Czego nadal nie wiemy o Słońcu

Robert Kurucz na podstawie wieloletniego doświadczenia w modelowaniu atmosfer gwiazdowych opracował krótki tekst podsumowujący naszą niewie-dzę w tej dziedzinie. Różne wersje artykułu prezentowane były ostatnio na różnych konferencjach, wszystkie można znaleźć na stronie WWW Kurucza. Zapoznajmy się, na przykładzie Słońca, gwiazdy zdawało by się najlepiej znanej, z podstawowymi jego konkluzjami.

Nie rozumiemy konwekcji

W gwiazdach występuje konwekcja komórkowa, o dwóch podstawowych składnikach

1. powoli unoszący się, gorący, szeroki, rozbieżny przepływ, który za-wraca i zlewa się z otoczeniem, by utworzyć

2. chłodny, gwałtownie opadający, kolumnowy przepływ, rozmywający się na dnie

Każdy jednowymiarowy model konwektywny, oparty na teorii średniej drogi mieszania, zakłada, że struktury konwektywne można uśredniać tak, że emitowane promieniowanie zależy tylko od jednowymiarowego przebiegu temperatury. Jednowymiarowy model atmosfery jest źródłem błędów sys-tematycznych. Funkcja Plancka, czynnik Boltzmanna i równanie Sahy nie uśredniają się pomiędzy gorącymi i chłodnymi komórkami konwektywnymi. Każdy parametr mający silną wykładniczą zależność od temperatury będzie źle odwzorowany. Na przykład silna zależność od temperatury obsadzenia drugiego poziomu wodoru sprawia, że skrzydla linii serii Balmera formują sie głównie w gorących komórkach konwektywnych. Jednowymiarowy model odwzorowujący skrzydła linii Balmera będzie miał zawyżoną temperaturę efektywną w stosunku do prawdziwej gwiazdy. Z kolei molekuły CO są bar-dziej obfite w chłodnych komórkach.

Pomijamy zmienność mikroturbulencji

W Słońcu można empirycznie wyznaczyć prędkości mikroturbulencji. Otrzy-mujemy zakres wartości od 0.5 km/s przy minimum temperaturowym do 1.8 km/s w najgłębszych obserwowanych warstwach. Prędkość mikroturbu-lencji powiększa szerokość linii widmowych i powoduje efekty podobne do zmian składu chemicznego. Jak narazie wszystkie modele, wynikające z nich strumienie, linie widmowe, itp. są obliczane ze stałą mikroturbulencją, co

prowadzi do błędów systematycznych między różnymi obszarami formowa-nia linii.

Nie rozumiemy linii widmowych

Wiele cech widmowych nazywanych „liniami” jest blendami wielu linii róż-nych atomów i molekuł. Prawie wszystkie linie atomowe mają składniki struktury nadsubtelnej i często izotopowej i są asymetryczne. Dopiero, gdy zrozumiemy szczegółowo wysokiej jakości widmo słoneczne, można będzie przejść do badania innych gwiazd, dla których istnieją widma znacznie gor-sze.

Nie znamy rozkładu energetycznego promieniowania słonecznego

Pomiary prowadzone z powierzchni Ziemi są zniekształcone widmem tellu-rycznym. Przydały by się dane sateliterne, ale NASA i ESA nie są zaintere-sowane aż tak szczegółowymi pomiarami. W widmie słonecznym, znanym co prawda nienajgorzej, pewne obszary pozostają nieznane. Istnieje zapotrze-bowanie na pełne widmo słoneczne, choćby ze strony fizyków badających komety, czy meteory. Na ich potrzeby brakujące fragmenty obserwowanego widma trzeba uzupełniać obliczeniami.

Nie wiemy, jak wyznaczać obfitości

Jednym z parametrów gwiazd, galaktyk, czy jakiś innych obiektów, jest wielkość [Fe]. Jest to logarytm stosunku obfitości żelaza w obiekcie do ob-fitości Fe w Słońcu. Osobliwym jest fakt, że nie znamy słonecznej obob-fitości Fe, a nasze jej oszacowania zmieniają sie z roku na rok. Kurucz zauważył, że od czasu, kiedy był studentem, ta obfitość zmieniła się o czynnik 10. W znanej i często cytowanej pracy Grevesse i Sauval [13] założyli a priori, że obfitość Fe w Słońcu powinna być taka, jak w meteorytach i w ten sposób kalibrowali metodę wyznaczania składu chemicznego. Bez tego założenia nie wyznaczyli by obfitości słonecznych. Pozostaje wątpliwość, czy Słońce ma na pewno taką obfitość Fe jak meteoryty?

Uwzględnienie wielu linii danego pierwiastka zamiast poprawiać ana-lizę prowadzi do błędów systematycznych. W idealnym przypadku pojedyn-cza słaba linia widmowa powinna określać dokładnie obfitość pierwiastka. Silne linie są bardzo czułe na wielkość mikroturbulencji i szczegóły modelu. Słabe i nierozpoznane blendy mogą zawyżać obfitość. Istnieją systematyczne i przypadkowe błędy w wartościach mocy oscylatora gf .

Powszechnie obserwowane żelazo ma 4 izotopy, a niestety rozszczepienie izotopowe nie jest wyznaczone dla linii stosowanych do analizy obfitości. Jeśli przyjrzeć się dokładnie dostępnym liniom żelaza, okazuje się, że dla badań astrofizycznych pozostają w miarę bezpieczne tylko 3 linie Fe i oraz 1 linia Fe ii.

Połowa linii widma Słońca pozostaje niezidentyfikowana

Taka jest prawda, a przy tym niektóre z danych atomowych stosowanych do dzisiaj pochodzą z lat 1930-tych. Tak więc każde nowe dane, jak np. więcej poziomów energetycznych, czy lepsze długości fali, mogą dotyczyć tysięcy struktur w widmie i zmieniać ich dotychczasową identyfikację.

Hydrodynamika otoczek

Realistyczne modele otoczek wokółgwiazdowych otrzymamy jedynie w opar-ciu o równania hydrodynamiki. W większości przypadków stosowane są rów-nania niezależne od czasu i sformułowane w sferycznej symetrii. Podręcz-niki często ograniczają się do takiej postaci (np. Lamers i Cassinelli [17]). Zapoznajmy się jednak z bardziej ogólnymi zależnościami sformułowanymi w podręczniku Mihalasa [24], gdyż bywa to także przydatne.

4.1 Podstawowe pojęcia hydrodynamiczne

Rozpatrzmy najprostsze równania hydrodynamiki dla gazu doskonałego, bez lepkości, ściśliwego, całkowicie zjonizowanego. Zajmijmy się tylko jednym rodzajem cząstek o masie m. Wprowadźmy funkcję rozkładu prędkości taką, że

f d~r d~v (4.1)

jest liczbą cząstek w elemencie objętości (~r, ~r + d~r), z prędkościami z

prze-działu (~v, ~v + d~v). Niech wektor prędkości ~v ma składowe (v1, v2, v3). Na pole prędkości każdej cząstki składają się

• prędkość przepływu makroskopowego

• izotropowy mikroskalowy rozkład termiczny prędkości

Wyrażona przez funkcję f liczba cząstek w 1 cm³ (gęstość liczbowa) wynosi

n(~r, t) =

Z

d~vf (~r, ~v, t) (4.2) Gęstość (masowa) gazu [g cm⁻³] wynosi

Średnia prędkość hv_ii, czyli faktyczna prędkość przepływu gazu w kierunku

„i”, wyraża się wzorem

nhv_ii =

Z

d~vf (~r, ~v, t) · v_i (4.4) Pełna prędkość w danej chwili jest sumą prędkości przepływu hv_ii i prędkości

ruchów termicznych v⁰_i

vi = hv_ii + v⁰_i (4.5) Strumień masy przenoszonej w danej chwili wynosi

m · n(~r, t) · h~v(~r, t)i = %h~vi (4.6) Można wprowadzić tensor przenoszenia pędu, czyli tempo przenoszenia składowej i pędu przez powierzchnię ustawioną prostopadle do kierunku j

Π_ij(~r, t) = m

Z

d~vf (~r, ~v, t)v_iv_j (4.7) Wielkość ta jest przydatna przy formułowaniu równań hydrodynamiki. Roz-piszmy v_i oraz v_j na składowe przepływu hv_ii i ruchów termicznych v0

i. Sko-rzystajmy z faktu, że ruchy termiczne są izotropowe, czyli po uśrednieniu zerują się hv_i⁰i = 0, a ich składowe w różnych kierunkach są nieskorelowane,

czyli hv_i⁰v_j⁰i = h(v0

i)2iδ_ij = ^kT_mδ_ij. Otrzymamy

Π_ij = mnhv_iihv_ji + nkT δ_ij = %hv_iihv_ji + pδ_ij (4.8)