Mezihvězdné médium

Aktuální verze stránky ještě nebyla zkontrolována zkušenými přispěvateli a může se výrazně lišit od verze recenzované 14. července 2022; kontroly vyžadují 3 úpravy .

Mezihvězdné médium (ISM) je látka a pole , která vyplňují mezihvězdný prostor uvnitř galaxií [1] . Složení: mezihvězdný plyn, prach (1 % hmotnosti plynu), mezihvězdná elektromagnetická pole, kosmické záření a také hypotetická temná hmota . Chemické složení mezihvězdného prostředí je produktem primární nukleosyntézy a jaderné fúze ve hvězdách . Hvězdy během svého života vyzařují hvězdný vítr , který vrací prvky z atmosféry hvězdy do prostředí . A na konci života hvězdy se z ní slévá obal, který obohacuje mezihvězdné prostředí o produkty jaderné fúze.

Prostorové rozložení mezihvězdného prostředí je netriviální. Kromě obecných galaktických struktur, jako je příčka (příčka) a spirální ramena galaxií, existují oddělené studené a teplé mraky obklopené teplejším plynem. Hlavním rysem ISM je jeho extrémně nízká hustota, v průměru 1000 atomů na centimetr krychlový.

Historie objevů

Povaha mezihvězdného prostředí přitahovala pozornost astronomů a vědců po staletí. Termín „mezihvězdné médium“ poprvé použil F. Bacon v roce 1626 [2] . "Ach, nebe mezi hvězdami, má tolik společného s hvězdami, točí se (kolem Země) stejně jako každá jiná hvězda." Pozdější přírodní filozof Robert Boyle namítl v roce 1674 : "Mezihvězdná oblast nebes, jak věří někteří moderní epikurejci , musí být prázdná."

Po vytvoření moderní elektromagnetické teorie někteří fyzici předpokládali, že neviditelný luminiferous ether je médiem pro přenos světelných vln. Také věřili, že éter vyplňuje mezihvězdný prostor. Robert Patterson v roce 1862 napsal [3] : "Tento výtok je základem vibrací nebo oscilačních pohybů v éteru, který vyplňuje mezihvězdný prostor."

Použití hloubkových fotografických průzkumů noční oblohy umožnilo E. Barnardovi získat první snímek temné mlhoviny , která vyčnívala v siluetě na pozadí hvězd galaxie. První objev studené difúzní hmoty však učinil D. Hartmann v roce 1904 po objevu pevného absorpčního spektra v emisním spektru dvojhvězd , které byly pozorovány za účelem testování Dopplerova jevu .

Ve své historické studii spektra Delta Orion studoval Hartmann oběžné dráhy společníků systému Delta Orion a světlo přicházející z hvězdy a uvědomil si, že část světla je absorbována na cestě k Zemi. Hartmann napsal, že „absorpční čára vápníku je velmi slabá“ a také, že „se ukázalo poněkud překvapivé, že se čáry vápníku na vlnové délce 393,4 nanometrů nepohybují v periodické divergenci spektrálních čar, která je přítomna ve spektroskopii . dvojhvězdy “. Stacionární povaha těchto čar umožnila Hartmannovi navrhnout, že plyn zodpovědný za absorpci není přítomen v atmosféře Delta Orion, ale naopak se nachází mimo hvězdu a nachází se mezi hvězdou a pozorovatelem. Tato studie byla začátkem studia mezihvězdného prostředí.

Po Hartmannově výzkumu v roce 1919 Mary Eger při studiu absorpčních čar na 589,0 a 589,6 nanometrech v systémech Delta Orion a Beta Scorpio objevila sodík v mezihvězdném prostředí [4] .

Další studie "H" a "K" linií vápníku provedené Bealsem [5] (1936) umožnily detekovat profily dvojitého a asymetrického spektra Epsilon a Zeta Orionis . Jednalo se o první komplexní studie mezihvězdného prostředí v souhvězdí Orion . Asymetrie profilů absorpčních čar byla výsledkem superpozice mnoha absorpčních čar, z nichž každá odpovídala atomovým přechodům (například „K“ čára vápníku) a vyskytovala se v mezihvězdných oblacích, z nichž každá měla svou vlastní radiální rychlost . Protože se každý mrak v mezihvězdném prostoru pohybuje různou rychlostí, a to jak směrem k Zemi, tak i od ní, v důsledku Dopplerova jevu se absorpční čáry posunuly buď na fialovou , nebo na červenou stranu. Tato studie potvrdila, že hmota není v mezihvězdném prostoru rozložena rovnoměrně.

Intenzivní studie mezihvězdné hmoty umožnily W. Pickeringovi v roce 1912 konstatovat [6] , že „mezihvězdné absorpční médium, které, jak ukázal Kaptein , absorbuje pouze při určitých vlnových délkách, může ukazovat na přítomnost plynných a plynných molekul, které jsou vyvrženy Sluncem. a hvězdy .”

Také v roce 1912 Victor Hess objevil kosmické záření , energetické nabité částice, které bombardují Zemi z vesmíru. To umožnilo některým výzkumníkům konstatovat, že také vyplňují mezihvězdné médium. Norský fyzik Christian Birkeland v roce 1913 napsal: „Stálý vývoj našeho úhlu pohledu nás vede k předpokladu, že veškerý prostor je vyplněn elektrony a volnými ionty všeho druhu. Také máme tendenci věřit, že všechny hvězdné systémy vznikly z nabitých částic ve vesmíru. A vůbec se nezdá neuvěřitelné, že většina hmoty vesmíru se nenachází ve hvězdných soustavách nebo mlhovinách , ale v „prázdném“ prostoru“ [7]

Thorndike v roce 1930 napsal: „Bylo by hrozné si uvědomit, že mezi hvězdami je nepřekonatelná propast a úplná prázdnota. Polární záře jsou excitovány nabitými částicemi emitovanými naším Sluncem. Ale pokud miliony dalších hvězd také emitují nabité částice, a to je nezpochybnitelný fakt, pak absolutní vakuum v galaxii vůbec nemůže existovat“ [8] .

Pozorovací projevy

Uvádíme hlavní pozorovací projevy:

Přítomnost svítících mlhovin ionizovaného vodíku kolem horkých hvězd a reflexních plynových a prachových mlhovin v blízkosti chladnějších hvězd;
Oslabení hvězdného světla (mezihvězdná absorpce) v důsledku prachu, který je součástí mezihvězdného prostředí. Stejně jako s tím spojené zarudnutí světla; přítomnost neprůhledných mlhovin;
Polarizace světla na prachových zrnech orientovaných podél magnetického pole Galaxie;
Infračervené záření z mezihvězdného prachu;
Rádiová emise neutrálního vodíku v rádiovém dosahu při vlnové délce 21 cm;
Měkké rentgenové záření z horkého zředěného plynu;
Synchrotronové záření relativistických elektronů v mezihvězdných magnetických polích;
Záření z kosmických maserů .

Struktura ISM je extrémně netriviální a heterogenní: obří molekulární oblaka, reflexní mlhoviny, protoplanetární mlhoviny, planetární mlhoviny, globule atd. To vede k široké škále pozorovacích projevů a procesů probíhajících v médiu. V následující tabulce jsou uvedeny vlastnosti hlavních součástí diskového prostředí:

Fáze	Teplota ( K )	Koncentrace (cm −3 )	Hmotnost oblačnosti ( M ⊙ )	Velikost ( ks )	Podíl obsazeného objemu	Metoda pozorování
koronální plyn	~5⋅10 5	~0,003	-	-	~0,5	Rentgenové záření, absorpční čáry kovů v UV
Světlé oblasti HII	~10 4	~30	~300	~10	~10 -4	Světlá čára H α
HII zóny s nízkou hustotou	~10 4	~0,3	-	-	~0,1	Řádek Hα _
Mezicloudové prostředí	~10 4	~0,1	-	-	~0,4	Lyα linie _
Teplé oblasti HI	~10 3	~1	-	-	~0,01	HI záření při λ =21 cm
Maserové kondenzace	<100	~10 10	~ 105	~10 -5		Maserové emise
ahoj mraky	≈80	~10	~100	~10	~0,01	HI absorpce při λ =21 cm
Obří molekulární mraky	~20	~300	~3⋅10 5	~40	~3⋅10 −4
molekulární mraky	≈10	~10 3	~300	~1	~10 -5	Absorpční a emisní čáry molekulárního vodíku v rádiovém a infračerveném spektru.
Globule	≈10	~10 4	~20	~0,3	~3⋅10 −9	Absorpce v optickém rozsahu.

Maserův efekt

V roce 1965 byly v řadě radiových emisních spekter nalezeny velmi intenzivní a úzké čáry s λ = 18 cm Další studie ukázaly, že čáry patří k molekule OH hydroxylu a jejich neobvyklé vlastnosti jsou výsledkem emise maseru . V roce 1969 byly objeveny zdroje maserů z molekuly vody o λ = 1,35 cm a později byly objeveny masery, které fungují i na jiné molekuly.

Pro maserovou emisi je nutné inverzní složení úrovní (počet atomů na horní rezonanční úrovni je větší než na spodní). Poté se při průchodu látkou světlo s rezonanční frekvencí vlny zesílí, nikoli zeslabuje (říká se tomu maserový efekt). K udržení inverzní populace je nutné neustálé čerpání energie, takže všechny vesmírné masery jsou rozděleny do dvou typů:

Masery spojené s mladými (věk 10 5 let) horkými OB hvězdami (a možná s protohvězdami) a umístěné v oblastech tvorby hvězd.
Masery spojené s vysoce vyvinutými chladnými hvězdami vysoké svítivosti.

Fyzické rysy

Nedostatek lokální termodynamické rovnováhy (LTE)

V mezihvězdném prostředí je koncentrace atomů a následně i optická tloušťka malá. To znamená, že efektivní teplota záření je teplota záření hvězd (~5000 K) , která v žádném případě neodpovídá teplotě samotného média. V tomto případě se mohou elektronové a iontové teploty plazmatu navzájem značně lišit, protože k výměně energie při srážce dochází extrémně zřídka. Neexistuje tedy jediná teplota ani v místním smyslu.

Rozložení počtu atomů a iontů v populacích hladin je určeno rovnováhou rekombinačních a ionizačních procesů. LTE vyžaduje, aby tyto procesy byly v rovnováze, aby byla splněna podmínka podrobné rovnováhy, nicméně v mezihvězdném prostředí mají přímé a reverzní elementární procesy jinou povahu, a proto nelze stanovit podrobnou rovnováhu.

A konečně malá optická tloušťka pro tvrdé záření a rychle nabité částice vede k tomu, že energie uvolněná v jakékoli oblasti prostoru je unášena na velké vzdálenosti a ochlazování nastává v celém objemu najednou, a ne v místním prostoru. rozšiřující se rychlostí zvuku v prostředí. Totéž platí pro vytápění. Tepelná vodivost není schopna přenášet teplo ze vzdáleného zdroje a do hry vstupují procesy, které ohřívají velké objemy najednou.

Navzdory absenci LTE je však i ve velmi řídkém kosmickém plazmatu stanovena Maxwellova distribuce elektronů nad rychlostmi, odpovídající teplotě média; proto lze pro rozložení částic nad energiemi použít Boltzmannův vzorec a mluvit o teplotě. Děje se tak v důsledku působení Coulombových sil na velké vzdálenosti v poměrně krátké době (pro čistě vodíkové plazma je tato doba řádově 10 5 s ), mnohem kratší než doba srážky mezi částicemi.

Pro popis stavu plynu zavedeme součinitel objemového ochlazování a součinitel objemového ohřevu . Pak zákon zachování energie pro objemový prvek dV s vnitřní energií E a tlakem P zapíšeme jako: $\Lambda(n,T)$ $\Gamma(n,T)$

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

Při tepelné rovnováze je dQ/dt = 0 , což znamená, že rovnovážnou teplotu média lze zjistit ze vztahu Γ = Λ .

Topné mechanismy

Když říkáme, že se médium zahřívá, máme na mysli zvýšení průměrné kinetické energie. Objemový ohřev zvyšuje kinetickou energii každé částice. Každá částice za jednotku času může zvýšit svou energii o konečné množství a při absenci termodynamické rovnováhy to znamená, že rychlost ohřevu média je přímo úměrná počtu částic na jednotku objemu, tedy koncentraci Γ ( n , T ) = nG ( T ) . Funkce G ( T ) [erg/s] se nazývá účinnost vytápění a počítá se pomocí elementárních procesů interakce a záření.

Ultrafialové záření z hvězd (fotoionizace)

Klasický fotoelektrický jev: energie kvanta se spotřebuje na ionizaci atomu z libovolné úrovně i a kinetická energie elektronu. Poté se elektrony srazí s různými částicemi a kinetická energie se změní na energii chaotického pohybu, plyn se zahřeje.

Mezihvězdný plyn se však skládá z vodíku, který může být ionizován pouze tvrdým ultrafialovým světlem. Proto jsou hlavními „zachycovači“ kvant UV záření atomy nečistot: železo, křemík, síra, draslík atd. Hrají důležitou roli při vytváření tepelné bilance studeného plynu.

rázové vlny

Rázové vlny vznikají při procesech probíhajících nadzvukovou rychlostí (pro ISM je to 1-10 km/s ). Děje se tak při výbuchu supernovy, vyvržení skořepiny, vzájemné srážce oblaků plynu, gravitačním kolapsu oblaku plynu atd. Za čelem rázové vlny se kinetická energie usměrněného pohybu rychle mění v energii chaotického pohyb částic. Někdy může teplota dosáhnout obrovských hodnot (až miliardy stupňů uvnitř zbytků supernovy), přičemž hlavní energie pochází z pohybu těžkých iontů (teplota iontů). Zpočátku je teplota lehkého elektronového plynu mnohem nižší, ale postupně se vlivem Coulombových interakcí teploty iontů a elektronů vyrovnají. Pokud je v plazmatu magnetické pole, pak turbulence přebírá roli prvních houslí při vyrovnávání teplot iontů a elektronů.

Pronikající záření a kosmické záření

Kosmické záření a difúzní rentgenové záření jsou hlavními zdroji ionizace mezihvězdného prostředí, nikoli ultrafialového, jak by se dalo očekávat. Částice kosmického záření, které interagují s prostředím, tvoří elektrony s velmi vysokou energií. Tuto energii elektron ztrácí jak při pružných srážkách, tak při nepružných srážkách, což vede k ionizaci nebo excitaci atomů a iontů. Supratermální elektrony s energiemi menšími než 10 eV ztrácejí energii při pružných srážkách a zahřívají plyn. Takový mechanismus je extrémně účinný při teplotách 10 6 K . Při 10 7 K se charakteristická tepelná rychlost elektronů porovnává s tepelnou rychlostí nízkoenergetických částic kosmického záření a rychlost ohřevu prudce klesá.

Ionizace a ohřev pomocí měkkého difúzního rentgenového záření z horkého plynu se zásadně neliší od ohřevu kosmickým zářením. Rozdíl je pouze v rychlosti ohřevu (u kosmického záření je řádově vyšší) a v mnohem větším fotoionizačním průřezu z vnitřních obalů rentgenového záření.

Tvrdé elektromagnetické záření (rentgenové záření a gama kvanta)

Provádějí ho především sekundární elektrony při fotoionizaci a při Comptonově rozptylu . V tomto případě je energie přenesená na klidový elektron rovna

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

kde m e je hmotnost elektronu ,

c je rychlost světla , h je Planckova konstanta , ν je frekvence fotonů před rozptylem, θ je úhel rozptylu.

Pro nízké fotonové energie je průřez rozptylu Thomsonův : cm² . $h\nu \ll m_{e}c^{2}$ ${\displaystyle \sigma _{T}\simeq 6.65\cdot 10^{-25))$

Chladicí mechanismy

Jak již bylo zmíněno, mezihvězdné médium je opticky tenké a má nízkou hustotu, a pokud ano, pak hlavním chladicím mechanismem je emise fotonů. Emise kvant je spojena s procesy binární interakce (částice-částice), takže celkovou objemovou rychlost ochlazování lze vyjádřit jako , kde funkce chlazení λ závisí pouze na teplotě a chemickém složení média. $\Lambda (n,T)=n^{2}\lambda (T)$

Volné (bremsstrahlung) záření

Volné (bremsstrahlung) záření ve vesmírném plazmatu je způsobeno Coulombovými silami přitažlivosti nebo odpuzování. Elektron se v poli iontu zrychlí a začne vyzařovat elektromagnetické vlny, pohybují se z jedné otevřené (v klasickém smyslu) oběžné dráhy na druhou, ale zůstávají volné, to znamená, že mají dostatečnou energii, aby se dostaly do nekonečna. V tomto případě je celé spektrum vyzařováno z rentgenového záření do rádia. Energie uvolněná v tomto případě z jednotkového objemu uvnitř prostorového úhlu za jednotku času se rovná:

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}}\right)^{1 /2}g\exp {\frac {-h\nu }{kT}}n_{e}n_{i}

[erg/(cm³ s sr Hz)],

kde je index lomu, $n_{\nu}$

g je tzv. Gauntův multiplikátor (bere v úvahu kvantové efekty a částečné stínění jádra elektrony, blízké 1 v optickém rozsahu),

n_{e}

a jsou to koncentrace elektronů a iontů, resp.

n_{i}

Z je náboj iontu v jednotkách elementárního náboje.

Pro čistě vodíkové plazma se stejnou koncentrací protonů a elektronů je objemový chladicí koeficient

\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)]

(index ff znamená volné volné (volné) přechody). Vesmírné plazma však není čistě vodíkové, obsahuje těžké prvky, kvůli jejichž velkému náboji se zvyšuje účinnost chlazení. Pro plně ionizované médium s normálním kosmickým množstvím prvků . Tento mechanismus je zvláště účinný pro plazma s T > 10 5 K . $\Lambda _{\mathrm {ff} }\cca 1,7\Lambda _{\mathrm {ff} }(\mathrm {H} )$

Rekombinační záření

Radiační rekombinace Při radiační (radiační) rekombinaci je zlomek kinetické energie rekombinačního elektronu extrémně malý v energii emitovaného fotonu (kde je ionizační potenciál hladiny, na kterou se elektron rekombinuje). Protože téměř vždy , pak většina uvolněné energie není tepelná. Proto je radiační rekombinace pro chlazení plynu obecně neúčinná. Avšak výkon záření na jednotku objemu v důsledku radiační rekombinace pro rovnovážné prostředí s T < 10 5 K překračuje ztráty brzdným zářením . ${\displaystyle h\nu =\xi _{i}+m_{e}v^{2))$ $\xi _{i}$ $\xi _{i}\gg m_{e}v^{2}/2$ ${\displaystyle \Lambda _{r}\cca 4\Lambda _{\mathrm {ff} ))$
Dielektronická rekombinace Dielektronická rekombinace se skládá ze dvou stupňů. Nejprve energetický elektron excituje atom nebo iont, takže se dvěma excitovanými elektrony vytvoří nestabilní iont. Dále je buď emitován elektron a iont přestává být nestabilní (autoionizace), nebo je emitován foton s energií řádu ionizačního potenciálu a iont se opět stává stabilním. K vybuzení atomu potřebujete velmi rychlý elektron s nadprůměrnou energií. S poklesem počtu takových elektronů se průměrná energie systému snižuje a médium se ochlazuje. Tento chladicí mechanismus začíná převládat nad radiační rekombinací při T > 10 5 K .

Dvoufotonové záření

U zakázaných rezonančních přechodů z hladin ve vodíku az hladin v heliu a héliových iontech jsou emitovány dva fotony (jednofotonový přechod je zakázán pravidly výběru). Tyto hladiny jsou vybuzeny hlavně kvůli elektronickým nárazům. Celková energie výsledných fotonů odpovídá energetickému rozdílu mezi dvěma hladinami, ale každý z fotonů nemá pevnou energii a vzniká spojité záření, které je pozorováno v zónách HII (ionizovaný vodík). Tyto fotony mají vlnovou délku delší než má Lyman-alfa čára , a proto nejsou schopny excitovat neutrální atom vodíku v základním stavu, takže opouštějí médium, což je hlavní důvod ochlazování horkého vesmírného plazmatu. T = 106-108 K. _ _ _ $2s_{{1/}}\rightarrow 1s_{{1/2}}$ $2^{1}S_{0}$

Inverzní Comptonův rozptyl

Je-li foton s energií ε rozptylován rychlým elektronem s celkovou energií , pak se stává důležitým přenos energie a hybnosti z elektronu na foton. Lorentzova transformace na elektronový klidový rámec dává energii fotonu v něm γε , kde γ je Lorentzův faktor . Použijme výše uvedený vzorec Comptonova jevu, který udává energetickou ztrátu fotonu rozptýleného elektronem v klidu, a vraťme se zpět do laboratorního referenčního rámce, dostaneme energii rozptýleného fotonu . Je vidět, že nízkofrekvenční kvanta se převádějí na kvanta tvrdého záření. Zprůměrováním přes úhly rychlosti ztráty energie jednoho takového elektronu v poli izotropního záření získáme $E=\gama m_{e}c^{2}$ $\varepsilon _{1}\sim \gamma ^{2}\varepsilon$

-\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

kde β = v / c je bezrozměrná rychlost elektronů,

u ν je frekvenční hustota rozložení energie záření.

V případě tepelného rozložení elektronů s koncentrací a teplotou T máme . Jestliže (nerelativistické, relativně nízkoenergetické elektrony), pak objemové chlazení takového média bude: $n_{e}$ ${\displaystyle \langle \beta ^{2}\rangle =\langle (v/c)^{2}\rangle =3kT/m_{e}c^{2))$ $\gamma \cca 1$

\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

Comptonovo chlazení obvykle dominuje ve vysoce ionizovaném a vysoce zahřátém plazmatu v blízkosti zdrojů rentgenového záření. Díky němu se prostředí nemůže ohřívat výše . Tento mechanismus byl důležitý v raném vesmíru před érou rekombinace . Za normálních podmínek ISM lze tento efekt zanedbat. $T\sim {\frac {\varepsilon }{4k))$

Ionizace dopadem elektronů

Pokud jsou všechny ostatní chladicí mechanismy radiační (energie je unášena fotony), pak je tento nezářivý. Tepelná energie se vynakládá na separaci elektronu a ukládá se ve formě vnitřní energie vazby ion-elektron. Pak se zvýrazní při rekombinacích.

Emise ve spektrálních čarách

Hlavní mechanismus chlazení ISM při T < 10 5 K . K emisi dochází při přechodech z hladin excitovaných po dopadu elektronů. Spektrální rozsah, ve kterém je energie unášena, je dán teplotou – čím vyšší je teplota, tím vyšší hladiny jsou excitovány, tím jsou fotony energetičtější a dochází k rychlejšímu ochlazování. V tabulce jsou uvedeny čáry, které dominují při různých teplotách.

Teplota, K	Chlazení v linkách
> 10 6	Rentgenové čáry H a He podobných iontů těžkých prvků
2⋅10 4 —10 6	Rezonanční UV čáry He a těžké až Fe
(1–2)⋅10 4	H čáry (většinou Ly α )
(0,5–1)⋅10 4	Zakázané linie těžkých prvků
30–10 4	Dálné IR čáry na přechodech mezi úrovněmi jemné struktury hlavních pojmů
(1–2)⋅10 3	Molekulární hladiny, hlavně H2
<30	Rotační přechody molekul CO a vody H 2 O

Tepelná nestabilita

Nyní, když známe všechny základní procesy a mechanismy chlazení a ohřevu, můžeme napsat rovnice tepelné bilance ve tvaru . Zapišme rovnici ionizační bilance potřebnou pro zjištění úrovně populace. Řešením získáme rovnovážnou teplotu T ( n ) . Vzhledem k tomu, že hmota v mezihvězdném prostředí je extrémně řídká, to znamená, že jde o ideální plyn, který se řídí Mendělejevovou-Clapeyronovou rovnicí , zjistíme rovnovážný tlak P ( n ) a zjistíme, že závislost spíše připomíná van der Waalsovu rovnici. stavová rovnice plynu : existuje tlakový rozsah, kde jedna hodnota P odpovídá třem rovnovážným hodnotám n . Řešení v sekci se zápornou derivací je nestabilní s ohledem na malé poruchy: při tlaku větším, než je tlak okolního prostředí, se oblak plynu bude rozpínat, dokud nebude ustavena rovnováha při nižší hustotě a při tlaku nižším, než je tlak okolního prostředí. prostředí se naopak stáhne. To vysvětluje pozorovanou dynamickou rovnováhu řídkého mezihvězdného média a hustších mračen mezihvězdného plynu. $nG(T)=n^{2}\lambda (T)$

V reálném prostředí je situace mnohem složitější. Za prvé, existuje magnetické pole , které je proti kontrakci, pokud k ní nedojde podél siločar. Za druhé, mezihvězdné médium je v neustálém pohybu a jeho lokální vlastnosti se neustále mění, objevují se v něm nové zdroje energie a staré mizí; v důsledku toho nemusí být podmínka tepelné rovnováhy vůbec splněna. Za třetí, kromě termodynamické nestability existují gravitační a magnetohydrodynamické. A to bez zohlednění jakýchkoliv kataklyzmat v podobě výbuchů supernov, slapových vlivů galaxií procházejících v sousedství nebo průchodu samotného plynu spirálními rameny Galaxie.

Zakázané čáry a čára 21 cm

Charakteristickým znakem opticky tenkého média je emise v zakázaných liniích. Zakázané linie se nazývají linie, které jsou zakázány pravidly výběru, to znamená, že vznikají při přechodech z metastabilních úrovní. Charakteristická doba života takových hladin během spontánního rozpadu je od 10 −5 sekund do několika dnů, ale existují i mnohem delší stavy (viz níže). Při vysokých koncentracích částic jejich srážka odstraňuje excitaci, to znamená, že hladiny téměř nikdy nestihnou provést radiační přechod a emisní čáry nejsou pozorovány kvůli jejich extrémní slabosti. Při nízkých hustotách nezávisí intenzita čáry na pravděpodobnosti přechodu, protože nízká pravděpodobnost je kompenzována velkým počtem atomů v metastabilním stavu. Pokud není LTE, pak by se populace energetických hladin měla vypočítat z bilance elementárních procesů buzení a deaktivace.

Nejdůležitější zakázanou linií ISM je radiová linie atomárního vodíku λ = 21 cm . Tato čára vzniká při přechodu mezi podúrovněmi hyperjemné struktury úrovně atomu vodíku, spojeného s přítomností spinu v elektronu a protonu: stav se spiny souměrnými má o něco vyšší energii než s opačně orientovanými ( energetický rozdíl mezi úrovněmi je pouze 5,87433 mikroelektronvoltů). Pravděpodobnost spontánního přechodu mezi těmito hladinami je od -1 (to znamená, že životnost excitovaného stavu je 11 milionů let). Populace horní úrovně nastává v důsledku srážky neutrálních atomů vodíku a populace úrovní , . V tomto případě objemová emisivita $1^{2}S_{1/2}$ $A_{10}=2.9\cdot 10^{-15}$ $n_{1}=n_{\mathrm {H} }/4$ $n_{0}=3n_{\mathrm {H} }/4$

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

kde φ(ν) je profil čáry a faktor 4 π předpokládá izotropní záření.

Studie 21 cm rádiové čáry umožnily prokázat, že neutrální vodík v galaxii je obsažen hlavně ve velmi tenké vrstvě o tloušťce 400 pc poblíž roviny Galaxie. Rozložení HI jasně ukazuje spirální ramena Galaxie. Pro odhad magnetického pole uvnitř mraků se používá Zeemanovo dělení složek absorpční linie pro silné rádiové zdroje.

Zamrznutí magnetického pole

Zamrznutí magnetického pole znamená zachování magnetického toku jakýmkoli uzavřeným vodivým obvodem při jeho deformaci. V laboratorních podmínkách lze magnetický tok považovat za konzervovaný v prostředí s vysokou elektrickou vodivostí. V limitu nekonečné elektrické vodivosti by nekonečně malé elektrické pole způsobilo nárůst proudu na nekonečnou hodnotu. Ideální vodič by tedy neměl křižovat siločáry magnetického pole a tím budit elektrické pole, ale měl by se naopak táhnout podél magnetických siločar. Magnetické pole je jakoby zamrzlé ve vodiči.

Skutečné kosmické plazma má k ideálu daleko a zamrznutí magnetického pole je třeba chápat v tom smyslu, že změna toku obvodem trvá velmi dlouho. V praxi to znamená, že pole můžeme považovat za konstantní, zatímco se cloud smršťuje, rotuje atd.

Mezihvězdný prach

Evoluce mezihvězdného média

Vývoj mezihvězdného prostředí, nebo přesněji mezihvězdného plynu, úzce souvisí s chemickým vývojem celé Galaxie. Zdálo by se, že vše je jednoduché: hvězdy pohlcují plyn a pak ho vrhají zpět a obohacují ho produkty jaderného spalování - těžké prvky - takže by se metalicita měla postupně zvyšovat.

Teorie velkého třesku předpovídá, že vodík, helium, deuterium, lithium a další lehká jádra vznikla během primordiální nukleosyntézy, která se stále štěpí na Hayashiově dráze nebo ve stádiu protohvězdy. Jinými slovy, měli bychom pozorovat dlouhověké G-trpaslíky s nulovou metalicitou. Ale žádný z nich nebyl v Galaxii nalezen, navíc většina z nich má téměř sluneční metalicitu. Podle nepřímých údajů lze soudit, že něco podobného existuje i v jiných galaxiích. V tuto chvíli zůstává otázka otevřená a čeká na rozhodnutí.

V prapůvodním mezihvězdném plynu také nebyl žádný prach. Nyní se má za to, že prachová zrna se tvoří na povrchu starých studených hvězd a opouštějí jej spolu s vytékající hmotou.

Slunce a mezihvězdné médium

Mezihvězdné prostředí v blízkosti sluneční soustavy není jednotné. Pozorování ukazují, že Slunce se pohybuje rychlostí asi 25 km/s přes Místní mezihvězdné mračno a může jej opustit během příštích 10 000 let. Sluneční vítr hraje důležitou roli v interakci sluneční soustavy s mezihvězdnou hmotou .

Sluneční vítr je proud nabitých částic (hlavně vodíkové a heliové plazma ), vytékající ze sluneční koróny se zvyšující se rychlostí a velkou rychlostí. Rychlost slunečního větru v heliopauze je přibližně 450 km/s. Tato rychlost převyšuje rychlost zvuku v mezihvězdném prostředí. A pokud si srážku mezihvězdného prostředí a slunečního větru představíme jako srážku dvou proudů, pak při jejich interakci vzniknou rázové vlny. A samotné médium lze rozdělit do tří oblastí: oblast, kde jsou pouze částice ISM, oblast, kde jsou pouze částice hvězdného větru a oblast jejich interakce.

A pokud by byl mezihvězdný plyn zcela ionizován, jak se původně předpokládalo, pak by bylo vše přesně tak, jak je popsáno výše. Ale jak ukázala již první pozorování meziplanetárního prostředí v Ly-aplze, neutrální částice mezihvězdného prostředí pronikají do sluneční soustavy [9] . Jinými slovy, Slunce interaguje s neutrálním a ionizovaným plynem různými způsoby.

Interakce s ionizovaným plynem

Hranice rázové vlny

Za prvé, sluneční vítr se zpomalí, stane se hustším, teplejším a turbulentnějším . Okamžik tohoto přechodu se nazývá terminační šok a nachází se ve vzdálenosti asi 85–95 AU . e. ze Slunce. (Podle údajů získaných z vesmírných stanic Voyager 1 a Voyager 2 , které tuto hranici překročily v prosinci 2004 a srpnu 2007.)

Heliosféra a heliopauza

Dalších asi 40 ráno. e. sluneční vítr se srazí s mezihvězdnou hmotou a nakonec se zastaví. Tato hranice oddělující mezihvězdné prostředí od hmoty sluneční soustavy se nazývá heliopauza . Ve tvaru vypadá jako bublina, protáhlá ve směru opačném k pohybu Slunce. Oblast prostoru ohraničená heliopauzou se nazývá heliosféra .

Podle údajů sondy Voyager se ukázalo, že heliopauza na jižní straně je blíže než na severu (73, respektive 85 astronomických jednotek). Přesné důvody pro toto jsou stále neznámé; podle prvních předpokladů může být asymetrie heliopauzy způsobena působením superslabých magnetických polí v mezihvězdném prostoru Galaxie .

tlumič luku

Na druhé straně heliopauzy, ve vzdálenosti asi 230 AU. To znamená, že od Slunce, podél rázu přídě (bow shock) dochází ke zpomalení od kosmických rychlostí mezihvězdné hmoty dopadající na sluneční soustavu.

Interakce s neutrálním vodíkem

Interakce neutrální částice média je mnohem složitější. Za prvé může (částice) odevzdat svůj elektron iontu ze slunečního větru (efekt dobíjení) a za druhé může jít ke Slunci, kde bude ovlivněna přitažlivou silou a světelným tlakem.

První efekt vede k prudkému zmenšení velikosti heliosféry a ostrým kontrastům, které, jak vědci doufají, Voyager 1 a Voyager 2 budou schopny detekovat. Změní také obraz v ohonu heliosféry (kde se pohybuje Pioneer-10), objeví se Machův disk, tangenciální diskontinuita a odražená rázová vlna [10] . Bohužel je nemožné ověřit tyto efekty pozorováním ze Země a lze jen doufat v měření kosmickými loděmi.

Mnohem zajímavější z pohledu pozorovatele jsou ty částice mezihvězdného prostředí, kterým se podařilo proniknout do meziplanetárního prostředí. Můžete je nejen pozorovat, ale také získat informace o:

podmínky na okraji heliosféry;
mnoho důležitých detailů chemie mezihvězdného prostředí;
turbulence mezihvězdného prostředí;
fyzikální podmínky v mezihvězdném prostředí.

Poznámky

↑ Vesmírná fyzika / editoval R. A. Sunyaev. - 2. vyd. - M .: Sovětská encyklopedie, 1986. - S. 386.
↑ Bacon F, Sylva. 1626
↑ Patterson, Robert Hogarth "Barva v přírodě a umění", Eseje o historii a umění 10 Přetištěno z Blackwood's Magazine. 1862
↑ Heger, Mary Lea. Stacionární sodíkové čáry ve spektroskopických dvojhvězdách // Publikace Astronomické společnosti Pacifiku . - 1919. - Sv. 31 , č. 184 . - str. 304-305 . - doi : 10.1086/122890 . - .
↑ Beals, CS (1936), „O interpretaci mezihvězdných čar“ , Monthly Notices of the Royal Astronomical Society 96: 661
↑ Pickering, W. H. (1912), „Pohyb sluneční soustavy týkající se mezihvězdného absorbujícího média“ Archivováno 10. ledna 2016 na 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. Mezihvězdná hmota // Publikace Astronomické společnosti Pacifiku . - 1930. - Sv. 42 , č. 246 . - str. 99-104 . - doi : 10.1086/124007 . - .
↑ Adams, T. F.; Frisch, PC Pozorování na pozadí alfa oblohy Lyman ve vysokém rozlišení // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 1977. - Sv. 212 . - str. 300-308 . - doi : 10.1086/155048 . - .
↑ Vliv mezihvězdného prostředí na strukturu heliosféry . Získáno 15. června 2009. Archivováno z originálu 12. března 2012. (neurčitý)

Literatura

Bochkarev N.G. Základy fyziky mezihvězdného prostředí. — ISBN 978-5-397-01034-4 .
A.V. Zasov, K.A. Postnov. Obecná astrofyzika. - Fryazino: Century 2, 2006. - ISBN 5-85099-169-7 .
Bacon, Francis (1626), Sylva (3545 ed.)
Beals, CS (1936), O interpretaci mezihvězdných čar , 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 (sekce 2) , New York: Christiania (nyní Oslo), H. Aschelhoug & Co., s. 720 , < https://archive.org/details/norwegianaurorap01chririch > vyprodáno, plné znění online
Boyle, Robert (1674), Excelence of Theology Compar'd with Natural Philosophy , sv. ii. iv., str. 178
Burke, JR & Hollenbach, DJ (1983), Interakce plynu a zrn v mezihvězdném médiu – Thermal akomodace a zachycení , 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 & Habing, HJ (1969), Cosmic-Ray Heating of the Interstellar Gas , Astrophysical Journal Vol. 155: L149 , DOI 10.1086/180324
Ferriere, K. (2001), The Interstellar Environment of our Galaxy , Reviews of Modern Physics vol . 73 (4): 1031–1066 , DOI 10.1103/RevModPhys.73.1031
Haffner, L.M.; Reynolds, RJ; Tufte, S. L. & Madsen, GJ (2003), The Wisconsin Ha Mapper Northern Sky Survey , Astrophysical Journal Supplement Vol. 145(2):405 , DOI 10.1086/378850 . Wisconsin Hα Mapper je financován National Science Foundation .
Heger, Mary Lea (1919), Stacionární sodíkové čáry ve spektroskopických binárních soustavách , Publikace Astronomické společnosti Pacific vol . 31 (184): 304 , DOI 10.1086/122890
McKee, CF & Ostriker, JP (1977), Teorie mezihvězdného prostředí – Tři složky regulované výbuchy supernov v nehomogenním substrátu , Astrophysical Journal T. 218: 148 , DOI 10.1086/155667
Patterson, Robert Hogarth (1862), Barva v přírodě a umění, Essays in History and Art vol . 10 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
Kámen, ES; Cummings, AC; McDonald, FB & Heikkila, BC (2005), Voyager 1 Explores the Termination Shock Region and the Heliosheath Beyond , Science vol . 309 (5743): 2017–20, PMID 16179468 , DOI 10.11126/DOI 10.111126
Thorndike, S. L. (1930), Interstellar ,10.1086/124007:doi . 42 (246): 99,Publications of the Astronomical Society of the Pacific,Matter >

Odkazy

Freeview Video 'Chemie mezihvězdného prostoru' William Klemperer, Harvard University // Diskuse o královské instituci od Vega Science Trust
Mezihvězdné médium: online výukový program

Slovníky a encyklopedie	Skvělý norský Velký Rus okolo světa okolo světa Britannica (online) Universalis
V bibliografických katalozích	GND : 4162140-2 J9U : 987007558027505171 LCCN : sh85067526 LNB : 000171496 NDL : 00570319

mezihvězdné médium
Komponenty	mezihvězdný plyn mezihvězdný prach mezihvězdný oblak kosmické paprsky Magnetické pole
mlhoviny	Difuzní (světelná) mlhovina temná mlhovina emisní mlhovina reflexní mlhovina pozůstatek supernovy planetární mlhovina protoplanetární mlhovina
Oblasti vzniku hvězd	molekulární mrak Kulička Kraj H II
Cirkumstelární útvary	Circumstellar disk ( Akreční disk protoplanetární disk zbytkový disk ) Polární tryskové proudy Herbig Object - Haro
Záření	Hvězdný vítr