Strömgrenin pallo

Strömgrenin pallo on ionisoidun vedyn pallomainen kuori O- tai B - spektrityypin nuoren tähden ympärillä . Teoreettisen perustelun tällaiselle rakenteelle antoi Bengt Strömgren vuonna 1937. Ruusukkeen sumu on yksi tunnetuimmista esimerkeistä tämäntyyppisestä emissio -sumusta H II -alueilla .

Fyysinen perustelu

Erittäin kuumat O- tai B-spektrityypin tähdet säteilevät erityisesti spektrin ultraviolettiosassa paljon energiaa, mikä voi ionisoida ympäröivän tähtienvälisen aineen neutraalin vedyn (HI), minkä seurauksena vetyatomi voi menettää kykynsä. yksi elektroni. Tätä vetyatomin tilaa kutsutaan nimellä H II. Jonkin ajan kuluttua vapaat elektronit yhdistyvät näiden vetyionien kanssa. Energiaa säteilee uudelleen, eikä yksi fotoni säteile, vaan useita fotoneja, joilla on pienempi energia. Fotonit menettävät energiaa liikkuessaan tähden pinnalta, eikä niillä ole tarpeeksi energiaa ionisoida atomeja. Muuten suurin osa tähtienvälisestä väliaineesta olisi ionisoituneessa tilassa. Strömgrenin pallo on teoreettinen malli, joka kuvaa ionisoidun kaasun alueita.

Malli

Ensimmäisessä ja yksinkertaisimmassa muodossaan, jonka tanskalainen astrofyysikko Bengt Strömgren kehitti vuonna 1939, malli tarkastelee tietyn lämpötilan ja valoisuuden yksittäisen tähden (tai läheisen samankaltaisten tähtien joukon) sähkömagneettisen säteilyn vaikutusta ympäröivään tähtienväliseen aineeseen . tietystä tiheydestä. Laskelmien yksinkertaistamiseksi tähtienvälisen väliaineen oletetaan olevan homogeeninen ja koostuvan vain vedystä.

Strömgrenin johtama kaava kuvaa yhtäältä keskitähden valoisuuden ja lämpötilan sekä toisaalta ympäröivän vedyn tiheyden välistä suhdetta. Näitä suhteita käyttämällä on mahdollista laskea ionisoidun kaasun alueen mitat. Strömgren-malli osoittaa myös, että Strömgren-pallon rajalla ionisaatioaste on erittäin jyrkkä. Syynä tähän on se, että ionisoidun vedyn ja neutraalin vedyn välinen siirtymäalue on hyvin kapea verrattuna Strömgren-pallon kokonaiskokoon. [yksi]

Edellä mainitut suhteet ovat seuraavat:

mitä kuumempi ja kirkkaampi keskitähti, sitä suurempi Strömgren-pallo;
mitä tiheämpi ympäröivä vety, sitä pienempi on Strömgren-pallo.

Strömgren-mallissa pallomainen alue koostuu lähes yksinomaan vapaista protoneista ja elektroneista. Hyvin pieni määrä vetyatomeja ilmestyy, kun tiheys kasvaa suunnilleen eksponentiaalisesti pintaa kohti. Pallon ulkopuolella atomien taajuuksilla oleva säteily jäähdyttää kaasua voimakkaasti, mikä ilmenee ohuen alueen läsnä ollessa, jossa tähden lähettämä säteily absorboituu suurelta osin atomeihin, jotka menettävät energiaa säteillessä kaikkiin suuntiin. Näin ollen Strömgrenin järjestelmä näyttää kirkkaalta tähdeltä, jota ympäröi heikosti säteilevä ja huonosti näkyvä kuori.

Kaulakorusumu on täydellinen esimerkki Strömgrenin pallosta, se näyttää kirkkaiden alueiden ympyrältä. Keskialueen tähti on liian himmeä havaittavaksi.

Supernova 1987A : n jäännöksessä Strömgrenin kuori on muotoutunut tiimalasin muotoiseksi, jonka reunat näyttävät kolmelta kirkkaalta ympyrältä.

Sekä Strömgrenin alkuperäinen malli että McCullochin muunneltu malli eivät huomioineet pölyn vaikutuksia, materiaalin tukkeutumista, säteilyn siirtymisen yksityiskohtia ja dynaamisia vaikutuksia. [2]

Historia

Vuonna 1938 amerikkalaiset tähtitieteilijät Otto Struve ja Chris T. Alvey julkaisivat havaintoja emissiosumuista Cygnuksen ja Cepheuksen tähdistöissä, joista suurin osa ei keskittynyt yksittäisiin kirkkaisiin tähtiin (toisin kuin planetaariset sumut). He ehdottivat, että spektrityyppien O ja B tähtien ultraviolettisäteily voi olla tällaisten alueiden olemassaololle välttämätön energialähde. [3]

Vuonna 1939 Bengt Strömgren pohti tähtienvälisen vedyn ionisaatio- ja viritysongelmaa. [1] Juuri tämä teos liittyy Strömgrenin sfäärin määritelmään. Tämä käsite esiintyy kuitenkin vuoden 1937 teoksessa. [neljä]

Vuonna 2000 Peter McCulloch julkaisi muunnetun mallin, joka ottaa huomioon pallomaisen ontelon, jonka keskustan ei tarvitse olla samassa keskitähden kanssa. Tällaisia onteloita voivat luoda tähtituuli ja supernovaräjähdykset. Tuloksena saadut simulaatiokuvat muistuttavat havaittuja H II -alueita paljon enemmän kuin alkuperäinen malli. [2]

Matemaattinen kuvaus

Oletetaan, että alue on täsmälleen pallomainen, täysin ionisoitunut (x=1) ja koostuu vain vedystä, niin protonien lukutiheys on yhtä suuri kuin elektronien tiheys ( ). Silloin Strömgrenin säde vastaa aluetta, jossa rekombinaationopeus on yhtä suuri kuin ionisaationopeus. Harkitse rekombinaationopeutta kaikilla energiatasoilla , joka on yhtä suuri kuin $n_{e}=n_{p}$ ${\displaystyle N_{R))$

N_{R}=\sum _{n=2}^{\infty }N_{n},

$N_{n}$ on n:nnen energiatason rekombinaationopeus. Syy siihen, miksi n=1 on poissuljettu, on se, että jos elektroni yhdistyy suoraan maanpinnalle, vetyatomi vapauttaa toisen fotonin, joka voi ionisoida toisen atomin perustilasta. Tämä on tärkeää, koska sähköinen dipolimekanismi tuottaa aina ionisaatiota maanpinnasta, joten eliminoimme n=1 ja lisäämme kenttäionisaatiovaikutuksia. Tietyn energiatason rekombinaationopeus on (pisteessä ): $N_{n}$ $n_{e}=n_{p}$

N_{n}=n_{e}n_{p}\beta _{n}(T_{e})=n_{e}^{2}\beta _{n}(T_{e}),

missä on rekombinaatiokerroin n :nnelle energiatasolle tilavuusyksikössä lämpötilassa , joka on elektronien lämpötila kelvineinä ja jonka katsotaan yleensä olevan yhtä suuri kuin koko pallon lämpötila. Summauksen jälkeen saamme $\beta _{n}(T_{e})$ $T_{e}$

N_{R}=n_{e}^{2}\beta _{2}(T_{e}),

missä on kokonaisrekombinaationopeus, jonka likimääräinen arvo on yhtä suuri kuin $\beta _{2}(T_{e})$

\beta _{2}(T_{e})\noin 2\kertaa 10^{-16}T_{e}^{-3/4}\ \mathrm {[m^{3}s^{ -yksi}]} .

Käyttämällä nukleonien (tässä tapauksessa protonien) lukumääränä voimme ottaa käyttöön ionisaatioasteen , joten niin ja neutraalin vedyn määrätiheys on . Arvioimme ionisaationopeuden käyttämällä tietoja poikkileikkauksesta (mitta vastaa pinta-alaa) ja ionisoivien fotonien lukumäärää pinta-alayksikköä kohti sekunnissa . $n$ $0\leq x\leq 1$ $n_{e}=xn$ $n_{h}=(1-x)n$ $\alpha _{0}$ $J$ ${\displaystyle N_{I))$

N_{I}=\alpha _{0}n_{h}J.

Yksinkertaisuuden vuoksi otamme huomioon vain geometrisen muutoksen , kun siirrymme pois ionisoivan säteilyn lähteestä (vuon lähde ), joten käänteinen neliölaki pätee : $J$ $S_{*}$

\alpha _{0}n_{h}J(r)={\frac {3S_{*}}{4\pi r^{3}}}.

Jatketaan Strömgrenin säteen määrittämiseen rekombinaation ja ionisaation välisestä tasapainosta\ $R_{S}$

{\frac {4\pi }{3}}(nx)^{2}\beta _{2}R_{S}^{3}=S_{*},

sitten muistaen, että alueen katsotaan olevan täysin ionisoitunut ( x = 1):

R_{S}=\left({\frac {3}{4\pi }}{\frac {S_{*}}{n^{2}\beta _{2}}}\oikea)^ {\frac {1}{3).

Tämä suure on spektrityypin O tai B tähden ionisoiman alueen säde.

Muistiinpanot

↑ 1 2 Strömgren, Bengt. Tähtienvälisen vedyn fyysinen tila // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 1939. - Voi. 89 . - s. 526-547 . - doi : 10.1086/144074 . - .
↑ 1 2 McCullough Peter R. Modified Strömgren Sphere // Tyynenmeren tähtitieteellisen seuran julkaisut . - 2000. - T. 112 , nro 778 . - S. 1542-1548 . - doi : 10.1086/317718 . - .
↑ Struve Otto; Elvey Chris T. Emission nebulosities in Cygnus and Cepheus // The Astrophysical Journal : Journal. - IOP Publishing , 1938. - Voi. 88 . - s. 364-368 . - doi : 10.1086/143992 . - .
↑ Kuiper Gerard P.; Struve Otto; Stromgren Bengt. ε Aurigaen tulkinta // The Astrophysical Journal : Journal. - IOP Publishing , 1937. - Voi. 86 . - s. 570-612 . - doi : 10.1086/143888 . - .