{"id":12102,"date":"2015-02-25T07:19:14","date_gmt":"2015-02-25T06:19:14","guid":{"rendered":"http:\/\/www.emiliosilveravazquez.com\/blog\/?p=12102"},"modified":"2015-02-25T07:19:14","modified_gmt":"2015-02-25T06:19:14","slug":"%c2%a1la-fisica-esa-gran-disciplina-cientifica","status":"publish","type":"post","link":"http:\/\/www.emiliosilveravazquez.com\/blog\/2015\/02\/25\/%c2%a1la-fisica-esa-gran-disciplina-cientifica\/","title":{"rendered":"\u00a1La F\u00edsica! Esa gran disciplina cient\u00edfica"},"content":{"rendered":"
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Publicaci\u00f3n Actual No. 16<\/div>\n<\/div>\n
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Superfluidez en estrellas de neutrones<\/a><\/span> Dany P. Page<\/span>
\nUniversidad Nacional Aut\u00f3noma de M\u00e9xico, Instituto de Astronom\u00eda<\/span><\/center> <\/p>\n\n\n\n
Estrellas de Neutrones<\/strong><\/td>\n<\/tr>\n<\/tbody>\n<\/table>\n

Las estrellas de neutrones<\/a> son los objetos m\u00e1s densos observables en el Universo. S\u00f3lo son superadas por el interior de los hoyos negros, que no es observable. En colisiones relativistas de iones pesados, en RHIC o en el LHC, es posible alcanzar densidades superiores, pero con una enorme densidad de energ\u00eda (cientos de GeV por nucle\u00f3n<\/a>), mientras que la materia en el interior de una estrella de neutrones<\/a> es altamente degenerada.<\/p>\n

En la Fig. 1 se presenta lo que, te\u00f3ricamente, consideramos es la estructura de una estrella de neutrones<\/a>. Con un radio de unos 10 km, el 98% de la masa se encuentra a densidades supra-nucleares en el n\u00facleo de la estrella, mientras que una capa de aproximadamente un kil\u00f3metro de espesor, la corteza, est\u00e1 formada de n\u00facleos at\u00f3micos. En la superficie tenemos una atm\u00f3sfera, de unos cuantos cent\u00edmetros de espesor, donde se forma el espectro t\u00e9rmico que podemos observar. A una densidad \u03c1 ~ 104<\/sup>g cm-3<\/sup> la materia est\u00e1 totalmente ionizada y cuando \u03c1 ~ 106<\/sup>g cm-3<\/sup> los electrones<\/a> forman un gas de Fermi<\/a> relativista. Dada la enorme energ\u00eda en este gas de electrones<\/a>, resulta energ\u00e9ticamente favorable fusionar parte de los electrones<\/a> con protones<\/a>, lo que resulta en n\u00facleos cada vez mas ricos en neutrones<\/a> conforme aumenta la densidad. Cuando \u03c1 ~ 5×1011<\/sup>g cm-3<\/sup>, el n\u00famero de neutrones<\/a> es tal que no caben mas en los n\u00facleos. Hemos alcanzado el punto de \u201cgoteo\u201d de neutrones<\/a>, donde adem\u00e1s de los n\u00facleos y el gas de electrones<\/a>, tenemos un gas \u201clibre\u201d de neutrones<\/a>. Al acercarse a la densidad nuclear, \u03c10<\/sub> ~ 2.8×1014<\/sup>g cm-3<\/sup> los n\u00facleos se fusionan y entramos al \u201cn\u00facleo\u201d de la estrella (\u201ccore\u201d en ingles). En la zona de transici\u00f3n es muy probable que encontremos n\u00facleos no esf\u00e9ricos, muy alargados (\u201cespaguetis\u201d) y bidimensionales (\u201clasa\u00f1as\u201d), lo que com\u00fanmente se llama la fase \u201cpasta\u201d (ver recuadro \u201cA\u201d en la Fig. 1). Dadas las altas presiones en la corteza \u00e9sta debe ser s\u00f3lida, muy probablemente en forma cristalina (recuadro \u201cB\u201d en la Fig. 1).<\/p>\n\n\n\n\n
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Figura 1.<\/strong> Visi\u00f3n \u201cart\u00edstica\u201d de una estrella de neutrones<\/a>. (D. Page, en \u201cFronteras del Universo\u201d, Ed. M. Peimbert, 2000, Fondo de Cultura Econ\u00f3mica) <\/span><\/td>\n<\/tr>\n<\/tbody>\n<\/table>\n

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En el n\u00facleo de la estrella, empezamos con un l\u00edquido cu\u00e1ntico de neutrones<\/a>, protones<\/a> y electrones<\/a>. Las interacciones d\u00e9biles, tipo \u03b2, como<\/p>\n

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permiten ajustar las densidades nn<\/sub> y np<\/sub> de nucleones<\/a>. Debido a las diferencias de masas, la primera de estas reacciones ocurre espont\u00e1neamente en el vac\u00edo mientras que la segunda requiere de energ\u00eda cin\u00e9tica en el estado inicial. En un medio denso las energ\u00edas relevantes no son las masas, sino los potenciales qu\u00edmicos de las part\u00edculas, los cuales incluyen la masa, la energ\u00eda cin\u00e9tica de Fermi<\/a> y la energ\u00eda potencial. Esta \u00faltima requiere de un modelo de las interacciones fuertes a densidades supra-nucleares; el equilibrio energ\u00e9tico y efecto de las reacciones \u03b2, determinan nn<\/sub> y np<\/sub>. El resultado es que a \u03c1 = &rho0<\/sub> los nucleones<\/a> se distribuyen en una proporci\u00f3n de 5% de protones<\/a> por 95% de neutrones<\/a>, aunque la fracci\u00f3n de protones<\/a> aumenta con la densidad. Nuevas part\u00edculas pueden aparecer a mayores densidades, como hiperones o condensados de mesones<\/a> (\u03c0 – o K -). El n\u00facleo interior de la estrella, est\u00e1 marcada en oscuro en la Fig. 1, con un gran signo de interrogaci\u00f3n, ya que existe la posibilidad de se alcance la densidad suficiente para inducir desconfinamento de los quarks<\/a>. Refiero el lector a [1] para m\u00e1s detalles y referencias a los trabajos originales.<\/p>\n

Neutrinos<\/strong><\/p>\n

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Producidas en explosiones de supernovas, con temperaturas iniciales superiores a los 50 MeV ~ 50\u00d71010<\/sup> K, las estrellas de neutrones<\/a> j\u00f3venes se enfr\u00edan por emisi\u00f3n de neutrinos<\/a>, hasta llegar a una edad de unos 100,000 a\u00f1os, a partir de lo cual la p\u00e9rdida de energ\u00eda por emisi\u00f3n de fotones<\/a> t\u00e9rmicos en la superficie empieza a dominar. El proceso de emisi\u00f3n de neutrinos<\/a> m\u00e1s eficiente es el descrito en la Eq. (1), llamado \u201cUrca directo\u201d, con una emisividad \u03b5DUrca<\/sub> \u2248 1027<\/sup> (T\/109<\/sup> K)6<\/sup> erg cm-3<\/sup> s-1<\/sup>.Esto implica que un metro c\u00fabico de materia podr\u00eda producir una luminosidad (L = 3.8\u00d71033<\/sup> erg s-1<\/sup>) de neutrinos<\/a> cuando T=109<\/sup> K. Sin embargo, la reacci\u00f3n (1) tiene una fuerte limitante: la conservaci\u00f3n del momento, la cual requiere un concentraci\u00f3n de protones<\/a> superior al 15%; por lo cual el proceso Urca directo est\u00e1 cinematicamente prohibido. Sin embargo, existen procesos como<\/p>\n

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que proporcionan el momento faltante, aqu\u00ed el neutr\u00f3n<\/a> n\u2019 es una part\u00edcula del medio. N\u00f3tese que el proceso (2), llamado \u201cUrca modificado\u201d por involucrar dos fermiones<\/a> degenerados, comparado con el proceso (1) es mucho menos eficiente, \u03b5MUrca<\/sub> \u2248 1021<\/sup> (T\/109<\/sup> K)8<\/sup> erg cm-3<\/sup> s-1<\/sup>, con una dependencia en la temperatura de la forma T8<\/sup> en lugar de T6<\/sup>. El proceso (2) es el mecanismo est\u00e1ndar de enfriamiento y el proceso (1) sol\u00f3 actua a densidad altas, es decir en estrellas muy masivas.<\/p>\n

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Superfluidez y Superconductividad<\/strong><\/p>\n

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La teor\u00eda BCS de superconductividad est\u00e1 basada en la formaci\u00f3n de pares de Cooper y en la aparici\u00f3n de una brecha \u0394(T) en elespectro de excitaciones, cuando la interacci\u00f3n entre fermiones<\/a> es atractiva. La presencia de una brecha y consecuentemente la existencia de pares de Cooper en n\u00facleos fue observada en 1958, poco tiempo despu\u00e9s de la formulaci\u00f3n de la teor\u00eda BCS y es un ingrediente esencial en los modelos de estructura nuclear. Para momentos p<1.5 fm-1<\/sup> la interacci\u00f3n nuclear n-n o p-p es atractiva en el canal 1<\/sup>S0<\/sub> (en notaci\u00f3n espectrosc\u00f3pica: singlete de esp\u00edn<\/a>, momento angular orbital L=0 y J=L+S=0). Esto lleva a predecir que los neutrones<\/a> deben de formar un superfluido en la corteza interna de una estrella de neutrones<\/a> mientras que los protones<\/a>, debido a su baja concentraci\u00f3n, formar\u00edan un superconductor en el n\u00facleo exterior. En el n\u00facleo de la estrella el momento de Fermi<\/a> de los neutrones<\/a> es superior a 1.5 fm-1<\/sup> y el canal 1<\/sup>S0<\/sub> se vuelve repulsivo. Sin embargo la formaci\u00f3n de pares de Cooper en triplete de esp\u00edn<\/a>, en el canal atractivo 3<\/sup>P2<\/sub>, es posible. A mas altas densidades es probable que los hiperones y\/o los quarks<\/a> formen superfluidos\/superconductores. El interior de una estrella de neutrones<\/a> es un para\u00edso para pares de Cooper, pero el calcular precisamente el tama\u00f1o de la brecha \u0394(T), y el valor de Tc<\/sub>, es una pesadilla para el f\u00edsico te\u00f3rico. El caso del helio-3 es un ejemplo de ello y en el caso del apareamiento 3<\/sup>P2<\/sub> de los neutrones<\/a> a densidades supra-nucleares las predicciones para \u0394 van desde casi 0 hasta m\u00e1s de 5 MeV.<\/p>\n

La presencia de una brecha \u0394 en el espectro de excitaciones implica que cuando T<<Tc<\/sub> estas son fuertemente suprimidas, aproximadamente por un factor de Boltzmann exp (-\u0394(T)\/T). En consecuencia, el calor espec\u00edfico Cv<\/sub>, as\u00ed como todos los procesos de emisi\u00f3n de neutrinos<\/a> en los cuales esta componente apareada participa, est\u00e1n exponencialmente suprimidos. Sin embargo, la transici\u00f3n de fase es de segundo orden, es decir continua. Cuando T ~ Tc<\/sub>, como es bien conocido en el caso de los superfluidos\/superconductores terrestres, el calor espec\u00edfico Cv<\/sub> aumenta en un factor del orden 2.5. Otro aspecto del desarrollo progresivo del condensado es el constante rompimiento y formaci\u00f3n de pares de Cooper, cuando T ~ Tc<\/sub> , y la posibilidad de que el condensado decaiga en un par neutrino<\/a> – anti-neutrino:<\/p>\n

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donde <nn\u00b4> representa el condensado de pares de Cooper. Este \u201cproceso de Cooper\u201d puede ser mas eficiente que el Urca modificado (2) por mas de un orden de magnitud.<\/p>\n

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Enfriamiento y Superfluidez<\/strong><\/p>\n

Esta breve descripci\u00f3n permite esbozar el panorama de la evoluci\u00f3n t\u00e9rmica de estrellas de neutrones<\/a>: a partir de su nacimiento se enfr\u00edan por emisi\u00f3n de neutrinos<\/a> y cuando alcanzan edades del orden de 105<\/sup> a\u00f1os su evoluci\u00f3n se determina por la emisi\u00f3n superficial de fotones<\/a>.<\/p>\n

La tasa de emisi\u00f3n de neutrinos<\/a> es muy sensible a la composici\u00f3n de la materia a densidades supra-nucleares: cualquier cambio a la composici\u00f3n relativa de neutrones<\/a> a protones<\/a> resulta en emisividades de neutrinos<\/a> alt\u00edsimas y enfriamiento muy r\u00e1pido. Tenemos un zool\u00f3gico completo de modelos de materia ultra densa, casi todos prediciendo un enfriamiento r\u00e1pido. Por otra parte, el enfriamiento r\u00e1pido puede ser moderado por el apareamiento de las part\u00edculas, mientras la brecha, o la temperatura cr\u00edtica, sea suficientemente grande. Nos encontramos con el problema de la casi imposibilidad de calcular con suficiente precisi\u00f3n el tama\u00f1os de las brechas relevantes y el hecho de que la emisi\u00f3n de neutrinos<\/a> es controlada por estas brecha de manera exponencial. Las dos revisiones [2] y [3] presentan mas detalles sobre los mecanismos de enfriamiento.<\/p>\n

Del lado observacional, tenemos una docena de estrellas de neutrones<\/a> j\u00f3venes con temperaturas estimadas. Sus altas temperaturas superficiales, entre 0.5 y 2\u00d7106<\/sup> K, indican que ning\u00fan proceso Urca directo est\u00e1 actuando en ellas, al menos que est\u00e9 fuertemente suprimido por apareamiento de las part\u00edculas que participen en el proceso. El \u201cmodelo m\u00ednimo\u201d de enfriamiento [4] fue desarrollado con el fin de presentar un punto de referencia con el cual comparar estas observaciones e identificar posibles candidatas a estrellas conteniendo alg\u00fan tipo de materia \u201cex\u00f3tica\u201d. Este modelo excluye a priori cualquier forma de materia densa que resulte en enfriamiento r\u00e1pido, es decir una alta concentraci\u00f3n de protones<\/a>, condensados de mesones<\/a>, hiperones y quarks<\/a> desconfinados. Sin embargo considera el efecto de la superconductividad \/ superfluidez de protones<\/a> \/ neutrones<\/a>, es decir el apareamiento, y el aumento en la emisi\u00f3n de neutrinos<\/a> por el proceso de Cooper durante la transici\u00f3n de fase. Resulta que los procesos Urca modificados por si mismos no son suficientemente eficientes para explicar la evoluci\u00f3n de las estrellas mas fr\u00edas pero s\u00ed se pueden interpretar las observaciones tomando en cuenta el proceso de Cooper, bajo una condici\u00f3n: la temperatura cr\u00edtica m\u00e1xima, Tc<\/sub>, para el apareamiento 3<\/sup>P2<\/sub> de los neutrones<\/a> debe estar entre 1\/2 y 2\u00d7109<\/sup> K [5]. En este rango de valores de Tc<\/sub> el proceso de Cooper domina el enfriamiento a edades entre unos cientos hasta unas decenas de miles de a\u00f1os de edad.<\/p>\n

En el caso contrario debemos suponer la presencia de alg\u00fan tipo de materia extra para entender la evoluci\u00f3n de estas estrellas de neutrones<\/a> j\u00f3venes. En conclusi\u00f3n, hasta hace poco tiempo nos encontr\u00e1bamos en una situaci\u00f3n que requer\u00eda de alguna nueva pista para poder avanzar.<\/p>\n

El Caso de Cas A<\/strong><\/p>\n

Casiopeia A es un remanente de supernova en la constelaci\u00f3n de Casiopeia. Por su inter\u00e9s astron\u00f3mico, la NASA decidi\u00f3 inaugurar el sat\u00e9lite de rayos X<\/a> Chandra, su \u201cprimera luz\u201d, con una imagen de este remanente en agosto del 1999 (ver Fig. 2). \u00a1En el centro de la imagen apareci\u00f3 la estrella de neutrones<\/a>, \u201cCas A\u201d, formada por la supernova! Con una edad de unos 330 a\u00f1os es la estrella de neutrones<\/a> m\u00e1s joven conocida. Al analizar 10 a\u00f1os de observaciones del remanente, y de su estrella, Craig Heinke y Wynn Ho encontraron que Cas A se hab\u00eda enfriado en un 4% del a\u00f1o 2000 al 2009 [5] y que \u00a1su flujo se hab\u00eda reducido en un 20%! Esta evoluci\u00f3n es inconmpatible con casi todas la predicciones te\u00f3ricas.<\/p>\n\n\n\n\n
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Figura 2.<\/strong> El remanente de supernova Casiopeia A en rayos X<\/a>: primera luz de Chandra, en agosto del 1999. El punto brillante en su centro es la estrella de neutrones<\/a>, descubierta en esta observaci\u00f3n. (Cr\u00e9dito: NASA\/CXC\/SAO) <\/span><\/td>\n<\/tr>\n<\/tbody>\n<\/table>\n

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La luminosidad t\u00e9rmica de fotones<\/a> de la estrella es LX<\/sub> \u2248 1034<\/sup> erg s-1<\/sup> mientras que la tasa de enfriamiento observada, junto con una estimaci\u00f3n del calor espec\u00edfico, requiere que la estrella est\u00e9 perdiendo energ\u00eda t\u00e9rmica a una tasa de 1038<\/sup> erg s-1<\/sup>. \u00bfCu\u00e1l puede ser el agente de enfriamiento que supere al de fotones<\/a> por 4 \u00f3rdenes de magnitud? S\u00f3lo puede ser la emisi\u00f3n de neutrinos<\/a>.<\/p>\n

Aunque un comportamiento como el de Cas A es sorprendente, hab\u00eda sido descrito te\u00f3ricamente con anterioridad (ver, e.g., la Fig. 6 en [5] o Fig. 8 en [2]). Despu\u00e9s de afinar detalles, la interpretaci\u00f3n resulto clara [7,8]: tras un lento enfriamiento previo, la temperatura interna T de Cas A alcanz\u00f3, en las \u00faltimas d\u00e9cadas, la temperatura cr\u00edtica de superfluidez de los neutrones<\/a>, Tc<\/sub>, lo cual dispar\u00f3 la fuerte emisi\u00f3n de neutrinos<\/a> por el proceso Cooper. La figura 3 ilustra esto con tres modelos: a edades superiores a los 100 a\u00f1os, sin superfluidez (\u201cTc<\/sub>=0\u201d), el enfriamiento es lento; al contrario, con una Tc<\/sub> demasiado alta (\u201cTc<\/sub>=109<\/sup> K\u201d ), el enfriamiento r\u00e1pido ocurre demasiado temprano y posteriormente el enfriamiento es tambi\u00e9n lento; mientras que con Tc<\/sub>=5.5\u00d7108<\/sup> K el enfriamiento r\u00e1pido, pero transitorio, ajusta perfectamente las observaciones. Adem\u00e1s de ser, posiblemente, la primera evidencia directa de la existencia de superfluidez a densidades supra-nucleares, esto nos proporciona una \u201cmedici\u00f3n\u201d bastante robusta de la temperatura cr\u00edtica Tc<\/sub> para los neutrones<\/a> y los detalles del enfriamiento r\u00e1pido implican tambi\u00e9n que los protones<\/a> deben de ser superconductores con una temperatura cr\u00edtica m\u00e1s alta. Si la interpretaci\u00f3n resiste al tiempo, y el enfriamiento continua durante varias d\u00e9cadas como lo predice el modelo, estar\u00edamos viendo en tiempo real una gran concentraci\u00f3n de neutrones<\/a> pasando por la transici\u00f3n de fase de superfluidez.<\/p>\n\n\n\n\n
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Figura 3.<\/strong> Tres modelos de enfriamiento, temperatura efectiva \u201cal infinito\u201d Te<\/sub> \u221e<\/sup> vs edad: ver texto para descripci\u00f3n. La estrella marca el valor observado de Cas A y el recuadro detalla el ajuste del modelo con las cinco observaciones de Chandra. (Adaptado de la Ref. [8]) <\/span><\/td>\n<\/tr>\n<\/tbody>\n<\/table>\n

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El Futuro: \u00bfEx\u00f3tico?<\/strong><\/p>\n

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Lo bizarro de un superfluido estelar ha recibido mucha cobertura medi\u00e1tica (ver, e.g., [9]). Sin embargo, lo m\u00e1s importante de estos resultados es que podemos, por lo menos en el caso de Cas A, borrar la zona oscura y el signo \u201c?\u201d en el centro de la Fig. 1. Hace seis meses est\u00e1bamos todav\u00eda caminando en medio de una jungla de modelos, pero s\u00f3lo uno de ellos parece sobrevivir a la observaci\u00f3n del enfriamiento de Cas A que podr\u00eda ser la \u201cPiedra de Rosetta\u201d de la f\u00edsica de materia ultra-densa. Es ciertamente s\u00f3lo media piedra: hay evidencias de estrellas que sufren emisi\u00f3n de neutrinos<\/a> todav\u00eda mucho m\u00e1s intensa como son los casos de SAX J1808.4-3658 y 1H 1905+00. Estos dos objetos est\u00e1n en sistemas binarios con acreci\u00f3n transitoria: cuando termina una fase de acreci\u00f3n esperamos ver la superficie caliente de la estrella, estrellas de primera generaci\u00f3n como Cas A. Al considerar densidades m\u00e1s altas, alcanzadas en estrellas m\u00e1s masivas, el signo \u201c?\u201d vuelve a aparecer. Sin embargo, el entender con un sorprendente lujo de detalle, la estructura y la evoluci\u00f3n de una estrella \u201cm\u00ednima\u201d como Cas A, nos abre el camino para identificar m\u00e1s claramente objetos realmente \u201cex\u00f3ticos\u201d.<\/p>\n

Referencias:<\/strong><\/p>\n

[1] Page, D., & Reddy, S., \u201cDense Matter in Compact Stars: Theoretical Developments and Observational Constraints\u201d, Annu. Rev. Nucl. Part. Sci. 56, 327, (2006)<\/p>\n

[2] Yakovlev, D. G., & Pethick, C. J., \u201cNeutron Star Cooling\u201d, Annu. Rev. Astronom. & Astrophys. 42, 169, (2004)<\/p>\n

[3] Page, D., Geppert, U., & Weber, F., \u201cThe Cooling of Compact Stars\u201d, Nucl. Phys. A 777, 497, (2006), numero especial sobre Nuclear Astrophysics.<\/p>\n

[4] Page, D., Lattimer, J. M., Prakash, M., & Steiner, A. W., \u201cMinimal Cooling of Neutron Stars: A New Paradigm\u201d, Astrophys. J. Suppl. 155, 623, (2004).<\/p>\n

[5] Page, D., Lattimer, J. M., Prakash, M., & Steiner, A. W., \u201cNeutrino Emission from Cooper Pairs and Minimal Cooling of Neutron Stars\u201d, Astrophys. J. 707, 1131, (2009)<\/p>\n

[6] Heinke, C. O., & Ho, W. C. G., \u201cDirect Observation of the Cooling of the Cassiopeia A Neutron Star\u201d, Astrophys. J. Lett. 719, 167, (2010)<\/p>\n

[7] Shternin, P. S., Yakovlev, D. G., Heinke, C. O., Ho, W. C. G., & Patnaude, D. J., \u201cCooling Neutron Star in the Cassiopeia-A Supernova Remnant: Evidence for Superfluidity in the Core\u201d, Mon. Not. Roy. Astron. Soc.: Lett. 412, 108, (2011)<\/p>\n

[8] Page, D., Prakash, M., Lattimer, J. M., & Steiner, A. W., \u201cRapid Cooling of the Neutron Star in Cassiopeia A Triggered by Neutron Superfluidity in Dense Matter\u201d, Phys. Rev. Lett. 106, 081101, (2011)<\/p>\n

[9] \u201cCassiopeia A: NASA\u2019s Chandra Finds Superfluid in Neutron Star\u2019s Core\u201d: http:\/\/chandra.harvard.edu\/photo\/2011\/casa\/<\/a><\/p>\n

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Publicaci\u00f3n Actual No. 16 Inicio | Directorio | Contacto Superfluidez en estrellas de neutrones Dany P. Page Universidad Nacional Aut\u00f3noma de M\u00e9xico, Instituto de Astronom\u00eda  Estrellas de Neutrones Las estrellas de neutrones son los objetos m\u00e1s densos observables en el Universo. S\u00f3lo son superadas por el interior de los hoyos negros, que no es observable. […]<\/p>\n","protected":false},"author":2,"featured_media":0,"comment_status":"open","ping_status":"open","sticky":false,"template":"","format":"standard","meta":{"_s2mail":"yes","footnotes":""},"categories":[6],"tags":[],"_links":{"self":[{"href":"http:\/\/www.emiliosilveravazquez.com\/blog\/wp-json\/wp\/v2\/posts\/12102"}],"collection":[{"href":"http:\/\/www.emiliosilveravazquez.com\/blog\/wp-json\/wp\/v2\/posts"}],"about":[{"href":"http:\/\/www.emiliosilveravazquez.com\/blog\/wp-json\/wp\/v2\/types\/post"}],"author":[{"embeddable":true,"href":"http:\/\/www.emiliosilveravazquez.com\/blog\/wp-json\/wp\/v2\/users\/2"}],"replies":[{"embeddable":true,"href":"http:\/\/www.emiliosilveravazquez.com\/blog\/wp-json\/wp\/v2\/comments?post=12102"}],"version-history":[{"count":0,"href":"http:\/\/www.emiliosilveravazquez.com\/blog\/wp-json\/wp\/v2\/posts\/12102\/revisions"}],"wp:attachment":[{"href":"http:\/\/www.emiliosilveravazquez.com\/blog\/wp-json\/wp\/v2\/media?parent=12102"}],"wp:term":[{"taxonomy":"category","embeddable":true,"href":"http:\/\/www.emiliosilveravazquez.com\/blog\/wp-json\/wp\/v2\/categories?post=12102"},{"taxonomy":"post_tag","embeddable":true,"href":"http:\/\/www.emiliosilveravazquez.com\/blog\/wp-json\/wp\/v2\/tags?post=12102"}],"curies":[{"name":"wp","href":"https:\/\/api.w.org\/{rel}","templated":true}]}}