Os resultados do presente trabalho contribuiram para aumentar a capacidade do c´odigo de estrutura e evolu¸c˜ao estelar ATON em reproduzir dados observacionais. Mas apesar dos esfor¸cos que vˆem sendo feitos neste sentido, algumas discrepˆancias ainda permanecem em aberto e ser˜ao tratadas em um futuro pr´oximo.
A primeira modifica¸c˜ao que fizemos no c´odigo ATON foi a implementa¸c˜ao de um me- canismo que nos permite come¸car a execu¸c˜ao de um determinado modelo em um ponto intermedi´ario da evolu¸c˜ao, desde que os passos iniciais tenham sido devidamente registra- dos em execu¸c˜oes anteriores (Cap´ıtulo 2). Este mecanismo ´e chamado de checkpoint e sua principal utilidade ´e economizar tempo computacional durante a fase de implementa¸c˜ao e teste de futuras modifica¸c˜oes no programa. As vantagens da nova vers˜ao do c´odigo com o checkpoint foram utilizadas nas demais implementa¸c˜oes descritas neste trabalho.
A estrutura interna de uma estrela e sua configura¸c˜ao de equil´ıbrio foram discuti- das no Cap´ıtulo (3). As constantes de estrutura interna s˜ao parˆametros importantes em astrof´ısica estelar e s˜ao usados para prever a taxa de movimento apsidal em sistemas bin´arios. Elas nos d˜ao informa¸c˜oes sobre o grau de concentra¸c˜ao de materia de uma es- trela. Seus c´alculos foram introduzidos no c´odigo ATON atrav´es da Eq. (3.17), sendo que os valores de ηj (j=2, 3, 4) foram previamente obtidos integrando-se numericamente a
equa¸c˜ao de Radau (Eq. 3.16). Apesar dos primeiros modelos (modelos padr˜ao) conside- rarem que as estrelas fossem esferas gasosas, sabe-se que efeitos como rota¸c˜ao e for¸cas de mar´e distorcem estas estruturas, afastando-as das formas esfericamente sim´etricas. Neste trabalho, introduzimos estes efeitos no c´odigo ATON e investigamos suas influˆencias na estrutura interna da estrela. Para tal, utilizamos o m´etodo de KT70 no qual as superf´ıcies esfericamente sim´etricas s˜ao substitu´ıdas por superf´ıcies equipotenciais n˜ao- sim´etricas adequadas, caracterizadas pelo potencial total ψ (Eq. 3.72). Ao inv´es de usar um potencial de Roche, como no m´etodo de KT70, preferimos utilizar uma express˜ao mais refinada para a fun¸c˜ao potencial no qual incluimos os termos relativos aos potenciais perturbativos e `as componentes n˜ao-sim´etricas do potencial gravitacional devido `as dis- tor¸c˜oes da figura da estrela. Seguindo esta aproxima¸c˜ao obtivemos os fatores de corre¸c˜ao para as equa¸c˜oes constitutivas (Eqs. 3.31) para obter a configura¸c˜ao estrutural de uma estrela distorcida por rota¸c˜ao e por for¸cas de mar´e. Uma vez que a forma da estrela ´e alterada por estes potenciais perturbativos, o momentum de in´ercia de uma estrela dis- torcida tamb´em muda, deduzimos, ent˜ao, uma nova express˜ao para esta grandeza levando em conta estes efeitos.
Usando modelos padr˜ao e distorcidos, obtivemos quatro conjuntos de trilhas evolutivas que v˜ao de 0,09M⊙ a 3,8M⊙. Os efeitos devido `a rota¸c˜ao s˜ao quantitativamente mais
importantes que os devido `as for¸cas de mar´e. Para cada trilha calculamos os valores das constantes de estrutura interna (k2, k3 e k4) e dos raios de gira¸c˜ao ao longo da evolu¸c˜ao
na pr´e-sequˆencia principal. Nossos valores de kj foram comparados com os calculados
por outros autores. Nossos valores obtidos com modelos padr˜ao s˜ao menores que aqueles obtidos por Claret & Gim´enez (1992), sendo que os valores obtidos com nossos modelos distorcidos s˜ao ainda menores. Gostar´ıamos de ressaltar que os valores te´oricos de kj
publicados at´e ent˜ao apresentam-se acima dos valores observados.
Para testar nossos modelos distorcidos, utilizamos o sistema bin´ario eclipsante EK Cep cuja secund´aria ´e um estrela na pr´e-sequˆencia principal. Usando trilhas evolutivas para as massas determinadas dinamicamente, com (X, Z)=(0,67, 0,012) e α=1,5, conseguimos reproduzir as dimens˜oes absolutas do sistema (exceto os valores individuais das Tef f) em
uma mesma is´ocrona (17, 2 ± 0.4 milh˜oes de anos), assim como a taxa de movimento apsidal e a abundˆancia de l´ıtio.
Como era de nosso interesse investigar a evolu¸c˜ao de estrelas de baixa massa na pr´e- sequˆencia principal, foi fundamental modificar as condi¸c˜oes de contorno do c´odigo ATON de atmosferas cinza para n˜ao-cinza. Para tal, utilizamos dois modelos de atmosferas n˜ao- cinza: o do grupo NextGen (Allard & Hauschildt 1997, Allard et al. 2000) e o do grupo ATLAS9 (Heiter et al. 2002). O primeiro trata a convec¸c˜ao com a teoria do comprimento de mistura (do inglˆes, Mixing Length Theory - MLT) e usam α=1,0. Utilizamos os mo- delos chamados NextGen; que cobre o intervalo de 4000 K a 10 000 K, gravidade; e o PMS que vai de 2000 k a 6800 k e em temperatura, e 3,5≤log g≤6,0 em logar´ıtmo da gravidade; e o PMS que vai de 2000 K a 6800 K e 2,0≤log g≤3,5. Ambos para a metalicidade solar e profundidades ´oticas τ =1, 3, 10, 100. O segundo grupo trata a convec¸c˜ao tanto com o
MLT quanto com a teoria do espectro completo de turbulˆencia (do inglˆes, Full Spectrum of Turbulence - FST) para os mesmos valores de metalicidades e profundidades ´oticas que o NextGen, por´em no intervalo de temperatura de 4000 K≤Teff≤10 000 K e no intervalo
de gravidade de 2,0≤log g≤5,0.
Com a nova vers˜ao do c´odigo, foi poss´ıvel calcular v´arias trilhas evolutivas de estrelas de baixa massa partindo da pr´e-sequˆencia principal. Este conjunto de trilhas foi utilizado para estudar algumas propriedades f´ısicas e rotacionais das estrelas jovens da nebulosa de Orion que tˆem per´ıodo de rota¸c˜ao, temperatura efetiva e luminosidade determinados. A compara¸c˜ao entre os resultados te´oricos e os dados experimentais nos permitiram extrair algumas informa¸c˜oes relativas a esta classe de objetos, principalmente no que diz respeito `a distribui¸c˜ao de momentum angular inicial.
A interpreta¸c˜ao dos dados depende das considera¸c˜oes iniciais feitas nos modelos, sendo a eficiˆencia da convec¸c˜ao um dos principais fatores.