Em algum momento por volta de setembro de 2022, a quase 840 milhões de quilômetros do Sol, um pedaço de gelo e poeira do tamanho de um bairro se partiu em dois. Não houve explosão visível, não houve clarão, não houve testemunha. A temperatura por ali beirava 166 kelvins, algo como 107 graus negativos, e o corpo se arrastava pela região mais lenta e mais escura de sua órbita, tão longe do Sol que qualquer atividade tinha praticamente cessado. O evento levou anos para ser percebido. Só em 4 de junho de 2025, quando o cometa já retornava ao interior do Sistema Solar e estava a 2,6 unidades astronômicas do Sol, os astrônomos Michael Jaeger e Gerald Rhemann notaram um segundo ponto de luz acompanhando o cometa 240P/NEAT. Havia dois objetos onde antes existia apenas um.

O que aconteceu depois desse anúncio é o tema de um trabalho publicado em 24 de julho de 2026 no The Astronomical Journal por David Jewitt, da Universidade da Califórnia em Los Angeles, Jane Luu, do Centro de Habitabilidade Planetária da Universidade de Oslo, e Yoonyoung Kim, também da UCLA. Os três acompanharam o cometa fragmentado por seis meses com o Telescópio Óptico Nórdico, instalado a 2.400 metros de altitude no Observatório do Roque de los Muchachos, na ilha canária de La Palma. O resultado é um dos raros estudos físicos detalhados de um cometa em processo de ruptura, e ele aponta para uma conclusão que vem ganhando força na última década: cometas pequenos não morrem de velhice, evaporando lentamente até desaparecer. Eles morrem despedaçados, girando cada vez mais rápido até se romperem por dentro.

240P/NEAT é um representante típico da família de Júpiter, o grupo mais numeroso de cometas de período curto conhecido. Sua órbita tem semieixo maior de 3,862 unidades astronômicas, excentricidade de 0,450 e inclinação de 23,5 graus em relação ao plano da eclíptica. O parâmetro de Tisserand, um número que mede o quanto a órbita de um pequeno corpo é dominada pela influência gravitacional de Júpiter, vale 2,758 no caso de 240P, dentro da faixa que define a família joviana. Foi descoberto apenas em 2002, pelo programa Near Earth Asteroid Tracking, e sua trajetória atual sugere que se trata de um recém-chegado ao Sistema Solar interno, vindo do Cinturão de Kuiper, o reservatório de corpos gelados que se estende além da órbita de Netuno.

O trajeto que 240P percorre a cada 7,6 anos é uma espécie de gangorra térmica. Na passagem mais próxima do Sol, que ocorreu em 19,9 de dezembro de 2025 a 2,12 unidades astronômicas, a temperatura de corpo negro no ponto subsolar chega a 395 kelvins, cerca de 122 graus Celsius. No afélio, que acontecerá em 30 de setembro de 2029 a 5,60 unidades astronômicas, ela despenca para os já mencionados 166 kelvins. Essa oscilação leva o cometa para dentro e para fora da zona em que o gelo de água sublima com vigor, ligando e desligando sua atividade a cada volta. A cada ciclo, o núcleo perde material, ganha novas fraturas e acumula o desgaste que acabará por destruí-lo.

Júpiter, cujo semieixo maior é de 5,20 unidades astronômicas, exerce sobre esse cometa uma influência constante e brutal. O encontro mais recente ocorreu em 9 de julho de 2007, quando 240P passou a menos de 0,25 unidade astronômica do planeta gigante, entrando na esfera de Hill joviana, a região de 0,35 unidade astronômica de raio dentro da qual a gravidade de Júpiter domina sobre a do Sol. O encontro remodelou a órbita: a distância do periélio caiu de aproximadamente 2,5 para 2,1 unidades astronômicas. Um cometa que se aproxima mais do Sol recebe mais calor, e a atividade atual de 240P, incluindo vários surtos fotométricos de longa duração registrados em 2018 e 2019, pode ser consequência direta dessa reprogramação orbital imposta por Júpiter (M. S. P. Kelley e colaboradores, 2019).

Cometas partidos foram registrados às dezenas ao longo do último século, e as revisões clássicas de Zdenek Sekanina, de 1982, e de Hermann Boehnhardt, de 2004, catalogam boa parte deles. O problema é que a documentação raramente vai além do registro do fenômeno. Estudos físicos detalhados desses objetos quase nunca chegam à literatura arbitrada, e essa lacuna incomoda porque as evidências acumuladas apontam que a fragmentação e a desintegração, e não a perda por sublimação, são os principais mecanismos de destruição de cometas, pelo menos entre os núcleos de menor porte. Documentar um caso como o de 240P com fotometria calibrada e astrometria de precisão, portanto, ataca um ponto cego do conhecimento sobre como esses corpos terminam suas vidas.

As observações foram feitas com o espectrógrafo e câmera ALFOSC, sigla de Alhambra Faint Object Spectrograph and Camera, montado no foco Cassegrain f/11 do telescópio de 2,56 metros de diâmetro. Em modo de imageamento, o instrumento oferece um campo de visão sem vinhetagem de cerca de 6 minutos de arco, com pixels de 0,214 segundo de arco. A equipe empregou um filtro R de Bessell, com largura de banda de 1.480 angstroms e comprimento de onda central de 6.100 angstroms, uma janela no vermelho do espectro visível escolhida por favorecer a luz refletida pela poeira. A calibração usou estrelas padrão de Landolt, verificadas contra estrelas de campo já calibradas nas próprias imagens do cometa, uma dupla checagem que garante que variações de brilho medidas ao longo de meses sejam reais e não artefatos atmosféricos.

Treze noites de observação, entre 11 de outubro de 2025 e 7 de abril de 2026, cobrem dois meses antes do periélio e quatro meses depois. Nesse intervalo, a distância heliocêntrica variou muito pouco, de 2,12 a 2,29 unidades astronômicas, o que corresponde a uma mudança de apenas 16 por cento na quantidade de radiação solar recebida. Essa quase constância é uma vantagem experimental valiosa: qualquer variação de brilho ou de produção de poeira observada nesse período não pode ser atribuída a uma mudança no aquecimento solar. O que muda vem do próprio cometa, de como o gelo está distribuído em cada corpo, de como cada núcleo se orienta e de quais regiões da superfície estão de fato ativas naquele momento.

A morfologia dos dois objetos, registrada em painéis sucessivos ao longo de toda a campanha, mostra um contraste imediato. O componente mais brilhante, batizado 240P-A pelo Minor Planet Center, aparece com a forma inconfundível de uma gota, com a extremidade arredondada voltada para o Sol e a cauda difusa se abrindo na direção oposta. O componente mais fraco, 240P-B, aparece como um borrão menor, sempre ao sul e a oeste do primeiro. A designação A e B, vale registrar, foi atribuída sem qualquer juízo sobre qual dos dois seria o corpo precursor, isto é, o mais massivo original. Nada garante que o fragmento mais brilhante seja o maior.

O primeiro teste que os autores aplicaram foi geométrico. Mediram o ângulo de posição da linha que liga 240P-A a 240P-B ao longo dos seis meses e compararam com o ângulo de posição do vetor velocidade heliocêntrica negativo, calculado pelo sistema Horizons do Laboratório de Propulsão a Jato. Os dois valores acompanham um ao outro com precisão notável. A implicação é direta: os dois corpos compartilham aproximadamente o mesmo plano orbital, exatamente o que se espera de fragmentos separados com velocidade muito baixa a partir de um corpo comum. Se um dos objetos tivesse origem independente, ou se a separação tivesse sido violenta, os planos orbitais divergiriam.

As caudas dos dois corpos foram medidas a uma distância fixa de 20 pixels de cada núcleo, procedimento adotado porque as caudas são difusas e curvas, de modo que seu ângulo de posição muda conforme se afasta do núcleo. Os ângulos das duas caudas variam juntos e permanecem quase paralelos entre si, acompanhando a rotação da direção antissolar projetada no céu, ainda que com um deslocamento sistemático em relação a ela. Esse comportamento é a assinatura de partículas pequenas o bastante para responder rapidamente à pressão de radiação solar, girando com a direção do Sol como uma manga de vento acompanha a brisa. Grãos maiores e mais inertes ficariam para trás, produzindo caudas com orientações distintas.

A fotometria foi feita com uma abertura de raio linear fixo de 10 mil quilômetros projetados à distância do cometa, e não com uma abertura angular fixa. A escolha tem consequência prática relevante. Como a distância geocêntrica variou entre 1,16 e 2,54 unidades astronômicas durante a campanha, uma abertura angular fixa amostraria volumes físicos diferentes a cada noite, misturando efeitos de perspectiva com variações reais de atividade. Ao fixar o raio em quilômetros, os autores garantem que estão sempre medindo o material contido no mesmo volume ao redor de cada núcleo. A subtração do céu usou um anel concêntrico com raios projetados de 100 e 300 pixels, equivalentes a 21,4 e 64,2 segundos de arco, um compromisso entre a contaminação pela cauda de poeira e as pequenas irregularidades de planura das imagens reduzidas.

Para separar o que é variação real de brilho do que é mero efeito de perspectiva, as magnitudes aparentes foram convertidas em magnitudes absolutas pela lei do inverso do quadrado, corrigindo simultaneamente a distância heliocêntrica, a distância geocêntrica e o ângulo de fase. A função de fase de 240P nunca foi medida, e os autores adotaram o valor típico de 0,04 magnitude por grau na faixa de ângulos de fase de 6 a 27 graus coberta pelos dados. A seção de choque efetiva de espalhamento foi então derivada da magnitude absoluta assumindo albedo geométrico vermelho de 0,04, número padrão para superfícies cometárias, que estão entre as mais escuras do Sistema Solar, refletindo tão pouca luz quanto o carvão.

O resultado dessa conversão revela o achado fotométrico mais intrigante da campanha. Os dois componentes variaram de brilho ao longo do tempo, mas 240P-B variou muito mais. Em relação a 240P-A, o fragmento menor ganhou cerca de 2,5 magnitudes ao longo de dois meses, o equivalente a ficar dez vezes mais brilhante em termos relativos, atingindo o pico quinze dias antes da passagem pelo periélio. Depois disso, desvaneceu cerca de uma magnitude, um fator de 2,5, ao longo dos três meses seguintes. Dois corpos submetidos praticamente à mesma insolação, deslocados por apenas 103 mil quilômetros um do outro, responderam de maneiras completamente distintas ao mesmo aquecimento.

A explicação mais provável está na distribuição do gelo. Os dois corpos podem ter eixos de rotação apontando para direções diferentes, o que produziria estações e padrões de iluminação sazonal distintos em cada um. O gelo também pode estar distribuído de forma diferente em profundidade dentro de cada objeto, com camadas ativas mais próximas ou mais distantes da superfície. Processos estocásticos como o colapso de escarpas, documentado diretamente pela sonda Rosetta no cometa 67P/Churyumov-Gerasimenko, podem expor subitamente gelo fresco em uma face e não em outra, alterando a distribuição do material volátil na superfície de maneira imprevisível. Se 240P-B expôs uma região rica em gelo pouco antes do periélio, o pico observado se explica sozinho.

Determinar o tamanho dos grãos que compõem a cauda exige um raciocínio indireto, baseado na competição entre duas forças. Uma partícula de poeira expelida do núcleo sente a atração gravitacional do Sol puxando-a para dentro e a pressão da radiação solar empurrando-a para fora. A razão entre essas duas acelerações é o parâmetro adimensional beta, e para partículas dielétricas esféricas maiores que o comprimento de onda da luz esse parâmetro é aproximadamente o inverso do raio da partícula medido em micrômetros. Um grão de 1 micrômetro tem beta próximo de 1 e é varrido para longe com violência; um seixo de 1 milímetro tem beta de 0,001 e mal percebe a luz do Sol.

A partir desse princípio, Michael Finson e Ronald Probstein desenvolveram em 1968 o formalismo que até hoje organiza a interpretação de caudas cometárias. Uma synchrone é o lugar geométrico das posições de partículas de todos os tamanhos liberadas em um mesmo instante, como acontece em um surto. Uma syndyne é o lugar geométrico das posições de partículas de um mesmo tamanho liberadas continuamente ao longo do tempo. Na prática, as duas famílias de curvas formam leques que se abrem a partir do núcleo, e a forma da cauda observada indica qual das duas descrições se aplica. Partículas cometárias reais são agregados irregulares, não esferas, mas o modelo continua sendo a representação mais útil e mais difundida da dinâmica dos grãos.

Comparando imagens de 20 de outubro de 2025, antes do periélio, e de 22 de janeiro de 2026, depois dele, com famílias de synchrones correspondentes a ejeções de 15, 30, 45, 60, 75 e 90 dias antes de cada observação, e com syndynes para beta de 0,001 a 1, os autores constataram que a cauda curva é reproduzida pelas syndynes, não pelas curvas de emissão instantânea. Isso significa que a poeira é liberada de forma contínua, e não em explosões discretas. O melhor ajuste ocorre para beta entre 0,01 e 0,03, o que corresponde a raios de partícula entre 30 e 100 micrômetros. Adotando o valor central de 0,02, chega-se a um raio médio efetivo de 50 micrômetros, algo próximo da espessura de um fio de cabelo humano.

Essas estimativas carregam incertezas que os próprios autores fazem questão de sublinhar. O modelo de Finson e Probstein assume que a poeira é liberada isotropicamente e com velocidade inicial nula, e nenhuma das duas hipóteses corresponde à realidade de um núcleo com jatos ativos concentrados em áreas específicas. Existe ainda a possibilidade de que os grãos ejetados sofram erosão enquanto se afastam, perdendo voláteis embutidos ou se fragmentando por efeitos eletrostáticos ou rotacionais, o que alteraria seu beta efetivo ao longo do caminho. A faixa de 30 a 100 micrômetros deve ser lida como uma ordem de grandeza confiável, não como uma medida de precisão.

A velocidade com que esses grãos deixam o núcleo foi extraída da própria forma da coma. Partículas ejetadas na direção do Sol são freadas e revertidas pela pressão de radiação, e o resultado é uma coma com formato de guarda-chuva ou de nariz apontando para o Sol, como o jato de uma fonte que sobe, perde impulso e volta a cair. A extensão desse nariz depende diretamente da velocidade de ejeção: quanto mais rápido o grão sai, mais longe ele chega antes de ser detido. Medindo o perfil de brilho superficial na direção solar, com uma caixa de extração de 20 pixels de largura, e definindo a extensão como a distância entre o pico de brilho e o ponto em que o brilho cai a 10 por cento desse pico, obtém-se a grandeza física procurada.

As imagens com ângulo de fase menor que 12 graus foram descartadas, porque a correção de projeção necessária para converter a medida no plano do céu em distância real cresce sem controle em ângulos pequenos. Para 240P-A, o comprimento médio do nariz no plano do céu ficou em 4,4 milhões de quilômetros, com mediana de 4,2 milhões, e o valor desprojetado alcançou 12,9 milhões de quilômetros, com mediana de 13 milhões. Substituindo esses números na relação que liga a extensão do nariz à velocidade e ao parâmetro beta, e adotando beta igual a 0,02, os autores chegam a uma velocidade de ejeção de 25 metros por segundo para grãos de 50 micrômetros. O objeto 240P-B tem incerteza muito maior, mas apresenta a mesma mediana de comprimento de nariz, o que autoriza aplicar a ele os mesmos valores.

Com o tamanho e a velocidade dos grãos em mãos, a taxa de produção de poeira sai de uma conta relativamente simples. A massa de um conjunto opticamente fino de esferas se relaciona com a soma de suas seções de choque pela densidade e pelo raio médio das partículas, e o tempo que essas partículas levam para atravessar a abertura fotométrica é a razão entre o raio da abertura e a velocidade. A divisão da massa pelo tempo fornece a taxa de produção em quilogramas por segundo. Adotando raio médio de 50 micrômetros, densidade de 500 quilogramas por metro cúbico, velocidade de 25 metros por segundo e abertura de 10 milhões de metros, a taxa de perda de massa de 240P-A atinge o pico de 130 quilogramas por segundo perto do periélio, contra 36 quilogramas por segundo para 240P-B.

Números como esses costumam despertar ceticismo justificado, porque dependem de parâmetros mal conhecidos. A densidade das partículas nunca foi medida em 240P e pode facilmente diferir por um fator 2, o mesmo valendo para o raio médio. A validação veio de uma direção independente. Em 17 e 18 de janeiro de 2026, David Schleicher mediu a taxa de produção de água do cometa, obtendo 2,5 × 10²⁷ moléculas por segundo, o que corresponde a uma produção de 76 quilogramas de água por segundo. As taxas de produção de poeira calculadas para o mesmo período pelo método fotométrico ficaram entre 74 e 84 quilogramas por segundo. A concordância entre duas técnicas completamente distintas, uma baseada em luz espalhada pela poeira e outra em emissão de gás, é melhor do que se poderia esperar diante das incertezas envolvidas.

Integrando a taxa de perda de massa ao longo de toda a campanha, entre a primeira e a última observação, obtém-se 1,5 × 10⁹ quilogramas de poeira lançados por 240P-A, cerca de um milhão e meio de toneladas. O fragmento 240P-B contribuiu com 2,3 × 10⁸ quilogramas, aproximadamente 15 por cento do total do companheiro maior. Ambos os valores são limites inferiores para a perda por órbita, porque as medidas cobrem apenas uma janela de seis meses ao redor do periélio, e o cometa já estava claramente ativo antes da primeira noite de observação e continuava ativo depois da última. Existe ainda a limitação universal de qualquer estimativa baseada em luz espalhada: massa escondida em poucos blocos grandes, individualmente pequenos demais para serem detectados, não aparece na conta.

Saber quanta poeira o cometa perde é apenas metade do problema. A outra metade é saber qual o tamanho dos corpos que estão perdendo essa massa, e aí a dificuldade cresce muito. Nenhum dos dois núcleos foi visto diretamente: a seção de choque medida fotometricamente ao redor de 240P-A chega a mais de 1.600 quilômetros quadrados nas melhores noites, enquanto a seção de choque geométrica de um núcleo de 400 a 600 metros de raio ficaria entre 0,5 e 1,1 quilômetro quadrado. A diferença é de três ordens de grandeza. Toda a luz que chega ao telescópio vem da poeira, e o núcleo permanece escondido dentro de sua própria produção, como uma lâmpada envolta em névoa espessa.

A saída foi medir o núcleo pelo efeito que ele produz na própria órbita. Um cometa ativo não segue exatamente a trajetória ditada pela gravidade, porque o gás que escapa da superfície funciona como um motor de foguete fraco e persistente, empurrando o corpo na direção contrária à do jato. Essa aceleração não gravitacional é parametrizada em três componentes, e para 240P-A o sistema Horizons fornece A1 igual a 2,96 × 10⁻⁸ e A2 igual a 2,51 × 10⁻⁸ unidades astronômicas por dia ao quadrado, sendo que 1 unidade astronômica por dia ao quadrado equivale a 20,09 metros por segundo ao quadrado. O astrônomo japonês Syuichi Nakano reporta independentemente A1 de 3,63 × 10⁻⁸ e A2 de 2,94 × 10⁻⁸, valores que diferem muito mais do que as incertezas formais admitem, sinal claro de que os erros declarados estão subestimados.

Combinando as componentes do Horizons em quadratura, chega-se a uma aceleração não gravitacional de 7,80 × 10⁻⁷ metros por segundo ao quadrado quando escalada para 1 unidade astronômica. Se essa aceleração é inteiramente o recuo da desgaseificação anisotrópica, ela pode ser convertida no raio de uma esfera de massa equivalente, desde que se conheçam a velocidade térmica das moléculas de água, a densidade do núcleo e um fator geométrico que descreve o quanto a perda de massa é colimada. Escalando a produção de água medida em janeiro para a distância de 1 unidade astronômica, obtém-se 540 quilogramas por segundo. Com velocidade térmica de 500 metros por segundo, densidade de 500 quilogramas por metro cúbico e colimação intermediária, o raio de 240P-A resulta em 430 metros.

Um segundo caminho independente parte da física da sublimação. Uma superfície de gelo de água perfeitamente absorvente a 2,13 unidades astronômicas do Sol sublima a uma taxa específica de 3,1 × 10⁻⁵ quilograma por metro quadrado por segundo. Para gerar os 76 quilogramas de água por segundo efetivamente medidos, é preciso uma área ativa correspondente a uma esfera de 620 metros de raio. Os dois métodos, um dinâmico e outro termodinâmico, convergem para a mesma ordem de grandeza, e os autores adotam o valor intermediário de 500 metros, com margem de 100 metros para mais ou para menos. Se parte da água vier da sublimação de grãos gelados suspensos na coma, e não da superfície, esse número passa a ser um limite superior.

O tamanho de 240P-B é bem mais incerto, e a honestidade com que os autores tratam essa incerteza merece destaque. A única pista observacional é que a produção de poeira do fragmento é sempre menor que a do componente principal, mas essa diferença varia com o tempo e mede, no melhor dos casos, a razão entre as áreas ativas dos dois corpos, não a razão entre seus raios. A diferença mínima registrada, de aproximadamente 1,5 magnitude, corresponde a áreas efetivas na proporção de 1 para 4 e sugere um raio de cerca de 310 metros. Se a fração ativa da superfície de 240P-B for substancialmente menor que a unidade, o corpo pode ser maior. Pode, inclusive, ser maior que 240P-A, hipótese que os dados disponíveis não permitem descartar. O piso absoluto é dado pela massa já perdida: uma esfera de densidade 500 quilogramas por metro cúbico contendo 2,3 × 10⁸ quilogramas tem 48 metros de raio, e menos que isso o fragmento não pode ter.

A reconstrução do momento da ruptura exigiu astrometria de precisão. As posições dos dois componentes foram determinadas por centroide em uma caixa de 5 por 5 pixels, e o programa FindOrb, desenvolvido por Bill Gray, ajustou órbitas keplerianas independentes para cada um. A solução obtida com os dados do telescópio nórdico tem resíduo quadrático médio de 0,09 segundo de arco para 240P-A, três vezes menor que o resíduo de 0,66 da solução do Horizons, apesar de usar um arco de apenas 178 dias contra 3.218 dias. A vantagem vem da homogeneidade: um único telescópio, uma única câmera, um único filtro e uma única técnica de medição eliminam os erros sistemáticos que se acumulam quando dados de dezenas de observatórios são combinados.

Com as órbitas de ambos os corpos em coordenadas cartesianas centradas no Sol, a separação linear entre eles pôde ser calculada como função do tempo. Entre 11 de outubro de 2025 e 28 de março de 2026, a taxa de aumento dessa separação resultou em 0,98 metro por segundo, com incerteza de apenas 0,02. É uma velocidade de caminhada lenta, de passeio de fim de tarde, e é justamente essa lentidão que carrega a informação mais importante do trabalho. Em 1º de janeiro de 2026, a distância entre os dois corpos era de 1,03 × 10⁸ metros, ou 103 mil quilômetros, quase três vezes a distância entre a Terra e um satélite geoestacionário.

Dividir a separação pela velocidade fornece o tempo decorrido desde a ruptura: 1,05 × 10⁸ segundos, ou aproximadamente 3,4 anos, o que aponta para setembro de 2022, quando o cometa estaria próximo do afélio anterior. Se a separação tivesse ocorrido em junho de 2025, data da primeira detecção do fragmento, a velocidade necessária seria de cerca de 6 metros por segundo, seis vezes maior que a medida. O fragmento não foi descoberto no momento em que se soltou; foi descoberto quando finalmente se afastou o suficiente para ser resolvido como um ponto separado, e quando a aproximação ao Sol o tornou brilhante o bastante para ser notado por observadores amadores.

Os próprios autores consideram que 3,4 anos é provavelmente uma subestimativa, porque a aceleração não gravitacional diferencial entre os dois corpos aumenta a velocidade de separação ao longo do tempo. Se os fragmentos se afastavam mais lentamente no passado, o tempo desde a ruptura é ainda maior. Existe uma tentação, que os autores classificam como prematura mas registram assim mesmo, de associar o evento ao surto fotométrico de longa duração observado em novembro de 2018, na órbita anterior, quando o cometa estava a cerca de 2,5 unidades astronômicas do Sol em trajetória de saída. Se a associação estiver correta, o par sobrevive junto há quase oito anos.

Fragmentos que persistem por anos não são exclusividade de 240P. O caso mais estudado é o do cometa 73P/Schwassmann-Wachmann 3, que se partiu em 1995 e cujos fragmentos ainda eram acompanhados individualmente em 2001, antes de se subdividirem em dezenas de pedaços menores na passagem de 2006. A história dos cometas partidos guarda ainda o exemplo de 3D/Biela, que se dividiu em dois em 1846, foi visto duplo na aparição de 1852 e nunca mais reapareceu, deixando apenas a chuva de meteoros das Andromedídeas como epitáfio. Um par que se afasta a 1 metro por segundo é, nesse sentido, um sobrevivente temporário.

Estabelecido que a ruptura é antiga e suave, resta a pergunta central: o que partiu o núcleo? Os autores examinam sistematicamente as quatro explicações clássicas e descartam todas antes de apresentar a quinta. As forças de maré, primeira suspeita natural, exigem passagem muito próxima de um corpo massivo. O caso mais célebre é o do cometa Shoemaker-Levy 9, despedaçado pela maré de Júpiter em 1992 antes de colidir com o planeta em 1994. 240P entrou na esfera de Hill joviana em sua maior aproximação, mas permaneceu muito além do raio de Roche, situado em torno de três raios de Júpiter, região dentro da qual um corpo sem coesão interna seria esticado até se romper. A ruptura por maré está descartada com segurança.

A colisão com um asteroide é igualmente improvável, por duas razões independentes. Colisões destrutivas são raras mesmo no plano da eclíptica: a profundidade óptica do cinturão principal é da ordem de 10⁻⁹, valor que torna um impacto disruptivo um evento excepcional dentro da vida média dinâmica de aproximadamente 500 mil anos de um cometa da família de Júpiter. A órbita fortemente inclinada de 240P agrava ainda mais a improbabilidade, porque o cometa atravessa as distâncias do cinturão a 0,75 unidade astronômica acima do plano onde os asteroides se concentram. Um argumento adicional fecha a questão: asteroides destruídos por impacto produzem enxames de fragmentos, não pares, como demonstram as numerosas famílias colisionais catalogadas no cinturão principal.

A terceira hipótese, e talvez a mais intuitiva, é a de um acúmulo de pressão subsuperficial. A sublimação de supervoláteis como monóxido de carbono, dióxido de carbono ou mesmo gelo de nitrogênio, ou a liberação súbita de gás pela cristalização de gelo amorfo enterrado, poderia em princípio produzir uma explosão capaz de arremessar um fragmento grande. O obstáculo é a péssima condutividade térmica do material cometário. Medidas in situ indicam inércia térmica de cerca de 30 unidades MKS, o que, para densidade de 500 quilogramas por metro cúbico e calor específico de mil joules por quilograma por kelvin, corresponde a uma difusividade de apenas 4 × 10⁻⁹ metro quadrado por segundo.

Com um número tão baixo, o calor mal consegue entrar no corpo. A profundidade de pele térmica, distância característica que a onda de calor percorre, é da ordem da raiz quadrada do produto entre difusividade e duração do aquecimento. Em um dia cometário típico, essa profundidade chega a 2 centímetros. Mesmo integrando ao longo de toda a órbita de 7,5 anos, o calor penetra cerca de 1 metro. Comparar 1 metro com os 50 metros de raio mínimo de 240P-B expõe o tamanho do problema: a energia solar simplesmente não alcança a profundidade necessária para escavar e arremessar um bloco daquele porte. A escapatória seria imaginar uma rede profunda de vazios interconectados por onde a pressão se acumularia sob uma crosta resistente, configuração possível em tese, mas que os autores consideram artificial demais para ser assumida sem evidência independente. Pressões subsuperficiais provavelmente explicam surtos locais e rasos, não a separação de um fragmento maciço.

Restam as tensões térmicas. A expansão e contração do material superficial sob variações de temperatura pode fraturar gelo e rocha porosa mesmo às distâncias de 2 unidades astronômicas relevantes para 240P, e o mecanismo já foi proposto como causa de fragmentação por Franz Tauber e Ekkehard Kuhrt em 1987. A natureza particulada do material cometário e sua difusividade baixíssima, ambas confirmadas por medições diretas em cometas visitados por sondas, reduzem a probabilidade de que a fratura térmica desempenhe papel importante. Um argumento mais fundamental encerra a discussão: fraturar não é o mesmo que arremessar. Uma trinca pode dividir a superfície, mas por si só não fornece a energia necessária para lançar um fragmento contra a gravidade do núcleo principal.

Sobrou uma explicação, e ela é a que melhor se ajusta às observações. Núcleos cometários de tamanho subquilométrico têm gravidade tão baixa que a força de recuo dos jatos de gás, atuando de forma assimétrica sobre a superfície, funciona como um torque persistente que altera a rotação do corpo. O fenômeno já está estabelecido observacionalmente: mudanças rápidas no período de rotação de núcleos pequenos em resposta a torques de desgaseificação foram medidas em vários cometas, e nenhum processo novo ou exótico precisa ser invocado. Um núcleo submetido a esse torque acelera seu giro como um patinador que recolhe os braços, até que a força centrífuga no equador supere a gravidade e a coesão interna, e o corpo se rompa.

Dois números sustentam essa interpretação no caso de 240P. O primeiro é a velocidade de separação. Cerca de 1 metro por segundo hoje, e provavelmente bem menos no momento da ruptura, é apenas um pouco superior à velocidade de escape da superfície do corpo primário, estimada em 0,25 metro por segundo. Rupturas rotacionais produzem exatamente esse tipo de separação delicada, em que o fragmento praticamente escorrega para fora do poço gravitacional em vez de ser arremessado. O segundo número é a escala de tempo. Extrapolando de outros cometas, o tempo característico para acelerar a rotação de um núcleo de 400 a 600 metros de raio, com periélio entre 1 e 2 unidades astronômicas, fica entre 20 e 40 anos, e a ruptura é esperada dentro de um pequeno múltiplo desse intervalo caso o torque se mantenha.

Existe um teste observacional direto para essa hipótese, e ele é elegantemente simples. Se 240P-A foi levado à instabilidade rotacional, seu período de rotação deve ser curto. O período crítico para um corpo esférico sem coesão interna depende apenas de sua densidade, e para 500 quilogramas por metro cúbico vale 4,7 horas, com valores um pouco maiores se o núcleo for consideravelmente alongado. Medir esse período exigiria detectar diretamente a curva de luz do núcleo, algo impossível com os dados atuais porque a poeira domina completamente o sinal. A janela de oportunidade se abre longe do periélio, quando a atividade cessa e o núcleo pode ser isolado fotometricamente, mas então o objeto se torna um alvo fraco e teimoso, exigindo os maiores telescópios disponíveis.

A perda de massa por sublimação impõe, por si só, um prazo de validade ao cometa. Representado como uma esfera de 500 metros de raio e densidade de 500 quilogramas por metro cúbico, 240P-A tem massa de aproximadamente 2,5 × 10¹¹ quilogramas. Perdendo pelo menos 1,5 × 10⁹ quilogramas por órbita, o núcleo se desmancharia por completo em no máximo 160 revoluções, algo em torno de 1.200 anos, caso o ritmo atual de atividade se mantenha. Esse prazo já é curtíssimo em termos astronômicos, correspondendo a menos de 1 por cento da vida dinâmica de cerca de 500 mil anos estimada para cometas de período curto na região dos planetas terrestres. A destruição rotacional, com sua escala de décadas, é ainda mais veloz, superando a erosão por sublimação em pelo menos uma ordem de grandeza.

As consequências desse desequilíbrio se estendem muito além de 240P. A escassez de núcleos cometários subquilométricos conhecidos, um enigma persistente nos censos observacionais, deixa de ser um mistério se esses corpos forem destruídos poucas dezenas de anos depois de entrar na região dos planetas. A mesma lógica mina as tentativas de comparar a distribuição de tamanhos dos cometas pequenos com a dos pequenos objetos do Cinturão de Kuiper, onde os tempos de vida contra perda de massa e contra aceleração rotacional são efetivamente infinitos: as duas populações não são comparáveis porque uma delas passa por um filtro destrutivo que a outra desconhece. A raridade de cometas dormentes no Sistema Solar interno, muito menor do que se esperaria se os corpos simplesmente perdessem seus voláteis e sobrassem como remanescentes rochosos, também se explica: eles não sobram porque não sobrevivem.

Dois pontos de luz continuam se afastando lentamente no espaço entre Marte e Júpiter, um deles com pouco mais de meio quilômetro de diâmetro, o outro com tamanho ainda incerto, ambos condenados. Em 7 de abril de 2026, na última noite da campanha, 240P-B já não era detectável, engolido pelo ruído à medida que o par se afastava da Terra. O que os dados do Telescópio Óptico Nórdico registraram foi um instante intermediário de um processo que começou anos atrás e terminará em pedaços cada vez menores, provavelmente antes que qualquer pessoa viva hoje tenha a chance de acompanhar o desfecho. Cada cometa da família de Júpiter que cruza o céu carrega essa sentença embutida na própria atividade que o torna visível: o mesmo gás que produz a cauda gira o núcleo, e o mesmo giro que produz o brilho acabará por parti-lo.