astrofisica galattica – lezione...
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Astrofisica galattica – Lezione 1
Maurizio [email protected]
Dipartimento di FisicaUniversità degli studi di Milano
23 Marzo 2018
Struttura della Via Lattea
Masse e dimensioni
Componente Massa Forma e dimensioniAlone stellare 109 Md Sfera (r ą 20 kpc)Disco (gas) 1010 Md Disco (r “ 25 kpc,
h “ 0.15 kpc)Rigonfiamento 1010 Md Ellissoide (6ˆ 2ˆ 2 kpcqcentraleDisco (stelle) 1011 Md Disco (r “ 15 kpc,
h “ 1 kpc)Alone materia 1012 Md Sfera (r ą 60 kpc?)oscura
Parte I
Ammassi stellari
NGC 290 (ammasso aperto)
M22 (ammasso globulare)
Tipi di ammassi stellari
A. aperti A. globulari
Numero di stelle 103 – 104 104 – 106
Dimensioni 10 pc 20–100 pc(core „5 pc)
Gas e polvere? Sì NoNebulose planetarie? No Sì# di ammassi noti 103 „ 160Dove? Disco Alone stellare
(1 % del totale)
NGC104 (47 Tuc, ammasso g.)
N „ 3ˆ 105, 2r „ 100 ly, D „ 20 kly,mV “ 4.9 mag.
M3 (ammasso g.)
N „ 5ˆ 105, 2r „ 150 ly, D „ 35 kly,mV “ 6.2 mag.
M13 (ammasso g.)
N „ 6ˆ 105, 2r „ 145 ly, D „ 22 kly,mV “ 5.8 mag.
Parte II
Dinamica degli ammassi
Termodinamica e astrofisica
Essendo sistemi composti da molte particelle,possiamo pensare di usare la termodinamicaclassica per descriverli?
Termodinamica e astrofisica
No! La teoria del gas ideale funziona solo insistemi privi di forze a lungo raggio.
Da questo punto di vista la gravità è un problema!
“Properties of systems with long range interactions are stillpoorly understood despite being of importance in mostareas of physics.” (Dynamics and Thermodynamics ofSystems with Long Range Interactions)
Teorema del viriale
Fortunatamente esiste uno strumento adatto per ladescrizione di sistemi gravitazionalmente legati: ilteorema del viriale.
Consideriamo un sistema fisico di N particelleconfinato in un volume V (da forze interne o vincoliesterni). Ogni particella si trova nella posizione ~ri ,la forza risultante su di essa è ~Fi e Ki è la suaenergia cinetica.
Medie temporali
Ovviamente le quantità ~ri , ~Fi e ~Ki variano neltempo. Siamo però interessati più al loro valoremedio che alla loro evoluzione istante per istante.
Data una quantità f dipendente dal tempo, il valoredi
〈f 〉t “ limτÑ8
1τ
ż τ
0f ptq dt
è la media temporale di f .
Definizione di “viriale”
La quantità
G ”
Nÿ
i“1
~ri ¨ ~pi
è detta “viriale”. Nel caso in cui le particelle sitrovino in un volume limitato V , esso gode di dueproprietà:
1. G è una quantità limitata;2. Dopo un certo tempo, G tende a diventare
costante.
Limitatezza del viriale
Se il sistema è limitato in un volume V , alloraesistono degli estremi superiori P e R per laquantità di moto pi e ri . Di conseguenza,
|G| “
ˇ
ˇ
ˇ
ˇ
ˇ
Nÿ
i“1
~ri ¨ ~pi
ˇ
ˇ
ˇ
ˇ
ˇ
ď
Nÿ
i“1
|~ri | ¨ |~pi | ď NRP.
Variazione nel tempo del virialeLa variazione nel tempo del viriale ha media nulla:
ˇ
ˇ
ˇ
⟨9G⟩
t
ˇ
ˇ
ˇ“
ˇ
ˇ
ˇ
ˇ
limtÑ8
1τ
ż τ
0
9Gptq dtˇ
ˇ
ˇ
ˇ
“
ˇ
ˇ
ˇ
ˇ
limτÑ8
Gpτq ´ Gp0qτ
ˇ
ˇ
ˇ
ˇ
ď limτÑ8
2NRPτ
“ 0.
Ciò vuol dire che, passato un certo tempo (“tempodi rilassamento”), il viriale diventaapprossimativamente costante.
Enunciato del teorema del viriale
Il teorema del viriale dice che in un sistemalimitato in un volume V , passato il tempo dirilassamento, vale l’uguaglianza
〈K 〉t “ ´12
⟨Nÿ
i“1
~ri ¨ ~Fi
⟩t
,
dove K “řN
i“1 Ki è l’energia cinetica totale delsistema.
Dimostrazione del teoremaUsando la proprietà
⟨9G⟩
t“ 0 si ottiene subito la
tesi: ⟨ddt
Nÿ
i“1
~ri ¨ ~pi
⟩t
“ 0⟨2
Nÿ
i“1
Ki `
Nÿ
i“1
~ri ¨ ~Fi
⟩t
“ 0⟨Nÿ
i“1
Ki
⟩t
“ ´12
⟨Nÿ
i“1
~ri ¨ ~Fi
⟩t
.
Caso di forze centraliSi può dimostrare che per forze con potenzialeUi “ krαi (“forze centrali”) il teorema del viriale siriduce a:
〈K 〉t “α
2〈U〉t ,
dove U “řN
i“1 Ui è l’energia potenziale totale delsistema.
Noi dimostreremo la relazione nel caso della forzagravitazionale (U91{r , quindi α “ ´1):
〈K 〉t “ ´12〈U〉t .
Teorema del viriale e gravità (1/4)Nel caso di un sistema di N particelle interagenticon una forza tra i e j pari a
~Fij “ k~ri ´~rj
|~ri ´~rj |3 ,
abbiamo che
~Fi “
Nÿ
j“1j “i
~Fij “ kNÿ
j“1j “i
~ri ´~rj
|~ri ´~rj |3 .
Nell’espressioneřN
i“1~ri ¨ ~Fi compare quindi unadoppia sommatoria.
Teorema del viriale e gravità (2/4)Usiamo la sostituzione ~ri “ p~ri ´~rjq{2` p~ri `~rjq{2nell’espressione di ri ¨ Fi :
~ri ¨ ~Fi “ kNÿ
j“1j “i
~ri ¨ p~ri ´~rjq
|~ri ´~rj |3 “
k2
Nÿ
j“1j “i
|~ri ´~rj |2
|~ri ´~rj |3
`k2
Nÿ
j“1j “i
p~ri `~rjq ¨ p~ri ´~rjq
|~ri ´~rj |3 .
Dimostreremo ora che nell’espressioneřN
i“1~ri ¨ ~Fi
il termine dovuto alla seconda somma è nullo.
Teorema del viriale e gravità (2/4)Usiamo la sostituzione ~ri “ p~ri ´~rjq{2` p~ri `~rjq{2nell’espressione di ri ¨ Fi :
~ri ¨ ~Fi “ kNÿ
j“1j “i
~ri ¨ p~ri ´~rjq
|~ri ´~rj |3 “
k2
Nÿ
j“1j “i
|~ri ´~rj |2
|~ri ´~rj |3
`k2
Nÿ
j“1j “i
p~ri `~rjq ¨ p~ri ´~rjq
|~ri ´~rj |3 .
Dimostreremo ora che nell’espressioneřN
i“1~ri ¨ ~Fi
il termine dovuto alla seconda somma è nullo.
Teorema del viriale e gravità (3/4)È possibile scambiare i e j senza cambiare ilvalore della somma:
Nÿÿ
i,j“1j “i
~ri ¨p~ri `~rjq ¨ p~ri ´~rjq
|~ri ´~rj |3 “ (scambio i e j)
“
Nÿÿ
j,i“1i “j
~rj ¨p~rj `~riq ¨ p~rj ´~riq
|~rj ´~ri |3 “ (porto fuori il ´)
“ ´
Nÿÿ
j,i“1i “j
~rj ¨p~ri `~rjq ¨ p~ri ´~rjq
|~ri ´~rj |3 .
Teorema del viriale e gravità (3/4)
Nel calcolo precedente (tenuto contodell’equivalenza tra i e j nella doppia sommatoria)abbiamo ottenuto che la quantità
Nÿÿ
i,j“1j “i
~ri ¨p~ri `~rjq ¨ p~ri ´~rjq
|~ri ´~rj |3
è uguale al suo opposto. Ciò significa che laquantità è nulla.
Teorema del viriale e gravità (4/4)
Nÿ
i“1
~ri ¨ ~Fi “ kN
ÿÿ
j“1j “i
~ri ¨ p~ri ´~rjq
|~ri ´~rj |3
“k2
Nÿÿ
j“1j “i
|~ri ´~rj |2
|~ri ´~rj |3 ` 0
“12
Nÿÿ
j“1j “i
k|~ri ´~rj |p“´Uijq
“ ´12p2Uq “ ´U.
Livello di energia potenziale
Ricordate che l’energia potenziale è definita ameno di una costante additiva (deriva da unintegrale indefinito).
Il teorema del viriale assume però una costanteben precisa per Uij : siccome abbiamo suppostoche
Uij “ ´k
|~ri ´~rj |,
significa che assumiamo che l’energia potenzialedi i e j tenda a zero se le due particelle vengonoallontanate indefinitamente.
Applicazioni del teorema (1/2)
Come esempio, stimiamo la temperatura mediadel Sole usando il teorema del viriale.
(Il Sole è un sistema di volume limitato,sicuramente rilassato, quindi il teorema èapplicabile).
Applicazioni del teorema (1/2)
L’energia potenziale gravitazionale del Sole (sferadi raggio R) è
U “35
GM2
R,
mentre l’energia cinetica totale è
K “
Nÿ
i“1
32
kT
(assumiamo per semplicità che tutte le N “ 1057
particelle siano alla stessa temperatura T ).
Applicazioni del teorema (1/2)
Usando il teorema del viriale
〈K 〉t “ ´12〈U〉t
otteniamo che la temperatura viriale è
T “15
GM2d
NkRd„ 106
˜ 107 K.
Essa corrisponde circa alla temperatura delnucleo.
Applicazioni del teorema (2/2)
Calcoliamo ora l’energia media di legame pernucleone in un nucleo atomico.
Anche in questo caso abbiamo un sistema diparticelle ovviamente rilassato e confinato in unvolume limitato, ma non è classico: proviamocomunque ad applicare il teorema del viriale.
Applicazioni del teorema (2/2)Un nucleo atomico ha raggio R „ 10´15 m.L’energia cinetica media classica p2{p2mq èstimabile dal principio di indeterminazione:
∆px∆x „~2.
Siccome p2 “ p2x ` p2
y ` p2z « 3p2
x , allora
K « Ap2
2mp« A
3~2
8R2mp„ A
~2
R2mp.
Applicazioni del teorema (2/2)Nell’ipotesi che U9rα, e che |α| non sia troppodistante dall’unità, dal teorema del viriale vale cheK „ U (stesso ordine di grandezza), ossia
A~2
R2mp„ U
Noi siamo interessati all’energia di legame pernucleone, ossia U{A:
U{A „~2
R2mp„ 10 MeV/nucleone.
Parte III
Teorema del viriale eammassi globulari
Dinamica degli a.g.
Usando il teorema del viriale, calcoliamo leseguenti quantità per un ammasso tipico(R “ 5 pc, N “ 106):
1. Energia potenziale;2. Energia cinetica;3. Velocità quadratica media;4. Velocità di fuga;5. Tempo di rilassamento;6. Massa.
Energia potenziale di un a.g.
Sappiamo che per una distribuzione di massa consimmetria sferica vale che
U “ ´35
GM2
R,
anche nel caso in cui ρ dipenda dal raggio r .
Energia potenziale di un a.g.
Per un ammasso globulare si ha tipicamente che
N „ 106, M˚ „ 0.5Md, Rcore „ 5 pc.
La sua energia potenziale è quindi
U “ ´35
GpNM˚q2
Rcore“ ´2.5ˆ 1051 erg.
(Per confronto, il Sole ha un’energia potenzialegravitazionale di „ 1048 erg).
Energia cinetica di un a.g.
Se l’ammasso è dinamicamente rilassato, allora
K “ ´U2„ 1.2ˆ 1051 erg,
e quindi l’energia totale è
E “ K ` U “ ´1.2ˆ 1051 erg.
Dinamica degli a.g.
Usando il teorema del viriale, calcoliamo leseguenti quantità per un ammasso tipico(R “ 5 pc, N “ 106):
1. Energia potenziale: ´2.5ˆ 1051 erg;2. Energia cinetica: 1.2ˆ 1051 erg;3. Velocità quadratica media;4. Velocità di fuga;5. Tempo di rilassamento;6. Massa.
Velocità quadratica media
Vogliamo calcolare la velocità (quadratica) mediadelle stelle in un ammasso globulare. Questaquantità è legata all’energia cinetica K :
K “
Nÿ
i“1
12
M˚v2i “
12
M˚N1N
Nÿ
i“1
v2i
“12
MGCv2rms
Velocità quadratica media
Di conseguenza, dal teorema del viriale
2 〈K 〉t “ ´ 〈U〉t “ ´
⟨35
GM2GC
R
⟩t
abbiamo che
vrms “
c
3GMGC
5R« 16 km/s.
Dinamica degli a.g.
Usando il teorema del viriale, calcoliamo leseguenti quantità per un ammasso tipico(R “ 5 pc, N “ 106):
1. Energia potenziale: ´2.5ˆ 1051 erg;2. Energia cinetica: 1.2ˆ 1051 erg;3. Velocità quadratica media: 16 km/s;4. Velocità di fuga;5. Tempo di rilassamento;6. Massa.
Velocità di fuga
È sensato supporre che un ammasso globulare sialegato? Per rispondere a questo, dobbiamostimare la velocità di fuga.
Se infatti la velocità media delle stelle fossemaggiore della velocità di fuga, allora l’ammassonon potrebbe essere legato: “evaporerebbe”lasciando sfuggire le sue stelle nello spazio.
Velocità di fuga
Per stimare la velocità di fuga vf si impone laconservazione dell’energia tra i due istanti mostratiin figura.
Velocità di fuga
Nel caso di una stella posta inizialmente a unadistanza R dal centro di massa dell’ammasso,l’equazione di conservazione dell’energia diventa:
12
M˚v2f ´ G
M˚ MGC
R“ 0,
da cui
vf “
c
2GMGC
R« 29 km/s.
Velocità di fuga
Dal momento che˜
vrms “
c
3GMGC
5R
¸
ă
˜
vf “
c
2GMGC
R
¸
,
ciò conferma l’ipotesi che l’ammasso globulare (ein generale qualsiasi sistema gravitazionalevirializzato) sia un sistema legato.
Dinamica degli a.g.
Usando il teorema del viriale, calcoliamo leseguenti quantità per un ammasso tipico(R “ 5 pc, N “ 106):
1. Energia potenziale: ´2.5ˆ 1051 erg;2. Energia cinetica: 1.2ˆ 1051 erg;3. Velocità quadratica media: 16 km/s;4. Velocità di fuga: 29 km/s;5. Tempo di rilassamento;6. Massa.
Tempo di rilassamento
Veniamo ora al tempo necessario perché unammasso diventi dinamicamente rilassato.
Inizialmente le stelle di un ammasso possono nonessere rilassate: in tal caso le più veloci (v ą vf )escono dall’ammasso, e questa “evaporazione”cambia la distribuzione delle v .
In più, le interazioni gravitazionali provocano unaridistribuzione dell’energia, che porta l’ammassoverso lo stato rilassato.
Tempo di rilassamento
Per quantificare il tempo di rilassamento, possiamosupporre che esso sia il tempo necessario affinchéciascuna delle stelle dell’ammasso interagiscanoun certo numero N di volte con le sue compagne.
(Questo è analogo al modo in cui si studia un gasideale che sta raggiungendo l’equilibriotermodinamico).
Tempo di rilassamento
Possiamo definire un’interazione tra due stellecome la condizione in cui l’energia cinetica diventauguale all’energia potenziale tra le due (perché?):
12
M˚v2„ G
M2˚
r.
Ciò avviene quando la distanza tra le due stelle è
rc „ 2GM˚
v2 .
Definiamo questo come il raggio collisionale.
Tempo di rilassamento
Quanto è probabile che una stella interagisca conaltre? Dipende da quanto velocemente la stella simuove e dalla densità delle sue compagne:
2rv
Nel volume V “ πr2 ∆x ci sono pπr2 ∆xq n stelle(con n densità numerica).
Tempo di rilassamento
2rv
Se la distanza percorsa dalla stella è
∆x “ v∆t ,
allora il tempo di rilassamento ∆tr è quel tempotale per cui la stella interagisce con un numero Nint
di stelle (ossia: Nint stelle nel cilindro):
pπr2 v ∆trq n “ Nint ñ ∆tr “Nint
πr2 v n.
Tempo di rilassamentoSe ora nell’espressione
∆tr “Nint
πr2 v n
usiamo la stima del raggio collisionale
rc „ 2GM˚
v2 .
e poniamo Nint « 1, otteniamo:
∆tr “v3
4πG2M2˚ n.
Tempo di rilassamento
L’espressione di ∆tr può essere moltosemplificata. Innanzitutto, n “ N{
`
43πR3
˘
; inoltre
K “ ´12
U
12
NM˚v2“
35
GpNM˚q
2
R
GM˚N « Rv2 (supponendo35«
12
).
Tempo di rilassamento
Sostituendo le espressioni di n e GM˚N, otteniamo
∆tr «NR3v
,
quindi il tempo di rilassamento è dello stessoordine di grandezza del tempo richiesto acompiere N attraversamenti dell’ammasso (R{v èil tempo per un attraversamento), con N numero distelle.
Tempo di rilassamento
La nostra stima porta a un valore di ∆tr pari a
∆tr «13ˆ
106 ˆ 5 pc16 km/s
« 100 Gyr,
che è implausibile! (L’universo ha meno di 14miliardi di anni).
Questo contrasta col fatto che la maggior partedegli ammassi globulari sembri essere giàrilassata.
Tempo di rilassamentoIl problema è che noi abbiamo considerato solo leinterazioni a corto raggio, mentre sono rilevantianche gli scambi energetici a distanza.
Nello specifico, abbiamo supposto che si abbiainterazione quando la distanza tra due stelle siainferiore al raggio collisionale rc dato da
12
M˚v2„ G
M2˚
rc.
Ma anche a distanze maggiori di rc ci sono scambienergetici, e noi li stiamo trascurando.