Ídem anterior, pero para D = 3. Las
lı́neas punteadas se agregaron para facilitar la interpretación de los resultados.
Figura 2. Izquierda: Evaluaciones de las distintas contribuciones a gvv′ (ω)
como función de ω en D = 1, para una simulación con N = 107 . Centro: Ídem
izquierda, pero para D = 2. Derecha: Ídem izquierda, pero para D = 3.
La Fig. 2 muestra, para D = 1, 2 y 3, las contribuciones a gvv′ (ω) que proceden
de distintas configuraciones de pares. Los parámetros (N , v, v ′ , etc.) utilizados
en estas simulaciones son los mismos que los de la Fig. 1. Los cálculos confirman
que las contribuciones a gvv′ (ω) originadas de configuraciones de primer vecino
no-mutuo (Bvv′ , curvas punteadas) ocurren en proximidad a ω = v> . También se
108
E. Zurbriggen y R. D. Rohrmann
observa que los aportes de pares de partı́culas con vd solapados (Cvv′ (ω), curvas
continuas) se circunscriben al intervalo (v> , ωvv′ ), y que la contribución de pares
con vd que no se intersecan oscila alrededor del valor unidad en ω > ωvv′ (curvas
a trazos), indicando la ausencia de correlaciones entre pares (v, v ′ ). Se aprecia
además que el aporte de los pares con primer vecino compartido (Dvv′ , curva
punteada; Evv′ (ω), curvas continuas) se concentra en ω = v + v ′ para D = 1,
pero se extiende con variada intensidad entre ω = v y ω = ωvv′ para D = 2 y 3.
Finalmente, otro grupo de simulaciones, cuyos resultados se muestran en la
Fig. 3, ofrecen un respaldo numérico a las expresiones de las funciones Av ≡
n−2 eξnv , Bvv′ ≡ (1 − ξ)n−1 eξnv< y Dvv′ ≡ (2n)−1 , introducidas en la Sección 2.
Los resultados expuestos muestran que la fdp gvv′ (ω) posee un estructura mucho
Figura 3.
Izquierda: Cálculo de Av como función de v para N = 5 × 105
partı́culas en D = 1, 2 y 3. Las curvas a trazos corresponden a las expresiones
analı́ticas, mientras que las curvas continuas corresponden a las simulaciones.
Centro: Ídem izquierda, pero para la función Bvv′ y con N = 106 . Derecha:
Ídem izquierda, pero para la función Dvv′ en D = 1.
más compleja que la fdp convencional g(ω), ofreciendo una descripción rica sobre
la microestructura espacial de un fluido y proyectándose como una herramienta
útil en el formalismo MPE. La continuación de esta investigación presenta varios
desafı́os interesantes, en particular la búsqueda de expresiones analı́ticas para las
funciones Cvv′ (ω) y Evv′ (ω) en dimensiones D = 2 y 3, y la extensión del estudio
de gvv′ (ω) para sistemas de partı́culas con distintas leyes de interacción.
Referencias
Bergeron, P. 2001, ApJ, 558, 369
Hummer, D., & Mihalas, D. 1988, ApJ, 331, 794
Rohrmann, R. D. 2005, Physica A, 347, 221
Rohrmann, R. D., & Zorec, J. 2006, Phys. Rev. E, 74, 041120
Rohrmann, R. D. 2008, Anales Primeras Jornadas Astrofı́sica Estelar, 55
Schilling, M. F. 1986, Adv. Appl. Prob., 18, 388
Zurbriggen, E., & Rohrmann, R. D. 2009, BAAA, 52, 129 (ZR)
Zurbriggen, E. 2011, Trabajo Especial (FaMAF-UNC, Córdoba)
(http://www.famaf.unc.edu.ar/institucional/biblioteca/
trabajos/611/15812.pdf)
Contribuciones murales
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN MURAL – POSTER COMMUNICATION
Proyecto BOCCE (The Bologna Open Clusters
Chemical Evolution Project): una gran muestra
homogénea de cúmulos abiertos galácticos
Andrea V. Ahumada1,2,3,4 , Angela Bragaglia4 , Monica Tosi4
y Gianni Marconi3
(1) Observatorio Astronómico, Universidad Nacional de Córdoba,
Argentina
(2) CONICET, Argentina
(3) European Southern Observatory (ESO), Chile
(4) Osservatorio Astronomico di Bologna, Italia
Abstract. The BOCCE project is a photometric and spectroscopic
survey of Galactic open clusters (OCs), to be used as tracers of the
properties and evolution of the Galactic disk. The main OCs parameters are derived in a precise and homogeneous way, and they will
be used, for example, to determine the metallicity distribution in the
Galactic disk and how it has evolved with time. We have presently
data for about 40 OCs. We present here part of our last effort, concerning the photometric data obtained for NGC 2849.
1. Introducción
Los cúmulos abiertos (CA) pueden considerarse como trazadores de las propiedades del disco de nuestra Galaxia (Friel 1995) debido a que se encuentran
en todo el disco, a que sus edades y distancias pueden determinarse con mayor
precisión que en el caso de estrellas aisladas, y a que cubren un amplio rango de
edades y metalicidades del disco. Es decir que los mismos proveen herramientas
únicas que permiten estudiar cómo ha cambiado la distribución de la metalicidad
a lo largo del tiempo.
Los CA han sido utilizados en el pasado para definir la distribución de metalicidad, pero los resultados no han sido concluyentes. La mayorı́a de los estudios
señalan un gradiente radial negativo (por ejemplo, Friel et al. 2002), pero también
han sido presentados escenarios alternativos, tal como el de Twarog et al. (1997),
quienes señalan dos distribuciones planas de metalicidad solar y subsolar con una
discontinuidad para una distancia galactocéntrica (RGC) cercana a 10 kpc. Más
recientemente, observaciones de CA a RGC de hasta más de 20 kpc, parecerı́an
indicar un gradiente negativo en la región interior y una distribucion aplanada
en las partes exteriores del disco (Yong et al. 2005, Carraro et al. 2007, Sestito
et al. 2008).
2. El proyecto BOCCE
Aún en el último trabajo indicado (Sestito et al. 2008), los estudios se realizaron con muestras algo inhomogéneas, por lo que los efectos sistemáticos podrı́an
111
112
A. V. Ahumada et al.
estar desfigurando el escenario en cuestión. Para evitar esto, se comenzó hace
un tiempo un survey de CA con el objetivo de derivar de la manera más precisa y homogénea sus principales parámetros: edad, distancia, enrojecimiento,
metalicidad, y abundancias detalladas. El proyecto se denomina “The Bologna
Open Clusters Chemical Evolution” (BOCCE), ya que uno de los principales
intereses de este proyecto es el de estudiar la evolución quı́mica del disco.
Actualmente se está trabajando en la construcción de una muestra lo suficientemente significativa (alrededor de 40 CA) que sea representativa en edad,
metalicidad y posición de toda la población de CA de la Galaxia. Los CA observados poseen edades que oscilan entre los 100 millones y los 9000 millones
de años, con RGC en el rango de 7 a 21 kpc, y metalicidades desde la mitad
de la metalicidad solar hasta más del doble de la misma. Para el estudio de los
cúmulos se emplean técnicas fotométricas y espectroscópicas:
Diagramas color-magnitud (DCM) fotométricos y sintéticos para determinar, al mismo tiempo, edad, distancia, enrojecimiento y una primera
estima de la metalicidad. La revisión del método y parte de los resultados
obtenidos se presentan en Bragaglia & Tosi (2006).
Espectros de moderada resolución para medir velocidades radiales, y por
lo tanto determinar la membresı́a de las estrellas en una determinada fase
evolutiva.
Espectros de alta resolución para determinar abundancias quı́micas, mediante la medición de anchos equivalentes de determinadas lı́neas espectrales y espectros sintéticos (Bragaglia et al. 2001, Carretta et al. 2004).
2.1 NGC 2849
Uno de los CA recientemente analizado es NGC 2849, el cual se encuentra
cercano al plano Galáctico. Las coordenadas ecuatoriales y galactocéntricas de
′
este débil CA son las siguientes: α = 09h 19m 23′′ , δ = −40◦ 31 24′′ (J2000 ),
y l = 265.◦ 27, b = +6.◦ 36, en tanto que, según el catálogo de Lyngå (1987),
NGC 2849 posee un diámetro aparente de 3′ , y corresponde a la clase I1m de
Trumpler.
El primer estudio fotométrico de NGC 2849 fue realizado por Ahumada (2003)
quien, mediante DCM obtenidos con los filtros BVI, encontró mediante el ajuste
de isócronas un rango de enrojecimiento que va desde 0.46 hasta 0.57 magnitudes
con una incerteza de ±0.12 magnitudes, un módulo de distancia (m − M )0 =
14.02 ± 0.40, y una edad log(t) = 8.8 ± 0.1. Más recientemente, Kyeong et al.
(2004) presentaron fotometrı́a UBVIJHK, encontrando para este CA austral un
exceso de color E(B −V ) = 0.50±0.04 y una metalicidad: [Fe/H] = −0.24±0.12,
estimada a partir del exceso ultravioleta. Mediante el ajuste de la secuencia
principal de edad cero (ZAMS), obtuvieron (m − M )0 = 13.93 ± 0.17; en tanto
que a partir del ajuste de isócronas determinaron la edad: log(t) = 8.8 ± 0.1.
NGC 2849 fue observado en mayo de 1997 con el telescopio Dutch de 0.91 m,
el cual se encontraba instalado en el observatorio de La Silla (ESO, Chile). A la
cámara directa de este telescopio se encontraba adosado un CCD Tektronix de
580 × 520 pixeles, con una escala de 0.44′′ /pix, por lo que el campo observado
fue cercano a los 4′ . Si bien se obtuvieron observaciones con los filtros B, V e I,
Proyecto BOCCE
113
Figura 1. Imagen DSS de 12′ ×12′ , donde se muestra a NGC 2849 (cuadrado
rojo), y el campo de comparación (cuadrado verde). Norte hacia arriba, Este a
la izquierda. (La versión en color de esta figura puede apreciarse en la edición
electrónica del artı́culo.)
aquı́ se presentan los primeros resultados tentativos obtenidos sólo a partir de los
filtros B y V . Se realizaron observaciones centradas en NGC 2849 y también de
una región cuyo centro se encontraba desplazado un poco más de 2′ hacia el Norte
del cúmulo, para utilizarlo como campo de comparación (Figura 1). Los tiempos
de observación con el filtro B fueron de 60 y 1200 segundos, y con el filtro V de 60
y 600 segundos, en tanto que las masas de aire (Xv,b ) oscilaron entre 1.03 y 1.45.
La reducción de los datos se realizó con el paquete IRAF1 de manera estándar:
sustracción del bias, corrección por flat-field y recorte de las imágenes. Aplicamos
a todas las imagenes el procedimiento usual para construir la PSF (point-spread
function), y determinar la fotometrı́a con el programa daophot (Stetson 1992).
Además se realizaron observaciones de campos de estrellas estándar para realizar
la calibracion en flujo. Los coeficientes de las ecuaciones de transformación de
las magnitudes instrumentales (b, v) al sistema estándar (B, V ) fueron obtendios
con un rango de errores 0.01–0.04 magnitudes. A continuación se presentan las
ecuaciones de transformación obtenidas:
b = B + 3.33 + 0.23 × Xb − 0.079 × (B − V )
v = V + 2.98 + 0.13 × Xv − 0.030 × (B − V )
1
IRAF es distribuido por los National Optical Astronomy Observatories, operados por la
Association of Universities for Research in Astronomy, Inc., bajo contrato con la National
Science Foundation.
114
A. V. Ahumada et al.
14
16
18
20
22
0
0.5
1
1.5
2
Figura 2.
DCM del campo de comparación de NGC 2849. (La versión en
color de esta figura puede apreciarse en la edición electrónica del artı́culo.)
En la Figura 2 se presenta el DCM del campo de comparación, donde se
puede observar que no se distingue ninguna secuencia definida, en tanto que en
la Figura 3 se presenta el DCM de NGC 2849, tomando como el radio del mismo
igual a 2′ . Luego de intentar ajustes con isócronas de Bertelli et al. (1994) de
diferentes metalicidades (Z = 0.020, 0.008), se encontró que el mejor ajuste se
obtenı́a con un par de isócronas de metalicidad subsolar (Z = 0.008): log(t) =
8.80 (azul) y log(t) = 8.70 (verde). A partir de este ajuste se determinaron
el módulo de distancia: (m − M )0 = 15.1 ± 0.1 y el exceso de color: E(B −
V ) = 0.495 ± 0.005. Es decir que los resultados encontrados concuerdan con los
determinados en el par de trabajos mencionados anteriormente.
Agradecimientos. Para la realización de este trabajo se utlizó la base de
datos SIMBAD (CDS, Estrasburgo, Francia), como ası́ también la del Astrophysics Data System (NASA), la del Canadian Astronomy Data Centre (operada
por el National Research Council of Canada con el soporte de la Canadian Space
Agency) y la WEBDA (http://www.univie.ac.at/webda/webda.html).
Referencias
Ahumada, J. A. 2003, RMxAA, 39, 41
Bragaglia, A., & Tosi, M. 2006, AJ, 121, 1544
Bragaglia, A., Carretta, E., Gratton, R. G., et al. 2001, AJ, 121, 327
Proyecto BOCCE
115
Figura 3. DCM de NGC 2849 e isócronas de Bertelli et al. (1994) (Z =
0.008): log(t) = 8.80 (azul) y log(t) = 8.70 (verde). (La versión en color de
esta figura puede apreciarse en la edición electrónica del artı́culo.)
Carretta, E., Bragaglia, A., Gratton, R. G., & Tosi, M. 2004, A&A, 422, 951
Carraro, G., Geisler, D., Villanova, S., et al. 2007, A&A, 476, 217
Friel, E. D. 1995, ARA&A, 33, 381
Friel, E. D., Janes, K. A., Tavarez, M., et al. 2002, AJ, 124, 2693
Bertelli, G., Bressan, A., Chiosi, C., et al. 1994, A&AS, 106, 275
Kyeong, J.-M., Byun, Y.-I., Sung, E.-C., & Chun, M.-S. 2004, AJ, 128, 2331
Lyngå, G. 1987, Lund Catalogue of Open Cluster Data, Fifth Edition (CDS,
Strasbourg)
Sestito, P., Bragaglia, A., Randich, S., et al. 2008, A&A, 488, 943
Stetson, P. 1992, User’s Manual for DAOPHOT-II
Twarog, B. A., Ashman, K. M., & Anthony-Twarog, B. J. 1997, AJ, 114, 2556
Yong, D., Carney, B., & Teixera de Almeida, M. 2005, AJ, 130, 597
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN MURAL – POSTER COMMUNICATION
Importancia de los flujos submilimétricos en el
modelado de las SED de discos debris
Luciano H. Garcı́a y Mercedes Gómez
Observatorio Astronómico, Universidad Nacional de Córdoba,
Argentina
Abstract. The modeling of Spectral Energy Distributions (SEDs)
is a generally used method to characterize the so-called debris disks.
This technique requires reliable flux measurements in a wide range of
wavelengths, including the IR and sub-mm regimes. However, fluxes
at λ > 100 µm are not always available. In this contribution we
investigate how such measurements affect the derived parameters for
a sample of 24 stars showing excesses in their SEDs. If the excesses
at λ ∼ 70 µm are larger than those at λ > 100 µm, the sets of disks
parameters derived from the SED modeling excluding and including
fluxes for λ > 100 µm roughly agree.
1. Introducción
Los discos debris o de “escombros” están constituidos por cuerpos similares
a los que componen el Cinturón de Kuiper en el Sistema Solar. Las colisiones
entre ellos dan origen a partı́culas de polvo responsables de producir los excesos
de emisión en el infrarrojo (IR) y el submilimétrico (sub-mm) observados en
las SED (Spectral Energy Distributions). El modelado de las SED es un método
ampliamente utilizado para caracterizar los discos debris, para lo cual es importante contar con mediciones de flujos confiables, sobre todo en el IR y sub-mm.
Sin embargo, no siempre hay disponibles datos en estas longitudes de onda. Por
este motivo resulta de interés investigar en qué medida estos flujos afectan a los
parámetros de los discos obtenidos mediante el modelado de las SED.
En este trabajo se presenta un análisis de la influencia de los flujos en λ >
100 µm en la determinación de parámetros de discos debris derivados a través
del modelado de las SED de una muestra de 24 estrellas con excesos infrarrojos
(atribuibles a la presencia de discos). Para ello se modelan las SED incluyendo
y luego descartando los flujos para λ > 100 µm. Finalmente, se comparan los
parámetros de los discos obtenidos en cada caso.
2. La muestra analizada y el modelo empleado
Se seleccionó una muestra de 24 estrellas asociadas con discos debris. En
general, se trata de estrellas cercanas (∼ 30 pc) de secuencia principal con tipos
espectrales entre A y M. Todas ellas poseen mediciones de flujos para λ > 100 µm
disponibles en la literatura. Para construir las SED observadas se recopilaron
flujos en diferentes longitudes de onda. En particular se emplearon datos de
2MASS y Spitzer, entre otros.
116
Flujos submilimétricos en modelos de SED de discos “debris”
117
El modelado de las SED (con y sin los flujos para λ > 100 µm) se realizó
mediante el código de Wolf & Hillenbrand (2003). Este programa calcula la radiación estelar que es dispersada, absorbida y re-emitida por partı́culas de polvo
esféricas de una composición quı́mica dada. El continuo estelar es representado
mediante la emisión de un cuerpo negro con la temperatura efectiva y luminosidad correspondientes a la estrella. La SED emergente es el resultado de la suma
de la radiación estelar re-emitida y dispersada por cada grano de polvo en cada
una de las longitudes de onda. De esta manera, el código permite estimar parámetros del disco tales como radios interno (ain ) y externo (aext ), masa de polvo
(Mpolvo ), y tamaños mı́nimo (Dmin ) y máximo (Dmax ) de los granos de polvo.
3. Análisis
3.1 Radios interno y externo de los discos
En la Figura 1 se muestran las distribuciones de los radios interno y externo
de los discos (paneles izquierdo y derecho, respectivamente). Los histogramas
rayados representan las distribuciones para los modelos excluyendo los flujos
para λ > 100 µm, mientras que los histogramas lisos representan los modelos
obtenidos incluyendo los flujos en λ > 100 µm. En el caso del radio interno, la
mediana de la distribución para los modelos sin flujos para λ > 100 µm es de
11 UA, mientras que para los modelos con flujos para λ > 100 µm es de 32 UA.
Se evidencia una tendencia del radio interno del disco a crecer cuando se consideran los flujos submilimétricos. El “test” estadı́stico K-S (Kolmogorov-Smirnov)
indica una probabilidad de 10−3 de que ambas distribuciones representen a una
misma población de objetos. El radio externo de los discos también muestra un
crecimiento al considerar los flujos submilimétricos. Las medianas de las distribuciones con y sin flujos para λ > 100 µm son 320 UA y 160 UA, respectivamente.
La probabilidad de que ambas distribuciones puedan representar a un mismo
conjunto es de 10−10 .
3.2 Masa de los discos
Para las masas de los discos también se construyeron las distribuciones para
los modelados con y sin los datos en λ > 100 µm. Por razones de espacio estas
distribuciones no son mostradas. Las medianas son: 1.73 MLuna para el modelado
con los flujos en λ > 100 µm, y 0.05 MLuna para el modelado sin los datos en
λ > 100 µm. La probabilidad de que ambas distribuciones representen a la misma
población es de 10−8 . Las masas de los discos son mayores cuando se incluyen
los datos submilimétricos.
3.3 Tamaños mı́nimo y máximo de las partı́culas de polvo
En la Figura 2 se muestran: a la izquierda, las distribuciones de radios mı́nimos, y a la derecha, las distribuciones de radios máximos de los granos de polvo
en los discos. Las medianas de las distribuciones de radios mı́nimos con y sin
flujos para λ > 100 µm son 32 y 6 µm, respectivamente. La probabilidad de que
ambas distribuciones representen a un mismo conjunto es de 10−8 . En el caso
de los radios máximos, las medianas de las distribuciones con y sin flujos para
λ > 100 µm son 325 y 37 µm respectivamente, mientras que la probabilidad de
118
L. H. Garcı́a y M. Gómez
Figura 1.
Izquierda: Distribuciones de radios internos de los discos (ain )
para los modelos con flujos para λ > 100 µm (histograma liso) y sin flujos
para λ > 100 µm (histograma rayado). Derecha: Distribuciones de radios
externos de los discos (aext ) para los modelos con y sin flujos para λ > 100 µm
(histogramas liso y rayado, respectivamente). Las lı́neas en la parte superior
de cada panel representan las medianas de cada distribución.
que ambas sean similares es de 10−14 . Tanto el tamaño mı́nimo como el máximo
de las partı́culas de polvo tienden a crecer cuando se consideran los flujos para
λ > 100 µm, siendo el tamaño máximo el que muestra mayor incremento.
Figura 2. Izquierda: Distribuciones de radios mı́nimos de las partı́culas de
polvo para los modelos con y sin flujos en λ > 100 µm (histogramas liso
y rayado, respectivamente). Derecha: Distribuciones de radios máximos de
las partı́culas de polvo para los modelos con y sin flujos en λ > 100 µm
(histogramas liso y rayado, respectivamente). Las lı́neas en la parte superior
de ambos paneles representan las medianas de cada distribución.
Flujos submilimétricos en modelos de SED de discos “debris”
119
3.4 Forma general de las SED modeladas
En las SED modeladas se pueden distinguir dos casos: aquellas cuyo exceso
en λ ∼ 70 µm es menor que en λ > 100 µm, y aquellas cuyo exceso en λ ∼ 70 µm
es mayor que en λ > 100 µm. Ambos casos se ejemplifican en la Figura 3. La
razón de los excesos en 70 y 100 µm determina cuán significativa es la variación
de los parámetros del disco cuando en el modelado se incluyen o excluyen flujos
para λ > 100 µm. En la Tabla 1 se indican las variaciones porcentuales de los
parámetros del disco al considerar o no los flujos en λ > 100 µm para los ejemplos
de la Figura 3. Los cambios más significativos corresponden a HD 2262, para la
cual el exceso en emisión es mayor en λ > 100 µm que en λ ∼ 70 µm.
Figura 3.
SED modeladas para las estrellas HD 2262 y HD 8907. Con lı́nea
continua se representan los modelos de SED. Los triángulos corresponden
a los flujos observados y las flechas indican lı́mites superiores. Los paneles
superiores incluyen flujos para λ > 100 µm, en tanto que los inferiores sólo
incluyen aquellos para λ < 100 µm. En el caso de HD 2262, el exceso en
emisión en λ ∼ 70 µm es menor que para λ > 100 µm, mientras que para
HD 8907 el exceso en λ ∼ 70 µm es mayor que para λ < 100 µm.
120
L. H. Garcı́a y M. Gómez
Tabla 1.
Variación porcentual de los parámetros del disco para
HD 2262 y HD 8907, considerando y descartando los flujos para
λ > 100 µm.
Objeto
HD 2262
HD 8907
ain
aext
Mpolvo
Dmin
Dmax
92 %
20 %
60 %
25 %
100 %
44 %
90 %
20 %
92 %
77 %
4. Conclusiones
Tanto el radio interno como el radio externo de los discos resultaron afectados
por los flujos para λ > 100 µm. Sin embargo, el radio externo mostró el mayor
cambio. Esto se debe, en esencia, a que el radio interno está definido por el polvo
más cercano a la estrella central, que se encuentra a una temperatura mayor que
el material en la parte externa del disco y, por lo tanto, el radio interno queda
razonablemente bien determinado por los flujos en longitudes de onda más corta.
La masa de los discos tiende a crecer cuando se consideran los datos submilimétricos. Los cuerpos que emiten en λ > 100 µm son de mayor tamaño y
concentran mayor masa.
La comparación de los tamaños mı́nimo y máximo de las partı́culas de polvo
para los modelos cuando se consideran los flujos para λ > 100 µm mostró que
ambos crecen respecto de los tamaños para los modelos sin flujos en λ > 100 µm.
Esta tendencia general de las partı́culas de polvo a crecer puede deberse a que
aquellas de mayor tamaño son más eficientes para emitir en longitudes de onda
más larga que las partı́culas más pequeñas.
El análisis presentado en esta contribución muestra la importancia de los
flujos para λ > 100 µm en la determinación de los parámetros de los discos. El
radio interno del disco resulta ser el menos afectado por la inclusión de estos flujos
en el modelado de las SED. La forma de la SED y, en particular, el cociente de
los flujos o excesos en 70 y 100 µm, puede proporcionar una primera estimación
de cuán relevantes son los flujos para λ > 100 µm para la determinación de
parámetros razonablemente confiables para el disco. En particular, si el exceso
de emisión es mayor en λ ∼ 70 µm que en λ ∼ 100 µm, el modelado de la SED
puede ofrecer una buena primera estimación de los parámetros del disco aún
cuando no se disponga de mediciones de flujo para λ > 100 µm.
Referencias
Wolf, S., & Hillenbrand, L. A. 2003, ApJ, 596, 603
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN MURAL – POSTER COMMUNICATION
Propiedades de estrellas candidatas a albergar planetas
extrasolares seleccionadas por Kepler
Matı́as J. Garcı́a1 y Mercedes Gómez2
(1) Facultad de Matemática, Astronomı́a y Fı́sica, Universidad
Nacional de Córdoba, Argentina
(2) Observatorio Astronómico, Universidad Nacional de Córdoba,
Argentina
Abstract. At present, the Kepler mission has identified 1235 candidate stars to harbor extrasolar planets. In this contribution we compare the properties of approximately 350 of these stars with those associated with planets detected by the Doppler technique. The metallicities are analyzed, among other intrinsic features, as well as the average
distance to the candidate stars recently identified.
1. Introducción
La principal técnica de detección de exoplanetas es la de medición de velocidades radiales. La radiación que emiten las estrellas se desplaza (por interacción
con el exoplaneta) ligeramente hacia el rojo o hacia el azul debido al conocido
efecto Doppler. La técnica Doppler favorece la detección de planetas de gran masa y que orbitan a distancias cercanas (< 0.1 UA) de la estrella central. Una de
las limitaciones de la técnica Doppler es que permite buscar planetas en estrellas
similares al Sol. Para estrellas más frı́as o calientes que el Sol, mediciones de alta
precisión en las velocidades radiales no son factibles, debido, principalmente, a la
carencia de lı́neas angostas, como lo son las lı́neas de los metales en espectros de
estrellas de tipo solar. Otra de las limitaciones es que se requieren espectros de
alta relación señal-ruido, lo cual restringe la aplicabilidad de la misma a estrellas
brillantes y, en promedio, cercanas.
La misión Kepler,1 por el contrario, emplea la técnica de los tránsitos planetarios para la búsqueda de planetas en otras estrellas. Esta técnica se basa en las
mediciones del pequeño cambio de brillo que experimenta la estrella cuando es
eclipsada por el planeta. Kepler podrá de esta manera investigar la presencia de
planetas en estrellas que, en promedio, son más lejanas que aquéllas que pueden
ser estudiadas con la técnica de las velocidades radiales.
La misión Kepler ha detectado, hasta el presente, 1235 estrellas que podrı́an
albergar planetas. En esta contribución se lleva a cabo un estudio comparativo
de las propiedades fı́sicas de las estrellas con planetas seleccionadas por una y por
otra técnica. Por ejemplo, para las estrellas detectadas por la técnica Doppler
se conoce una correlación entre la metalicidad estelar y la presencia del o de
los planetas. Esta correlación y otras propiedades son analizadas tanto para las
1
http://kepler.nasa.gov/
121
122
M. J. Garcı́a y M. Gómez
estrellas con planetas detectados mediante la técnica Doppler como para las
estrellas candidatas a albergar planetas seleccionadas por la misión Kepler.
2. Análisis
Para confrontar las propiedades fı́sicas de las estrellas pertenecientes a los dos
grupos (estrellas seleccionadas mediante la técnica Doppler y estrellas candidatas
propuestas por Kepler), se construyó una base de datos en la cual se recopilaron
de la literatura y de bases públicas (como, por ejemplo, la Enciclopedia de planetas extrasolares2 ), propiedades tales como: metalicidades, magnitudes, ı́ndices
de color, temperaturas o tipos espectrales, distancias, etc., de los dos grupos en
análisis. Para comparar estas caracterı́sticas se emplearon distribuciones de tipo
histograma.
2.1 Metalicidades
Como se mencionó en la Sección 1, para las estrellas con planetas detectados
por la técnica Doppler se conoce una correlación entre la metalicidad estelar y la
presencia del o de los planetas. En este caso los valores de metalicidad ([Fe/H])
están comprendidos entre 0 y 0.3 dex. La distribución de metalicidades para
estrellas con planetas detectados por la técnica Doppler decae fuertemente para
metalicidades menores a 0 dex y mayores a 0.3 dex (ver, por ejemplo, Fischer &
Valenti 2005, Santos et al. 2005). En la Figura 1 se comparan las distribuciones
de metalicidades para estrellas con planetas Doppler con las metalicidades de
las estrellas candidatas seleccionadas por Kepler.
Las estrellas candidatas a albergar exoplanetas seleccionadas por Kepler poseen, en promedio, metalicidades inferiores a las de las estrellas con planetas
detectados mediante la técnica Doppler. Sin embargo, debe advertirse que la
diferencia entre ambos grupos es algo marginal. Además, los datos empleados
para construir los histogramas de la Figura 1 provienen de diversas fuentes, por
lo que serı́a deseable emplear datos más homogéneos a fin de verificar cualquier
diferencia entre las muestras analizadas.
Recientemente, Schlaufman & Laughlin (2011) compararon las metalicidades
de las estrellas candidatas seleccionadas por Kepler con una muestra de control
constituida por estrellas enanas sin planetas detectados por Kepler. Las metalicidades empleadas fueron estimadas, en forma homogénea, mediante métodos
fotométricos. Estos autores encuentran que las estrellas candidatas seleccionadas
por Kepler son más ricas en metales que la muestra de control.
Las estrellas seleccionadas por Kepler parecerı́an, entonces, poseer metalicidades intermedias entre las de las enanas sin planetas y las de las estrellas con
planetas Doppler. Sin embargo, tanto los métodos empleados para determinar
las metalicidades como las muestras de comparación son diferentes en los análisis
realizados por Schlaufman & Laughlin (2011) y por nosotros. Éste es un aspecto
de relevancia, ya que pueden existir diferencias sistemáticas entre ambos trabajos que pudieran comprometer las diferencias encontradas. Para eliminar esta
2
http://exoplanet.eu/
Propiedades de estrellas seleccionadas por Kepler
123
100
90
80
Nº de Estrellas
70
60
50
40
30
20
10
0
-2,2 -2,0 -1,8 -1,6 -1,4 -1,2 -1,0 -0,8 -0,6 -0,4 -0,2
0,0
0,2
0,4
0,6
[Fe/H]
Figura 1. Histogramas de metalicidades de estrellas con planetas Doppler
(histograma rayado) y de aquéllas seleccionadas por Kepler (histograma liso). La primera distribución posee una mediana de 0.0057 dex. El segundo
histograma tiene una mediana de −0.14 dex.
posibilidad serı́a necesario disponer de metalicidades espectroscópicas de las tres
muestras consideradas.
2.2 Magnitudes
Se construyeron los histogramas de magnitudes en distintos filtros, V , J, H y
K, para ambos grupos de estrellas (Figura 2). Las estrellas candidatas a albergar
planetas identificadas por Kepler poseen, en promedio, magnitudes más débiles
que las estrellas con exoplanetas detectados mediante la técnica Doppler. Esto
es debido a que ambas técnicas “buscan” planetas en distintas regiones de la
Galaxia: la técnica Doppler, en estrellas cercanas de la Vecindad Solar, y la misión Kepler, en un área de alrededor de 100 grados cuadrados en la constelación
del Cisne, en el hemisferio Norte. Kepler es capaz de monitorear estrellas más
débiles y, en promedio, 5 magnitudes más débiles, lo cual corresponde a estrellas
100 veces más lejanas que la técnica Doppler.
2.3 Temperaturas
La gran mayorı́a de las estrellas que albergan exoplanetas Doppler poseen
tipos espectrales muy similares al solar. En la Figura 3 se muestran los histogramas de las temperaturas de ambos grupos, estrellas con planetas Doppler y
seleccionadas por Kepler, respectivamente. Ambas distribuciones se superponen,
lo que indica que los candidatos seleccionados por Kepler, hasta el momento, incluyen preferentemente estrellas de tipo solar. Sin embargo, en la Figura 3 puede
124
M. J. Garcı́a y M. Gómez
180
150
Numero de Estrellas
Numero de Estrellas
210
180
150
120
90
60
30
120
90
60
30
0
0
-2
0
2
4
6
8
10
12
14
16
0
2
4
180
150
150
Numero de Estrellas
Numeros de Estrellas
180
120
90
60
30
0
2
4
6
8
8
10
12
14
16
Magnitud J
Magnitud V
0
6
18
10
Magnitud H
12
14
16
120
90
60
30
0
0
2
4
6
8
10
12
Magnitud K
Figura 2. Distribución en magnitudes de las estrellas con planetas detectados mediante la técnica Doppler (histogramas rayados) y de las estrellas
seleccionadas por Kepler (histogramas lisos). Panel superior izquierdo: Histograma de magnitudes en la banda V , medianas 8.6 y 13.65, estrellas con
planetas Doppler y seleccionadas por Kepler, respectivamente. Panel superior
derecho: Magnitudes en la banda J, medianas 7.25 y 12.4, respectivamente.
Panel inferior izquierdo: Magnitudes en la banda H, medianas 6.9 y 12.1.
Panel inferior derecho: Magnitudes en K, medianas 6.8 y 12.0, estrellas con
planetas Doppler y seleccionadas por Kepler, respectivamente.
notarse que los dos grupos incluyen estrellas algo más frı́as y calientes que el Sol,
por lo cual es posible investigar la presencia o no de planetas en estrellas de tipos
espectrales distintos al solar. Cabe notar, además, que el hecho de que Kepler
haya observado estrellas de tipo solar no refleja un efecto de selección de la técnica, si no más bien que es el resultado del interés en la detección de planetas
en la zona de habitabilidad de estrellas similares al Sol.
3. Resumen y resultados
En el presente trabajo se analizaron algunas propiedades de las estrellas candidatas a albergar planetas seleccionadas por Kepler, en relación a las estrellas con
14
16
Propiedades de estrellas seleccionadas por Kepler
125
180
Numero de Estrellas
150
120
90
60
30
0
2000
3000
4000
5000
6000
7000
8000
9000
10000
T
eff
Figura 3.
Histogramas de temperaturas efectivas de las estrellas con planetas detectados mediante la técnica Doppler (histograma rayado), con una
mediana de 5501 K, y de estrellas candidatas seleccionadas por Kepler (histograma liso), con una mediana de 5526 K.
planetas extrasolares detectados mediante la técnica Doppler. De la comparación
de las metalicidades de ambos grupos resulta que las estrellas seleccionadas por
Kepler serı́an menos metálicas que las que poseen planetas Doppler. Por otro
lado, el trabajo de Schlaufman & Laughlin (2011) indica que las estrellas candidatas a albergar planetas seleccionadas por Kepler son más ricas en metales
que las estrellas que no albergan planetas. Esto indicarı́a que las estrellas seleccionadas por Kepler tendrı́an metalicidades intermedias entre las sin planetas y
aquéllas con planetas Doppler.
Las distribuciones en magnitudes son similares para ambos grupos. Las estrellas de Kepler son, en promedio, más débiles y, por consiguiente, más lejanas.
La misión Kepler permite entonces investigar la existencia de planetas más allá
de la Vencidad Solar. También los histogramas de las temperaturas efectivas de
ambos grupos son similares. Sin embargo, tanto el grupo de las estrellas con
planetas detectados mediante la técnica Doppler como aquél de las estrellas seleccionadas por Kepler incluyen un número no despreciable de estrellas más frı́as
y más calientes que el Sol, lo cual posibilita la búsqueda de planetas en estrellas
con caracterı́sticas distintas a éste.
Referencias
Fischer, D. A., & Valenti, J. 2005, ApJ, 622, 1102
Santos, N. C., Israelian, G., Mayor, M., et al. 2005, A&A, 437, 1127
Schlaufman, K. C., & Laughlin, G. 2011, ApJ, 738, 177
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN MURAL – POSTER COMMUNICATION
Análisis espectroscópico de sistemas binarios con
componentes peculiares del tipo HgMn
Elizabeth J. Gonzalez1 y J. Federico González1,2
(1) Facultad de Ciencias Exactas, Fı́sicas y Naturales, Universidad
Nacional de San Juan, Argentina
(2) Instituto de Ciencias Astronómicas, de la Tierra y del Espacio
(CONICET - UNSJ), San Juan, Argentina
Abstract. We present a spectroscopic analysis of two double-lined
binary systems with HgMn components belonging to open clusters.
The observations have been carried out at the Complejo Astronómico
El Leoncito (CASLEO) with the Echelle REOSC spectrograph. We
identify spectral lines, determine the spectroscopic orbit, and estimate
the physical parameters of both systems, assuming cluster membership.
1. Introducción
Las estrellas peculiares de HgMn son de tipo espectral B tardı́o y muestran
una sobreabundancia extrema de Hg (hasta 6 dex) y Mn (hasta 3 dex); además,
exhiben marcadas anomalı́as en las abundancias de numerosos elementos, como
Y, Pt y Xe.
Shöller et al. (2010) llevaron a cabo recientemente una búsqueda de compañeras visuales de 56 estrellas de HgMn utilizando imágenes con óptica adaptable
en el infrarrojo cercano. En dicho trabajo encontraron que sólo cinco de las estrellas de la muestra estudiada no pertenecerı́an a sistemas binarios o múltiples,
resultando en una tasa de multiplicidad del 91 %. Esto parece indicar una fuerte
correlación entre las anomalı́as de HgMn y la pertenencia a sistemas binarios.
Presentamos en este trabajo el análisis espectral de dos sistemas SB2 con,
al menos, una componente espectral del tipo HgMn. Los sistemas analizados,
HD 49025 y HD 68693, pertenecen a los cúmulos abiertos NGC 2287 y NGC 2546,
respectivamente. La pertenencia de los sistemas a cúmulos estelares nos permitió
conocer la distancia y edad de estos objetos, lo que a su vez posibilitó estimar
sus respectivos parámetros fı́sicos. Para llevar a cabo el análisis se aplicó el
método de separación de espectros desarrollado por González & Levato (2006),
el cual nos permitió obtener los espectros de cada componente por separado
y sus respectivas velocidades radiales. Con estos resultados se llevó a cabo la
identificación de lı́neas espectrales en los espectros obtenidos y la determinación
de los parámetros orbitales.
2. Identificación preliminar de lı́neas espectrales
En la Tabla 1 se detallan las especies atómicas identificadas para cada componente de los sistemas analizados. Además, se muestran en la Figura 1 algunos
126
Sistemas binarios con componentes peculiares tipo HgMn
127
rangos espectrales con las respectivas lı́neas identificadas. Ambas componentes
de HD 68693 mostraron lı́neas intensificadas de Hg en 3984 Å. La componente
principal de HD 49025 presenta fuertes lı́neas de SrII, YII, PtII, HgII y MnII.
Figura 1. Arriba y abajo: Se muestran algunos rangos espectrales con las
respectivas lı́neas identificadas. Los primeros espectros corresponden a la primera y segunda componentes del sistema HD 68693; los dos últimos corresponden a los espectros de la primera y segunda componentes del sistema
HD 49025, respectivamente.
128
E. J. Gonzalez y J. F. González
Tabla 1.
Estrella
HD 49025
Especies atómicas identificadas en los espectros obtenidos.
Componente
A
B
HD 68693
Elementos quı́micos identificados
CaII, CII, CrI, CrII, FeI, FeII, HI, HeI,HgII, MgI,
MgII, MnI, MnII, PtII, SiII, SrII, TiII, YII, ZrII
BaII, CaII, CrII, FeI, FeII, HI, MgI, MgII,
SiII, SrII, TiII
A
CaII, CII, FeI, FeII, HI, HeI, HeII, HgII, MgII, MnII,
SiII, TiI, TiII
B
CaII, FeI, FeII, HI, HeI, HgII, MgII, SiII, TiII
3. Determinación de elementos orbitales
A partir de las velocidades radiales provistas por el método de separación de
espectros que se aplicó, se determinaron los parámetros orbitales de los sistemas
analizados utilizando del programa GBART desarrollado por Federico Bareilles,1
que está basado en el método descripto por Bertiau & Grobben (1969). Para el
cálculo del periodo preliminar y de las amplitudes se utilizó la tarea pdm (Phase
Dispersion) del paquete de programas IRAF (Image Reduction and Analysis
Facility).
Se presentan en la Tabla 2 los parámetros orbitales obtenidos para ambos
sistemas, junto con los respectivos errores provistos por el programa GBART. A
su vez, se muestran en la Figura 2 los ajustes obtenidos y las velocidades radiales
calculadas en función de la fase orbital.
Tabla 2.
Parámetros orbitales de los sistemas HD 49025 y HD 68693.
Parámetros
HD 49025
HD 68693
P [dı́as]
13.87016 ± 0.00016 16.46447 ± 0.00013
e
0.127 ± 0.004
0.067 ± 0.05
V0 [km s−1 ]
12.93 ± 0.22
17.82 ± 0.19
K1 [km s−1 ]
65.7 ± 0.4
75.4 ± 0.4
K2 [km s−1 ]
84.8 ± 0.5
81.3 ± 0.5
ω [◦ ]
300.3 ± 2.2
297 ± 3
a1 sen i [R⊙ ]
17.87 ± 0.13
24.51 ± 0.14
a2 sen i [R⊙ ]
23.06 ± 0.13
26.42 ± 0.14
M1 sen3 i [M⊙ ]
2.68 ± 0.08
3.38 ± 0.10
3
M2 sen i [M⊙ ]
2.08 ± 0.07
3.13 ± 0.09
q (M1 /M2 )
0.775 ± 0.010
0.928 ± 0.011
1
http://www.iar.unlp.edu.ar/~fede/pub/gbart
129
Sistemas binarios con componentes peculiares tipo HgMn
100
50
0
-50
0
0.5
1
1.5
1
1.5
fase orbital
100
50
0
-50
0
0.5
fase orbital
Figura 2. Velocidades radiales en función de la fase orbital para las componentes primarias (cı́rculos) y secundarias (triángulos) junto con el ajuste
realizado (lı́neas continuas). Arriba: HD 49025; abajo: HD 68693.
4. Estimación de los parámetros fı́sicos
La estimación de los parámetros fı́sicos se realizó asumiendo la pertenencia
de los sistemas HD 49025 y HD 68693 a los cúmulos NGC 2287 y NGC 2546,
respectivamente, por lo que se adoptaron como distancia y edad de dichos sistemas las de sus correspondientes cúmulos estelares. Los datos sobre los cúmulos
y las magnitudes aparentes visuales de cada sistema fueron obtenidos de la base
de datos de cúmulos abiertos WEBDA.2
Teniendo en cuenta las magnitudes aparentes de los sistemas y los respectivos
módulos de distancia, se calcularon las magnitudes absolutas visuales totales pa2
http://www.univie.ac.at/webda/webda.html
130
E. J. Gonzalez y J. F. González
ra cada sistema. A partir de la razones de masas (q) obtenidas mediante el ajuste
de las órbitas espectroscópicas, se obtuvieron las masas interpolando linealmente
en las isócronas teóricas de Padova (Salasnich et al. 2000), de forma tal que la
combinación de las magnitudes absolutas visuales de las correspondientes masas fuera igual a la magnitud absoluta visual total del sistema. Para la elección
de la isócrona se asumió abundancia solar y edad igual a la del cúmulo. Una
vez obtenida la masa de cada componente, se derivaron las temperaturas, luminosidades y magnitudes absolutas de las estrellas de cada sistema, interpolando
linealmente entre las isócronas. Finalmente, se calculó una primera aproximación
de los radios, teniendo en cuenta las luminosidades y temperaturas obtenidas.
Los parámetros fı́sicos resultantes se detallan en la Tabla 3.
Tabla 3.
Parámetros fı́sicos estimados de ambas componentes de los
sistemas HD 49025 y HD 68693.
Parámetros
fı́sicos
Distancia [pc]
log(edad)
Mv
M [M⊙ ]
Teff [K]
L [L⊙ ]
R [R⊙ ]
HD 49025
A
B
693
8.385
0.18
1.25
2.9
2.3
10 700 9 500
97.1
29.5
2.9
2.0
HD 68693
A
B
919
7.874
−1.28 −0.91
5.0
4.6
15 200 14 900
819.8 560.8
4.1
3.6
5. Futuros trabajos a realizar
Se planea seguir trabajando con sistemas con componentes peculiares del tipo HgMn. El análisis a realizar comprende, además del cálculo de parámetros
orbitales y la estimación de parámetros fı́sicos, la determinación de abundancias quı́micas de los principales elementos identificados. El objetivo general es
contribuir al conocimiento empı́rico de estas estrellas.
Referencias
Bertiau, F. C, & Grobben, J. 1969, Ric. Astron. Spec. Vaticana, 8, 1
González, J. F., & Levato, H. O. 2006, A&A, 448, 283
Salasnich, B., Girardi, L., Weiss, A., & Chiosi, C. 2000, A&A, 361, 1023
Schöller, M., Correia, S., Hubrig, S., & Ageorges, N. 2010, A&A, 522, 85
Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN MURAL – POSTER COMMUNICATION
Análisis de parámetros fı́sicos y geométricos de un
grupo de enanas marrones jóvenes
Luciana Gramajo1 , Mercedes Gómez1 y Barbara Whitney2
1
Observatorio Astronómico, Universidad Nacional de Córdoba,
Argentina
2 Space Science Institute, Boulder, CO 80301, EE.UU.
Abstract. Substellar mass objects called brown dwarfs have masses
below the H-burning limit (0.08 M⊙ ). In addition to field brown
dwarfs, different surveys have detected around 80 of these objects,
in various star-forming regions, with ages of about 106 yr. Several
observations suggest that there is an analogy between the formation
processes of T Tauri stars and brown dwarfs. In both cases it is essential the presence of a circumstellar disk and an accretion phase at
very young ages. One way to derive physical and geometric properties of these young objects is through the modeling of spectral energy
distributions (SEDs). In this paper we present initial results from the
modeling of the SEDs of a group of six young brown dwarfs belonging
to different nearby star-forming regions. These objects have scaleddown T Tauri-like disks, with a mass accretion rate of 10−10 M⊙ /yr,
and inner and outer radii of ∼ 4 stellar radii and 60 AU, respectively.
In addition, these disks have flare parameters similar to those of many
T Tauri disks.
1. Introducción
Las enanas marrones son objetos subestelares con masas por debajo del lı́mite de combustión del H (M ∼ 0.080–0.015 M⊙ ). Durante los últimos años,
relevamientos espectroscópicos y fotométricos de diversas regiones de formación
estelar han identificado una población creciente de estos objetos (e.g., Comerón
& Reipurth 2006, Luhman et al. 2005, Monin et al. 2010). Estas mismas observaciones proporcionan evidencias sólidas que sugieren que las enanas marrones
jóvenes (edades de un millón de años) comparten ciertas caracterı́sticas con las
estrellas de tipo T Tauri (estrellas de baja masa en formación). Un ejemplo de
ello es la presencia de discos circunestelares, confirmada a partir de la detección
de excesos en el infrarrojo, los cuales se presentan de la misma manera que en
las estrellas T Tauri (Muench et al. 2001, Luhman et al. 2005). La evolución
temprana de estos objetos, por lo tanto, se darı́a de manera análoga a la de
las estrellas de baja masa o de tipo solar. Aunque observaciones fotométricas y
espectroscópicas han mostrado que las enanas marrones pasan por una etapa de
acreción similar a la que experimentan las estrellas T Tauri, limitaciones de tipo
instrumental dificultan la detección directa, mediante la obtención de imágenes,
de discos en estos objetos. Afortunadamente, las distribuciones espectrales de
energı́a (SED) de las enanas marrones muestran excesos infrarrojos que pueden
131
132
L. Gramajo, M. Gómez y B. Whitney
atribuirse a la presencia de discos. En la actualidad, en el grupo de 80 enanas
marrones jóvenes bona fide que se conocen, 50 poseen SED bien definidas.
2. Muestra seleccionada y procedimiento empleado
La muestra seleccionada para la presente contribución está constituida por
seis fuentes: CFHT-BD-Tau 4, CFHT-BD-Tau 12, 2M 0438+2611, ISO Oph 32,
IC348 613 y J041411+2811, pertenecientes a diversas nubes moleculares como
Taurus-Auriga, ρ Oph e Icarus 348. Las SEDs utilizadas fueron confeccionadas
a partir de datos fotométricos recopilados de la literatura, en el rango de 0.3 a
3000 µm. Para el objeto 2M 0438+2611 se incluye en el análisis el espectro en
el infrarrojo medio (5–14 µm) publicado por Luhman et al. (2007).
Para realizar el análisis de los datos observacionales se utiliza principalmente una nueva versión del código desarrollado por Whitney et al. (2003)1 . Este
modelo reproduce un sistema protoestelar que consiste en una fuente central
que emite fotones, además de un disco circunestelar, y la nube de gas y polvo
que la rodea. El código se basa en rutinas Monte Carlo aplicadas al transporte
radiativo, mediante las cuales realiza el seguimiento de fotones no polarizados
emitidos por la fuente central a medida que son dispersados y absorbidos por
las distintas componentes del sistema. Una vez construidas las SED a partir de
las observaciones recopiladas, se busca una solución inicial; para ello se tuvieron
en cuenta los valores de los parámetros determinados a partir de observaciones,
como la masa de la protoestrella ası́ como también el tipo espectral, del cual se
puede derivar la temperatura estelar. Se utilizaron como punto de partida dichos
valores para los objetos que los poseı́an, y para el resto se comenzó adoptando
los valores “tı́picos” para esta clase de objetos. Este análisis se llevó a cabo variando en forma discreta los diversos parámetros (1ra. columna en la Tabla 1),
buscando que el modelo final para cada objeto reprodujera de la mejor manera
posible la SED observada.
3. Análisis individual
Los objetos que se presentan en este trabajo han sido elegidos de manera tal
que la mayorı́a tienen la masa estelar y el tipo espectral determinados observacionalmente por otros autores, lo que disminuye el número de parámetros libres
a modelar. En la Figura 1 se muestra el modelo ajustado a cada enana marrón.
Los parámetros derivados de estos ajustes preliminares están en la Tabla 1.
2M 0438+2611 es una enana marrón perteneciente a la región de Taurus, se
le asocia una temperatura de 2838 K y una masa estelar de 0.05 M⊙ (Luhman et
al. 2003). Como se puede ver en la Figura 1, 2M 0438+2611 no posee valores de
flujo observados alrededor de las 100 µm, aunque sı́ en la región del milimétrico.
Además, se observa en dicha figura un exceso que se puede asignar a la presencia
de un disco. Los parámetros derivados del modelado (Tabla 1) como la masa del
disco y el radio centrı́fugo se encuentran en el rango de valores obtenidos por
Scholz & Jayawardhana (2006). Sin embargo, el valor de la inclinación encon-
1
http://gemelli.colorado.edu/∼bwhitney/codes/codes.html
133
Parámetros fı́sicos y geométricos de enanas marrones jóvenes
Tabla 1.
Parámetros
Principales parámetros para seis enanas marrones jóvenes.
2M 0438 CFHT-BD CFHT-BD
+2611
-Tau 4
-Tau 12
R∗ [R⊙ ]
1.26
Teff [K]
2838
M∗ [M⊙ ]
0.05
Mdisco [M⊙ ]
8 × 10−4
Rcentrifugo [UA]
70
Rmind [R∗ ]
6.0
Ṁdisco [M⊙ /año] 1×10−10
Aa
2.150
Bb
1.150
Inclinación [o ]
23
1.26
2900
0.07
6 × 10−4
60
3.5
1×10−10
2.230
1.230
10
0.80
2400
0.02
6 × 10−4
60
5.5
1 × 10−10
2.150
1.150
10
IC348
613
ISO Oph
32
J041411
+2811
3.00
2.30
1.00
2550
2700
2960
0.02
0.04
0.07
6 × 10−4 6 × 10−4 8 × 10−4
50
80
70
2.7
3.0
3.6
6 × 10−9 2 × 10−10 1 × 10−10
2.250
2.100
2.280
1.250
1.100
1.280
78
10
10
a
b
A: Exponente de densidad radial del disco.
B: Exponente de escala de altura del disco.
trado en nuestro trabajo resulta menor al derivado por los autores mencionados.
La tasa de acreción de masa del disco es del orden de la esperada para este tipo
de objetos.
Las enanas marrones CFHT-BD-Tau 4 y CFHT-BD-Tau 12, pertenecientes
a la región de Taurus, poseen temperaturas de 2900 K y de 2400 K y valores de
masas estelares de 0.07 y 0.02 M⊙ , respectivamente (Martin et al. 2001, Briceño et al. 2002, Luhman et al. 2003). Cabe notar que, para longitudes de onda
largas, los valores de los flujos disponibles corresponden sólo a cotas inferiores
para CFHT-BD-Tau 4, y superiores para CFHT-BD-Tau 12. De igual manera
que para 2M 0438+2611, a estas dos fuentes se les puede asociar la presencia de
discos. El análisis realizado sugiere que estos objetos tienen ángulos de inclinación bajos y discos con “flare” (o discos curvos). Esto concuerda, para la fuente
CFHT-BD-Tau 4, con lo obtenido por Pascucci et al. (2003) y Scholz & Jayawardhana (2006), a partir de modelados. Este objeto posee, además, un valor
para la tasa de acreción de masa concordante con el esperado para las enanas
marrones jóvenes, y en el rango de la determinada por Herczeg & Hillenbrand
(2008).
La enana marrón joven IC348 613 pertenece a la región de Icarus 348. Posee
un tipo espectral M8.25 y una temperatura de 2550 K (Luhman 1999). La SED
observada evidencia una importante contribución en longitudes de onda largas
(ver Figura 1). La SED modelada se aproxima en forma muy satisfactoria a los
flujos observados. Los valores de los parámetros que se derivan de este análisis
sugieren un disco con flare y una tasa de acreción un poco mayor a la derivada
para las restantes fuentes de la muestra. La fuente protoestelar ISO Oph 32
es una estrella enana marrón joven de Clase II (Bontemps et al. 2001). A este
objeto Natta et al. (2002) le calcularon una masa estelar de ∼ 10 MJup . Además,
ISO Oph 32 tiene asociado un tipo espectral M8, una temperatura de 2710 K
(Wilking et al. 2005) y una luminosidad de 0.06 L⊙ . En la SED (Figura 1)
se puede ver un exceso que se puede asociar a un disco. A partir del análisis
realizado derivamos un radio estelar de 2.3 R⊙ . Esto corresponde a un valor
mayor de la luminosidad para esta fuente. Sin embargo, valores menores del
134
L. Gramajo, M. Gómez y B. Whitney
Figura 1. Distribuciones espectrales de energı́a (SED) y modelos obtenidos
para un grupo de seis enanas marrones jóvenes. Las cruces son los datos
observados. Las flechas indican lı́mites inferiores y superiores de los flujos para
las fuentes CFHT-BD-Tau 4 y CFHT-BD-Tau 12. Para 2M 0438+2611 la lı́nea
gruesa corresponde al espectro en el infrarrojo medio (5–14 µm, Luhman et al.
2007). La lı́nea continua representa el modelo derivado para la SED. En lı́nea
de puntos se grafica la atmósfera de Kurucz correspondiente a cada objeto.
radio no producen un buen modelado en la región del infrarrojo cercano. La
tasa de acreción de masa del disco resulta similar a la de las otras fuentes de
la muestra. Por otra parte, se puede decir que, aunque tiene un disco con una
masa Mdisco = 0.0006 M⊙ , la forma del mismo es más achatada o plana, o sea
con un valor menor de flare, en comparación con los otros objetos que aquı́ se
presentan.
J041411+2811 pertenece a la nube molecular de Taurus, tiene un tipo espectral M6.25, y una temperatura de 2960 K (Kraws & Hillenbrand 2009). La masa
de la protoestrella es de 0.07 M⊙ , mientras que la masa del disco, según dichos
autores varı́a en el rango 0.4–2.1 MJup . Del modelado realizado se ha obteni-
Parámetros fı́sicos y geométricos de enanas marrones jóvenes
135
do una masa del disco en el rango determinado observacionalmente (0.8 MJup ),
además de un disco con importante grado de flare.
4. Discusión y conclusiones
Los objetos analizados en esta contribución presentan excesos en sus SED que
indican la presencia de discos circunestelares. Estos discos no son chatos, sino
que poseen flare, lo cual se refleja en los valores obtenidos para los parámetros
A (exponente densidad radial del disco) y B (exponente de escala de altura del
disco). Los restantes parámetros de los discos indican que éstos pueden considerarse una versión proporcionalmente más pequeña de aquellos asociados con
las estrellas T Tauri o, en otras palabras, que escalan con la masa del objeto
central. Esto se observa tanto en el tamaño del disco (radio interno ∼ 4 radios
estelares, R∗ , radio externo ∼ 60 UA), que resulta menor al correspondiente a
las T Tauri (7 R∗ y 300 UA, respectivamente, ver por ejemplo Whitney et al.
2003), ası́ como en la tasa de acreción de masa (∼ 10−10 M⊙ /año para las enanas
marrones jóvenes analizadas, contra 5 × 10−9 M⊙ /año para las T Tauri). Esto
sucede también con la masa del disco, para las cuales se obtuvieron valores de
aproximadamente dos órdenes de magnitud menores que los tı́picos asociados a
las T Tauri, en coincidencia con los obtenidos a partir de observaciones en el
milimétrico (1.3 mm) por Scholz et al. (2006). Se observa, en general, un buen
acuerdo con los resultados publicados por otros autores. Se espera realizar un
análisis más exhaustivo de la presente muestra ası́ como también incrementar el
número de objetos a los fines de realizar una comparación estadı́sticamente más
significativa con el grupo de las estrellas de tipo T Tauri.
Referencias
Bontemps, S., André, P., Kaas, A. A., et al. 2001, A&A, 372, 173
Briceño, C., Luhman, K. L., Hartmann, L., et al. 2002, AJ, 580, 317
Comerón, F., & Reipurth, B. 2006, A&A, 458, 21
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Asociación Argentina de Astronomı́a
Actas de las Segundas Jornadas de Astrofı́sica Estelar, 2011
J. A. Ahumada, M. C. Parisi & O. I. Pintado, eds.
PRESENTACIÓN MURAL – POSTER COMMUNICATION
Metalicidades de estrellas en formación y de estrellas
gigantes con planetas
Emiliano Jofré1 , Mercedes Gómez1 y Carlos Saffe2
(1) Observatorio Astronómico, Universidad Nacional de Córdoba,
Argentina
(2) Instituto de Ciencias Astronómicas, de la Tierra y del Espacio
(CONICET - UNSJ), San Juan, Argentina
Abstract. In this contribution we analyze two groups of stars that
are crucial to our understanding of the planet-metallicity correlation.
On one hand, we compare the distribution of metallicities of T Tauri
stars and main sequence stars with planets. On the other hand, we
compare the metallicities of a small sample of giant stars with planets
and a control sample. For giant stars, we derive fundamental stellar
parameters obtained with an automatic code that provides Teff , log g,
Vturb , and [Fe/H] from high S/N spectra. The initial trends in both
samples (T Tauri and giant stars) support the accretion hypothesis
for the planet-metallicity correlation. However, statistical significant
samples are required to put these initial results on firm ground.
1. Introducción: Hipótesis primordial vs. acreción
Varios estudios espectroscópicos de alta precisión han mostrado que las estrellas con planetas muestran un exceso en metalicidad cuando se las compara
con estrellas de campo sin planetas detectados (Fischer & Valenti 2005, Santos
et al. 2005). Existe bastante discusión en la literatura acerca de cuál es el mecanismo fı́sico detrás de esta relación planeta-metalicidad (Santos et al. 2009): ¿es
la metalicidad la causa de la presencia de planetas o son los planetas la causa de
la alta metalicidad? Actualmente, la primera de estas hipótesis (“origen primordial”) que establece que las estrellas con planetas se forman preferencialmente
en nubes moleculares primigenias de alta metalicidad, es la más favorecida por
las observaciones (Fischer & Valenti 2005, Santos et al. 2005). La segunda hipótesis (“hipótesis de acreción”) establece que el exceso de metalicidad proviene
de la acreción de material deficiente en H y He (asteroides, planetas) sobre la
atmósfera estelar, tanto en la etapa de secuencia principal como en la etapa de
pre-secuencia (de la Reza et al. 2004). Esta hipótesis ha ganado algo de apoyo
en los últimos años a partir del estudio de estrellas evolucionadas con planetas.
En esta contribución analizamos dos muestras de objetos que son fundamentales para tratar de entender la causa de la correlación planeta-metalicidad. Por
un lado, analizamos la distribución de metalicidades de estrellas de tipo T Tauri
en relación con las metalicidades de estrellas de secuencia principal con planetas,
y por el otro, presentamos los primeros resultados sobre parámetros fundamentales obtenidos con códigos automáticos para una pequeña muestra de estrellas
gigantes con planetas y su respectiva muestra de control.
136
Metalicidades de estrellas en formación y gigantes con planetas
137
2. Distribuciones de metalicidad de estrellas en formación y de estrellas con planetas
Recientemente ha surgido el interés por determinar la metalicidad en regiones
de formación estelar y objetos jóvenes cercanos que aún no han ingresado en
la secuencia principal, tal como es el caso de las estrellas T Tauri (James et
al. 2006, Santos et al. 2008). Entre estas últimas, existen dos subclases cuyos
espectros resultan favorables para el análisis de abundancias espectroscópicas
debido a la disminución del efecto de “velado” sobre las lı́neas de absorción, en
relación a las estrellas T Tauri clásicas. Por un lado, se encuentran las “weak
T Tauri stars” (WTTS), con lı́neas de emisión débiles con perfiles simétricos
y edades menores a los 20 millones de años. Por otro lado, las “post T Tauri
stars” (PTTS), con Hα en absorción y con edades superiores que las WTTS. La
importancia de estos objetos de pre-secuencia es que aproximadamente la mitad
de ellos poseen discos protoplanetarios en los que es posible que esté ocurriendo
la formación de sistemas planetarios. La detección de estrellas T Tauri de alta
metalicidad, además de proveer apoyo a la hipótesis primordial, brindará blancos
preferenciales para futuras búsquedas de planetas alrededor de ellas.
Figura 1. Distribuciones de metalicidad de estrellas T Tauri (lı́nea azul a
trazos) y estrellas de secuencia principal con planetas detectados (lı́nea roja
continua). (La versión en color de esta figura puede apreciarse en la edición
electrónica del artı́culo.)
A partir de una recopilación bibliográfica de las metalicidades publicadas para estrellas T Tauri (sub-clases WTTS y PTTS: Santos et al. 2008, James et
al. 2006, Rojas & Gregorio-Hetem 2003, de la Reza et al. 2004), construimos la
distribución de metalicidad correspondiente a estos objetos. En la Figura 1 comparamos esta distribución (lı́nea azul a trazos) con la distribución de estrellas de
secuencia principal con planetas detectados por la técnica Doppler (lı́nea roja
continua), extraı́da de la Enciclopedia de planetas extrasolares. Como se puede
ver, la distribución de estrellas en formación (N = 42) está centrada en valores
solares (0.04 dex en promedio) con una disminución gradual hacia metalicidades supersolares, y posee un corte pronunciado hacia metalicidades por debajo
del valor solar, mientras que las estrellas de secuencia principal con planetas
138
E. Jofré, M. Gómez y C. Saffe
(N = 366) poseen una distribución con promedio de 0.10 dex y una disminución
gradual hacia metalicidades subsolares. Las dispersiones de las distribuciones
son similares, 0.14 y 0.20 respectivamente. Para entender el significado estadı́stico de estas diferencias, realizamos la prueba de Kolmogorov-Smirnov, que
arrojó P(KS) ∼ 2 %, lo que indica que ambas muestras no pertenecen a la misma
población.
Esta tendencia inicial sugiere que, en promedio, las estrellas en formación
tienen metalicidades similares a la solar, y que las estrellas T Tauri de alta
metalicidad serı́an poco frecuentes. Esto indicarı́a que las estrellas T Tauri no
se forman en nubes moleculares ricas.
3. Estrellas gigantes
Algunos estudios recientes parecen mostrar que las estrellas gigantes con planetas tienen la misma distribución de metalicidad que las gigantes sin planetas y,
además, que dicha metalicidad es en promedio 0.2–0.3 dex menor que la de estrellas con planetas de la secuencia principal (Pasquini et al. 2007). Este resultado
constituye una de las pruebas más importantes a favor de la hipótesis de autoenriquecimiento quı́mico o acreción. La interpretación básica de estos resultados
se relaciona con las variaciones en el tamaño de la zona convectiva estelar (ZC):
las partes más externas de las atmósferas de estrellas de secuencia principal son
contaminadas por material acretado. Debido a la ZC relativamente delgada de
las estrellas en la fase de secuencia principal, los metales son mezclados sólo en
una pequeña fracción de la misma (∼ 0.02 M⊙ para una estrella de tipo solar).
Sin embargo, durante la fase de gigante esta fracción puede incrementarse hasta
cerca de 35 veces (∼ 0.7 M⊙ ), por lo que la mezcla más eficiente diluye la abundancia metálica de la atmósfera, reduciéndose ésta a los valores primordiales.
Si el exceso en metalicidad de las estrellas de secuencia principal con planetas
estuviera sólo confinado a su ZC, como supone la hipótesis de acreción, entonces
esta alta metalicidad serı́a fácilmente disminuı́da en la fase de gigante. Si, por el
contrario, las estrellas de secuencia principal fueran ricas en metales a lo largo
de todo el radio, como se espera de un origen primordial, al evolucionar a la
etapa de gigante deberı́an seguir siendo ricas en metales.
3.1 Parámetros fundamentales y distribución de metalicidad
Nuestra muestra incluye 8 estrellas gigantes con planetas y 24 estrellas sin
planetas detectados que conforman la muestra de control. Las estrellas que albergan planetas fueron seleccionadas de la lista de candidatos detectados por
el método Doppler de VR que aparecen listados en la Enciclopedia de planetas
extrasolares 1 , mientras que las estrellas gigantes sin planetas detectados fueron
seleccionadas tanto de dicha Enciclopedia (Sección “Estrellas sin planetas detectados”), como ası́ también de las muestras de control obtenidas por los distintos
grupos que realizan búsqueda de exoplanetas, evitando ası́ efectos de selección.
Para llevar a cabo este trabajo utilizamos espectros de alta resolución y S/N
(> 150) de la base de datos del Observatorio Europeo Austral (ESO), obtenidos con el espectrógrafo HARPS (R = 120 000) en el telescopio de 3.6 m. Los
1
http://exoplanet.eu/catalog-RV.php
Metalicidades de estrellas en formación y gigantes con planetas
139
Figura 2. Comparación entre los parámetros [Fe/H], Teff y log g obtenidos
en este estudio y los de la literatura. Las estrellas con planetas están marcadas
con cı́rculos azules, mientras que las estrellas sin planetas están señaladas con
cı́rculos rojos vacı́os. (La versión en color de esta figura puede apreciarse en
la edición electrónica del artı́culo.)
espectros HARPS cubren el rango 3780–6010 Å y fueron reducidos por códigos
automáticos del ESO. La medición de los parámetros atmosféricos estelares fundamentales: temperatura efectiva (Teff ), gravedad superficial (log g) y velocidad
de mircoturbulencia (Vturb ), como ası́ también las metalicidades ([Fe/H]), se llevó a cabo utilizando el código FUNDPAR (Saffe 2011). Este código obtiene los
parámetros fundamentales de manera automática a partir de los anchos equivalentes (EW) de lı́neas del hierro y modelos de atmósferas ATLAS9 (Kurucz
1970). Los EW corresponden a una lista de 26 lı́neas del hierro apropiadas para
estrellas gigantes (Hekker & Meléndez 2007) y fueron medidos de manera automática con el código ARES (Sousa et al. 2007). En la Figura 2 se muestra la
comparación de nuestros primeros resultados con los de la literatura.
En la Figura 3 comparamos la distribución de metalicidad de las estrellas
gigantes con planetas (N = 8, histograma sombreado) con la correspondiente a
la muestra de control (N = 24, histograma vacı́o). Como se puede ver, ambas
distribuciones se superponen considerablemente y están centradas en valores solares, teniendo la primera un promedio de −0.05 dex y la segunda un promedio
de −0.08 dex. Las dispersiones de las distribuciones son similares, 0.30 dex y
0.27 dex respectivamente. La prueba de Kolmogorov-Smirnov muestra una probabilidad del 92 % de que ambas muestras pertenezcan a la misma población.
Estos resultados iniciales coinciden con los obtenidos a partir de muestras
ligeramente más grandes (Pasquini et al. 2007), y sugerirı́an que no existen diferencias de metalicidad en las estrellas gigantes con y sin planetas detectados,
lo cual apoyarı́a la hipótesis de acreción. No obstante, son sólo resultados provisorios debido al escaso número de estrellas con planetas de nuestra muestra.
4. Trabajo a futuro
Debido a que existen pocos estudios sobre la composición quı́mica de las regiones de formación estelar, y con el fin de ampliar la muestra existente para
obtener resultados estadı́sticos más significativos y ası́ clarificar el problema presentado anteriormente, planeamos llevar a cabo observaciones espectroscópicas
desde CASLEO de estrellas WTTS y PTTS del Hemisferio Sur, seleccionadas
140
E. Jofré, M. Gómez y C. Saffe
Figura 3. Distribuciones de metalicidad de estrellas gigantes con planetas (histograma sombreado) y su respectiva muestra de control (histograma
vacı́o). (La versión en color de esta figura puede apreciarse en la edición electrónica del artı́culo.)
del catálogo de Herbig & Bell (1988), con el objeto de obtener sus parámetros
fundamentales. En el caso de las estrellas gigantes, planeamos aumentar el número de objetos con planetas detectados a medida que se incremente el número
de candidatos a planetas en órbita alrededor de estas estrellas.
Agradecimientos. Este trabajo ha hecho uso de observaciones realizadas
con los telescopios del Observatorio Europeo Austral, obtenidas a partir del
ESO/ST-ECF “Science Archive Facility”.
Referencias
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James, D. J., Melo, C., Santos, N. C., & Bouvier, J. 2006, A&A, 446, 971
Kurucz, R. L. 1970, ATLAS: A computer program for calculating model stellar
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Pasquini, L., Dollinger, M. P., Weiss, A., et al. 2007, A&A, 473, 979
Rojas, A. G., & Gregorio-Hetem, J. 2003, ASSL, 299, 35
Saffe, C. 2011, RMxAA, 47, 3
Santos, N. C., Israelian, G., Mayor, M., et al. 2005, A&A, 437, 1127
Santos, N. C., Melo, C., James, D. J., et al. 2008, A&A, 480, 889
Santos, N. C., Lovis, C., Pace, G., et al. 2009, A&A, 493, 309
Sousa, S., Santos, N. C., Israelian, G., et al. 2007, A&A, 469, 783
Índice de autores
Smith Castelli, A. V., 70, 75
Ahumada, A. V., 111
Aidelman, Y., 65
Tapia, M., 99
Tosi, M., 111
Bassino, L. P., 70, 75
Bragaglia, A., 111
Bravo-Alfaro, H., 85
Vázquez, R. A., 32
Whitney, B., 131
Calderón, J. P., 70, 75
Caso, J. P., 70, 75
Cellone, S. A., 70
Cidale, L., 65
Zorec, J., 65
Zurbriggen, E., 104
Esteban, S. B., 23
Faifer, F. R., 70, 75
Fernández-Lajús, E., 80
Ferrero, G., 80
Gamen, R., 13, 80
Garcı́a, L. H., 116
Garcı́a, M. J., 121
Gómez, M., 42, 85, 94, 99, 116, 121,
131, 136
Gonzalez, E. J., 126
González, J. F., 126
Gramajo, L., 131
Heredia, L., 85
Jofré, E., 136
López-Garcı́a, Z., 3
Marconi, G., 111
Marquetti, M. E., 90
Persi, P., 99
Pintado, O. I., 90
Poffo, D., 94
Richtler, T., 70, 75
Rohrmann, R. D., 52, 104
Roth, M., 99
Saffe, C., 136
Saldaño, H. P., 99
Santillán, L., 90
141

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