Sternentstehung und Turbulenz

Sternentstehung findet für alle in dieser Studie einbezogenen Modelle, wie es Abb. 5.6 zu entnehmen ist, schwerpunktmäßig bei spezifischen SGS-Energien um KSGS ⇡ 100 km²s ¹ statt, was in etwa einer Geschwindigkeitsdispersion von u ⇡10 km s ¹ entspricht. Dies deckt sich auch mit dem mit Beobachtungen (zum Beispiel Leroy u. a., 2008; Shetty u. a., 2012; Stilp u. a., 2013) übereinstimmenden Ergebnis von BS14. Die Stärke der nicht aufgelösten Turbulenz in aktiv sternbildenden Regionen der Galaxienscheibe wird hauptsächlich über die stellare Rückwirkung, den dadurch bedingten Massenaustausch zwischen den Phasen innerhalb MIST und das ange-nommene Gleichgewicht des effektiven Druckes zwischen den Phasen reguliert. Das verwendete Sternentstehungsmodell spielt eine untergeordnete Rolle in Bezug auf

Abbildung 6.6: Zusammenschau von logarithmisch farbkodiert dargestellten zwei-dimensionalen flächengewichteten Histogrammen bezüglich der Sternentstehungsef-fizienz ✏_↵ und der spezifischen turbulenten SGS-Energie K_SGS für die benannten Simulationsläufe bei einer Simulationszeit von ⇠ 1,4 Ga, wie im linken Teil der Abb. 5.6.

6.3. ERGEBNISSE 93

Abbildung 6.7: Zusammenschau von logarithmisch farbkodiert dargestellten zweidi-mensionalen flächengewichteten Histogrammen bezüglich der Sternentstehungseffi-zienz ✏_mod in der kalten Phase und der spezifischen turbulenten SGS-Energie K_SGS für die benannten Simulationsläufe bei einer Simulationszeit von ⇠1,4 Ga.

die Turbulenzstärke. Die Sternentstehungseffizienz bezüglich des gesamten Gasin-halts eines Volumenelements ist gegeben durch

✏↵ =✏mod

fH2⇢c⌧↵(⇢)

⇢⌧↵(⇢c,pa) (6.22)

wie bereits in Kapitel 4.1.2 oder BS12 definiert. Das Hauptgewicht der Sternentste-hungseffizienz ✏↵ liegt für die meisten Modelle im Bereich ✏↵ = 10 ³. . .10 ² (siehe Abb. 5.6). Nur ’PHN’ und ’KM’ weisen weit geringere Effizienzen ✏↵ auf. Im Fal-le von ’PHN’ ist zu bemerken, dass die globaFal-le Sternentstehungsrate bei 1,4 Ga Simulationsalter – trotz weit geringerem ✏↵ – mit der von ’PN-FK’ beispielsweise vergleichbar ist. Sternentstehung findet in ’PHN’ nur bei in Regionen äußerst hoher Dichten statt, weshalb die Effizienz pro Freifallzeit zwar gering scheint, aber die Freifallzeitskala wegen der hohen Dichte dort besonders kurz ist.

Die in Abb. 5.6 gezeigten ✏↵-KSGS-Verteilungen für die Modelle der PN11-Familie sowie ’KM-FK’ und ’KM-FK-mff’ sind von rundlicher Form und erstrecken sich fast über zwei Dekaden sowohl in der ✏↵- als auch in der KSGS-Richtung der ✏↵ -KSGS-Ebene. Dabei zeigen die meisten eine Ausbuchtung zu kleinen✏↵-, aber großen KSGS-Werten hin. Die Modelle der HC08-13 Familie hingegen zeigen eine schwach ausgeprägte positive Korrelation ✏↵ /KSGS an, die sich als Schwanz der tropfenför-mig elongierten Verteilung zu kleinen ✏↵ und KSGS hin äußert.

Am besten lassen sich die Unterschiede zwischen den einzelnen Modellen natürlich bei Betrachtung der Abhängigkeit der Kaltphasensternentstehungseffizienz✏mod von der spezifischen SGS-Energie erkennen, wie es anhand von Abb. 6.7 möglich ist.

PN11-Modellfamilie

In der obersten Reihe von Abb. 6.7 ist zu sehen, dass alle Modelle der PN11-Familie einen ähnlichen Verlauf der Sternentstehungseffizienzen ✏mod mit der spezifischen SGS-Energie zeigen. Es ähnelt dem bereits in Abschnitt 4.3 beschriebenen Verhalten der Gleichgewichtssternentstehungseffizienz ✏↵ in Abhängigkeit von der Turbulenz-stärke, dort ausgedrückt in M^⌃, wobei die meiste Sternentstehung im vierten der dort beschriebenen Turbulenzregimes stattfindet (siehe Abb. 4.3). Letzteres ist nicht überraschend, denn Turbulenz ist in den Klumpen kalten Gases weit im Überschall-bereich, da die thermische Energie gegenüber der turbulenten meist vernachlässigbar klein ist. Die Ähnlichkeit rührt von dem Umstand her, dass die thermische Energie für kleine KSGS (oder auch kleine M⌃ bei den BS12-Gleichgewichtslösungen) einen entscheidenden Beitrag zum effektiven Druckgleichgewicht zwischen kalter und war-mer Phase liefert. Dies gilt sowohl bei den Gleichgewichtslösungen im Fall geringer turbulenter Injektionsraten als auch für geringe instantane Werte von KSGS in den Simulationen.

6.3. ERGEBNISSE 95

In dem Bereich10 km²s ² /KSGS /10³ km²s ² bleibt ✏PN family fast konstant, wie es bereits in BS14 angemerkt wurde. Tatsächlich fällt ✏PN family über einen Bereich von mehr als zwei Größenordnungen in KSGS nur um einen Faktor von ⇠2ab. Der Abfall selbst ist ein Effekt des Anwachsens der kritischen Überdichte exp(xcr) /

↵_virM²c mit K_SGS. Während sich die Verwendung des mff-Freifallzeitkoeffizienten kaum auf das Verhalten von✏PN FK m↵ gegenüber dem von✏PN FK auswirkt, so hat doch die Variation des✓-Parameters zwischen einerseits ’PN’ (✓ = 0,5) und ’PN-FK’

oder ’PN-FK-mff’ andererseits (✓ = 1) den Effekt, dass die ✏PN bei geringen KSGS

zwar auf gleichem Niveau startet, aber mit höherenKSGSschneller abfällt als bei den anderen Modellen der PN11-Familie, was zu einer im Vergleich um einen Faktor von 5⇥✏PN(KSGS⇡10² km²s ¹) ⇡ ✏PN FK(KSGS⇡10² km²s ¹) geringeren Kaltphasen-sternentstehungseffizienz führt. Dieser Unterschied sorgt für die klumpigere Scheibe in Programmlauf mit ’PN’ im Vergleich mit der des ’PN-FK’-Laufs, da die Galaxie für einen stabilisierten Zustand etwa dieselbe Menge an stellarer Rückwirkung – und damit auch Sternentstehung – benötigt, wofür die lokal höheren Dichten in der klumpigeren Scheibe sorgen, da so die geringeren ✏PN ausgeglichen werden können.

HC08-13-Modellfamilie

Das Verhalten der Modelle der HC08-13-Familie mitKSGS(wie in der zweiten Reihe von Abb. 6.7 zu sehen) ist dem der PN11-Familie gewisserweise entgegengesetzt. So startet✏HC familyfür kleineKSGSbei mit relativ geringen Werten und steigt für größe-reKSGS stetig an, was durch das Absinken der kritischen Überdichtexcr/↵virMc²

bei steigendemK_SGS erklärt werden kann. Alle Modelle dieser Familie erreichen da-bei in dem wegen der stellaren Rückwirkungen bevorzugtenKSGS-Bereich für Stern-entstehung in etwa ✏_{HC family} ⇡ 0,1, was für eine ähnlich aufgelockerte Gasscheibe wie beispielsweise im ’PN-FK’-Programmlauf sorgt. Während sich die Diagramme für die Modelle ’HC’ und ’HC-FK’ im Wesentlichen gleichen, zeigt das ’HC-FK-mff ’-Modell davon stark abweichendes Verhalten. So starten die beiden erstgenannten Modelle für kleine KSGS mit ✏HC family ⇡0. Mit steigendem KSGS wächst✏HC family

schnell an, wobei dieser Anstieg mit wachsendem KSGS immer weiter abflacht und abKSGS⇡30 km² s ² in ein Potenzgesetz✏HC family /K_SGS^1/2 übergeht. Eine Abwei-chung von diesem Potenzgesetz lässt sich fürKSGS /30 km² s ² im Fall des ’HC-FK-mff’-Modells nicht feststellen. Der Unterschied ist bedingt durch das Vernachlässigen des zweiten, additiven Terms in der Berechnung der kritischen Überdichte in diesem Fall (exp(xcr,HC FK m↵) / ↵virMc² anstatt von exp(xcr,HC,FK) / ↵virMc² +↵vir).

Für das allen Modellen der HC08-13-Familie gemeinsame Potenzgesetzverhalten bei großenKSGS ist also der Term/↵virMc² verantwortlich. Der Term/↵vir hingegen sorgt für den rapiden Abfall von ✏_HC und ✏_{HC FK}, fallsK_SGS /30 km² s ² gilt.

KM05-Modellfamilie

Die Modelle der KM05-Familie (siehe in der dritten Reihe von Diagrammen in Abb. 6.7) zeigen, wie bereits die der PN11-Familie, einen absteigenden Trend mit wachsendem KSGS, was daran liegt, dass sich die jeweiligen kritischen Überdichten die selbe Abhängigkeit (exp(xcr) / ↵virM²c) teilen. Zwischen den Modellen ’PN-FK-mff’ und ’KM-FK-mff’ besteht sogar abgesehen von unterschiedlichen Modell-koeffizienten kein formaler Unterschied, weshalb sich auch die entsprechenden Dia-gramme in Abb. 6.7 annähernd gleichen. Anhand eines Vergleiches der DiaDia-gramme von ’KM-FK’ und ’KM-FK-mff’ lässt sich leicht der Effekt der Verwendung eines Freifallzeitfaktors ablesen. Dieser steigert die Sternentstehungseffizienz, und zwar wegen der Abhängigkeit der Standardabweichung ( x/log(M²)) der log-normalen Dichte-pdf um so mehr, je turbulenter das Gas ist. Dies bewirkt einen weit weni-ger steilen Abfall von ✏KM FK m↵ mit steigendem KSGS,³ als es für ✏KM FK ohne den Freifallzeitfaktor der Fall ist. Ähnlich wie bereits für das ’PN’-Modell festge-stellt, liegt ✏KM FK im relevanten Bereich 10 km²s ² / KSGS / 10³ km²s ² meist weit unter dem ✏mod-Niveau, welches eine Ausformung massereicher Gas- und Ster-nenhaufen weitestgehend verhindern würde. Um die benötigte Menge von stellarer Rückwirkung zur Erreichung eines statistisch stabilen, sternbildenden Zustands der Gasscheibe zu erhalten, ist also lokal weit höher verdichtetes Gas notwendig. Dieses ist nur in massereichen Klumpen anzutreffen. Leider fällt ✏_{KM FK} mit steigendem KSGS relativ steil ab, was zur Folge hat, dass Sternentstehung gerade innerhalb der Klumpen weniger effizient ist, als es beim ’PN’-Modell der Fall wäre. Innerhalb dieser Klumpen ist KSGS besonders groß, einerseits wegen des einfallenden Gases, anderer-seits wegen der lokal konzentrierten Stärke der stellaren Rückwirkung. Abgesehen davon ist der Effekt der stellaren Rückwirkung auf die Struktur der Gasscheibe um so geringer je massereicher der Gas- und Sternenklumpen bereits sind, da ein im-mer tieferes, lokales Gravitationspotential überwunden werden muss, bevor sich die injizierte Energie auf die Struktur der Scheibe auswirken kann. So kommt es bei der Verwendung des ’KM-FK’-Modells zwar zu späten Zeiten in der Simulation zu einer erhöhten globalen Sternentstehungsrate. Diese kann aber nicht das weitere Wach-sen der massereichen Klumpen effektiv genug verlangsamen. InfolgedesWach-sen wird die Sternentstehung immer weiter angefacht, obwohl die lokale Kaltphaseneffizienz da-bei immer weiter absinkt. Für kleine K_SGS / 10 km²s ² springt ✏_{KM FK} rasch auf einen nahezu konstanten Wert . 1, weil an diesem Punkt die kritische Überdichte kleiner wird als die mittlere Dichte des Kaltphasengases.⁴. Die Stelle, an der dieser

3Der bei Verwendung des mff-Freifallzeitfaktors auftauchende multiplikative Termcaus Tabel-le 6.1 ist für große M^c wegen konstantemec annähernd proportional zuKSGS:c/M²c /KSGS.

4Der schnelle Umschlag resultiert aus dem Verhalten der Gauß’schen Fehlerfunktionerf(z)um z= 0herum.