Interstellært medium

Den aktuelle version af siden er endnu ikke blevet gennemgået af erfarne bidragydere og kan afvige væsentligt fra den version , der blev gennemgået den 14. juli 2022; checks kræver 3 redigeringer .

Det interstellare medium (ISM) er det stof og de felter , der fylder det interstellare rum inde i galakser [1] . Sammensætning: interstellar gas, støv (1% af gasmassen), interstellare elektromagnetiske felter, kosmiske stråler samt hypotetisk mørkt stof . Den kemiske sammensætning af det interstellare medium er et produkt af primær nukleosyntese og kernefusion i stjerner . Gennem hele deres liv udsender stjerner en stjernevind , som returnerer elementer fra stjernens atmosfære til miljøet . Og i slutningen af en stjernes levetid bliver skallen kastet fra den, hvilket beriger det interstellare medium med produkter fra kernefusion.

Den rumlige fordeling af det interstellare medium er ikke-triviel. Ud over generelle galaktiske strukturer, såsom en bar (bar) og spiralarme af galakser, er der separate kolde og varme skyer omgivet af varmere gas. Hovedtræk ved ISM er dens ekstremt lave tæthed, i gennemsnit 1.000 atomer pr. kubikcentimeter.

Opdagelseshistorie

Karakteren af det interstellare medium har tiltrukket sig opmærksomhed fra astronomer og videnskabsmænd i århundreder. Udtrykket "interstellart medium" blev første gang brugt af F. Bacon i 1626 [2] . "Åh, himlen mellem stjernerne, den har så meget til fælles med stjernerne, den kredser (om Jorden) ligesom enhver anden stjerne." Den senere naturfilosof Robert Boyle protesterede i 1674 : "Himlens interstellare område, som nogle moderne epikureere mener , må være tomt."

Efter skabelsen af moderne elektromagnetisk teori postulerede nogle fysikere, at den usynlige lysende æter er mediet til transmission af lysbølger. De troede også, at æteren fyldte det interstellare rum. Robert Patterson i 1862 skrev [3] : "Denne udstrømning er grundlaget for vibrationer eller oscillerende bevægelser i æteren, der fylder det interstellare rum."

Brugen af dybe fotografiske undersøgelser af nattehimlen gjorde det muligt for E. Barnard at opnå det første billede af en mørk tåge , som skilte sig ud i silhuet mod baggrunden af stjernerne i galaksen. Den første opdagelse af koldt diffust stof blev dog gjort af D. Hartmann i 1904 efter opdagelsen af et fast absorptionsspektrum i emissionsspektret af binære stjerner , som blev observeret for at teste Doppler-effekten .

I sin historiske undersøgelse af Delta Orion -spektret studerede Hartmann kredsløbene for Delta Orion-systemets ledsagere og lyset, der kommer fra stjernen, og indså, at noget af lyset absorberes på vej til Jorden. Hartmann skrev, at "absorptionslinjen for calcium er meget svag", og også at "det viste sig at være noget overraskende, at calciumlinjerne ved en bølgelængde på 393,4 nanometer ikke bevæger sig i den periodiske divergens af spektrallinjer, der er til stede i spektroskopiske linjer. binære stjerner ". Den stationære karakter af disse linjer gjorde det muligt for Hartmann at antyde, at den gas, der er ansvarlig for absorptionen, ikke er til stede i atmosfæren i Delta Orion, men tværtimod er placeret uden for stjernen og er placeret mellem stjernen og observatøren. Denne undersøgelse var begyndelsen på studiet af det interstellare medium.

Efter Hartmanns forskning opdagede Mary Eger i 1919, mens hun studerede absorptionslinjer ved 589,0 og 589,6 nanometer i systemerne Orion og Beta Scorpio , natrium i det interstellare medium [4] .

Yderligere undersøgelser af "H"- og "K" -linierne af calcium af Beals [5] (1936) gjorde det muligt at detektere dobbelte og asymmetriske spektrumprofiler af Epsilon og Zeta Orionis . Disse var de første omfattende undersøgelser af det interstellare medium i stjernebilledet Orion . Asymmetrien af absorptionslinjeprofilerne var resultatet af overlejringen af adskillige absorptionslinjer, som hver svarer til atomare overgange (for eksempel "K"-linjen af calcium) og forekom i interstellare skyer, som hver havde sin egen radiale hastighed . Da hver sky bevæger sig med forskellige hastigheder i det interstellare rum, både mod Jorden og bevæger sig væk fra den, som et resultat af Doppler-effekten , flyttede absorptionslinjerne sig enten til den violette eller til den røde side. Denne undersøgelse bekræftede, at stof ikke er jævnt fordelt i det interstellare rum.

Intensive undersøgelser af interstellart stof gjorde det muligt for W. Pickering i 1912 at udtale [6] , at "det interstellare absorberende medium, som, som Kaptein viste , kun absorberer ved bestemte bølgelængder, kan indikere tilstedeværelsen af gas og gasformige molekyler, som udstødes af Solen og stjerner ."

Også i 1912 opdagede Victor Hess kosmiske stråler , energisk ladede partikler, der bombarderer Jorden fra rummet. Dette gjorde det muligt for nogle forskere at sige, at de også fylder det interstellare medium. Den norske fysiker Christian Birkeland skrev i 1913: ”Den konsekvente udvikling af vores synspunkt får os til at antage, at hele rummet er fyldt med elektroner og frie ioner af enhver art. Vi har også en tendens til at tro, at alle stjernesystemer stammer fra ladede partikler i rummet. Og det virker slet ikke utroligt at tro, at det meste af universets masse ikke kan findes i stjernesystemer eller stjernetåger , men i det "tomme" rum" [7]

Thorndike skrev i 1930: "Det ville være forfærdeligt at indse, at der er en uoverstigelig kløft mellem stjernerne og fuldstændig tomhed. Auroras ophidses af ladede partikler, der udsendes af vores sol. Men hvis millioner af andre stjerner også udsender ladede partikler, og det er en indiskutabel kendsgerning, så kan der slet ikke eksistere et absolut vakuum i galaksen” [8] .

Observationsmanifestationer

Vi lister de vigtigste observationsmanifestationer:

Tilstedeværelsen af lysende tåger af ioniseret brint omkring varme stjerner og reflekterende gas- og støvtåger i nærheden af køligere stjerner;
Svækkelse af stjernelys (interstellar absorption) på grund af støv, der er en del af det interstellare medium. Samt den tilhørende rødme af lyset; tilstedeværelsen af uigennemsigtige tåger;
Polarisering af lys på støvkorn orienteret langs galaksens magnetfelt;
Infrarød stråling fra interstellart støv;
Radioemission af neutral brint i radioområdet ved en bølgelængde på 21 cm;
Bløde røntgenstråler fra en varm forkælet gas;
Synkrotronstråling af relativistiske elektroner i interstellare magnetfelter;
Stråling fra kosmiske masere .

Strukturen af ISM er ekstremt ikke-triviel og heterogen: gigantiske molekylære skyer, refleksionståger, protoplanetariske tåger, planetariske tåger, kugler osv. Dette fører til en bred vifte af observationsmanifestationer og -processer, der forekommer i mediet. Følgende tabel viser egenskaberne for hovedkomponenterne i diskmiljøet:

Fase	Temperatur ( K )	Koncentration (cm −3 )	Skymasse ( M ⊙ )	Størrelse ( stk )	Andel af besat volumen	Observationsmetode
koronal gas	~5⋅10 5	~0,003	-	-	~0,5	Røntgen, absorptionslinjer af metaller i UV
Lyse HII områder	~10 4	~30	~300	~10	~10 −4	Lys linje H α
HII-zoner med lav tæthed	~10 4	~0,3	-	-	~0,1	Linje Hα _
Intercloud miljø	~10 4	~0,1	-	-	~0,4	Lyα linje _
Varme HI regioner	~10 3	~1	-	-	~0,01	HI-stråling ved λ =21 cm
Maser kondensationer	<100	~10 10	~10 5	~10 −5		Maser emission
HI skyer	≈80	~10	~100	~10	~0,01	HI-absorption ved λ =21 cm
Kæmpe molekylære skyer	~20	~300	~3⋅10 5	~40	~3⋅10 −4
molekylære skyer	≈10	~10 3	~300	~1	~10 −5	Absorptions- og emissionslinjer af molekylært brint i radio- og infrarøde spektrum.
Kugler	≈10	~10 4	~20	~0,3	~3⋅10 −9	Absorption i det optiske område.

Maser-effekt

I 1965 blev der fundet meget intense og smalle linjer med λ = 18 cm i en række radioemissionsspektre. Yderligere undersøgelser viste, at linjerne tilhører OH-hydroxylmolekylet , og deres usædvanlige egenskaber er resultatet af maseremission . I 1969 blev maserkilder fra et vandmolekyle ved λ = 1,35 cm opdaget, og senere blev der opdaget masere, der også virker på andre molekyler.

For maseremission er en omvendt population af niveauerne nødvendig (antallet af atomer på det øvre resonansniveau er større end ved det nederste). Derefter, der passerer gennem stoffet, forstærkes lyset med bølgens resonansfrekvens, ikke svækkes (dette kaldes masereffekten). For at opretholde en omvendt befolkning er en konstant pumpning af energi nødvendig, så alle rummasere er opdelt i to typer:

Masere forbundet med unge (alder 10 5 år) varme OB -stjerner (og muligvis med protostjerner) og placeret i stjernedannende områder.
Masere forbundet med højt udviklede kølige stjerner med høj lysstyrke.

Fysiske egenskaber

Mangel på lokal termodynamisk ligevægt (LTE)

I det interstellare medium er koncentrationen af atomer og dermed den optiske tykkelse lille. Det betyder, at den effektive strålingstemperatur er stjernernes strålingstemperatur (~5000 K) , som på ingen måde svarer til selve mediets temperatur. I dette tilfælde kan plasmaets elektron- og iontemperaturer afvige meget fra hinanden, da energiudvekslingen ved kollision forekommer ekstremt sjældent. Der er således ikke en enkelt temperatur selv i lokal forstand.

Fordelingen af antallet af atomer og ioner over niveaupopulationerne bestemmes af balancen mellem rekombinations- og ioniseringsprocesser. LTE kræver, at disse processer er i ligevægt, så den detaljerede balancebetingelse er opfyldt, men i det interstellare medium har direkte og omvendte elementære processer en forskellig karakter, og derfor kan en detaljeret balance ikke etableres.

Og endelig fører den lille optiske tykkelse til hård stråling og hurtigt ladede partikler til, at den energi, der frigives i ethvert område i rummet, føres væk over lange afstande, og afkøling sker gennem hele volumen på én gang og ikke i det lokale rum ekspanderende med en hastighed lyd i miljøet. Det samme gælder for opvarmning. Termisk ledningsevne er ikke i stand til at overføre varme fra en fjern kilde, og processer, der opvarmer store mængder på én gang, spiller ind.

Men på trods af fraværet af LTE, selv i et meget sjældent kosmisk plasma, etableres en Maxwellsk fordeling af elektroner over hastigheder, svarende til mediets temperatur; derfor kan man til fordelingen af partikler over energier bruge Boltzmann-formlen og snak om temperatur. Dette sker på grund af langrækkende virkning af Coulomb-kræfterne på ret kort tid (for et rent brintplasma er denne tid i størrelsesordenen 10 5 s ), meget mindre end tidspunktet for kollision mellem partikler.

For at beskrive gassens tilstand introducerer vi den volumetriske kølekoefficient og den volumetriske varmekoefficient . Så vil energibevarelsesloven for volumenelementet dV med intern energi E og tryk P blive skrevet som: $\Lambda(n,T)$ $\Gamma(n,T)$

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

Ved termisk ligevægt er dQ/dt = 0 , hvilket betyder, at mediets ligevægtstemperatur kan findes ud fra forholdet Γ = Λ .

Opvarmningsmekanismer

Når vi siger, at mediet opvarmes, mener vi en stigning i den gennemsnitlige kinetiske energi. Volumetrisk opvarmning øger den kinetiske energi af hver partikel. Hver partikel pr. tidsenhed kan øge sin energi med en endelig mængde, og i fravær af termodynamisk ligevægt betyder det, at mediets opvarmningshastighed er direkte proportional med antallet af partikler pr. volumenenhed, det vil sige koncentrationen Γ ( n , T ) = nG ( T ) . Funktionen G ( T ) [erg/s] kaldes opvarmningseffektiviteten og beregnes gennem de elementære processer vekselvirkning og stråling.

Ultraviolet stråling fra stjerner (fotoionisering)

Den klassiske fotoelektriske effekt: energien af et kvante bruges på ionisering af et atom fra et vilkårligt niveau i og den kinetiske energi af en elektron. Så kolliderer elektronerne med forskellige partikler, og den kinetiske energi bliver til energien af kaotisk bevægelse, gassen opvarmes.

Den interstellare gas består dog af brint, som kun kan ioniseres af hårdt ultraviolet lys. Derfor er de vigtigste "interceptorer" af UV-kvanter urenhedsatomer: jern, silicium, svovl, kalium osv. De spiller en vigtig rolle i etableringen af varmebalancen for kold gas.

chokbølger

Chokbølger opstår under processer, der fortsætter med supersoniske hastigheder (for ISM er dette 1-10 km/s ). Dette sker under en supernovaeksplosion, granatudstødning, kollision af gasskyer med hinanden, gravitationssammenbrud af en gassky osv. Bag fronten af stødbølgen bliver den kinetiske energi af den rettede bevægelse hurtigt til energien af det kaotiske. bevægelse af partikler. Nogle gange kan temperaturen nå enorme værdier (op til en milliard grader inde i supernova-resterne), hvor hovedenergien kommer fra bevægelsen af tunge ioner (iontemperatur). Først er temperaturen på den lette elektrongassen meget lavere, men gradvist, på grund af Coulomb-interaktioner, udlignes ion- og elektrontemperaturerne. Hvis der er et magnetfelt i plasmaet, overtager turbulens den første violins rolle i at udligne ion- og elektrontemperaturerne.

Gennemtrængende stråling og kosmiske stråler

Kosmiske stråler og diffuse røntgenstråler er de vigtigste kilder til ionisering af det interstellare medium, og ikke ultraviolet, som man kunne forvente. Kosmiske strålepartikler, der interagerer med mediet, danner elektroner med meget høj energi. Denne energi går tabt af en elektron i elastiske kollisioner, såvel som i uelastiske, hvilket fører til ionisering eller excitation af atomer og ioner. Supratermiske elektroner med energier mindre end 10 eV mister energi ved elastiske kollisioner og opvarmer gassen. En sådan mekanisme er ekstremt effektiv ved temperaturer på 10 6 K . Ved 10 7 K sammenlignes elektronernes karakteristiske termiske hastighed med den termiske hastighed for lavenergi-kosmiske strålepartikler, og opvarmningshastigheden falder kraftigt.

Ionisering og opvarmning ved hjælp af bløde diffuse røntgenstråler fra en varm gas adskiller sig ikke grundlæggende fra opvarmning med kosmiske stråler. Den eneste forskel er i opvarmningshastigheden (den er en størrelsesorden højere for kosmiske stråler) og i det meget større fotoioniseringstværsnit fra de indre skaller af røntgenstråler.

Hård elektromagnetisk stråling (røntgen og gammakvanter)

Det udføres hovedsageligt af sekundære elektroner under fotoionisering og under Compton-spredning . I dette tilfælde er energien, der overføres til den hvilende elektron lig med

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

hvor m e er elektronmassen ,

c er lysets hastighed , h er Plancks konstant , ν er fotonfrekvensen før spredning, θ er spredningsvinklen.

For lave fotonenergier er spredningstværsnittet Thomsons : cm². $h\nu \ll m_{e}c^{2}$ ${\displaystyle \sigma _{T}\simeq 6.65\cdot 10^{-25))$

Kølemekanismer

Som allerede nævnt er det interstellare medium optisk tyndt og har en lav densitet, og hvis det er tilfældet, så er hovedafkølingsmekanismen udsendelsen af fotoner. Emissionen af kvanter er forbundet med binære interaktionsprocesser (partikel-partikel), så den totale volumetriske kølehastighed kan repræsenteres som , hvor kølefunktionen λ kun afhænger af mediets temperatur og kemiske sammensætning. $\Lambda (n,T)=n^{2}\lambda (T)$

Fri-fri (bremsstrahlung) stråling

Fri-fri (bremsstrahlung) stråling i rumplasma er forårsaget af Coulomb-kræfterne til tiltrækning eller frastødning. Elektronen accelererer i ionfeltet og begynder at udstråle elektromagnetiske bølger, bevæger sig fra en åben (i klassisk forstand) kredsløb til en anden, men forbliver fri, det vil sige at have tilstrækkelig energi til at gå til det uendelige. I dette tilfælde udsendes hele spektret fra røntgenstråler til radio. Den energi, der frigives i dette tilfælde fra en enhedsvolumen inden for en rumvinkel pr. tidsenhed, er lig med:

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

[erg/(cm³ s sr Hz)],

hvor er brydningsindekset, $n_{\nu}$

g er den såkaldte Gaunt-multiplikator (tager hensyn til kvanteeffekter og delvis screening af kernen med elektroner, tæt på 1 i det optiske område),

n_{e}

og er koncentrationerne af henholdsvis elektroner og ioner,

n_{i}

Z er ionladningen i enheder af elementær ladning.

For et rent hydrogenplasma med lige stor koncentration af protoner og elektroner er den volumetriske afkølingskoefficient

\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)]

(indekset ff betyder fri-fri (fri-fri) overgange). Rumplasmaet er dog ikke rent brint, det indeholder tunge grundstoffer, på grund af den store ladning, hvoraf køleeffektiviteten øges. Til et fuldt ioniseret medium med en normal kosmisk overflod af grundstoffer . Denne mekanisme er især effektiv til plasmaer med T > 10 5 K . $\Lambda _{\mathrm {ff} }\ca. 1,7\Lambda _{\mathrm {ff} }(\mathrm {H} )$

Rekombinationsstråling

Radiativ rekombination Ved strålingsrekombination er brøkdelen af den kinetiske energi af den rekombinerende elektron ekstremt lille i energien af den udsendte foton (hvor er ioniseringspotentialet for det niveau, hvortil elektronen rekombinerer). Da næsten altid , så er det meste af den frigivne energi ikke termisk. Derfor er strålingsrekombination generelt ineffektiv til gaskøling. Imidlertid overstiger strålingseffekten pr. volumenhed på grund af strålingsrekombination for et ligevægtsmedium med T < 10 5 K bremsstrahlung-tabene . ${\displaystyle h\nu =\xi _{i}+m_{e}v^{2))$ $\xi _{i}$ $\xi _{i}\gg m_{e}v^{2}/2$ ${\displaystyle \Lambda _{r}\ca. 4\Lambda _{\mathrm {ff} ))$
Dielektronisk rekombination Dielektronisk rekombination består af to trin. Først exciterer en energisk elektron et atom eller ion, så der dannes en ustabil ion med to exciterede elektroner. Yderligere udsendes enten en elektron, og ionen holder op med at være ustabil (autoionisering), eller en foton med en energi i størrelsesordenen af ioniseringspotentialet udsendes, og ionen bliver igen stabil. For at excitere et atom har du brug for en meget hurtig elektron med energi over gennemsnittet. Med et fald i antallet af sådanne elektroner falder systemets gennemsnitlige energi, og mediet afkøles. Denne kølemekanisme begynder at dominere over strålingsrekombination ved T > 10 5 K .

To-foton stråling

For forbudte resonansovergange fra niveauer i brint og fra niveauer i helium og heliumlignende ioner udsendes to fotoner (en-fotonovergang er forbudt i henhold til udvælgelsesreglerne). Disse niveauer er ophidsede hovedsageligt på grund af elektroniske påvirkninger. Den samlede energi af de resulterende fotoner svarer til energiforskellen mellem de to niveauer, men hver af fotonerne har ikke en fast energi, og der dannes kontinuerlig stråling, som observeres i HII-zonerne (ioniseret brint). Disse fotoner har en bølgelængde, der er længere end Lyman-alfa- linjen , og er derfor ude af stand til at excitere et neutralt brintatom i grundtilstanden, så de forlader mediet, hvilket er hovedårsagen til afkøling af varmt rumplasma med T = 106-108K . _ _ _ $2s_{{1/2}}\højrepil 1s_{{1/2}}$ $2^{1}S_{0}$

Omvendt Compton-spredning

Hvis en foton med energi ε er spredt af en hurtig elektron med total energi , så bliver overførslen af energi og momentum fra elektronen til fotonen vigtig. Lorentz-transformationen til elektronhvilerammen giver fotonenergien i den γε , hvor γ er Lorentz-faktoren . Lad os bruge ovenstående formel for Compton-effekten, som giver energitabet af en foton spredt af en elektron i hvile, og gå tilbage til laboratoriets referenceramme, får vi energien af den spredte foton . Det kan ses, at lavfrekvente kvanter omdannes til hårde strålingskvanter. Ved at tage et gennemsnit over vinklerne af hastigheden af energitab for en sådan elektron i området for isotrop stråling, får vi $E=\gamma m_{e}c^{2}$ $\varepsilon _{1}\sim \gamma ^{2}\varepsilon$

-\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

hvor β = v / c er den dimensionsløse elektronhastighed,

u ν er frekvenstætheden af strålingsenergifordelingen.

Ved en termisk fordeling af elektroner med koncentration og temperatur T har vi . Hvis (ikke-relativistiske, relativt lavenergielektroner), så vil den volumetriske afkøling af et sådant medium være: $n_{e}$ ${\displaystyle \langle \beta ^{2}\rangle =\langle (v/c)^{2}\rangle =3kT/m_{e}c^{2))$ $\gamma \ca. 1$

\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

Compton-køling dominerer normalt i højt ioniseret og højt opvarmet plasma nær røntgenkilder. Takket være ham kan miljøet ikke varmes højere op . Denne mekanisme var vigtig i det tidlige univers før rekombinationens æra . Under normale ISM-forhold kan denne effekt negligeres. $T\sim {\frac {\varepsilon }{4k))$

Ionisering ved elektronpåvirkning

Hvis alle andre kølemekanismer er strålingsmekanismer (energi transporteres væk af fotoner), så er denne ikke-strålende. Termisk energi bruges på adskillelse af en elektron og lagres i form af indre energi af ion-elektronbindingen. Derefter fremhæves det under rekombinationer.

Emission i spektrallinjer

Hovedmekanisme for ISM-køling ved T < 10 5 K . Emission sker under overgange fra niveauer exciterede efter et elektronpåvirkning. Det spektrale område, hvori energi transporteres bort, bestemmes af temperaturen - jo højere temperatur, jo højere niveauer exciteres, jo mere energiske udsendes fotoner, og jo hurtigere sker afkølingen. Tabellen viser de linjer, der dominerer ved forskellige temperaturer.

Temperatur, K	Køling i linjer
> 10 6	Røntgenlinjer af H og He-lignende ioner af tunge grundstoffer
2⋅10 4 —10 6	Resonans UV-linjer af He og tunge op til Fe
(1-2)⋅10 4	H-linjer (for det meste Ly α )
(0,5-1)⋅10 4	Forbudte linjer af tunge elementer
30-10 4	Fjerne IR-linjer ved overgange mellem niveauerne for hovedudtrykkets fine struktur
(1-2)⋅10 3	Molekylære niveauer, hovedsageligt H 2
<30	Rotationsovergange af CO og vand H 2 O molekyler

Termisk ustabilitet

Når vi nu kender alle de elementære processer og mekanismer for afkøling og opvarmning, kan vi skrive varmebalanceligningerne i formen . Lad os nedskrive den ioniseringsbalanceligning, der er nødvendig for at finde ud af niveaupopulationen. Løsning får vi ligevægtstemperaturen T ( n ) . I betragtning af, at stoffet i det interstellare medium er ekstremt sjældent, det vil sige, at det er en ideel gas, der adlyder Mendeleev-Clapeyron-ligningen , finder vi ligevægtstrykket P ( n ) og finder, at afhængigheden minder mere om van der Waals. gastilstandsligning : der er et trykområde, hvor en værdi af P svarer til tre ligevægtsværdier af n . Løsningen i sektionen med en negativ afledt er ustabil med hensyn til små forstyrrelser: ved et tryk, der er større end miljøets tryk, vil gasskyen udvide sig, indtil der er etableret ligevægt ved en lavere tæthed, og ved et tryk, der er mindre end trykket i miljøet. miljøet, tværtimod vil det trække sig sammen. Dette forklarer den observerede dynamiske ligevægt mellem det forsindede interstellare medium og tættere interstellare gasskyer. $nG(T)=n^{2}\lambda (T)$

I et virkeligt miljø er situationen meget mere kompliceret. For det første er der et magnetfelt, der modarbejder sammentrækning, medmindre sidstnævnte forekommer langs feltlinjer. For det andet er det interstellare medium i konstant bevægelse, og dets lokale egenskaber ændrer sig konstant, nye energikilder dukker op i det, og gamle forsvinder; som følge heraf er den termiske ligevægtstilstand muligvis slet ikke opfyldt. For det tredje er der ud over termodynamisk ustabilitet gravitationelle og magnetohydrodynamiske. Og dette er uden at tage højde for nogen form for katastrofer i form af supernovaeksplosioner, tidevandspåvirkninger fra galakser, der passerer i nabolaget, eller selve gassens passage gennem galaksens spiralarme.

Forbudte linjer og 21 cm-linjen

Et karakteristisk træk ved et optisk tyndt medium er emissionen i forbudte linjer. Forbudte linjer kaldes linjer, der er forbudt af udvælgelsesreglerne, det vil sige, de opstår under overgange fra metastabile niveauer. Den karakteristiske levetid for sådanne niveauer under spontant henfald er fra 10-5 sekunder til flere dage, men der er også meget længerevarende tilstande (se nedenfor). Ved høje koncentrationer af partikler fjerner deres kollision excitationen, det vil sige, at niveauerne næsten aldrig når at lave en strålingsovergang, og emissionslinjer observeres ikke på grund af deres ekstreme svaghed. Ved lave tætheder afhænger linjeintensiteten ikke af overgangssandsynligheden, da den lave sandsynlighed kompenseres af et stort antal atomer i den metastabile tilstand. Hvis der ikke er nogen LTE, skal populationen af energiniveauer beregnes ud fra balancen mellem elementære processer af excitation og deaktivering.

Den vigtigste forbudte linje i ISM er radiolinjen af atomart brint λ = 21 cm . Denne linje opstår under overgangen mellem subniveauerne af den hyperfine struktur af niveauet af brintatomet, forbundet med tilstedeværelsen af et spin i elektronen og protonen: tilstanden med codirectional spins har en lidt højere energi end med modsat rettede ( energiforskellen mellem niveauerne er kun 5,87433 mikro-elektronvolt). Sandsynligheden for en spontan overgang mellem disse niveauer er fra -1 (det vil sige, at den exciterede tilstands levetid er 11 millioner år). Befolkningen af det øverste niveau opstår på grund af kollisionen af neutrale brintatomer, og befolkningen i niveauerne , . I dette tilfælde den volumetriske emissivitet $1^{2}S_{1/2}$ $A_{10}=2.9\cdot 10^{-15}$ $n_{1}=n_{\mathrm {H} }/4$ $n_{0}=3n_{\mathrm {H} }/4$

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

hvor φ(ν) er linjeprofilen og faktoren 4 π antager isotrop stråling.

Undersøgelser af den 21 cm lange radiolinje gjorde det muligt at fastslå, at neutral brint i galaksen hovedsageligt er indeholdt i et meget tyndt, 400 pct. tykt lag nær galaksens plan. HI-fordelingen viser tydeligt galaksens spiralarme. Zeeman -opdelingen af absorptionslinjekomponenter til stærke radiokilder bruges til at estimere magnetfeltet inde i skyer.

Frossenhed af magnetfeltet

Frossenhed af magnetfeltet betyder bevarelse af den magnetiske flux gennem ethvert lukket ledende kredsløb, når det er deformeret. Under laboratorieforhold kan den magnetiske flux betragtes som bevaret i medier med høj elektrisk ledningsevne. I grænsen for uendelig elektrisk ledningsevne ville et uendeligt lille elektrisk felt få strømmen til at stige til en uendelig værdi. Derfor bør en ideel leder ikke krydse magnetfeltlinjer og dermed excitere et elektrisk felt, men tværtimod trække langs magnetfeltlinjer. Magnetfeltet er så at sige frosset fast i lederen.

Det virkelige kosmiske plasma er langt fra ideelt, og indfrysningen af magnetfeltet skal forstås på den måde, at det tager meget lang tid at ændre fluxen gennem kredsløbet. I praksis betyder det, at vi kan betragte feltet som konstant, mens skyen trækker sig sammen, roterer mv.

Interstellar støv

Evolution af det interstellare medium

Udviklingen af det interstellare medium, eller mere præcist, af den interstellare gas, er tæt forbundet med hele galaksens kemiske udvikling. Det ser ud til, at alt er enkelt: Stjerner absorberer gas og kaster den derefter tilbage og beriger den med nukleare forbrændingsprodukter - tunge grundstoffer - således bør metalliciteten gradvist stige.

Big Bang-teorien forudsiger, at brint, helium, deuterium, lithium og andre lette kerner blev dannet under primordial nukleosyntese, som stadig splittes på Hayashi-sporet eller protostjernestadiet. Med andre ord bør vi observere langlivede G-dværge med nul metallicitet. Men ingen af disse er blevet fundet i galaksen, desuden har de fleste af dem en næsten solar metallicitet. Ifølge indirekte data kan det vurderes, at noget lignende findes i andre galakser. I øjeblikket er spørgsmålet åbent og afventer en afgørelse.

Der var heller ikke noget støv i den oprindelige interstellare gas. Det menes nu, at støvkorn dannes på overfladen af gamle kolde stjerner og efterlader det sammen med det udstrømmende stof.

Solen og det interstellare medium

Det interstellare medium i nærheden af solsystemet er ikke ensartet. Observationer viser, at Solen bevæger sig med en hastighed på omkring 25 km/s gennem den lokale interstellare sky og kan forlade den inden for de næste 10.000 år. Solvinden spiller en vigtig rolle i solsystemets interaktion med interstellart stof .

Solvinden er en strøm af ladede partikler (hovedsageligt brint og heliumplasma ), der strømmer ud af solkoronaen med stigende hastighed med stor hastighed. Solvindens hastighed ved heliopausen er cirka 450 km/s. Denne hastighed overstiger lydens hastighed i det interstellare medium. Og hvis vi forestiller os kollisionen af det interstellare medium og solvinden som en kollision af to strømme, så vil der opstå chokbølger under deres interaktion. Og selve mediet kan opdeles i tre områder: området, hvor der kun er partikler af ISM, området, hvor der kun er partikler af stjernevinden og området for deres interaktion.

Og hvis den interstellare gas var fuldstændig ioniseret, som det oprindeligt blev antaget, så ville alt være nøjagtigt som beskrevet ovenfor. Men som de første observationer af det interplanetariske medium i Ly-aplha allerede har vist, trænger neutrale partikler af det interstellare medium ind i solsystemet [9] . Med andre ord interagerer Solen med neutral og ioniseret gas på forskellige måder.

Interaktion med ioniseret gas

Chokbølgegrænse

For det første aftager solvinden, bliver tættere, varmere og turbulent . Øjeblikket for denne overgang kaldes termineringschokket og er placeret i en afstand på omkring 85-95 AU . e. fra Solen. (Ifølge data modtaget fra rumstationerne Voyager 1 og Voyager 2 , som krydsede denne grænse i december 2004 og august 2007.)

Heliosfære og heliopause

Omkring 40 mere kl. e. solvinden kolliderer med interstellart stof og stopper til sidst. Denne grænse, der adskiller det interstellare medium fra stoffet i solsystemet, kaldes heliopausen . I form ligner den en boble, langstrakt i retning modsat af solens bevægelse. Området i rummet afgrænset af heliopausen kaldes heliosfæren .

Ifølge Voyager -data viste heliopausen på sydsiden sig at være tættere på end i nord (henholdsvis 73 og 85 astronomiske enheder). De nøjagtige årsager hertil er stadig ukendte; ifølge de første antagelser kan heliopausens asymmetri være forårsaget af virkningen af supersvage magnetfelter i Galaksens interstellare rum .

bue stød

På den anden side af heliopausen, i en afstand på omkring 230 AU. Det vil sige, at fra Solen langs buechokket (buechokket) opstår deceleration fra kosmiske hastigheder af det interstellare stof, der falder ind i solsystemet.

Interaktion med neutral brint

Interaktionen mellem en neutral partikel i mediet er meget mere kompleks. For det første kan den (partiklen) afgive sin elektron til en ion fra solvinden (genopladningseffekt), og for det andet kan den gå til Solen, hvor den vil blive påvirket af tiltrækningskraften og lystrykket.

Den første effekt fører til et kraftigt fald i heliosfærens størrelse og skarpe kontraster, som, som forskerne håber, Voyager 1 og Voyager 2 vil være i stand til at opdage. Det ændrer også billedet i heliosfærens hale (hvor Pioneer-10 bevæger sig), en Mach-skive, en tangentiel diskontinuitet og en reflekteret stødbølge opstår [10] . Desværre er det umuligt at verificere disse effekter ved observationer fra Jorden, og man kan kun håbe på målinger med rumfartøjer.

De partikler af det interstellare medium, der formåede at trænge ind i det interplanetariske medium, er meget mere interessante set fra observatørens synspunkt. Du kan ikke kun observere dem, men også få information om:

forhold ved kanten af heliosfæren;
mange vigtige detaljer om det interstellare mediums kemi;
turbulens i det interstellare medium;
fysiske forhold i det interstellare medium.

Noter

↑ Rumfysik / redigeret af R. A. Sunyaev. - 2. udg. - M . : Soviet Encyclopedia, 1986. - S. 386.
↑ Bacon F, Sylva. 1626
↑ Patterson, Robert Hogarth "Colour in nature and art", Essays in History and Art 10 Genoptrykt fra Blackwood's Magazine. 1862
↑ Heger, Mary Lea. Stationære natriumlinjer i spektroskopiske binære dele // Publikationer fra Astronomical Society of the Pacific . - 1919. - Bd. 31 , nr. 184 . - S. 304-305 . - doi : 10.1086/122890 . - .
↑ Beals, CS (1936), "Om fortolkningen af interstellare linjer" , Monthly Notices of the Royal Astronomical Society 96: 661
↑ Pickering, W. H. (1912), "The Motion of the Solar System concerning the Interstellar Absorbing Medium" Arkiveret 10. januar 2016 på 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 // Publications of the Astronomical Society of the Pacific . - 1930. - Bd. 42 , nr. 246 . - S. 99-104 . - doi : 10.1086/124007 . - .
↑ Adams, T. F.; Frisch, PC Højopløselige observationer af Lyman alpha himmel baggrund // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 1977. - Vol. 212 . - S. 300-308 . - doi : 10.1086/155048 . - .
↑ Det interstellare mediums indflydelse på heliosfærens struktur . Hentet 15. juni 2009. Arkiveret fra originalen 12. marts 2012. (ubestemt)

Litteratur

Bochkarev N.G. Grundlæggende om det interstellare mediums fysik. — ISBN 978-5-397-01034-4 .
A.V. Zasov, K.A. Postnov. Generel astrofysik. - Fryazino: Century 2, 2006. - ISBN 5-85099-169-7 .
Bacon, Francis (1626), Sylva (3545 udg.)
Beals, CS (1936), Om fortolkningen af interstellare linjer , 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 , Den norske Aurora Polaris Ekspedition, 1902-03 (afsnit 2) , New York: Christiania (nu Oslo), H. Aschelhoug & Co., s. 720 , < https://archive.org/details/norwegianaurorap01chririch > udsolgt, fuldtekst online
Boyle, Robert (1674), The Excellence of Theology sammenlignet med Natural Philosophy , vol. ii. iv., s. 178
Burke, JR & Hollenbach, DJ (1983), The gas-grain interaction in the interstellar medium – Thermal accommodation 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 & 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 bind 73 (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 . Wisconsin Hα Mapper er finansieret af National Science Foundation .
Heger, Mary Lea (1919), Stationary Sodium Lines in Spectroscopic Binaries , Publications of the Astronomical Society of the Pacific bind 31 (184): 304 , DOI 10.1086/122890
McKee, CF & Ostriker, JP (1977), En teori om det interstellare medium – Tre komponenter reguleret af supernovaeksplosioner i et inhomogent substrat , Astrophysical Journal T. 218: 148 , DOI 10.1086/155667
Patterson, Robert Hogarth (1862), Farve i naturen og kunsten, Essays in History and Art bind 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
Sten, EC; Cummings, AC; McDonald, FB & Heikkila, BC (2005), Voyager 1 udforsker Termination Shock Region and the Heliosheath Beyond , Science bind 309 (5743): 2017–20, PMID 16179468 , DOI 10.11176844/ science.
Thorndike, S. L. (1930), Interstellar ,10.1086/124007:doi 42 (246): 99,Publications of the Astronomical Society of the Pacific,Matter >

Links

Freeview-video 'Chemistry of Interstellar Space' William Klemperer, Harvard University // A Royal Institution Discourse af Vega Science Trust
Det interstellare medium: en online tutorial

Ordbøger og encyklopædier	Fantastisk norsk Stor russer jorden rundt jorden rundt Britannica (online) Universalis
I bibliografiske kataloger	GND : 4162140-2 J9U : 987007558027505171 LCCN : sh85067526 LNB : 000171496 NDL : 00570319

interstellært medium
Komponenter	interstellar gas interstellart støv interstellar sky kosmiske stråler Et magnetfelt
Tåger	Diffus (let) tåge mørk tåge emissionståge refleksionståge supernova-rest planetarisk tåge protoplanetarisk tåge
Områder med stjernedannelse	molekylær sky Kugle Region H II
Circumstellare formationer	Circumstellar disk ( Accretion disk protoplanetarisk disk Resterende disk ) Polar jetstrømme Herbig Object - Haro
Stråling	Stjernevind