스트뢰그렌 구

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이론 천체물리학에서는 스펙트럼 등급 O나 B의 젊은 별 주위에 이온화 수소(H II)의 구가 있을 수 있다. 이 이론은 1937년 벵트 스트뢰그렌에 의해 파생되었고, 후에 그의 이름을 따서 스트뢰그렌 구체라고 명명되었다. 로제트 성운은 이러한 종류의 H II 지역에서 배출되는 성운의 가장 두드러진 예다.

물리학

스펙트럼 등급 O나 B의 매우 뜨거운 별들은 매우 정력적인 방사선을 방출하는데, 특히 자외선은 주변 성간 매질의 중성 수소(H I)를 이온화할 수 있어 수소 원자가 하나의 전자를 잃게 된다. 이러한 수소의 상태를 H II라고 부른다. 잠시 후, 자유 전자는 수소 이온과 재결합한다. 에너지는 하나의 광자로서가 아니라, 오히려 적은 에너지의 광자 시리즈로서 재선출된다. 광자는 별의 표면에서 바깥쪽으로 이동하면서 에너지를 잃고, 다시 이온화에 기여할 만큼 활력이 없다. 그렇지 않으면 성간 매개체 전체가 이온화된다. Strömgren 구체는 이온화된 영역을 설명하는 이론적 구성물이다.

모델

이 모델은 1939년 덴마크 천체물리학자 벵트 스트뢰그렌이 도출한 최초의 가장 간단한 형태에서 주어진 표면 온도와 광도 중 단일 별(또는 유사한 별들의 촘촘한 군집)의 전자기 방사선이 주어진 밀도의 주변 성간 매체에 미치는 영향을 조사한다. 계산을 단순화하기 위해 성간 매체는 균질하고 전적으로 수소로 구성된다.

스트뢰그렌이 도출한 공식은 한편으로는 신나는 별의 발광도와 온도, 다른 한편으로는 주변의 수소 가스의 밀도와의 관계를 기술하고 있다. 이를 이용하면 이상화된 이온화 부위의 크기를 스트뢰그렌 반경으로 계산할 수 있다. 스트뢰mgren의 모델도 스트뢰mgren 구체의 가장자리에 이온화 정도의 매우 날카로운 절단이 있음을 보여준다. 이는 스트뢰mgren 구의 전체 크기에 비해 이온화가 높은 기체와 중성 수소 사이의 전환 영역이 매우 좁기 때문에 발생한다.^[1]

상술한 관계는 다음과 같다.

• 흥미진진한 별은 더 뜨겁고 더 빛날수록 스트뢰그렌 구체는 더 커진다.
• 주변의 수소 가스가 밀도가 높을수록 스트뢰그렌 구가 작아진다.

스트뢰mgren의 모델에서, 현재 스트뢰mgren의 구체로 명명된 구체는 거의 자유 양자와 전자만으로 만들어진다. 극소량의 수소 원자는 표면을 향해 거의 기하급수적으로 증가하는 밀도로 나타난다. 구체 밖에서는 원자의 주파수의 방사선이 기체를 강하게 냉각시켜 별에서 방출되는 방사선이 사방으로 방사선에 의해 에너지를 잃는 원자에 의해 강하게 흡수되는 얇은 영역으로 나타난다. 따라서 스트뢰그렌 시스템은 지구본을 관찰하기 어렵고 덜 발광하는 것으로 둘러싸인 밝은 별로 나타난다.

스트뢰그렌은 아인슈타인의 광학적 일관성에 대한 이론을 알지 못했다. 흥분된 수소의 밀도는 낮지만 경로가 길 수 있으므로 레이저를 사용하여 관찰된 초광도 및 기타 효과에 대한 가설을 시험해야 한다. 초방사능 슈트뢰그렌의 껍질은 흥분된 수소 속의 경로가 최대인 방향, 즉 구에 접하는 방향으로 공간 조응성이 있고 시간 조화가 잘 되지 않는 빔을 방출한다.

스트뢰mgren의 설명에서 껍질은 수소의 공명선만 흡수하므로 이용 가능한 에너지가 낮다. 항성이 초신성이라고 가정하면, 그것이 방출하는 빛의 광도는 (플랑크의 법칙에 의해) 수백 켈빈들의 온도에 해당하므로, 여러 주파수가 결합하여 수소 원자의 공명 주파수를 생성할 수 있다. 따라서 별에 의해 방출되는 거의 모든 빛이 흡수되고, 별에 의해 방사되는 거의 모든 에너지가 탄젠트, 초방사선 광선을 증폭시킨다.

목걸이 성운은 아름다운 스트뢰그렌의 영역이다. 그것은 그것의 이름을 주는 점원을 보여준다.

초신성 잔해인 1987A에서 스트뢰그렌 껍질은 사지가 진주 목걸이 세 개와 같은 모래시계로 목을 조른다.

Strömgren의 원래 모델과 McCullough에 의해 수정된 모델 모두 먼지, 뭉침, 상세한 복사 전달 또는 동적 효과의 영향을 고려하지 않는다.^[2]

역사

1938년 미국의 천문학자 오토 슈트루브와 크리스 T. 엘베이는 별자리 시그너스와 세페우스에서 방출성운에 대한 그들의 관측을 발표했는데, 대부분은 개별적인 밝은 별에 집중되지 않는다(행성성성운과는 대조적으로). 그들은 O-와 B-star의 UV 복사를 필수 에너지원으로 제안했다.^[3]

1939년 벵트 스트뢰그렌은 성간 수소의 이온화와 흥분 문제를 떠맡았다.^[1] 스트뢰그렌 구의 개념으로 확인된 논문이다. 그러나 1937년에 출판된 그의 초기 비슷한 노력에 끌린다.^[4]

2000년에 Peter R. McCullough는 항성을 중심으로 한 대피한 구형 캐비티 또는 대피한 공동과 관련하여 교체된 별을 허용하는 수정된 모델을 발표했다. 그러한 충치는 별빛 바람과 초신성에 의해 생성될 수 있다. 결과 영상은 원본 모델보다 실제 H II 영역과 더 밀접하게 유사하다.^[2]

수학

지역이 정확히 구면이고, 완전 이온화(x=1)이며, 수소만으로 구성되어 있어서 양자의 수학적 밀도가 전자 밀도(${\displaystyle n_{}}$e = n ${\displaystyle p_{}}$ ${\$와 같다고 가정하자.$$ 그러면 스트뢰그렌 반경은 재조합률이 이온화 비율과 같은 지역이 될 것이다. 모든 에너지 레벨의$$ 재조합율 $N{\displaystyle {}_{}}$ ${\displaystyle R_{}}$ ${\$ 스타일 $N_{R}$을 고려한다.

${\displaystyle N_{R}=\sum _{n=2}^{\nft }N_{n}}}$

${\displaystyle N_{}}$ ${\displaystyle n_{}}$ ${\$은(는) n번째 에너지 수준의 재결합률이다. 우리가 n=1을 배제한 이유는 만약 전자가 직접 지면 레벨로 재결합한다면 수소 원자는 지면 레벨에서 이온화가 가능한 또 다른 광자를 방출할 것이기 때문이다. 이것은 중요한데, 전기 쌍극자 메커니즘은 항상 지상에서 이온화를 일으켜서 n=1을 배제하여 이러한 이온화 장 효과를 더하기 때문이다. 현재 특정 에너지 수준 ${\displaystyle N_{}}$ ${\$의 재조합 속도는 $$다음과$$ $같다{\displaystyle {}_{}}$(${\displaystyle n_{}}$ ${\displaystyle {}_{}}$ ${\displaystyle {}_{}}$ n p$${\$displaystyle n_{e}=n_{p$}).

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

여기서 $\beta {\displaystyle {}_{}}$ ${\displaystyle n_{}}$($){\displaystyle \beta _{n}(T_{e}})$은 온도 $T{\displaystyle {}_{}}$ ${\displaystyle e_{}}$ ${\$에서 단일 체적의 n번째 에너지 수준의 재결합 계수로서 켈빈에서 전자의 온도로 보통 구와 동일하다. 그래서 합계를 한 후, 우리는 에 도착한다.

${\displaystyle N_{R}=n_{e}^{2}\베타 _{2}(T_{e}),}$

여기서 $\beta {\displaystyle {}_{}}$ ${\displaystyle {2\mathrm{}}_{}}$( ${\displaystyle {}_{}}$ ${\displaystyle e_{}}$) ${\displaystyle \beta _{2}(T_{e}})$는 총 재결합률이며 대략적인 값을 가진다.

${\displaystyle \beta _{2}(T_{e})\약 2\time 10^{-16}T_{e}^{-3/4}\ \mathrm {[m^{3}s^{-1}]} .}$

Using ${\displaystyle n}$ as the number of nucleons (in this case, protons), we can introduce the degree of ionization ${\displaystyle 0\leq x\leq 1}$ so ${\displaystyle n_{e}=xn}$, and the numerical density of neutral hydrogen is ${\displaystyle n_{h}=(1-x)n}$. With a cross section ${\displaystyle {\alpha \mathrm{}}_{}}$ 0 ${\$면적 단위가 있음), $초당{\displaystyle }$ J ${\displaystyle$ J$}당$ 이온화 ${\displaystyle {광자}_{}}$ 수$,$ 이온화 비율 $NI$ {\displaysty $N_{I}$는 다음과$$ 같다.

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

단순성을 위해 $우리$는 이온화 소스($$$플럭스{\displaystyle {}_{}}$ S$∗{\$에서 멀어질$$ 때 J ${\displaystyle J}$에 대한 기하학적 효과만을 고려할 것이며, 따라서 다음과 같은 역제곱 법칙이 있다.

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

우리는 이제 재조합과 이온화 사이의$$ 균형으로부터 스트롬그렌 ${\displaystyle {반지름}_{}}$ R$$S {\$displaystyle R_${S$}$를 계산하는 위치에 있다.

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

마지막으로, 부위가 완전히 이온화된 것으로 간주된다는 점을 기억하십시오(x = 1).

${\displaystyle R_{S}=\좌측({\frac {3}{4\pi }}{{*}}}{n^{n^{2}\beta _{2}}}\오른쪽)^{\frac {1}{1}{3}}.}$

O-B형 별에 의해 이온화된 지역의 반지름이다.

참조