Газодинаміка - розділ фізики, який вивчає закони руху газу. З питаннями газодинаміки ми часто стикаємося і в повсякденному житті - це і зву-кові хвилі, і обтікання швидко рухомих тіл, і ударні хвилі, які в століття надзвукових швидкостей добре всім відомі. Але умови міжзоряного середовища істотно змінюють закони руху газу.
Почнемо зі звукових хвиль. Як читач, ймовірно, знає, звукові хвилі являють собою поширеною-няющих в середовищі послідовність стиснень і разре-жений газу. Якщо злегка стиснути газ в деякому обсязі, а потім надати йому можливість повернутися в пер-воначальное стан, то за інерцією він потім трохи розшириться, стисне сусідні з цим обсягом шари га-за, а потім знову сам стиснеться. Виникнуть коливання, які будуть передаватися і сусіднім верствам, а від них - ще далі. Це і є поширення звуко-вих хвиль. Їхня швидкість залежить тільки від температури газу. Швидкість звукових хвиль в повітрі при температу-ри 300 К добре відома - 330 м / с, а з ростом тим-ператури вона збільшується пропорційно (Т) 1/2.
Але такі звукові хвилі є адиабатически-ми, т. Е. Передбачається, що стиснення і розрідження газу в звукових хвилях відбувається без втрати тепла. В між-зірковому просторі це не так. При збільшенні пліт-ності помітно збільшуються і втрати на випромінювання. Тому міжзоряні звукові хвилі аж ніяк не Адіа-батіческіе. У першому наближенні їх можна ще вва-тать ізотермічними, т. Е. Припустити, що при сжа-тії та розширенні газу температура в хвилі взагалі не змінюється. Тоді швидкість звукових хвиль буде неяк-до менше (в повітрі - на 20%) і її можна обчислюва-лити за формулою: сs = (RT / мю) 1/2. де R - універсаль-ва газова постійна, a мю - молекулярна вага. Лю-бопитно, що ще Ньютон, який першим обчислив швидкість звукової хвилі, припускав її ізотермічен-ської, і тому довгий час було незрозумілим, чому в повітрі швидкість звуку виявилася більше обчислений-ний. Однак для міжзоряних звукових хвиль ця фор-мула, отримана Ньютоном, цілком застосовна.
Наступне важливе явище, яке в міжзоряних умовах також змінює свої властивості, - це ударні хвилі. Для того щоб його пояснити, розглянемо слу-чай, зображений на рис. 16. Нехай в закриту з одного кінця довгу трубу втікає газ з концентра-цією п1 і швидкістю v. Налітаючи на стінку, він повинен зупинитися. Утворюється область нерухомого газу, яка повинна весь час збільшуватися в міру ВТЕ-Канія все нових порцій газу. Між спочиваючим і дві-жущімся газом утворюється межа (пунктир на рис. 16), яка переміщується по трубі назустріч по-току газу.
Схема освіти ударної хвилі
Позначимо концентрацію газу за цією межею як п2. Виявляється, якщо швидкість v дуже велика (багато більше швидкості звуку), то ця межа різка (удар-ва хвиля), а стрибок концентрації, т. Е. Величина п2 / п1, виявляється обмеженим (наприклад, в одно-атомному газі п2 / п1 <4, в двухатомном п2 /п1 <6). Объяс-няется это просто. Кинетическая энергия налетающего газа не только сжимает, но и нагревает остановившийся газ. В неподвижной области, таким образом, возникает большое газовое давление, которое и препятствует даль-нейшему сжатию.
Але в міжзоряному просторі цього може не бути. Як тільки газ стиснеться, різко зросте його випромінювання і температура вже не буде підніматися. Газове давши-ня залишається невеликим, і воно не перешкоджає даль-кро стиску газу. В результаті, в міжзоряних ударних хвилях, які краще називати «стрибками ущільнення», можуть виникнути дуже великі скачки концентрації. Величину стрибка п2 / п1 можна визна-лити, якщо порівняти газовий тиск в стислій області (т. Е. Величину, пропорційну n2RT) з динамічн-ським тиском налітаючого потоку газу, пропорції-нальним п1v2. Таким чином, отримуємо, що стрибок концентрації в міжзоряному ударної хвилі характери-зуется величиною n2 / п1
v2 / cs2, де Т - звичайні-ва температура міжзоряного газу (біля 10 4 К в зо-нах НII і багато менше, 10-20 К, в молекулярних об-лаках). Читач може легко переконатися, що навіть при невеликих швидкостях руху газу (наприклад, при швидкості 7-8 км / с, - звичайної швидкості міжзоряних хмар) можна отримати (при їх зіткненні один з одним) скачки ущільнення в десятки і навіть сотні разів мінливої концентрації .
Звичайно, випадок, зображений на рис. 16, є ідеалізація - в міжзоряному просторі труб немає, але загальні особливості руху там саме такі.
Один з важливих випадків динаміки міжзоряного середовища зображений на рис. 17 - падіння міжзоряного газу під дією власної сили тяжіння до центру хмари. Це падіння створює в центрі хмари область стиснення, оточену поширюється від центру сферичним стрибком ущільнення. Очевидно, що і тут може бути дуже сильне стиснення речовини, але вже в реальному об'єкті, т. Е. Це явище дуже можли-но при формуванні зірок.
Освіта ударної хвилі
Третя особливість міжзоряного газодинаміки - істотна роль магнітних полів. Розглянемо цю особливість на прикладі, знайомому читачеві з курсу шкільної фізики. Якщо через магнітне поле переме-щать провідник, то в ньому індукується електричний струм, який, в свою чергу, створює магнітне поле. В результаті взаємодії цих полів виникає си-ла, що гальмує переміщень-ня провідника (правило Ленца). Коли електричні-ське опір провід-ника велике, індукований-ні струми і магнітні поля виявляються слабкими і провідники легко переме частішають в магнітному полі. Але якщо електричне со-опір провідника дуже мало, то виникають досить сильні індуці-рова струми, і сила со-спротиву переміщенню провідника істотно зростає - провідник «застряє». Відомо, на-приклад, що сверхпро-водник взагалі неможливо заштовхнути в область, заня-ту магнітним полем. (Нагадуємо, що якщо провід-ник рухається уздовж магнітного поля, то в ньому взагалі не виникає струм і опору такого руху немає.)
А тепер повернемося до міжзоряного газу. Тут, як ми знаємо, багато вільних електронів, і тому електропровідність міжзоряного газу досить вели-ка (навіть краще, ніж електропровідність міді). Тому переміщення такого газу через міжзоряний магніт-ве поле цілком можна уподібнити переміщенню хоро-шего металевого провідника в цьому ж полі. Тут потрібно ще врахувати, що величезні розміри міжзоряних хмар роблять ефект їх гальмування в магнітному полі дуже помітним.
Таким чином, міжзоряний магнітне поле повинно гальмувати рух міжзоряних хмар поперек на-правління поля і не перешкоджати їх руху вздовж поля. Можна очікувати, що потоки міжзоряного газу спрямовані переважно вздовж магнітних сило-вих ліній. Цей висновок підтверджується спостереженнями: дійсно, газ найчастіше рухається паралельно площині Галактики, причому і магнітне поле має приблизно той же напрямок.
Однак, якщо міжзоряний магнітне поле слабке, так що воно вже не може зупинити рух газу поперек силових ліній, то тоді вже газ починає ув-лекала з собою і магнітне поле. Іншими словами, дві-жущіеся потоки газу будуть як би тягнути за собою магнітні силові лінії, витягаючи і закручуючи їх. У цьому випадку говорять, що магнітні силові лінії «вморожени» в міжзоряний газ (або міжзоряний газ «приклеєний» до магнітних силових ліній).
З визначення поняття силових ліній магнітного поля відомо, що напруженість магнітного поля Я (або магнітна індукція В) пропорційна числу силових ліній, що проходять через одиничну май-ку. Коли рух газу витягує і «заплутує» маг-нітних силові лінії, то воно тим самим збільшує Н (і В). Можна сказати, що тут кінетична енер-гія газу переходить в магнітну енергію. Зростання магніт-ного поля при русі газу припиняється тог-да, коли ці енергії виявляються одного порядку: pv2 / 2
B2 / 8п (тут р - щільність газу, зліва стоїть щільність кінетичної енергії, праворуч - щільність магнітної енергії). Особливо помітно посилення маг-нітних поля в згаданих вище скачках щільності. Збільшення щільності супроводжується, в силу принципу «вмороженності» поля, пропорційним збільшенням величини В.
Четвертою особливістю міжзоряного газодинаміки є існування іонізаційних фронтів - дві-жущіхся кордонів між зонами НII і областями HI. Вони з'являються внаслідок того, що газовий тиск в зонах НІ зазвичай Багато більше, ніж газовий тиск в областях HI. Справді, розглядаючи меж-зіркову термодинаміку, ми переконалися, що в двухкомпонентной системі, що складається з хмар і межоблач-ної середовища, величина тиску (а точніше, твір пт) не більш 3 • 10 3 К / см 3. З іншого боку , в зоні НІ, де Т = 10 4 К, ця величина при «стандартному» значенні концентрації протонів і електронів (п
з м -3) більше, а при великих концентраціях раз-відмінність ще більш помітно.
Таким чином, зони НII повинні розширюватися в ок-ружа простір. Але при розширенні щільність газу всередині зони падає, зменшується число рекомбі-націй, і в результаті в цій зоні залишається частина "не-використаних» іонізуючих квантів. Вони проходять через кордон початкової маси зони НII і іони--зіруют нові атоми водню. Таким чином, весь про-процес складається не тільки з розширення речовини самої зони НII, але і з ще більш швидкого просування кордону між областями іонізованого і неіонізуючих-ванного водню - зона НII зростає як за своїми раз-заходів, так і за величиною своєї маси .
Таке переміщення кордону зони НII називається рухом іонізаційного фронту, швидкість переміщень-ня якого можна порівняти зі швидкістю звуку в об-ласті HI. Якщо швидкість іонізаційного фронту біль-ше швидкості звуку в той же газ, то говорять про фронт R-типу. Тут при переході через цей фронт газ иони-зіруется і ущільнюється.
Навпаки, якщо швидкість фронту менше відпо-ють швидкості звуку, то на іонізаційному фронті (званому фронтом D-типу) відбувається зменшення концентрації. Щоб забезпечити це зменшення, фронт D-типу часто «посилає» перед собою ударну хвилю, яка попередньо «піджимає» газ в області HI.
Як тільки в області HI утворюється нова гаряча зірка, вона спочатку створює маленьку зону НII, кото-раю швидко розширюється як іонізаційний фронт R- типу. Потім швидкість розширеної зони НII уменьша-ється, вперед надсилається ударна хвиля, за якою на близькій відстані слід іонізаційний фронт D-типу.
Знання властивостей міжзоряного газодинаміки абсолютно необхідно для розуміння процесів конденсатор-ції зірок з міжзоряного середовища - адже ця кондом-сація є не що інше, як рух міжзоряного газу. І як ми побачимо нижче, особливості межзвезд-ної газодинаміки проявляються в різних аспектах проблеми формування зірок.