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Die Dynamik von stoßfreien Sternsystemen Dunkle Materie Galaxien E-Galaxien Sternhaufen Stoßfrei: Teilchen sehen nur das gemeinsame Gravitationsfeld Gravitation dominiert die Dynamik von Strukturen im Universum Die stoßfreie Teilchendynamik spielt eine wichtige Rolle in vielen astrophysikalischen Systemen. Monde und Ringe Galaxien Sonnensystem Sternhaufen Dunkle Materie Stoßdominierte und stoßfreie Entwicklung In einem Gas bewegen sich die Moleküle mit nahezu konstanter Geschwindigkeit und erfahren nur kurzzeitig starke Beschleunigungen. v Dichte Teilchen Fluss: f = n ⋅ v d Pro Zeiteinheit durchstoßen nv ⋅ πd 2 Teilchen ein Fläche mit Radius d. Stoßzeitskala: τc = 1 nvπd 2 Direkte Stoßzeitskala Gas bei Raumtemperatur: n ≈ 2 ⋅1019 cm −3 d ≈ 2 ⋅10−8 cm v ≈ 5 ⋅104 cm s τc ≈ 10−9 s Kugelsternhaufen: n ≈ 10pc −3 N = 106 Sterne, R = 10 pc Falls R * = R ⊙ Rote Riesen Falls R * = 100R ⊙ 30 pc −3 τc ≈ 8 ⋅10 Jahre n 11 −3 30 pc τc ≈ 8 ⋅107 Jahre n Stern-Sternstöße Da die Zahl der roten Riesen in KSH klein ist kann man direkte Stern-Sternstöße zunächst vernachlässigen. Sternstöße werden jedoch in den dichten Zentralgebieten wichtig −3 30 pc 11 τc ≈ 8 ⋅10 Jahre n n = 105 pc −3 Blue Stragglers Stern-Sternstöße in Galaxien 30 pc −3 τc ≈ 8 ⋅10 Jahre n n ≈ 1 pc3 11 τc ≈ 2 ⋅1012 Jahre Galaxien sind stoßfreie Systeme. Bei Galaxienwechselwirkungen kommt es zu keinen direkten Stern-Sternstößen. Rolle der Gravitation im Leben eines Sternhaufens Sternentstehung Gravitativer Kollaps einer Gaswolke Simulation der Sternentstehung Gas Sterne Stoßfreie, dynamische Relaxation Dunkle Materie im Universum Elliptische Galaxie Numerische Simulation Galaxienverschmelzung und Schwarze Löcher ΛCDM simulation Dichteprofil E-galaxien dunkle Materiehalo (Hetznecker & Burkert) Warum führt die Relaxation von stoßfreien Systemen zu universellen Dichteprofilen? Was bedeutet Relaxation? Das Sternsystem erreicht nach einiger Zeit einen Zustand in dem sich die Dichteverteilung nicht mehr ändert. Sternsysteme im Gleichgewicht Sternsysteme im Gleichgewicht Phasenmischung • Wir betrachten eine Scheibe aus Sternen, die auf Kreisbahnen laufen mit Winkelgeschwindigkeit dϕ 2π =ω= dt T • Annahme: Alle Sterne haben anfangs ϕ≈0 System ist anfangs hochgradig geordnet Ende Anfang Sterne Phasenmischung des Sternsystems Für t → ∞ sind alle Sterne außer Phase und gleichmäßig verteilt. Mischungszeitskala: ∆ϕ = t ⋅ ( ωmax − ωmin ) τmix 2π = ωmax − ωmin Der Phasenraum v Sternbahn im Phasenraum ( v, −∇Φ ) x Die Bewegung des Sterns im Phasenraum wird beschrieben durch: xɺ = v vɺ = −∇Φ Die Verteilungsfunktion f Statt die Sternbahnen einzeln zu verfolgen untersuchen wir die Entwicklung der Sternverteilung im Phasenraum. f (x, v, t) d 3 x d 3 v : Phasenraumverteilung eines „Sterngases“ Andere Interpretation: Wahrscheinlichkeitsdichte = Wahrscheinlichkeit einen Stern bei x, v zu finden. ( ) v v f (t = 0) ∆t x Was ist f (t > 0) x v f =1 3 3 Gegeben: f (x, v, t) d x d v f =0 x 3 n(x, t) d x = ∫∫∫ f (x, v, t) d 3 v d 3 x v ( x,t ) 3 3 v ⋅ f (x, v, t) d v v ⋅ f (x, v, t) d v ∫∫∫ ∫∫∫ = = n(x, t) ∫∫∫ f (x, v, t) Die stoßfreie Boltzmanngleichung v v + ∆v / 2 v v v − ∆v / 2 x x − ∆x / 2 x + ∆x / 2 x Zahl der Sterne, die die Zelle bei x + ∆x / 2 verlassen: f (x, v, t) ⋅ v ⋅ ∆v ⋅ ∆t Zahl der Sterne, die bei x − ∆x / 2 in die Zelle fliegen: f (x − ∆x, v, t) ⋅ v ⋅ ∆v ⋅ ∆t v v + ∆v / 2 dv / dt > 0 v v − ∆v / 2 x x − ∆x / 2 x + ∆x / 2 x Annahme: dv / dt > 0 Sterne wandern nach oben dv Nach ∆t bewegen sich die Sterne um ⋅ ∆t schneller dt Zahl der Sterne, die die Zelle bei v + ∆v / 2 verlassen: f (x, v, t) ⋅ dv dt ⋅ ∆x ⋅ ∆t Zahl der Sterne, die bei v − ∆v / 2 in die Zelle fliegen: f (x, v − ∆v, t) ⋅ dv dt ⋅ ∆x ⋅ ∆t [f (x, v, t + ∆t) − f (x, v, t)] ⋅ ∆x ∆v = f (x − ∆x, v, t) ⋅ v ⋅ ∆v ⋅ ∆t - f (x, v, t) ⋅ v ⋅ ∆v ⋅ ∆t + f (x, v − ∆v, t) ⋅ dv dt ⋅ ∆x ⋅ ∆t - f (x, v, t) ⋅ dv dt ⋅ ∆x ⋅ ∆t = = ∂f dv ∂f − v ⋅ ∆v ⋅ ∆t ∆x − ∆x ∆t ∆v dt ∂x ∂v ∂f dv ∂f − ∆x ⋅ ∆v ⋅ ∆t ⋅ v + = ∆x ⋅ ∆v ⋅ ∆f ∂x dt ∂v ∂f ∂f ∂f + v + vɺ =0 ∂t ∂x ∂v ∂f (x, v, t) ∂f ∂f + v ⋅ − ∇Φ ⋅ = 0 ∂t ∂x ∂v ∇ 2 Φ = 4πGρ = 4πGm ∫∫∫ f d 3 v Grundgleichung der Stellardynamik Stoßfreie Boltzmanngleichung df ∂f ∂f ∂f = + v − ∇Φ ⋅ = 0 dt ∂t ∂x ∂v Der Fluss der Sterne im Phasenraum ist inkompressibel. Entropie: f = f0 S(t) = − ∫ f ln f d 3 x d 3 v = − ln f 0 ∫ f 0 d 3 x d 3 v = − N ln f 0 = kons tan t Es existiert kein Gleichgewichtszustand Die makroskopische Verteilungsfunktion Entwicklung von F F F erreicht einen Gleichgewichtszustand Wie viele stoßfreie dynamische Gleichgewichtskonfigurationen gibt es? ∂f (x, v, t) ∂f ∂f + v ⋅ − ∇Φ ⋅ = 0 ∂t ∂x ∂v ∇ 2 Φ = 4πGρ = 4πGm ∫∫∫ f d 3 v Wir suchen nach einer zeitunabhängigen Lösung: ∂f =0 ∂t Das Jeanstheorem Bewegungsintegral: v I = konstant Eine Funktion I(x, v) , die sich entlang einer Sternbahn nicht ändert. dI(x, v) ∂Ι ∂ x ∂I ∂ v ∂I ∂I = 0 = ⋅ + ⋅ = v − ∇Φ dt ∂ x ∂t ∂ v ∂t ∂x ∂v x Jede zeitunabhängige Lösung f (x, v) ist ein Integral der Bewegung. Umgekehrt gilt auch: Jede Funktion f (I1 , I 2 ...) der Bewegungsintegrale I1 , I 2 , ... eine zeitunabhängige Lösung der stoßfreien Boltzmanngleichung. Sphärische Sternsysteme: ist 4 Bewegungsintegrale: E, L x , L y , L z Aufgrund sphärischer Symmetrie in allen physikalischen Größen kann f nur von E und L abhängen: f (x, v) = f (E, L) mit { 1 2 E = v + Φ (r) 2 L = r ⋅ vϕ Systeme mit isotroper Geschwindigkeitsverteilung Es sei: 1 f = f (E) = f (v 2x + v 2y + v z2 ) + Φ (r) 2 n = ∫ f dv x dv y dv z v 2 x 1 = ∫ f v 2x dv x dv y dv z = v 2y = v 2z n Aber: Problem Dichteverteilung: ρ(r) = m ∫ f d 3 v = 4πm v = vesc ∫ v =0 E =0 f (E) v 2 dv = 4πm ∫ f (E) 2(E − Φ )dE E =Φ (r) E = 1 v 2 + Φ (r) → v 2 dv = 2(E − Φ ) dE 2 Fundamentalgleichung sphärischer Gleichgewichtssysteme Poissongleichung: ∆ 2Φ = 1 d 2 dΦ r = 4π G ρ(r) 2 r dr dr 0 1 d 2 dΦ 2 r = 16 π G ∫ f (E) 2(E − Φ ) dE 2 r dr dr Φ (r ) Gegeben f(E), dann folgt aus der Fundamentalgleichung Φ (r) Mit Φ (r) folgt aus der Poissongleichung ρ(r) Das Plummerprofil 3M 1 ρp (r) = × 3 2 4πb r 1+ b2 ( ) 52 Φ P (r) = − GM r 2 + b2 3.27 2 b2 72 f (E) = ⋅ 5 4 ( −E ) 3 7π G M m • Die Energieverteilung des Plummerprofils unterscheidet sich stark von der Gleichgewichtsverteilung eines stossdominierten Gases. • Es gibt unendlich viele Gleichgewichtsmodelle. • Warum sollten dann alle heftig relaxierenden Teilchensysteme eine ähnliche Dichteverteilung haben? Energie and spezifischer Drehimpuls sind während einer Kollapsphase keine Erhaltungsgrößen. 2 dE 1 dv dΦ = + = dt 2 dt dt dv ∂Φ ∂Φ v + + v ⋅∇Φ = dt ∂t ∂t x(t ) dv = −∇Φ dt Kann die Umverteilung von Drehimpuls und Energie die Entstehung von universellen Dichteprofilen erklären?