Csillagközi közeg

Az oldal jelenlegi verzióját még nem ellenőrizték tapasztalt közreműködők, és jelentősen eltérhet a 2022. július 14-én felülvizsgált verziótól ; az ellenőrzések 3 szerkesztést igényelnek .

A csillagközi közeg (ISM) az az anyag és mezők , amelyek kitöltik a galaxisokon belüli csillagközi teret [1] . Összetétel: csillagközi gáz, por (a gáztömeg 1%-a), csillagközi elektromágneses mezők, kozmikus sugarak , valamint feltételezett sötét anyag . A csillagközi közeg kémiai összetétele a csillagok elsődleges nukleoszintézisének és magfúziójának terméke . A csillagok életük során csillagszelet bocsátanak ki , amely a csillag atmoszférájából elemeket juttat vissza a környezetbe . A csillagok élete végén pedig leválik róla a héj, ami magfúzió termékeivel gazdagítja a csillagközi közeget.

A csillagközi közeg térbeli eloszlása nem triviális. Az általános galaktikus struktúrák, például a galaxisok rúdja (rúd) és spirális karjai mellett külön hideg és meleg felhők is vannak, amelyeket melegebb gáz vesz körül. Az ISM fő jellemzője rendkívül alacsony sűrűsége, átlagosan 1000 atom köbcentiméterenként.

Felfedezési előzmények

A csillagközi közeg természete évszázadok óta felkeltette a csillagászok és a tudósok figyelmét. A "csillagközi közeg" kifejezést először F. Bacon használta 1626 -ban [2] . "Ó, a mennyország a csillagok között, annyi közös van benne a csillagokkal, ugyanúgy kering (a Föld körül), mint bármely más csillag." A későbbi természetfilozófus , Robert Boyle 1674 - ben kifogásolta : "Az ég csillagközi tartományának, ahogy egyes modern epikureusok hiszik , üresnek kell lennie."

A modern elektromágneses elmélet megalkotása után egyes fizikusok azt feltételezték, hogy a láthatatlan világító éter a fényhullámok átvitelének közege. Azt is hitték, hogy az éter kitölti a csillagközi teret. Robert Patterson 1862-ben ezt írta [3] : "Ez a kiáramlás az alapja a rezgéseknek vagy oszcilláló mozgásoknak az éterben, amely kitölti a csillagközi teret."

Az éjszakai égbolt mélyreható fényképezési felmérése lehetővé tette E. Barnard számára, hogy elkészítse az első képet egy sötét ködről , amely sziluettben állt ki a galaxis csillagainak hátteréből. A hideg diffúz anyagot azonban D. Hartmann fedezte fel 1904 -ben , miután felfedezte a kettőscsillagok emissziós spektrumában a rögzített abszorpciós spektrumot , amelyet a Doppler-effektus tesztelésére figyeltek meg .

A Delta Orion spektrumának történelmi tanulmányozása során Hartmann a Delta Orion rendszer kísérőinek keringő pályáit és a csillagból érkező fényt tanulmányozta, és rájött, hogy a fény egy része elnyelődik a Föld felé vezető úton. Hartmann azt írta, hogy "a kalcium abszorpciós vonala nagyon gyenge", és "némileg meglepőnek bizonyult, hogy a 393,4 nanométeres hullámhosszú kalciumvonalak nem mozognak a spektrális vonalak periodikus divergenciájában, ami a spektroszkópiában jelen van. kettős csillagok ". E vonalak stacionárius jellege lehetővé tette Hartmann számára, hogy azt sugallja, hogy az abszorpcióért felelős gáz nincs jelen a Delta Orion légkörében, hanem éppen ellenkezőleg, a csillagon kívül található, és a csillag és a megfigyelő között helyezkedik el. Ez a tanulmány volt a csillagközi közeg tanulmányozásának kezdete.

Hartmann kutatásai után 1919-ben Mary Eger , miközben a Delta Orion és a Beta Scorpio rendszerében az 589,0 és 589,6 nanométeres abszorpciós vonalakat vizsgálta, nátriumot fedezett fel a csillagközi közegben [4] .

Beals [5] (1936) a kalcium "H" és "K" vonalának további vizsgálatai lehetővé tették az Epsilon és a Zeta Orionis kettős és aszimmetrikus spektrumú profiljának kimutatását . Ezek voltak az első átfogó tanulmányok az Orion csillagkép csillagközi közegéről . Az abszorpciós vonalprofilok aszimmetriája számos abszorpciós vonal egymásra épülésének eredménye, amelyek mindegyike atomi átmeneteknek felel meg (például a kalcium "K" vonala), és csillagközi felhőkben fordult elő, amelyek mindegyikének megvan a maga radiális sebessége . Mivel a Doppler-effektus hatására minden felhő más-más sebességgel mozog a csillagközi térben, mind a Föld felé, mind onnan távolodva , az abszorpciós vonalak vagy a lila , illetve a vörös oldalra tolódnak el. Ez a tanulmány megerősítette, hogy az anyag nem egyenletesen oszlik el a csillagközi térben.

A csillagközi anyag intenzív tanulmányozása lehetővé tette W. Pickeringnek 1912-ben, hogy kijelentse [6] , hogy „a csillagközi abszorbeáló közeg, amely, amint azt Kaptein kimutatta , csak bizonyos hullámhosszakon nyel el, jelezheti a Nap által kidobott gázok és gáznemű molekulák jelenlétét. és csillagok .”

Szintén 1912-ben Victor Hess felfedezett kozmikus sugarakat , energikusan töltött részecskéket, amelyek az űrből bombázzák a Földet . Ez lehetővé tette egyes kutatók számára, hogy kijelenthessék, hogy a csillagközi közeget is kitöltik. Christian Birkeland norvég fizikus 1913-ban ezt írta: „Nézetpontunk következetes fejlődése arra késztet bennünket, hogy azt feltételezzük, hogy minden tér tele van elektronokkal és mindenféle szabad ionnal . Hajlamosak vagyunk azt hinni, hogy minden csillagrendszer az űrben lévő töltött részecskékből származik. És egyáltalán nem tűnik hihetetlennek azt gondolni, hogy a világegyetem tömegének nagy része nem csillagrendszerekben vagy ködökben található, hanem az „üres” térben” [7]

Thorndike 1930-ban ezt írta: „Szörnyű lenne rájönni, hogy a csillagok és a teljes üresség között áthidalhatatlan szakadék tátong. Az aurórákat a Napunk által kibocsátott töltött részecskék gerjesztik . De ha más csillagok milliói is bocsátanak ki töltött részecskéket, és ez vitathatatlan tény, akkor abszolút vákuum egyáltalán nem létezhet a galaxisban” [8] .

Megfigyelési megnyilvánulások

Felsoroljuk a fő megfigyelési megnyilvánulásokat:

Ionizált hidrogén világító ködeinek jelenléte forró csillagok körül, valamint visszaverő gáz- és porködök jelenléte hidegebb csillagok közelében;
A csillagok fényének gyengülése (csillagközi abszorpció) a csillagközi közeg részét képező por miatt. Valamint az ezzel járó lámpapirosodás; átlátszatlan ködök jelenléte;
A fény polarizációja a Galaxis mágneses mezeje mentén orientált porszemcséken;
A csillagközi por infravörös sugárzása;
Semleges hidrogén rádiósugárzása a rádiótartományban 21 cm-es hullámhosszon;
Lágy röntgenfelvételek forró ritkított gázból;
Relativisztikus elektronok szinkrotronsugárzása csillagközi mágneses terekben;
Kozmikus maserek sugárzása .

Az ISM szerkezete rendkívül nem triviális és heterogén: óriási molekulafelhők, reflexiós ködök, protoplanetáris ködök, planetáris ködök, gömbök stb. Ez a közegben megfigyelési megnyilvánulások és folyamatok széles skálájához vezet. Az alábbi táblázat felsorolja a lemezkörnyezet fő összetevőinek tulajdonságait:

Fázis	Hőmérséklet ( K )	Koncentráció (cm -3 )	Felhőtömeg ( M ⊙ )	Méret ( db )	Az elfoglalt mennyiség részesedése	Megfigyelési módszer
koronális gáz	~5⋅10 5	~0,003	-	-	~0,5	Röntgen, fémek UV -abszorpciós vonalai
Világos HII területek	~10 4	~30	~300	~10	~10 −4	Világos vonal H α
Alacsony sűrűségű HII zónák	~10 4	~0.3	-	-	~0,1	Hα_ sor _
Intercloud környezet	~10 4	~0,1	-	-	~0.4	Lyα sor _
Meleg HI régiók	~10 3	~1	-	-	~0,01	HI sugárzás λ =21 cm -nél
Maser kondenzáció	<100	~10 10	~10 5	~10 −5		Maser sugárzás
SZia felhők	≈80	~10	~100	~10	~0,01	HI abszorpció λ =21 cm -nél
Óriás molekuláris felhők	~20	~300	~3⋅10 5	~40	~3⋅10 −4
molekuláris felhők	≈10	~10 3	~300	~1	~10 −5	A molekuláris hidrogén abszorpciós és emissziós vonalai a rádió- és infravörös spektrumban.
Gömbök	≈10	~10 4	~20	~0.3	~3⋅10 −9	Abszorpció az optikai tartományban.

Maser hatás

1965- ben számos rádióemissziós spektrumban nagyon intenzív és keskeny vonalakat találtak λ = 18 cm-rel, további vizsgálatok kimutatták, hogy a vonalak az OH hidroxil molekulához tartoznak , és szokatlan tulajdonságaik a maser emisszió eredménye. 1969-ben egy λ = 1,35 cm-es vízmolekulából származó maserforrásokat fedeztek fel, később pedig olyan masereket fedeztek fel, amelyek más molekulákon is működnek.

A maser emisszióhoz a szintek inverz populációja szükséges (a felső rezonanciaszinten nagyobb az atomok száma, mint az alsón). Ezután az anyagon áthaladva a hullám rezonanciafrekvenciájú fénye felerősödik, nem gyengül (ezt nevezik maser-effektusnak). Az inverz populáció fenntartásához folyamatos energiaszivattyúzásra van szükség, ezért az összes űrmaser két típusra osztható:

Fiatal ( 10-5 éves) forró OB csillagokhoz (és esetleg protocsillagokhoz) kapcsolódó maserek, amelyek csillagképző régiókban helyezkednek el.
Magasan fejlett, nagy fényerejű hideg csillagokhoz kapcsolódó maserek.

Fizikai jellemzők

A helyi termodinamikai egyensúly (LTE) hiánya

A csillagközi közegben az atomok koncentrációja és ennek következtében az optikai vastagság kicsi. Ez azt jelenti, hogy az effektív sugárzási hőmérséklet a csillagok sugárzási hőmérséklete (~5000 K) , amely semmiképpen sem felel meg magának a közegnek a hőmérsékletének. Ebben az esetben a plazma elektron- és ionhőmérséklete nagymértékben eltérhet egymástól, mivel ütközéskor az energiacsere rendkívül ritkán megy végbe. Így még helyi értelemben sem létezik egységes hőmérséklet.

Az atomok és ionok számának megoszlását a szintpopulációk között a rekombinációs és ionizációs folyamatok egyensúlya határozza meg. Az LTE megköveteli, hogy ezek a folyamatok egyensúlyban legyenek ahhoz, hogy a részletes egyensúlyi feltétel teljesüljön, azonban a csillagközi közegben a közvetlen és a fordított elemi folyamatok eltérő jellegűek, ezért részletező egyensúly nem állítható fel.

És végül, a kemény sugárzás és a gyorsan töltött részecskék kis optikai vastagsága ahhoz a tényhez vezet, hogy a tér bármely régiójában felszabaduló energia nagy távolságokra elszáll, és a hűtés a teljes térfogatban egyszerre történik, és nem a helyi térben. sebességgel bővülő hang a környezetben. Ugyanez vonatkozik a fűtésre is. A hővezető képesség nem képes távoli forrásból származó hőt átadni, és olyan folyamatok lépnek életbe, amelyek egyszerre nagy térfogatot fűtenek.

Az LTE hiánya ellenére azonban még egy nagyon ritka kozmikus plazmában is kialakul az elektronok sebességek közötti Maxwell-eloszlása , amely megfelel a közeg hőmérsékletének, ezért a részecskék energiák közötti eloszlására a Boltzmann-képlet használható. és beszéljünk a hőmérsékletről. Ez a Coulomb-erők nagy hatótávolságú, meglehetősen rövid időn belüli hatásának köszönhető (egy tisztán hidrogénplazma esetében ez az idő 10 5 s nagyságrendű ), sokkal rövidebb, mint a részecskék ütközésének ideje.

A gáz állapotának leírására bevezetjük a térfogati hűtési tényezőt és a térfogati fűtési tényezőt . Ekkor az E belső energiájú és P nyomású dV térfogatelem energiamegmaradási törvénye a következőképpen lesz felírva: $\lambda(n;T)$ $\Gamma(n,T)$

{\frac {dQ}{dt}}={\frac {dE}{dt}}+P{\frac {dV}{dt}}=\Gamma -\Lambda

Termikus egyensúly esetén dQ/dt = 0 , ami azt jelenti, hogy a közeg egyensúlyi hőmérséklete a Γ = Λ összefüggésből meghatározható .

Fűtési mechanizmusok

Amikor azt mondjuk, hogy a közeg felmelegszik, az átlagos mozgási energia növekedésére gondolunk. A térfogati fűtés növeli az egyes részecskék kinetikus energiáját. Minden részecske egységnyi idő alatt véges mértékben növelheti energiáját, és termodinamikai egyensúly hiányában ez azt jelenti, hogy a közeg melegítési sebessége egyenesen arányos az egységnyi térfogatra jutó részecskék számával, vagyis a Γ koncentrációval ( n , T ) = nG ( T ) . A G ( T ) [erg/s] függvényt fűtési hatásfoknak nevezzük, és a kölcsönhatás és a sugárzás elemi folyamatain keresztül számítjuk ki.

Csillagok ultraibolya sugárzása (fotoionizáció)

A klasszikus fotoelektromos hatás: egy kvantum energiáját egy tetszőleges i -es szintről egy atom ionizálására fordítják, és egy elektron mozgási energiáját. Ekkor az elektronok különböző részecskékkel ütköznek és a kinetikus energia kaotikus mozgás energiájává alakul, a gáz felmelegszik.

A csillagközi gáz azonban hidrogénből áll, amelyet csak kemény ultraibolya fénnyel lehet ionizálni. Ezért az UV-kvantumok fő "elfogói" a szennyező atomok: vas, szilícium, kén, kálium stb. Ezek fontos szerepet játszanak a hideg gáz hőegyensúlyának kialakításában.

lökéshullámok

A lökéshullámok szuperszonikus sebességgel lezajló folyamatok során keletkeznek (az ISM esetében ez 1-10 km/s ). Ez történik szupernóva-robbanás, héj kilökése, gázfelhők ütközése, gázfelhő gravitációs összeomlása során stb. A lökéshullám eleje mögött az irányított mozgás kinetikus energiája gyorsan a kaotikus energiájává alakul át. részecskék mozgása. Néha a hőmérséklet elérheti a hatalmas értékeket (akár egymilliárd fokot a szupernóva-maradványok belsejében), a fő energia a nehéz ionok mozgásából származik (ion hőmérséklet). Eleinte a könnyű elektrongáz hőmérséklete jóval alacsonyabb, de fokozatosan a Coulomb-kölcsönhatások miatt az ionok és az elektronok hőmérséklete kiegyenlítődik. Ha a plazmában mágneses tér van, akkor a turbulencia átveszi az első hegedű szerepét az ion- és elektronhőmérséklet kiegyenlítésében.

Áthatoló sugárzás és kozmikus sugarak

A kozmikus sugarak és a diffúz röntgensugarak a csillagközi közeg ionizációjának fő forrásai, nem pedig az ultraibolya, ahogy az várható volt. A kozmikus sugárzás részecskéi a közeggel kölcsönhatásba lépve nagyon nagy energiájú elektronokat képeznek. Ezt az energiát az elektron elveszíti rugalmas ütközésekben, valamint rugalmatlan ütközésekben, ami az atomok és ionok ionizációjához vagy gerjesztéséhez vezet. A 10 eV - nál kisebb energiájú szupratermális elektronok rugalmas ütközések során energiát veszítenek, felmelegítve a gázt. Egy ilyen mechanizmus rendkívül hatékony 10 6 K hőmérsékleten . 10 7 K hőmérsékleten az elektronok jellemző hősebességét összehasonlítják az alacsony energiájú kozmikus sugárzás részecskéinek hősebességével, és a melegítési sebesség meredeken csökken.

A forró gázból származó lágy diffúz röntgensugárzással történő ionizáció és melegítés alapvetően nem különbözik a kozmikus sugarak általi melegítéstől. Az egyetlen különbség a melegítési sebességben (a kozmikus sugárzásnál egy nagyságrenddel nagyobb) és a röntgensugarak belső héjaitól való sokkal nagyobb fotoionizációs keresztmetszetben van.

Kemény elektromágneses sugárzás (röntgen- és gamma-kvantumok)

Főleg másodlagos elektronok végzik a fotoionizáció és a Compton-szórás során . Ebben az esetben a nyugvó elektronnak átadott energia egyenlő

\Delta E=h\nu {\frac {h\nu }{m_{e}c^{2}}}(1-\cos \theta )

ahol m e az elektron tömege ,

c a fénysebesség , h Planck állandó, ν a foton frekvenciája a szórás előtt, θ a szórási szög.

Alacsony fotonenergiák esetén a szórási keresztmetszete Thomson : cm². $h\nu \ll m_{e}c^{2}$ ${\displaystyle \sigma _{T}\simeq 6.65\cdot 10^{-25))$

Hűtési mechanizmusok

Mint már említettük, a csillagközi közeg optikailag vékony és alacsony sűrűségű, és ha igen, akkor a fő hűtőmechanizmus a fotonok kibocsátása. A kvantumok emissziója bináris kölcsönhatási folyamatokhoz (részecske-részecske) társul, így a teljes térfogati hűtési sebességet -val ábrázolhatjuk , ahol a λ hűtési függvény csak a közeg hőmérsékletétől és kémiai összetételétől függ. $\Lambda (n,T)=n^{2}\lambda (T)$

Szabad sugárzás (bremsstrahlung).

Az űrplazmában a szabad (bremsstrahlung) sugárzást a Coulomb-vonzó vagy taszító erők okozzák. Az elektron az ion mezejében felgyorsul, és elektromágneses hullámokat kezd kisugározni, egyik nyitott (klasszikus értelemben vett) pályáról a másikra haladva, de szabad marad, vagyis elegendő energiával rendelkezik a végtelenségig való eljutáshoz. Ebben az esetben a teljes spektrum kibocsátásra kerül a röntgentől a rádióig. Ebben az esetben a térszögön belüli egységnyi térfogatból egységnyi idő alatt felszabaduló energia egyenlő :

j_{\nu }(T)={\frac {16}{3}}\left({\frac {\pi }{6}}\right)^{1/2}{\frac {n_{\nu }Z^{2}e^{6}}{m_{e}^{2}c^{3}}}\left({\frac {m_{e}}{kT}}\jobb)^{1 /2}g\exp {\frac {-h\nu }{kT}}n_{e}n_{i}

[erg/(cm³ s sr Hz)],

hol van a törésmutató, $n_{\nu}$

g az úgynevezett Gaunt-szorzó (figyelembe veszi a kvantumhatásokat és az atommag elektronok általi részleges szűrését, közel 1-hez az optikai tartományban),

n_{e}

és az elektronok és az ionok koncentrációja,

n_{i}

Z az ion töltése elemi töltés egységeiben.

Egy tisztán hidrogénplazma esetében, amelyben a protonok és elektronok azonos koncentrációja van, a térfogati hűtési együttható

\Lambda _{\mathrm {ff} }(\mathrm {H} )=\int \limits _{0}^{\infty }{j_{\nu }d\nu }\simeq 1,43\cdot 10^ {- 27}n_{e}^{2}{\sqrt {T}}

[erg/(cm³ s)]

(az ff index szabad (szabad) átmeneteket jelent). Az űrplazma azonban nem tisztán hidrogén, nehéz elemeket tartalmaz, amelyek nagy töltetének köszönhetően a hűtési hatásfok megnő. Teljesen ionizált közeghez normál kozmikus elemi bőség mellett . Ez a mechanizmus különösen hatékony a T > 10 5 K plazmáknál . $\Lambda _{\mathrm {ff} }\approx 1.7\Lambda _{\mathrm {ff} }(\mathrm {H} )$

Rekombinációs sugárzás

Sugárzó rekombináció A sugárzó (sugárzásos) rekombinációban a rekombináló elektron mozgási energiájának a hányada rendkívül kicsi a kibocsátott foton energiájában (ahol az elektron rekombinációjának szintje ionizációs potenciálja). Mivel szinte mindig , a felszabaduló energia nagy része nem termikus. Ezért a sugárzó rekombináció általában nem hatékony a gázhűtésre. Azonban az egységnyi térfogatra jutó sugárzási teljesítmény a sugárzási rekombináció következtében T < 10 5 K egyensúlyi közeg esetén meghaladja a bremsstrahlung veszteséget . ${\displaystyle h\nu =\xi _{i}+m_{e}v^{2))$ $\xi _{i}$ $\xi _{i}\gg m_{e}v^{2}/2$ ${\displaystyle \Lambda _{r}\approx 4\Lambda _{\mathrm {ff} ))$
Dielektronikus rekombináció A dielektronikus rekombináció két szakaszból áll. Először is, egy energikus elektron gerjeszt egy atomot vagy iont, így két gerjesztett elektronnal instabil ion jön létre. Továbbá vagy egy elektron emittálódik, és az ion megszűnik instabilnak lenni (autoionizáció), vagy az ionizációs potenciál nagyságrendjének megfelelő energiájú foton bocsát ki, és az ion ismét stabillá válik. Egy atom gerjesztéséhez nagyon gyors, átlag feletti energiájú elektronra van szükség. Az ilyen elektronok számának csökkenésével a rendszer átlagos energiája csökken, és a közeg lehűl. Ez a hűtőmechanizmus kezd dominálni a sugárzási rekombináció felett T > 10 5 K hőmérsékleten .

Kétfoton sugárzás

A hidrogénszintekről és a hélium és héliumszerű ionok szintjeiről való tiltott rezonanciaátmeneteknél két foton bocsát ki (az egyfoton átmenetet a szelekciós szabályok tiltják). Ezek a szintek elsősorban az elektronikus hatások miatt gerjesztettek. A keletkező fotonok összenergiája megfelel a két szint közötti energiakülönbségnek, de egyik fotonnak nincs fix energiája és folyamatos sugárzás keletkezik, ami a HII (ionizált hidrogén) zónákban figyelhető meg. Ezeknek a fotonoknak a hullámhossza hosszabb, mint a Lyman-alfa vonalé , ezért alapállapotban nem képesek semleges hidrogénatomot gerjeszteni, így elhagyják a közeget, ami a fő oka a forró térplazma lehűlésének. T = 10 6 -10 8 K. $2s_{{1/2}}\jobbra 1s_{{1/2}}$ $2^{1}S_{0}$

Inverz Compton-szórás

Ha egy ε energiájú fotont szétszór egy gyors, teljes energiájú elektron, akkor fontossá válik az energia és a lendület átvitele az elektronról a fotonra. A Lorentz-transzformáció az elektron nyugalmi keretbe a benne lévő fotonenergiát γε adja , ahol γ a Lorentz-tényező . Használjuk a Compton-effektus fenti képletét, amely megadja egy elektron által szórt foton energiaveszteségét nyugalmi állapotban, és a laboratóriumi vonatkoztatási rendszerhez visszatérve megkapjuk a szórt foton energiáját . Látható, hogy az alacsony frekvenciájú kvantumokat kemény sugárzási kvantumokká alakítják. A szögeken át átlagolva egy ilyen elektron energiaveszteségének sebességét az izotróp sugárzás területén, megkapjuk $E=\gamma m_{e}c^{2}$ $\varepsilon _{1}\sim \gamma ^{2}\varepsilon$

-\left({\frac {dE}{dt}}\right)_{\mathrm {compt} }={\frac {4}{3}}\sigma _{T}c\gamma ^{ 2}\beta ^{2}\int \limits _{0}^{\infty }u_{\nu }d\nu

ahol β = v / c a dimenzió nélküli elektronsebesség,

u ν a sugárzási energiaeloszlás frekvencia sűrűsége.

T koncentrációjú és hőmérsékletű elektronok termikus eloszlása esetén van . Ha (nem relativisztikus, viszonylag alacsony energiájú elektronok), akkor egy ilyen közeg térfogati hűtése: $n_{e}$ ${\displaystyle \langle \beta ^{2}\rangle =\langle (v/c)^{2}\rangle =3kT/m_{e}c^{2))$ $\gamma \kb. 1$

\Lambda _{c}=-\left({\frac {dE}{dt}}\right)_{\mathrm {compt} }n_{e}={\frac {4kT}{m_{e }c^{2))}\sigma _{T}cn_{e}\int \limits _{0}^{\infty }u_{\nu }d\nu

A röntgenforrások közelében erősen ionizált és erősen felmelegített plazmában általában a Compton-hűtés dominál. Neki köszönhetően a környezet nem melegszik fel magasabbra . Ez a mechanizmus fontos volt a korai univerzumban a rekombináció korszaka előtt . Normál ISM körülmények között ez a hatás elhanyagolható. $T\sim {\frac {\varepsilon }{4k))$

Ionizáció elektronütéssel

Ha az összes többi hűtőmechanizmus sugárzó (az energiát fotonok viszik el), akkor ez nem sugárzó. A hőenergiát az elektron elválasztására fordítják, és az ion-elektron kötés belső energiája formájában tárolják. Ezután a rekombinációk során kiemelik.

Emisszió spektrumvonalakban

Az ISM hűtés fő mechanizmusa T < 10 5 K mellett . Az emisszió az elektronbecsapódás után gerjesztett szintekről való átmenet során következik be. Azt a spektrális tartományt, amelyben az energia elszáll, a hőmérséklet határozza meg – minél magasabb a hőmérséklet, annál magasabb szinteket gerjesztenek, annál energikusabbak a kibocsátott fotonok, és annál gyorsabban megy végbe a lehűlés. A táblázat felsorolja a különböző hőmérsékleteken uralkodó vonalakat.

Hőmérséklet, K	Hűtés vonalakban
> 10 6	A nehéz elemek H és He-szerű ionjainak röntgenvonalai
2⋅10 4 —10 6	Rezonancia UV-vonalak He és nehéz akár Fe
(1–2)⋅10 4	H vonalak (többnyire Ly α )
(0,5-1)⋅10 4	Nehéz elemek tiltott sorai
30—10 4	Távoli infravörös vonalak a fő kifejezések finomszerkezetének szintjei közötti átmeneteknél
(1–2)⋅10 3	Molekuláris szintek, főleg H2
<30	CO és víz H 2 O molekulák forgási átmenetei

Termikus instabilitás

Most a hűtés és fűtés összes elemi folyamatának és mechanizmusának ismeretében felírhatjuk a hőmérleg egyenleteit a formába . Írjuk fel a szintsokaság meghatározásához szükséges ionizációs egyensúly egyenletet. Megoldás után megkapjuk a T ( n ) egyensúlyi hőmérsékletet . Figyelembe véve, hogy a csillagközi közegben az anyag rendkívül ritka, vagyis ideális gáz, amely engedelmeskedik a Mengyelejev-Clapeyron egyenletnek , megtaláljuk a P ( n ) egyensúlyi nyomást , és azt találjuk, hogy a függőség inkább a van der Waals- re emlékeztet. gáz állapotegyenlet : van egy nyomástartomány, ahol P egy értéke három n egyensúlyi értéknek felel meg . A negatív derivált szelvényben a megoldás instabil a kis perturbációkhoz képest: a környezeti nyomásnál nagyobb nyomáson a gázfelhő addig tágul, amíg az egyensúly be nem áll, kisebb sűrűség mellett, a gázfelhő nyomásánál kisebb nyomáson. ellenkezőleg, összehúzódik. Ez magyarázza a megritkult csillagközi közeg és a sűrűbb csillagközi gázfelhők megfigyelt dinamikus egyensúlyát. $nG(T)=n^{2}\lambda (T)$

Valós környezetben a helyzet sokkal bonyolultabb. Először is, van egy mágneses tér , amely ellenzi az összehúzódást, hacsak az utóbbi nem térvonalak mentén történik. Másodszor, a csillagközi közeg állandó mozgásban van, és helyi tulajdonságai folyamatosan változnak, új energiaforrások jelennek meg benne, a régiek pedig eltűnnek; ennek következtében előfordulhat, hogy a termikus egyensúlyi feltétel egyáltalán nem teljesül. Harmadszor, a termodinamikai instabilitás mellett vannak gravitációs és magnetohidrodinamikusok is. És mindezt anélkül, hogy figyelembe vennénk a szupernóva-robbanások, a szomszédságban elhaladó galaxisok árapály-befolyásának vagy magának a gáznak a Galaxis spirálkarain való áthaladását okozó kataklizmákat.

Tiltott vonalak és a 21 cm-es vonal

Az optikailag vékony közeg megkülönböztető jellemzője a tiltott vonalakban történő kibocsátás. Tiltott vonalaknak nevezzük azokat a vonalakat, amelyeket a kiválasztási szabályok tiltanak, vagyis a metastabil szintekről történő átmenet során keletkeznek. Az ilyen szintek jellemző élettartama a spontán bomlás során 10-5 másodperctől több napig terjed , de vannak sokkal hosszabb élettartamú állapotok is (lásd alább). Nagy koncentrációjú részecskéknél az ütközésük megszünteti a gerjesztést, vagyis a szinteknek szinte soha nincs idejük sugárzási átmenetre, és extrém gyengeségük miatt nem figyelhetők meg az emissziós vonalak. Alacsony sűrűség esetén a vonal intenzitása nem függ az átmenet valószínűségétől, mivel az alacsony valószínűséget a metastabil állapotban lévő nagyszámú atom kompenzálja. Ha nincs LTE, akkor az energiaszintek populációját az elemi gerjesztési és deaktiválási folyamatok egyensúlyából kell kiszámítani.

Az ISM legfontosabb tiltott vonala az atomi hidrogén λ = 21 cm rádióvonala . Ez a vonal a hidrogénatom szintjének hiperfinom szerkezetének részszintjei közötti átmenet során keletkezik , amely az elektronban és a protonban való spin jelenlétével jár: az együttirányú spinekkel rendelkező állapot valamivel nagyobb energiával rendelkezik, mint az ellentétes irányú spinekkel ( a szintek közötti energiakülönbség mindössze 5,87433 mikroelektronvolt). E szintek közötti spontán átmenet valószínűsége -1 - től (vagyis a gerjesztett állapot élettartama 11 millió év). A felső szint populációja semleges hidrogénatomok ütközése következtében jön létre, a szintek populációja pedig , . Ebben az esetben a térfogati emissziós tényező $1^{2}S_{1/2}$ $A_{10}=2,9\cdot 10^{-15}$ $n_{1}=n_{\mathrm {H} }/4$ $n_{0}=3n_{\mathrm {H} }/4$

j_{\nu }={\frac {h\nu _{10}}{4\pi }}n_{1}A_{10}\varphi (\nu )

ahol φ(ν) a vonalprofil és a 4 π tényező izotróp sugárzást feltételez.

A 21 cm-es rádióvonal vizsgálatai lehetővé tették annak megállapítását, hogy a semleges hidrogén a galaxisban főként egy nagyon vékony, 400 pc vastagságú rétegben található a Galaxis síkjához közel. A HI eloszlás jól mutatja a Galaxy spirális karjait. Az erős rádióforrásokhoz tartozó abszorpciós vonalak Zeeman-felosztását használják a felhők belsejében lévő mágneses tér becslésére.

A mágneses tér fagyása

A mágneses tér fagyása a mágneses fluxus megőrzését jelenti bármely zárt vezető áramkörön, ha az deformálódik. Laboratóriumi körülmények között a mágneses fluxus konzerváltnak tekinthető nagy elektromos vezetőképességű közegben. A végtelen elektromos vezetőképesség határán egy végtelenül kicsi elektromos tér hatására az áram végtelen értékre növekedne. Ezért egy ideális vezetőnek nem szabad kereszteznie a mágneses erővonalakat, és így elektromos teret gerjeszteni, hanem éppen ellenkezőleg, a mágneses erővonalak mentén kell húzódnia. A mágneses mező mintegy befagyott a vezetőbe.

Az igazi kozmikus plazma távolról sem ideális, és a mágneses tér befagyását úgy kell érteni, hogy nagyon hosszú időbe telik az áramkörön áthaladó fluxus megváltoztatása. Ez a gyakorlatban azt jelenti, hogy a mezőt állandónak tekinthetjük, miközben a felhő összehúzódik, forog stb.

Csillagközi por

A csillagközi közeg evolúciója

A csillagközi közeg, pontosabban a csillagközi gáz fejlődése szorosan összefügg az egész Galaxis kémiai evolúciójával. Úgy tűnik, minden egyszerű: a csillagok elnyelik a gázt, majd visszadobják, nukleáris égéstermékekkel - nehéz elemekkel - gazdagítva, így a fémességnek fokozatosan növekednie kell.

Az ősrobbanás elmélete azt jósolja, hogy az ősnukleoszintézis során hidrogén, hélium, deutérium, lítium és más könnyű atommagok keletkeztek, amelyek még mindig hasadnak a Hayashi-pályán vagy a protocsillag-stádiumban. Más szóval, meg kell figyelnünk a hosszú életű, nulla fémességű G-törpéket. De ezek közül egyiket sem találták meg a Galaxisban, sőt, a legtöbbjük szinte napelemes fémességgel rendelkezik. Közvetett adatok alapján meg lehet ítélni, hogy más galaxisokban is létezik hasonló. Jelenleg a kérdés nyitott marad, és döntésre vár.

Az őscsillagközi gázban sem volt por. Ma úgy tartják, hogy a régi hideg csillagok felszínén porszemek képződnek, amelyek a kiáramló anyaggal együtt távoznak.

A nap és a csillagközi közeg

A csillagközi közeg a Naprendszer környezetében nem egyenletes. A megfigyelések azt mutatják, hogy a Nap körülbelül 25 km/s sebességgel halad át a Helyi Csillagközi Felhőn , és a következő 10 000 éven belül elhagyhatja azt. A napszél fontos szerepet játszik a Naprendszer és a csillagközi anyag kölcsönhatásában .

A napszél töltött részecskék (főleg hidrogén és hélium plazma ) áramlása, amely egyre nagyobb sebességgel, nagy sebességgel áramlik ki a napkoronából . A napszél sebessége a heliopauzában körülbelül 450 km/s. Ez a sebesség meghaladja a csillagközi közeg hangsebességét. Ha pedig a csillagközi közeg és a napszél ütközését két áramlás ütközéseként képzeljük el, akkor kölcsönhatásuk során lökéshullámok keletkeznek. És maga a közeg három területre osztható: arra a területre, ahol csak az ISM részecskéi vannak, arra a területre, ahol csak a csillagszél részecskéi vannak, és a kölcsönhatásuk területére.

És ha a csillagközi gáz teljesen ionizált lenne, ahogy azt eredetileg feltételezték, akkor minden pontosan a fent leírtak szerint történne. Ám, amint a bolygóközi közeg első megfigyelései Ly-aplhában már kimutatták, a csillagközi közeg semleges részecskéi behatolnak a Naprendszerbe [9] . Más szóval, a Nap különböző módon lép kölcsönhatásba semleges és ionizált gázzal.

Kölcsönhatás ionizált gázzal

Lökéshullám határa

Először is, a napszél lelassul, sűrűbbé, melegebbé és viharossá válik . Ennek az átmenetnek a pillanatát terminációs sokknak nevezik , és körülbelül 85-95 AU távolságra található . pl. a Naptól. (A határt 2004 decemberében és 2007 augusztusában átlépő Voyager 1 és Voyager 2 űrállomásokról kapott adatok szerint .)

Heliosphere and heliopause

Még körülbelül 40 óra. azaz a napszél a csillagközi anyaggal ütközik és végül megáll. Ezt a határt, amely elválasztja a csillagközi közeget a Naprendszer anyagától, heliopauzának nevezzük . Alakja úgy néz ki, mint egy buborék, amely a Nap mozgásával ellentétes irányban megnyúlik. A heliopauzával határolt térrégiót helioszférának nevezzük .

A Voyager adatai szerint a heliopauza a déli oldalon közelebbinek bizonyult, mint az északon (73, illetve 85 csillagászati egység). Ennek pontos okai máig ismeretlenek; Az első feltételezések szerint a heliopauza aszimmetriáját a Galaxis csillagközi terében lévő szupergyenge mágneses mezők hatása okozhatja .

íjsokk

A heliopauza másik oldalán, körülbelül 230 AU távolságra. Ez azt jelenti, hogy a Nap felől az orr-sokk (íjsokk) mentén a lassulás a csillagközi anyag kozmikus sebességei miatt következik be a Naprendszerbe.

Kölcsönhatás semleges hidrogénnel

A közeg semleges részecskéjének kölcsönhatása sokkal összetettebb. Először is (a részecske) átadhatja elektronját egy ionnak a napszélből (feltöltési hatás), másodszor pedig eljuthat a Naphoz, ahol a vonzási erő és a fénynyomás befolyásolja.

Az első hatás a helioszféra méretének éles csökkenéséhez és éles kontrasztokhoz vezet, amelyeket a kutatók reményei szerint a Voyager 1 és a Voyager 2 képes lesz észlelni. Ezenkívül megváltoztatja a képet a helioszféra farkában (ahol a Pioneer-10 mozog), megjelenik egy Mach-korong, egy érintőleges folytonossági zavar és egy visszavert lökéshullám [10] . Sajnos ezeket a hatásokat nem lehet földi megfigyelésekkel igazolni, és csak űrhajós mérésekben lehet reménykedni.

A csillagközi közeg azon részecskéi, amelyeknek sikerült behatolniuk a bolygóközi közegbe, sokkal érdekesebbek a megfigyelő szempontjából. Nemcsak megfigyelheti őket, hanem információkat is kaphat a következőkről:

körülmények a helioszféra peremén;
a csillagközi közeg kémiájának sok fontos részlete;
a csillagközi közeg turbulenciája;
fizikai feltételek a csillagközi közegben.

Jegyzetek

↑ Űrfizika / szerkesztette: R. A. Sunyaev. - 2. kiadás - M . : Szovjet Enciklopédia, 1986. - S. 386.
↑ Bacon F, Sylva. 1626
↑ Patterson, Robert Hogarth "Szín a természetben és a művészetben", Esszék a történelemből és a művészetből 10 Újranyomva a Blackwood's Magazine-ból. 1862
↑ Heger, Mary Lea. Stacionárius nátriumvonalak spektroszkópiai binárisokban // A Csendes- óceáni Csillagászati Társaság kiadványai . - 1919. - 1. évf. 31 , sz. 184 . - P. 304-305 . - doi : 10.1086/122890 . - Iránykód .
↑ Beals, CS (1936), "A csillagközi vonalak értelmezéséről" , Monthly Notices of the Royal Astronomical Society 96: 661
↑ Pickering, W. H. (1912), "The Motion of the Solar System related the Interstellar Absorbing Medium" archiválva : 2016. január 10., a Wayback Machine , Monthly Notices of the Royal Astronomical Society 72: 740
↑ Birkeland, Kristian, "Polar Magnetic Phenomena and Terrella Experiments", The Norwegian Aurora Polaris Expedition, 1902-03, New York: Christiania (Oslo), H. Aschelhoug & Co., pp. 720
↑ Thorndike, Samuel L. Interstellar Matter // A Csendes- óceáni Astronomical Society kiadványai . - 1930. - 1. évf. 42 , sz. 246 . - P. 99-104 . - doi : 10.1086/124007 . - Iránykód .
↑ Adams, T. F.; Frisch, PC A Lyman-alfa égbolt hátterének nagy felbontású megfigyelései // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 1977. - Vol. 212 . - P. 300-308 . - doi : 10.1086/155048 . - .
↑ A csillagközi közeg hatása a helioszféra szerkezetére . Letöltve: 2009. június 15. Az eredetiből archiválva : 2012. március 12.. (határozatlan)

Irodalom

Bochkarev N.G. A csillagközi közeg fizikának alapjai. — ISBN 978-5-397-01034-4 .
A.V. Zasov, K.A. Postnov. Általános asztrofizika. - Fryazino: Century 2, 2006. - ISBN 5-85099-169-7 .
Bacon, Francis (1626), Sylva (3545 kiad.)
Beals, CS (1936), A csillagközi vonalak értelmezéséről , Monthly Notices of the Royal Astronomical Society T. 96: 661 , DOI 10.1093/mnras/96.7.661
Birkeland, Kristian (1913), Polar Magnetic Phenomena and Terrella Experiments , The Norwegian Aurora Polaris Expedition, 1902-03 (2. szakasz) , New York: Christiania (jelenleg Oslo), H. Aschelhoug & Co., p. 720 , < https://archive.org/details/norwegianaurorap01chririch > elfogyott, teljes szöveg online
Boyle, Robert (1674), The Excellency of Theology Compar'd with Natural Philosophy , vol. ii. iv., p. 178
Burke, JR és Hollenbach, DJ (1983), A gáz-szemcse kölcsönhatás a csillagközi közegben – Thermal adaptation and trapping , Astrophysical Journal T. 265: 223 , DOI 10.1086/160667
Dyson, J. (1997), Physics of the Interstellar Medium , London: Taylor & Francis
Field, G.B.; Goldsmith, DW és Habing, HJ (1969), Cosmic-Ray Heating of the Interstellar Gas , Astrophysical Journal 155. kötet: L149, DOI 10.1086/180324
Ferriere, K. (2001), Galaxisunk csillagközi környezete , Reviews of Modern Physics 73. kötet (4): 1031–1066 , DOI 10.1103/RevModPhys.73.1031
Haffner, L. M.; Reynolds, RJ; Tufte, S. L. & Madsen, GJ (2003), The Wisconsin Hα Mapper Northern Sky Survey , Astrophysical Journal Supplement Vol. 145(2):405 , DOI 10.1086/378850 . A Wisconsin Hα Mappert a National Science Foundation finanszírozza .
Heger, Mary Lea (1919), Stationary Sodium Lines in Spectroscopic Binaries , Publications of the Astronomical Society of the Pacific, 31 (184): 304 , DOI 10.1086/122890
McKee, CF és Ostriker, JP (1977), A csillagközi közeg elmélete – Három összetevő, amelyet szupernóva-robbanások szabályoznak egy inhomogén szubsztrátumban , Astrophysical Journal T. 218: 148 , DOI 10.1086/155667
Patterson, Robert Hogarth (1862), Szín a természetben és a művészetben, Esszék a történelemben és a művészetben , 10. kötet , T. 72: 740 , DOI 10.1093/mnras/72.9.740
Spitzer, L. (1978), Physical Processes in the Interstellar Medium , Wiley, ISBN 0-471-29335-0
Stone, EK; Cummings, AC; McDonald, FB és Heikkila, BC (2005), Voyager 1 Explores the Termination Shock Region and the Heliosheath Beyond , Science 309. kötet (5743): 2017–2020, PMID 16179468 , DOI 10.1124176.17.
Thorndike, S. L. (1930), Interstellar ,10.1086/124007:doi 42 (246): 99,Publications of the Astronomical Society of the Pacific,,Matter /PASP./0042//0000099.000.html

Linkek

Freeview videó „Csillagközi űr kémiája” William Klemperer, Harvard Egyetem // A Vega Science Trust Királyi Intézményi diskurzusa
A csillagközi médium: online oktatóanyag

Szótárak és enciklopédiák	Nagy norvég Nagy orosz a világ körül a világ körül Britannica (online) Universalis
Bibliográfiai katalógusokban	GND : 4162140-2 J9U : 987007558027505171 LCCN : sh85067526 LNB : 000171496 NDL : 00570319

csillagközi közeg
Alkatrészek	csillagközi gáz csillagközi por csillagközi felhő kozmikus sugarak Mágneses mező
Ködök	Diffúz (világos) köd sötét köd emissziós köd reflexiós köd szupernóva-maradvány bolygóköd protoplanetáris köd
A csillagkeletkezés régiói	molekuláris felhő Gömböcske Régió HII
Körkörös képződmények	Circumstellar lemez ( Accretion disk protoplanetáris lemez maradék lemez ) Poláris sugárfolyamok Herbig tárgy - Haro
Sugárzás	Csillagszél