5.2 Simulationen
5.2.3 Mögliche Erweiterungen von MIST
Während ich mich bei der Konzeption von MIST auf die Struktur des ISM und die Auswirkungen von Turbulenz auf kleinen Skalen fokussiert habe, um die Entstehung von Sternen zu modellieren, bleibt die Modellierung der stellaren Rückwirkung auf die Effekte von SNe des Typs II und Lyman-Kontinuumsheizen beschränkt. Agertz u. a. (2013), zum Beispiel, haben eine elaboriertere Modellierung der stellaren Rück-wirkung entwickelt, die auch die Effekte von stellaren Winden massereicher Sterne, SNe vom Typ Ia, stellaren Massenverlust massearmer Sterne in späten Entwick-lungsphasen, sowie Strahlungsdruck ausgehend von heißen, massereichen Sternen einschließt. Diese Effekte könnten in einer zukünftigen Version von MIST ebenfalls
Abbildung 5.6: Rechts: Farbkodiertes zweidimensionales Histogramm bezüglich Sternentstehungseffizienz✏↵ und spezifischer SGS-EnergieKSGS.Links: Verhältnis
⇧X/(⇢✏SGS von Energie-Produktion und -Dissipation über spezifischer SGS-Energie KSGS: Rot – ⇧int/(⇢✏SGS) = (⇧SN +⇧TI)/(⇢KSGS), Blau – ⇧SGS/(⇢✏SGS), Grün – ⇧tot/(⇢✏SGS) = (⇧tot +⇧tot)/(⇢✏SGS). Gestrichelte Linien zeigen negative Werte einer Produktionsrate an. Äquipartition zwischen Produktion und Dissipati-on vDissipati-on SGS-Energie gilt entlang der gestrichelten schwarzen Linie.
5.2. SIMULATIONEN 73
Berücksichtigung finden. So könnten insbesondere die Auswirkungen von stellaren Winden und SNe vom Typ Ia die Bildung extrem massereicher Sternhaufen unter-drücken. Stellare Winde erhöhten die Turbulenzstärke in sternbildenden Regionen bereits bevor sich SNe vom Typ II ereigneten, was weniger stark gebundene und damit kurzlebigere Sternhaufen zur Folge hätte. Durch SNe Ia stiege der effekti-ve Druck des Gases in älteren Sternhaufen, was die Akkretion von weiterem Gas aus der Scheibe in den Sternhaufen erschwerte. Weiterhin wäre die explizite Mo-dellierung der Wasserstoffchemie des Gases in den verschiedenen Phasen von MIST von Vorteil, da dies eine bessere Vergleichbarkeit zu Daten aus CO-Beobachtungen herstellte, und außerdem die Verwendung des Modells in Simulationen der Entste-hung und Entwicklung von Galaxien im kosmologischen Umfeld erschlösse, da MIST derzeit nur in bereits mit Metallen leicht angereichertem Gas konzipiert ist.
An dieser Stelle möchte ich nicht unerwähnt lassen, dass Christoph Behrens unter meiner Mithilfe eine Studie zum Lyman-↵-Strahlungstransport in einer isolierten Scheibengalaxie basierend auf Daten des ’ref’ Programmlaufs verfasst hat (Behrens u. Braun, 2014).
Kapitel 6
Einfluß des Sternentstehungsmodells
In diesem Kapitel stelle ich eine Untersuchung des Einflusses des Sternentstehungs-modells der kalten Phase vor, die bislang noch nicht veröffentlicht wurde. Die Stan-dardformulierung von MIST verwendet das effektive Sternentstehungsmodell (✏PN) von Padoan u. Nordlund (2011, fortan PN11) in der Parametrisierung mit einfachem Freifallzeitkoeffizienten von Federrath u. Klessen (2013, fortan FK13). Diese Wahl ist zunächst willkürlich, zumal weitere effektive Modelle zur Abschätzung der Sternent-stehungsrate für turbulentes, kaltes Gas zur Verfügung stehen, die je nachdem, auf welchen Modellannahmen sie beruhen, unterschiedliche Abhängigkeiten vom turbu-lenten Zustand des Gases aufweisen. Die Struktur von MIST und die Anbindung an das SGS-Modell für Turbulenz von Schmidt u. Federrath (2011) bietet die einmalige Gelegenheit, solche Modelle in einer dynamischen Umgebung innerhalb einer Gala-xiensimulation zu testen, da alle relevanten Zustandsinformationen lokal verfügbar sind. In dieser Studie habe ich die Modelle von PN11, Hennebelle u. Chabrier (2008, 2009, 2011, 2013, fortan HC08-13) und Krumholz u. McKee (2005, fortan KM05) – sowohl in ihrer eigenen Formulierung sowie in derjenigen von FK13 – berücksichtigt, ebenso wie auch das von Padoan u. a. (2012, fortan PHN12) vorgeschlagene. Alle von mir untersuchten Modelle werden auch im kürzlich veröffentlichten Überblicks-artikel Padoan u. a. (2013) behandelt.
Zunächst stelle ich diese Modelle hier kurz vor (Abschnitt 6.1), um dann auf die von mir durchgeführten Simulationsläufe einzugehen (Abschnitt 6.2) und deren gebnisse zu präsentieren (Abschnitt 6.3). Darauf folgen eine Diskussion dieser Er-gebnisse (Abschnitt 6.4) und eine abschließende Zusammenfassung dieses Kapitels (Abschnitt 6.5).
6.1 Sternentstehungsmodelle
Abgesehen vom von PHN12 vorgestellten Modell können die analytisch hergeleiteten Sternentstehungsmodelle von PN11, HC08-09 und KM05 allesamt in einer Kategorie
von Modellen zusammengefasst werden. Sie gehen davon aus, dass die Sternentste-hungseffizienz ✏mod1 pro Freifallzeitskala ⌧↵, definiert als
⌧↵(⇢) =
r 3⇡
32G⇢, (6.1)
im Wesentlichen gegeben ist durch ein dichtegewichtetes – gegebenenfalls durch einen Freifallzeitfaktor f↵,mod modifiziertes – Integral über die Wahrscheinlichkeitsdichte-verteilung pdf(x) (mit dem logarithmischen Überdichteverhältnis x= log(˜⇢/⇢c,pa)) der lokalen Massendichte ⇢˜des Gases oberhalb einer kritischen Grenzdichte⇢˜crit,mod. Bei der Definition von ⇢˜crit,mod unterscheiden sich die einzelnen Modelle. Das kri-tische Überdichteverhältnis ⇢˜crit,mod/⇢0 lässt sich hierbei durch verschiedene Kom-binationen des Virialparameters einer Gaswolke ↵vir (siehe Gleichung 4.9) und der turbulenten Mach-Zahl M der Bewegungen in ihrem Inneren
M⌘Mc= s
2KSGS(`c/ )2⌘
( 1)ec (6.2)
sowie modellspezifischer Koeffizienten ausdrücken, wobei hier bereits die Größen`c, ec, KSGS, , ⌘, ⇢c,pa und eingesetzt wurden, die im Rahmen von MIST in den Simulationen verfügbar sind. Es wird angenommen, die pdf(x)des kalten Gases sei der Form nach eine logarithmische Normalverteilung
pdf(x) = 1
p2⇡ x2 exp
✓ (x x0)2 2 x2
◆
, (6.3)
mit der mittleren Dichte ⇢0 = ⇢c,pa und der logarithmisch mittleren Dichte x0 =
x2/2. Die Standardabweichung x hängt unter Vernachlässigung von Effekten auf-grund magnetischer Felder maßgeblich vom turbulenten Zustand des Gases ab, hier ausgedrückt durch die turbulente Mach-Zahl M und den Faktor b, der die Art der turbulenten Mode parametrisiert (siehe Kapitel 4.1.2)
2
x = log 1 +b2M2 . (6.4)
Die Sternentstehungseffizienz✏mod eines bestimmten Modells dieser Kategorie ergibt sich also zu
✏mod= ✏corefcal,mod
2
Z 1
xcrit,mod
f↵,mod(x) exp(x) pdf(x) dx, (6.5) wobei die Effizienz ✏core beschreibt, welcher Anteil der Masse in dichten, gravitativ gebundenen Gasklumpen (den sogenannten Kernen molekularer Wolken) schließlich in Sternen verbleibt. Hierbei ist fcal,mod ein modellspezifischer Kalibrationsfaktor.
1Das Subskript ’mod’ dient als unspezifischer Platzhalter für die jeweiligen Sternentstehungs-modelle, deren Kürzel in Tabelle 6.1 aufgeführt sind.
6.1. STERNENTSTEHUNGSMODELLE 77
Für die Modelle dieser Familie wurden in FK13 modifizierte Versionen vorgestellt.
Diese enthalten einen modifizierten Freifallzeit-Gewichtungsfaktor f↵,mod(x) = ⌧↵(⇢c,pa)
⌧↵(˜⇢) = exp⇣ x 2
⌘ (6.6)
(Multi-Freifallzeit, mff), wie er von HC08-13 vorgeschlagen wurde. Dadurch wird die Freifallzeit jeder individuellen Überdichte berücksichtigt. FK13 kalibrierten die Modellparameter der Modelle von HC08-13, KM05 und PN11 sowohl für die origina-le Form als auch für die mff-Variante anhand von Sternentstehungssimulationen in Boxen mit getriebener isothermer Turbulenz unter dem Einfluss der Eigengravita-tion des Gases. Da meine SimulaEigengravita-tionen keine magnetischen Felder berücksichtigen, verwende ich die Koeffizienten für den von FK13 ’HD fit’ genannten Fall in ihrer Tabelle 3 und als Wert für deren Parameter =1.
Da FK13 in ihren Simulationen keine Massenauswürfe der ’prästellaren Partikel’
berücksichtigten, wie er unter realen Bedingungen aufträte, muss die jeweilige Kalt-phasensternentstehungseffizienz zur Verwendung in den Galaxiensimulationen mit einem zusätzlichen Vorfaktor ✏core berechnet werden. Dieser gibt an, welcher Anteil der anfänglichen Masse der Wolkenkerne schließlich in Sternen verbleibt.
Die in den Algorithmus von MIST integrierten Modelle sind mit Koeffizienten in Tabelle 6.1 aufgelistet.