2.2 Das Interstellare Medium
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WS 2000/01 Galaktische und Extragalaktische Physik 2.2 Das Interstellare Medium 2.2.1 Allgemeine Eigenschaften des interstellaren Mediums der Milchstraße Seit Ende des 19. Jahrhunderts weiß man um die Existenz des Interstellaren Mediums (ISM), welches den Raum zwischen den Sternen mit stark variierender Dichte erfüllt und mit ihnen Wechselwirkungen zeigt. Es besteht aus Gas (Moleküle, Atome, Ionen) mit im Wesentlichen normaler kosmischer Häufigkeit der Elemente, sowie aus Staub (feine Körner unterschiedlichen Materials). Gas erkennt man durch seine Eigenemission in den optischen und Radiobereichen des em. Spektrums, und durch die Absorption fremden Lichts. Insbesondere wird das gasförmige Medium im Radiobereich mit der 21-cm - Linie (neutraler Wasserstoff, HI) sowie im Licht von Rekombinationslinien (ionisierter Wasserstoff, HII) beobachtet. Staub erscheint dunkel vor Leuchtquellen und reflektiert ihr Licht. Interstellare Absorption führt zu einer mittleren Helligkeitsänderung von 1 mag kpc-1 und einer "Rötung" von (B-V) von 0.3 mag kpc-1, mit starken Schwankungen. Man kennt folgende wesentliche Komponenten des interstellaren Gases: Komponente Molekülwolken Kaltes neutrales Gas Heißes neutrales Gas Heißes ionisiertes Gas Sehr heißes Medium Temperatur [K] ~ 20 ~ 100 ~ 6000 ~ 8000 ~ 106 Teilchendichte [m-3] Erf. Raum [%] > 107 <1 ~ 2 105 ~ 3000 > 5000 ~ 10 2 ... 4 ~ 20 ~ 10 ~ 70 Bemerkungen Erheblicher Bruchteil der GesamtMasse des ISM konzentriert in Wolken Konzentriert in Wolken Umhüllt kühlere Wolken In Sternentstehungsgebieten Durch Schockwellen (Supernovae) Molekülwolken sind wahrscheinlich gravitationell gebunden. Das heiße, ionisierte Gas entsteht in der Nähe von jungen, heißen Sternen hoher Leuchtkraft und breitet sich aus. Die anderen Komponenten stehen im Druckgleichgewicht zueinander. GEG_02_3.doc Seite 1 22.10.03 WS 2000/01 Galaktische und Extragalaktische Physik Barnard 68 Globule GEG_02_3.doc Seite 2 22.10.03 WS 2000/01 Galaktische und Extragalaktische Physik Sternentstehungsgebiet RCW38 GEG_02_3.doc Seite 3 22.10.03 WS 2000/01 Galaktische und Extragalaktische Physik NGC 1850 in der Großen Magellanschen Wolke GEG_02_3.doc Seite 4 22.10.03 WS 2000/01 Galaktische und Extragalaktische Physik M8 Sternentstehungsgebiet GEG_02_3.doc Seite 5 22.10.03 WS 2000/01 Galaktische und Extragalaktische Physik Krebsnebel GEG_02_3.doc Seite 6 22.10.03 WS 2000/01 Galaktische und Extragalaktische Physik Eine weitere Komponente des interstellaren Mediums ist sehr feiner Staub. Außerdem gibt es kosmische Strahlung und ein interstellares Magnetfeld. Gas und Staub machen ca. 10% der beobachteten galaktischen Materie aus. Die wesentlichen Eigenschaften dieser Komponenten sind in der folgenden Tabelle dargestellt. Wegen der häufig geringen Temperaturen werden Staub und Gas insbesondere im Infrarot- und Radiobereich beobachtet. Es gibt keine Möglichkeit, Partikel von einer Größe von mehr als 1mm zu beobachten. Die lokale Massedichte lässt sich nach Oort aus der Verteilung der Geschwindigkeiten senkrecht zur galaktischen Ebene ableiten. Daraus ergibt sich eine Dichte in der Sonnenumgebung von (7.3 ... 10) 10-21 kg m-3 , davon entfallen auf beobachtete Sterne (5.9 ... 6.7) 10-21 kg m-3 und auf das beobachtete interstellare Medium 1.7 10-21 kg m-3, somit verbleibt wenig Raum für sonstige unbeobachtete Komponenten. Eigenschaft Massenanteil Zusammensetzung Teilchendichte Massendichte Temperatur Experimenteller Zugang GEG_02_3.doc Gas Staub 10 % H I, H II, H2 (70%), He (28%), C, N, O, Ne, Na, Mg, Al, Si, S, ... (2%) 10-4 m-3 10-21 kg m-3 100 K (H I), 104 K (H II), 50 K (H2) • Absorptionslinien in Sternspektren • Radiolinien: H 21 cm in Emission und Absorption • Rekombinationslinien von H II, He II, C II • Moleküllinien Seite 7 0.1 % Feste Partikel 10-17 m-3 (= 100 km-3) 10-23 kg m-3 10 - 20 K • Absorption und Streuung von Sternenlicht • Interstellare Rötung • Interstellare Polarisation • Thermale Emission im IR 22.10.03 WS 2000/01 Galaktische und Extragalaktische Physik 2.2.2 Interstellare Extinktion durch Staub Staubteilchen mit einer Größe von der Ordnung der Wellenlänge absorbieren und streuen Licht viel effektiver als Gas und sind somit für die interstellare Extinktion verantwortlich. Die Extinktion geht in das Entfernungsmodul ein: r m − M = 5 lg +A 10[pc] = 5 lg r +ar 10[pc] Die zweite Form ergibt sich für eine konstante Dichte des Staubs mit konstantem a. Der heute gültige Wert für a ist 2 mag kpc-1 für den sichtbaren Spektralbereich in der näheren Umgebung der Sonne. Die Extinktion für das galaktische Zentrum (8.5 kpc) beträgt 30 mag. Betrachten wir ein kugelförmiges Staubteilchen mit Radius ρ, so können wir den Extinktionsquerschnitt cext aus der Querschnittsfläche darstellen mit cext = qext π ρ 2 wobei qext ein Extinktionskoeffizient ist. Mit der Staubteilchendichte NS ergibt sich die optische Tiefe als Funktion des Abstandes r: r τ ext (r ) = ∫ N S (r ′) cext dr ′ = cext N S r 0 wobei N S die längs des Sehstrahls gemittelte Staubteilchendichte ist. Hieraus ergibt sich die Extinktion A durch logarithmieren: A(r ) = 2.5 lg e cext N S r In den Extinktionsquerschnitt geht die Größenverteilung der Staubteilchen ein. Der Extinktionskoeffizient ist eine Funktion des 2πρ . Für kleine Werte von x ist der Brechungsindex des Materials und des Verhältnisses von Dimension zur Wellenlänge x = λ GEG_02_3.doc Seite 8 22.10.03 WS 2000/01 Galaktische und Extragalaktische Physik Extinktionskoeffizient proportional zu λ-4 (Rayleigh-Streuung), bei x ≈ 1 proportional zu λ-1 und für größere Werte nahezu konstant (Mie - Streuung). Die Wellenlängenabhängigkeit der Extinktion führt neben der Abschwächung auch zur Verfärbung (s. Abschnitt 2.3.2.7) - der Spektralbereich verschiebt sich zu langen Wellenlängen hin (Rötung). Aus Farb-Helligkeits- und Farb-Farb-Diagrammen bzw. durch Klassifikation der Spektren lassen sich die Farbexzesse bestimmen. Z. B. ergibt sich B − V = M B − MV + AB − AV mit dem Farbexzess EB −V = AB − AV . Es zeigt sich, dass die Extinktion im Visuellen proportional zu dem Farbexzess für den Index B-V ist, AV ≈ 3.0 ⋅ EB −V (s. photometrische Entfernungsbestimmung). Mit zunehmender Wellenlänge nimmt die Extinktion stark ab, somit kann man im Infraroten oberhalb von 1 µm erheblich "weiter" in die galaktische Scheibe sehen als im Sichtbaren. Bei 2.4 µm ist das galaktische Zentrum sichtbar. Das Vorhandensein einer Polarisation der absorbierten Strahlung zeigt, dass Staubpartikel nicht sphärisch sind und u. U. durch das galaktische Magnetfeld ausgerichtet werden. Das Sonnensystem befindet sich ziemlich genau in der galaktischen Ebene inmitten der Staubscheibe von ca. 100 pc Dicke. Extragalaktische Ob-1 jekte sieht man daher am bes∆m sin b ∆m ten in Richtung der galaktischen Pole - in der galaktischen Ebene gibt es gar keine b Vermeidungswinkel Galaktische Ebene Galaxien zu sehen. Aufgrund (zone of avoidance) von Galaxienzählungen kennt man die mittlere Extinktion in GEG_02_3.doc Seite 9 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 Richtung der Pole von ∆m = 0.51 mag. Aus photometrischen Sternbeobachtungen ergeben sich nur ∆m = 0.1 mag. Dies erklärt man mit der Inhomogenität der Staubverteilung. Letztere ist auch aus Wolf-Diagrammen ersichtlich. Das Streulicht von Staubwolken lässt sich in der Nähe von hellen Sternen beobachten, man kennt ca. 500 dieser ReflexionsNebel. Man kann daraus schließen, dass ihr Reflexionsgrad recht hoch sein muss, er ist allerdings wegen der unbekannten Distanzen zwischen Sternen und Wolken nicht genau bekannt. Neben Streuung absorbieren Staubwolken Licht bei sichtbaren Wellenlängen und strahlen die Energie im Infraroten wieder ab. Die Temperatur des Staubes beträgt im interstellaren Raum ca. 10 ... 20 K, mit einem Emissionsmaximum bei 300 ... 150 µm. In der Nähe heißer Sterne kann die Temperatur auf 100 ... 600 K steigen. Die Infrarotstrahlung von Galaxienkernen ist im Wesentlichen auf Staub zurückzuführen. Aus der Extinktion kann man auf die Bestandteile von Staub schließen - Wassereis, Silikate, und vermutlich Graphit. Die Partikel sind kleiner als 1 µm. Sie werden in den Hüllen von Sternen späten Typs (K, M) gebildet und durch den Strahlungsdruck in den Weltraum getrieben. Mit dem spektralen Verhalten der Extinktion und einem Grenzwert für die maximale Massendichte des interstellaren Mediums nach Oort kann man sich davon überzeugen, dass feste Partikel für die Extinktion verantwortlich sind. Die maximale Massendichte des gesamten Mediums ergibt sich aus der Stellardynamik und beträgt in der weiteren Umgebung der Sonne höchstens etwa 2 10-21 kg m-3 (s. a. 2.2.1), oder ca. 2 106 H-Atome m-3. Die Erzeugung einer visuellen Extinktion von AV = 1 kpc-1 durch Absorption und Streuung an Elektronen, Atomen und Molekülen würde viel höhere Massendichten erfordern. Bei Elektronenstreuung sind einige 108 e- m-3 erforderlich, denen neben den Ionen eine wesentlich höhere Zahl neutraler Atome gegenüberstünde. Bei Rayleighstreuung an Atomen und Ionen würde man etwa 1010 Teilchen m-3 benötigen. ( )−1 = 4 ⋅10 −8 [m -3 ] für Bei opaken Teilchen mit Radien ρ ≈ λ ergeben sich mittlere Teilchendichten von N = πρ 2 ⋅ 1[pc] [ ] AV ≈ 1 pc -1 oder, bei einer mittleren Massendichte des Staubmaterials von 1 g cm-3 (Wasser), 2 10-23 kg m-3. Dies ist ein Hundertstel der Oortschen maximalen Massendichte. GEG_02_3.doc Seite 10 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 2.2.3 Interstellares neutrales Gas 2.2.3.1 Allgemeine Eigenschaften Die Masse des interstellaren Gases ist 100-mal größer als die des Staubs, trotzdem ist seine Beobachtung schwieriger. Im sichtbaren Spektralbereich gelang sein Nachweis Anfang des 20. Jahrhunderts in Spektren von Sternen früher Typen: • Im Vergleich zu Absorptionslinien in Sternatmosphären haben Absorptionslinien des ISM geringe Halbwertsbreite (Abwesenheit der Druckverbreiterung). • Die Linienstärke nimmt mit der Entfernung der Sterne und der interstellaren Extinktion systematisch zu. • In Spektren von physikalischen Doppelsternen findet man scharfe Absorptionslinien, welche nicht den Änderungen der Sichtliniengeschwindigkeit unterworfen sind. Mitunter deuten mehrfache Linien darauf hin, dass das Sternenlicht mehrere sich mit unterschiedlicher Geschwindigkeit bewegende Wolken des ISM durchlaufen hat. Im Sichtbaren (300 ... 800 nm) sind die stärksten Linien Na I D1 und D2 (589.0 + 589.6 nm), sowie Ca II H (396.8 nm) und K (393.3 nm), es gibt darüber hinaus nur wenige weitere atomare und ionische Linien. Das Spektrum des O 9.5 - Sterns ζ Ophiuchi ist eingehend auf interstellare Linien untersucht worden und enthält sehr schwache Beiträge von Li I (670.8 nm), Be I, Al I, K I, Ti I, Ti II, V I, Cr I, Mn I, Ni I, Cu I, Co I. Weitere Linien, die auf elektronische Übergänge verschiedener interstellarer Molekülradikale (CH, CH+, CN) zurückführbar sind, wurden gemessen. Die stärkste Linie im UV unterhalb von 300 nm ist die Ly α - Linie (121.6 nm), mit Breiten von 1 nm und darüber. Atomarer Wasserstoff ist am besten im UV beobachtbar. Die Ly α - Linie wird in den Spektren der Sterne bis 1 kpc Entfernung gemessen. Daraus ergibt sich eine mittlere Dichte von NH = 7 105 m-2. In unmittelbarer Nähe der Sonne ist die Dichte um eine Größenordnung geringer. Die meisten H-Atome befinden sich im Grundzustand und absorbiert daher Strahlung mit λ < 91.2 nm durch Ionisation. Unterhalb dieser Grenze des Lyman-Kontinuums sorgt die kontinuierliche Absorption des interstellaren H II für starke Extinktion. Das interstellare Medium ist bei diesen Wellenlängen daher opak; die mittlere freie Weglänge der Photonen bei 90 nm beträgt 1 pc, bei 10 nm einige 102 pc. Im Lyman-Kontinuum kann man daher Sterne nur in unmittelbarer Nähe der Sonne untersuchen. GEG_02_3.doc Seite 11 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 Neben den Linien der Lyman-Serie findet man die der Elemente C, N, O, Si, Mg, S, Ar, Mn, Fe, Ni, Cl, P, und weiterer Atome und Ionen. Auch der molekulare Wasserstoff (H2) lässt sich nur anhand elektronischer Übergänge im UV < 110 nm nachweisen, da wegen des fehlenden permanenten Dipolmoments die langwelligen Rotations- und Schwingungsbanden verboten sind. Viele Atome sind in erster Linie durch die UV-Strahlung junger, heißer Sterne ionisiert. Die geringe Dichte des Gases erschwert die Rekombination. Die chemische Zusammensetzung umfasst fast alle leichteren Elemente, in der Hauptsache H (ca. 70%) und He (ca. 30%). Schwere Elemente fehlen fast ganz; diese sind vermutlich in Staubpartikel kondensiert, wo sie nicht zur Linienabsorption beitragen. GEG_02_3.doc Seite 12 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 2.2.3.2 Die 21cm Linie des interstellaren neutralen Wasserstoffs Im Radiobereich wird der Hyperfeinstruktur-Übergang des neutralen Wasserstoffatoms im Grundzustand 12S1/2 in allen Himmelsrichtungen beobachtet. Der Übergang entspricht dem Energieunterschied zwischen paralleler und antiparalleler Orientierung der Spins von Proton i und Elektron j = l + s, welche sich zum Gesamtdrehimpuls f = i + j kombinieren. Für letzteren gibt es zwei Zustände, welche durch die Hyperfeinstruktur-Quantenzahl f = 1/2 + 1/2 = 1 (parallele Stellungen von Kern- und Gesamtelektronen- Drehimpulsen) und f = 1/2 - 1/2 = 0 (antiparallele Stellungen) charakterisiert sind. Für die statistischen Gewichte der beiden Niveaus g = 2f + 1 ergeben sich g1 = 3 und g0 = 1. Die zugehörige Energiedifferenz beträgt ∆E = 5.9 10-6 eV, entsprechend einer Wellenlänge von λ = 0.211049 m bzw. einer Frequenz von 1.42 GHz. Nach den Auswahlregeln gibt es keinen elektrischen Dipolübergang zwischen f = 1 und f = 0 (l = 0 für beide Niveaus!). Es ist jedoch magnetische Dipolstrahlung möglich mit der Übergangswahrscheinlichkeit A10 = 2.87 10-15 s-1. Damit ist das angeregte Niveau "metastabil" mit einer Lebensdauer von T = A10-1 = 11 106 Jahre! Verbreiterungsmechanismen: natürliche Linienbreite 4.5 10-16 [Hz] ∆ν = (2πT )−1 [ ] N [ ] Stoßverbreiterung bei N H ≈ 10 6 m - 3 , v th ≈ 10 3 m s -1 Dopplerverbreiterung bei v = 1 km s −1 ∆ν S = (πTS ) -1 c N H v th = ∆ν T = ν0 c π 5 103 [Hz] v ∆ν D = ν 0 c Thermische Dopplerverbreiterung bei Temperatur T ≈ 80 K 10-11 [Hz] 2ℜT 104 [Hz] µ Die Linie existiert im Wesentlichen in Emission. Wegen der langen radiativen Lebensdauer ist die Linie stoßangeregt und ihre Verbreiterung ist auf turbulente und kohärente Bewegungen der Gaswolken zurückzuführen. In einigen Richtungen in der galaktischen Ebene ist die 21-cm-Linie optisch dick und es lässt sich von der gemessenen Intensität über die Helligkeitstemperatur auf die Anregungstemperatur von 125 K schließen. In der galaktischen Ebene ist die Konzentration neutralen Wasserstoffs stark variabel; in den H I - Regionen ist sie 10 - 100-mal höher als der Mittelwert. GEG_02_3.doc Seite 13 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 Verteilung der Intensität der 21cm - Linie in der Nähe des gal. Äquators Galaktische Verteilung der Strahlung bei 21 cm: • Die Strahlung ist stark auf den Bereich des galaktischen Äquators konzentriert. Verteilung in gal. Breite mit Halbwertsbreiten von 5° bis 10°. • Dadurch genaue Festlegung der Grundebene des galaktischen Koordinatensystems. • Linienprofile sind breit (~100 km s-1) und z. T. als Ganzes gegenüber der Laborwellenlänge (im lokalen Ruhesystem) verschoben. "Doppelwelle" als Funktion der gal. Länge. Minimum der Verbreiterung bei l = 180°. Die Interpretation der Befunde stützt sich auf die differentielle galaktische Rotation des ISM, welche ebenfalls für die stellare Komponente gefunden wird. • Hauptkamm folgt der differentiellen Gal. Rotation, Aufspaltungen durch Beiträge verschiedener Spiralarme (Perseus-Arm, Lokaler Arm oberhalb von l = 90° • Geschlossene, kleine Konturen werden von HI-Konzentrationen (Wolken) verursacht. • In Richtung des gal. Zentrums findet man die Signatur einer mit hoher Geschwindigkeit rotierenden Scheibe. Radius ca. 300 pc, Dicke ca. 200 pc. Weitere Scheiben-Komponente mit Radius 1.5 kpc, die um 22° gegen die gal. Ebene geneigt ist. • "3 kpc - Arm" bei -80 km s-1 • "High velocity clouds" mit Radialgeschwindigkeiten von 30 ... 200 km s-1 für gal. Breiten > 10° . Negative v in der Nord- , positive v in der Südhemisphäre. Wahrscheinlich in großer Entfernung. Die Linienabsorption der 21cm-Linie in den Spektren von Kontinuumsquellen zeigt häufig mehrere schmale Komponenten, deren Breite konsistent mit der Annahme von kinetischen Temperaturen im Bereich von 40 ... 120 K ist. Die Komponenten gehören zu individuellen Wolken, ca. 3 ... 4 kpc-1 mit einer Streuung der Radialgeschwindigkeiten von 6 km s-1. Galaktische Magnetfelder führen zu einer Aufspaltung der 21cm-Linie in orthogonal zirkular polarisierte Komponenten von nur wenigen Hz. Durch Messung des Stokes V Parameters in den Absorptionsspektren starker kontinuierlicher Quellen lassen sich Feldstärken des galaktischen Magnetfeldes von wenigen bis wenigen Dutzend µG ableiten (z. B. 18 µG bei Cas A). GEG_02_3.doc Seite 14 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 2.2.4 Interstellare Moleküle Interstellare Moleküle wurden zuerst in den 30ern, jedoch vorwiegend in den 60ern und 70ern entdeckt. Ein erheblicher Anteil des gasförmigen Mediums liegt in Form von Molekülen vor, deren Anteil stark mit der Dichte wächst. Sie entstehen auf den Oberflächen von Staubteilchen; Gas und Staub ist in aller Regel gut vermischt. H2 und CO sind die häufigsten Moleküle. Da H2 kein Radiospektrum besitzt, wird CO als "Proxy" für das Vorhandensein von Molekülen und entsprechend geringer Temperatur verwendet. Verteilung der Intensität der 2.6mm CO - Linie in der Nähe des gal. Äquators Die Verteilung der λ = 2.6mm - Linienstrahlung des J = 1 → 0 Rotationsübergangs des CO Moleküls am galaktischen Äquator ähnelt grob der Verteilung des neutralen H. Die Spektren sind deutlich strukturierter mit Linienbreiten von 2 km s-1, d. h. schmaler als bei H I. Die meisten größeren Emissionsgebiete findet man bei gal. Längen kleiner ± 60°, d. h. innerhalb der Bahn der Sonne um das gal. Zentrum. Auch für CO beobachtet man einen ausgeprägten zentrumsnahen "Balken", welcher als zentrale, rasch rotierende Scheibe interpretiert wird. Hier finden sich als ausgeprägte CO-Quellen bei den Kontinuums-Punktquellen Sgr A und Sgr B2. Anhand der Radiostrahlung der Moleküle lassen sich große, dichte Hüllen um H II - Regionen nachweisen. Da ihre Dichte sehr hoch sein kann (109 ... 1010 Moleküle m-2), sind die Massen bis zu 106 Sonnenmassen. Sie gehören zu den massivsten Gebilden der Milchstraße. Die Temperatur in Molekülwolken beträgt 30 ... 100 K. Es gibt eine erstaunliche Anzahl komplexer Moleküle, u. a. H2O und Äthanol, insbesondere im Inneren dichter Wolken. Sie werden im Radiobereich anhand von Rotationsübergängen im mm-Bereich gemessen. Einige interstellare Wolken enthalten sehr kompakte (einige AU) Quellen von Maser-Strahlung der OH, H2O und SiO - Moleküle. Erstere treten im Zusammenhang mit dichten H II-Gebieten und IR-Quellen auf und können mit der Entstehung von Sternen zusammenhängen. GEG_02_3.doc Seite 15 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 2.2.5 Strahlung im Radiokontinuum Galaktische Kontinuumsstrahlung bei 408 MHz (λ = 74cm). Die Kontinuumsstrahlung im Radiobereich zeigt diskrete Quellen und einen über alle Breiten verteilten Hintergrund, welcher zur gal. Ebene hin stärker wird. Längs des Äquators weisen größere Verdickungen auf die Spiralstruktur der Scheibe hin. Der auffällige Sporn zum Nordpol bei l = 50° sowie ein ähnliches Gebilde auf der südlichen Hemisphäre werden als Überreste von Supernovae gedeutet. Man beachte die Konzentration zum gal. Zentrum. GEG_02_3.doc Seite 16 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 Die spektrale Verteilung ist stark strukturiert: • Für λ ≤ 30 cm (ν ≥ 1 GHz) ist die Strahlung auf einen schmalen Gürtel von ca. 2° Breite um den Äquator konzentriert. • Die Verteilung ist für den Meterwellenbereich wesentlich breiter. • Im längeren Meterwellenbereich (λ > 15m) tritt bei geringen Breiten eine unregelmäßige Abnahme der Intensität auf. Diesen Befund erklärt man mit dem Zusammenwirken zweier Ursachen für die Kontinuumsstrahlung. Für größere Breiten (b > 5°) kann der spektrale Verlauf der Intensität mit Iν ~ ν −α mit einem Spektralindex α ≈ 0.4 L 0.9 für 0.2 ≤ ν ≤ 3 GHz dargestellt werden. Setzt man dieses Gesetz für kleinere Breiten fort und subtrahiert man eine entsprechende Komponente, so ergibt sich eine Komponente mit einem Spektrum ν 2 für ν < 1 GHz Iν ~ . const. für ν < 1 GHz Die zweite Komponente kann als thermische Strahlung, die von vielen diskreten Quellen, wie H II - Regionen und der ausgedehnten, heißen Komponente des interstellaren Gases herrührt, interpretiert werden. Die erste, nichtthermische Komponente hat ihren Ursprung in einer dicken Scheibe ("Elektronenhalo"). Das Maximum ist bei ν = 3 MHz beobachtet worden. Die Einsenkung bei geringen Breiten wird durch kontinuierliche Absorption des interstellaren heißen Plasmas verursacht. Ein ähnliches Spektrum wird auch in Supernova-Überresten beobachtet. Die nichtthermische Strahlung lässt sich als Synchrotronstrahlung relativistischer Elektronen im galaktischen Magnetfeld erklären. Sie ist schwach und unregelmäßig polarisiert. GEG_02_3.doc Seite 17 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 2.2.6 Wolken und H II - Gebiete 2.2.6.1 Allgemeine Eigenschaften Man unterscheidet helle, leuchtende Nebel in Emissionsnebel mit Emissionslinien in den Spektren, und Reflexionsnebel mit Kontinuumsspektren. Die erste Gruppe wird unterschieden in 1. diffuse Emissionsnebel 2. Planetarische Nebel 3. Supernova-Überreste Die beiden letzten Kategorien hängen mit der Sternentwicklung zusammen und werden hier nicht weiter behandelt. GEG_02_3.doc Seite 18 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 Wichtige Kataloge: • Messier (1784), indiziert mit M1 ... M110 • New General Catalogue (Dreyer, um 1900), indiziert mit NGC ##### Diffuse Nebel werden von Sternen in der Nähe beleuchtet. Sie sind gemäß der "Hubble'schen Regel" • Emissionsnebel, wenn in der Nähe Sterne des Spektraltyps B1 und früher vorhanden sind, • Reflexionsnebel, wenn in der Nähe Sterne des Spektraltyps später als B1 vorhanden sind Emissionsnebel zeigen eine reichhaltige Struktur mit dunklen, absorbierenden Überlagerungen ("Elefantenrüssel") und mitunter kleinen, sphärischen, dunklen Gebilden (Globulen). Zwischen der scheinbaren Ausdehnung a eines diffusen Nebels (weitester Rand) und der scheinbaren Helligkeit m* des ihn beleuchtenden Sterns gibt es einen empirischen Zusammenhang (Hubble) m * = − 4.9 lg a + const. wobei a in Bogensekunden gegeben ist und die Konstante instrumentell bedingt ist. Ist die Entfernung des Sterns bekannt, so folgt die lineare Dimension des Nebels, typischerweise 10 ... 20 pc. H II - Regionen entstehen wenn O und B - Sterne anfangen, das umgebende Medium zu ionisieren. Da das ionisierte Material transparent für die UV-Strahlung ist, dehnt sich die Ionisationszone um den Stern aus. Sie bildet eine scharfe Grenze zu dem neutralen Gas ("Strömgren-Sphäre"). Deren Radius ist für einen B0 V-Stern 50 pc und für einen A0 V-Stern nur 1 pc. GEG_02_3.doc Seite 19 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 2.2.6.2 Spektrale Eigenschaften Linien in Emissionsnebeln entstehen durch • Rekombinationsemission von H+, He+, C+, N+, O+, etc. , insbesondere der Balmerserie des H, He 447.1 u. 587.5 nm (D3), • Resonanzfluoreszenz, • Verbotene Linien von Ionen ("Nebulium" → OIII) Ein einmal ionisiertes H-Atom bleibt einige hundert Jahre in diesem Zustand, bevor es rekombiniert. Als neutrales Atom lebt es nur einige Monate bevor es erneut ionisiert wird. Die spezifische Rekombinationsrate ist in diesem Fall proportional zum Quadrat der Elektronendichte ne. Die Flächenhelligkeit des Emissionsnebels in Hα ist dem Emissionsmaß ∫ ne2 dl , dem Integral längs der Sehlinie, proportional. Die Anregung erfolgt durch Stöße mit Elektronen. Ein schwaches Kontinuum der Emissionsnebel wird auf Streuung durch Staub zurückgeführt. Die typische Strahlungsleistung von Emissionsnebeln beträgt bei der Wellenlänge von Hα 1030 W (Leuchtkraft der Sonne: 4 1026 W, B0-Stern: 2 1031 W!). Damit ist die Leuchtkraft eines Nebels ein beachtlicher Bruchteil der Leuchtkraft des beleuchtenden Sterns. Aus der Dopplerverschiebung und der HWB von Linien des Orion-Nebels (M42) lassen sich auf komplizierte Bewegungen des Gases schließen. Die Geschwindigkeiten betragen etwa 10 km s-1 und entsprechen etwa der Dopplerverbreiterung der Linien. Das Spektrum der Kontinuumsstrahlung im Radiobereich zeigt einen Anstieg Iν ~ ν 2 bei kleinen Frequenzen und geht bei höheren Frequenzen in ein konstantes Spektrum über. Es variiert mit der Wolke, entspricht aber typischerweise einem thermischen Quelle mit T = 104 K. Die Verteilung der Radiostrahlung ist weiter ausgedehnt als im sichtbaren Spektralbereich, da die Wolke für die Radiostrahlung transparent ist. Man findet zahlreiche intensive Quellen geringer Ausdehnung mit Hochauflösenden Radiointerferometern (kompakte HII-Regionen) in oder in der Nähe von optischen Nebeln. Auch im IR findet man intensive Quellen, die keine sichtbare Komponente haben. Hierbei handelt es sich um tief in den Nebeln verborgene, im Entstehen begriffene Sterne (Protosterne). GEG_02_3.doc Seite 20 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 GEG_02_3.doc Seite 21 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 GEG_02_3.doc Seite 22 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 Zentraler Bereich des Orion-Nebels mit den vier Sternen des "Trapez". Der hellste Stern θ1 Ori C (Sp O6p) verursacht die Strahlung des Nebels. GEG_02_3.doc Proplyden (proto planetary disks) im Orion-Nebel (HST). Seite 23 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 2.2.6.3 Quellen im Gebiet des Galaktischen Zentrums Die stellare Komponente des zentralen Bereichs der Milchstraße ist durch eine elliptische Wolke aus Sternen ("central bulge") mit exzentrischen Orbits gekennzeichnet. Sie hat einen Radius von ca. 2.5 kpc in der Scheibe und eine Abplattung von etwa 0.6. Innerhalb von ca. 1 kpc vom Zentrum nimmt die Dichte ρ(R) wie R-1.8 ab, darüber hinaus mit R-3.7. Der Zentralbereich enthält helle K- und M-Riesen und Planetarische Nebel. Die Sterne rotieren in dieselbe Richtung wie die Scheibe, aber langsamer. Die Metallhäufigkeiten reichen von 0.1 ... 3 Mal der solaren Metallizität; es gibt also sehr metallreiche Sterne. Im Mittel sind die Sterne des Zentralbereichs jünger als die Halopopulation. Die Gesamtmasse beträgt ca. 1010 Sonnenmassen. Interstellare Materie gibt es im äußeren Zentralbereich kaum, jedoch steigt die Konzentration von H I und H II nach innen stark an, so dass es eine flache H II - Region in der Mitte gibt. Die IM führt komplizierte Bewegungen aus. Das Zentrum der Milchstraße ist Beobachtungen im Sichtbaren gar nicht, dafür aber im IR und Radiobereich zugänglich. In den innersten wenigen pc befinden sich ein kompakter Sternhaufen und ein Ring aus Molekülwolken. Im Zentrum befindet sich eine der stärksten Radioquellen (Sagittarius A oder Sgr A), welche als Nullpunkt des galaktischen Koordinatensystems gewählt wurde. Sgr A hat vier Komponenten, darunter die sehr kompakte (R < 20 AU) nichtthermische Radioquelle Sgr A* (l = -3'.34, b = -2'.75). Diese Quelle konnte man bislang im IR nicht identifizierten. Dort zeigt sich der Kern des extrem dichten Sternhaufens. Während der letzten sechs Jahre gelang es, die Eigenbewegungen einiger dieser Sterne direkt zu messen. Daraus ergibt sich ein starker Hinweis auf ein einzelnes ultrakompaktes, massives Objekt mit ca. 2 106 Sonnenmassen. Radiointerferometrische Beobachtungen weisen darauf hin, dass Sgr A* einen Radius von weniger als eine AU haben muss. Der Schwarzschild-Radius einer Masse von 2.6 106 M~ ist 0.05 AU. Kein Objekt außer einem massiven schwarzen Loch würde diese Zustände erklären können. GEG_02_3.doc Seite 24 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 Aus der Eigenbewegung und der Radialgeschwindigkeit abgeleitete eingeschlossene Masse als Funktion des Abstandes von Sgr A*. Die Beobachtungen lassen sich durch die Kombination eines Sternhaufens mit etwa 5 105 M~ und einer kompakten Masse von 2.6 106 M~ erklären. Innerster Bereich (ca. 0.1 pc) des Sgr A* - Haufens (links) und Eigenbewegung der zentralen Sterne (rechts). Die Position von Sgr A* ist rechts durch den schwarzen Stern gekennzeichnet. GEG_02_3.doc Seite 25 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 2.2.6.4 Rekombinationslinien im Radiobereich Rekombinationslinien angeregten Wasserstoffs findet man im Radiobereich für Hochangeregte Zustände (n > 60). Nomenklatur: n+1 → n Hnα z. B.: H109α n+2 → n Hnβ .... Mit der Rydberg - Formel ist die Frequenz des zugehörigen Radioübergangs gegeben mit ν 1 2 = Ry c Z eff − 2 n ≈ 2 2 Ry c Z eff ∆n n3 (n + ∆n )2 1 für n >> 1 m mit der Rydbergkonstante Ry = Ry ∞ 1 − e , Elektronenmasse me, Kernmasse M. Bei den hohen Anregungszuständen ist M die effektive Kernladungszahl Zeff für alle Elemente ungefähr 1! Daher liegen die Frequenzen derselben Übergänge unterschiedlicher Elemente dicht beieinander. Beispiel: H109α: 5009 MHz He109α: 5011 MHz In HII-Regionen, z. B. Orionnebel, werden Rekombinationslinien von Wasserstoff (H56α. H94α, H109α, H158α, H137β, H225γ) und Helium (He85α, He109α, He134α) beobachtet. Sie werden nicht von der Extinktion durch Staub beeinflusst. Dadurch können sie zur Bestimmung von Radialgeschwindigkeiten auch weit entfernter Wolken herangezogen werden. GEG_02_3.doc Seite 26 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 2.2.7 Strahlung im interstellaren Gas Wir betrachten in diesem Abschnitt die Eigenschaften der elektromagnetischen Strahlung unter den Bedingungen, die im interstellaren Medium gelten. Die Grundbegriffe des Strahlungstransports werden i. a. auch bei der Betrachtung von Sternatmosphären verwendet. 2.2.7.1 Strahlungstransport Intensität Iν: Energiemenge, die eine Flächeneinheit pro Zeiteinheit in eine Raumwinkeleinheit im Frequenzintervall (ν,ν+∆ν) in Form elektromagnetischer Strahlung durchströmt. Einheit [W m-2 Hz-1 sr-1] Emissionskoeffizient εν: Energiemenge, die von einer Volumeneinheit pro Zeiteinheit in eine Raumwinkeleinheit im Frequenzintervall (ν, ν+∆ν) in Form elektromagnetischer Strahlung abgegeben wird. Einheit [W m-3 Hz-1 sr-1] Absorptionskoeffizient κν: Relative Schwächung Einheit [m-1] der Intensität pro Längeneinheit bei der Frequenz ν. Strahlungstransportgleichung - Bilanzgleichung für die Energie in einem absorbierenden und emittierenden Medium längs eines Weges s (Strömungsgleichung der Strahlung): dIν = εν ds − κ ν Iν ds GEG_02_3.doc → dIν = − κν Iν + εν ds Seite 27 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 Betrachtet man ein Volumen ohne Emission längs eines Weges, so wird die einfallende Intensität Iν,0 nach einer Strecke s abgeschwächt auf einen Wert s ′ ′ Iν (s ) = Iν ,0 exp − ∫ κ ν (s ) ds 0 Man bezeichnet als optische Tiefe τν die gemäß dem Absorptionskoeffizienten gewichtete Weglänge durch das Medium: dτν = κ ν ds → s τν = ∫ κν ds ′ 0 Hieraus erhält man ε dIν = − Iν + ν = − Iν + Sν dτ ν κν ε mit der Ergiebigkeit Sν = ν . κν Damit ergibt sich die Intensität zu Iν = τν ∫ Sν (τν′ ) exp − τν′ dτ ν′ + Iν ,0 exp − τ ν 0 Für konstante Ergiebigkeit Sν erhält man Iν = Sν [1 − exp − τ ν ] + Iν ,0 exp − τ ν Grenzfälle: GEG_02_3.doc τ (S − Iν ,0 ) + Iν ,0 Iν = ν ν Sν für optisch dünne Schicht, τ ν << 1 für optisch dicke Schicht, τ ν >> 1 Seite 28 22.10.03 Galaktische und Extragalaktische Physik WS 2000/01 Lokales thermodynamisches Gleichgewicht (LTE): hier stellt sich die Re-Emission im thermischen Gleichgewicht nach dem Kirchhoffschen Satz εν = κ ν Bν (T ) für die lokale Temperatur T ein. B(T) ist die Kirchhoff-Planck - Funktion. Damit gilt: hν 2 hν 3 Sν = Bν (T ) = −1 exp kT c2 −1 Mit der Rayleigh-Jeans - Näherung Bν = 2ν 2 2 kT erhält man für Temperaturen des Mediums T > 10K im Radiobereich (λ = c 10 mm) die Strahlungstemperatur TS = T (1 − exp (− τν )) + TS ,0 exp (− τν ) . Dabei entspricht TS,0 der Hintergrundstemperatur. Für ein optisch dickes Medium erhält man TS = T. Die optischen Dicken τν hängen vom Absorptionskoeffizienten und damit von der Besetzung der Energiezustände im Medium ab, welche Übergänge bei Energien hν haben. Will man aus der Intensität auf Dichten schließen, so muss man die Anregungsund Ionisationsverhältnisse genau kennen. Die Dichte der wirksamen Teilchen ergibt sich bei striktem thermodynamischem Gleichgewicht (TE) in Abhängigkeit von T und Elektronendichte aus der Boltzmann- und der Saha-Gleichung. Im TE ist die Verteilung der Teilchen auf verschiedene Energiezustände von Stoßprozessen dominiert. Eine Temperatur T beschreibt • kinetische Energie der Teilchen (Maxwell), • Besetzungszahlen der Anregungszustände (Boltzmann, Saha), • Energieverteilung und -Dichte des Strahlungsfeldes (Kirchhoff-Planck). Im ISM sind Stöße selten und das Strahlungsfeld hat eine andere Temperatur als die kinetische Temperatur des Gases. Die Berechnung der Ergiebigkeit erfordert daher eine detaillierte Berücksichtigung aller wesentlichen Anregungs- und Ionisationsprozesse. GEG_02_3.doc Seite 29 22.10.03
