太陽系に超新星が近いと塵どころか100m級の小惑星も掃き出す。惑星系ができる時も出来てからも超新星の衝撃波と輻射圧は影響大。分子雲は広範囲の重力全体で作用するのでイメージと逆に影響巨大。以下、機械翻訳。
近傍の超新星爆発と雲の交差が太陽系の小天体の軌道に及ぼす影響
2024年10月16日
要約
超新星爆発は、周囲の多くの恒星系を包み込み、運動エネルギーを星系内の小さな天体に伝達します。からの地質学的証拠
60Fe過去数Myr以内の最近の近くの超新星活動を指しています。ここでは、これらの超新星爆発からオールトの雲、カイパーベルト、土星のフェーべ環へのエネルギーの移動とそれに伴う軌道変化をモデル化します。オールトの雲の場合、インパルス近似は、50 pcの超新星が1cm未満の全天体の約半分を放出し、より大きな天体の軌道パラメータに応じて軌道を変えることができることを示しています。 超新星に最も近い星の場合、
∼100mを排出できます。 探査された太陽系に目を向けると、 50°Cより近い超新星は、土星のフェービーリングに影響を与え、カイパーベルトの塵を一掃する可能性があります。また、太陽系が密集した星間雲を通過することも同様の影響を与える可能性があります。数値軌道シミュレーションは、ダスト粒子の位置と風の方向(超新星または星間雲から)が、粒子がカイパーベルトの軌道から解放されるかどうかに大きな影響を与えることを示しています。全体として、近くの超新星は太陽系からミクロンサイズの塵を一掃しますが、 穀物は最終的に 太陽に向かって投げられるか、完全に排出されるかは、さまざまな要因に依存します。ニューホライズンズは、超新星によって改変されたダスト粒子の軌跡の証拠を観測する可能性があるが、さらなるモデリングの努力が必要である。
超新星 ;カイパーベルト ;オールトの雲 ;土星
1. はじめに
地質堆積物中の生きた 60Fe (t1/2 = 2.6 Myr) の測定から、地球はおよそ 3Myr とおよそ 7Myr 前に超新星 (SNe) の近くにあったことがわかります (Knie et al.
1999, 2004; Fitoussi et al. 2008; Ludwig et al. 2016; Wallner et al. 2016, 2021)。爆発で新たに合成された 60Fe は塵粒子に組み込まれ、星間空間と太陽系を伝播し、最終的に地球に降り注ぎました (Athanassiadou & Fields 2011; Fry et al. 2020)。超新星が地球に与える影響については多くの研究が行われてきましたが (例: Ellis et al. 1996; Gehrels et al. 2003; Thomas et al. 2016)、太陽系全体への影響に関する研究ははるかに少ないです。Stern & Shull (1988) と Stern (1990) は、SNe がオールトの雲の天体の表面を急激に加熱する方法と、動的抗力がその表面を侵食する方法を計算しました。最近の超新星活動の証拠を武器に、私たちは SNe が太陽系に影響を与えた可能性のあるさまざまな方法を検討しようとしています。この研究では、近くの SNe が太陽系の小さな天体の軌道を動的に変えた可能性を検討します。オールトの雲は太陽から遠く離れているため、重力による束縛がわずかしかなく (Oort
1950)、太陽系外の影響を強く受けています。これらの影響には、銀河の潮汐力場 (Heisler & Tremaine 1986) や近くを通過する恒星 (Rickman et al. 2008) が含まれます。さらに、通過する巨大な星間雲の重力摂動が調査されています (Jakub´ık & Nesluˇsan 2008; Hut & Tremaine 1985)。ただし、これらの雲の直接的なガス力学的衝撃は調査されていません。最近、Opher et al. (2024) は、太陽系が 3 Myr 前の 60Fe パルスの最初の開始とほぼ同時に、Local Lynx of Cold Cloud (LxCC) と呼ばれる高密度の冷たい雲を通過したと提案しました。高密度の雲 (nH ∼ 3000 cm^−3) は、太陽圏をわずか 0.22 au に圧縮し、太陽系全体から保護的な太陽風を剥ぎ取ったと考えられます。 SN の直接的な爆風と冷たい雲のシナリオはどちらも、太陽系全体で感じられる衝撃圧の大幅な変化を要求します。SN の爆風は局所的な星間物質 (ISM) の密度を大きく変化させませんが (強い衝撃のため最大で 4 倍)、速度は SN までの距離に応じて約 10 倍増加します。対照的に、冷たい雲は速度をほとんど変えずに ISM の密度を 4 ～ 5 桁増加させます。SN の爆風と冷たい雲のシナリオは、影響する領域も異なります。冷たい雲は太陽系全体を覆い、水星の軌道も覆います (Opher ら、2024)。一方、SN の爆風の影響は SN までの距離に大きく依存します。 300万年前の超新星までの距離の推定値は、超新星が生成する60Feの総量、塵粒子に取り込まれた60Feの量、地質学的サンプルへの60Feの取り込みなど、多くの要因によって異なります（Ertel et al.2023）。60Feの測定に基づくと、超新星までの距離は地球から約20〜140pcでした（Ertel＆Fields 2023; Fry et al. 2015）。Miller＆Fields（2022）は、さまざまな距離にある超新星に太陽圏がどのように反応するかのシミュレーションを実行し、50pcの中距離にある超新星は太陽圏を土星の軌道である10auに圧縮することを発見しました。したがって、超新星の爆風の影響は、冷たい雲ほど太陽系全体に広く感じられることはありません。太陽系内で観測可能な SN 爆発の痕跡は、SN の距離を示す方法として、あるいはこの 2 つのケースのどちらが起こったかを区別する方法として使用できる可能性があります。この目的のために、SN 爆発または冷たい雲からの大きな衝撃圧が太陽系の軌道にどのような影響を与えるかを調べます。この調査は 3 つのケースで行われます。セクション 2 ではオールトの雲の天体の衝撃近似について説明し、セクション 3 では土星の環とカイパーベルトの塵への影響について検討します。最後に、セクション 4 で議論と結論を示します。
2 オールトの雲
2.1 インパルス近似
オールト雲の軌道時間(1 Myr at10^4 au)とセドフ溶液中のSNブラストの持続時間(∼0.05 Myr)、SN爆風波はオールトの雲に衝撃的な力を与えます。時間に依存する力を仮定するのではなく、爆風が彗星に瞬間的な速度ブーストを与えると単純に仮定することが有効です。彗星が爆風から入射する運動エネルギーをすべて吸収すると仮定すると、彗星のキック速度は 次の様になります。
vｷｯｸ= √3/8π・ESN/ρcrcD^2, (1)
どこESNは超新星のエネルギーです(10^51erg)、rcそしてρcは彗星の半径と密度、Dは超新星からの距離です。
これは、オールトの雲彗星の現代の分布を正確に説明することを意図したものではなく、そのような情報はこの論文の範囲外です。 むしろ、私たちの目的は、そのような彗星がSNブラストに見舞われたときに何が起こるかを説明することです。
これらのシミュレーションは、次のもので構成されています
10^6Oort Cloud オブジェクトで、半径は10μm – 100m と密度の範囲
0.5–1.5g/cm^3.軌道パラメータ、サイズ、密度はすべて独立して選択されます。この広い半径範囲により、塵の粒子から控えめな小惑星まで、すべての天体のダイナミクスを捉えることができます。観測された彗星と一致して、それらには非常に偏心した軌道が与えられます(
0.9<e<1)内に長半径が10,000<a<20,000天文単位(ドネスら、2015).各彗星は、傾斜角を含むランダムに生成されたケプラー座標を持っています
i、近点の引数ω、昇順ノードの右赤経Ω、および平均異常ν次の範囲内[0,π),[0,2π),[0,2π)そして[0,2π)それぞれ。
各彗星はデカルト座標に変換され、追加のvkickのvxdirectionを変換し、軌道特性を解析するためにケプラー座標に戻します。 キック自体の方向は重要ではなく、オールトクラウドの球面の性質が対称ジオメトリを保証するため、結果は方向に依存しないことに注意してください。
SNまでの距離が不確実なため、10、20、50、および100 pcの距離で4つのSNeに対して一連の計算を使用します。
2.2 業績
10 pc離れたSNのキック速度を適用した初期分布と結果を図1に示します。1. 長半径の場合、残りの軸が別の軌道に押し出されたか、完全に排出された(負の長軸として扱われる)ため、最初の長半径範囲内のオブジェクトが大幅に少なくなります。後で説明するように、長半径が変化する量は、主に体の質量によって決定され、軌道パラメータに弱く依存するだけです。 この偏心は、多くの物体がより円形化した一方で、他の多くの物体が
e≫1そしてa<0.
図 1:オールトクラウド彗星の初期分布(青)と、10°C離れた場所で非常に近い超新星に衝突した後(オレンジ)の軌道パラメータのヒストグラム。示されているパラメータは、(左から右、上から下)長半径、離心率、傾斜角、上昇節点の右昇、近点の引数、および真の異常です。
3 つの角度座標 (i,Ωそしてω)には、さらに興味深い機能があります。これらのプロットでは、長半径や離心率とは異なり、すべての軌道が表現されています。傾向は、に向かって移動するためのわずかな好みを示しています
i=0そしてπ.右アセンションをシフトする傾向が強いΩ=0,πそして2πそして近点の議論はω=π/2そして3π/2.大きなスパイクは非バインドになった結果です: 非バインドのボディは、定義する参照平面に最も近いものです
i=0したがって、彼らがこの平面を横切る点(右昇)は、現在の位置の近くにあります。近点の議論は、束縛されていない物体が近点に非常に近く、ほぼ直線上を移動しているため、強くピークに達しています。これは、次の値に対応するためです。
ω. 最後に、真の異常は同様の理由で0に向かってクラスター化されます:束縛されていない粒子は、近点に非常に近く、これは1000未満の点として定義されます。
ν=0.
シミュレートされたオブジェクトは、対数間隔の半径ビンにソートされ、グループ化されました。ビンごとに、バインド解除された軌道の割合が計算されました。結果を図 2 に示します。予想通り、非結合分画はサイズに強く依存しており、軽い粒子は完全に排出され、大きな粒子はほとんど動きません。これもSN距離に大きく依存します。10、20、50、100 pc 離れた SNe では、半径がそれぞれ約 20、5、0.8、0.2 cm の非結合オブジェクトの数が急激に減少していることがわかります。
また、結果を以下の結果と比較します。スターン (1990)は、ここで利用される3D軌道力学の完全な説明はありませんが、同様の計算を実行します。この研究では、すべての粒子がa > 10^4auとrc < 0.3mmは40pcでSNによって排出されます。完全に結合しなくなる粒子について、かなり良い一致が見つかります。ただし、軌道パラメータのために結合が解除される可能性のある粒子は多数あります。スターン (1990)は考慮していません。
最近の超新星(∼50−100pc)、オールトの雲の粒子∼1㎝強く影響を受け、一部は星間空間に放出されます。他のそのような粒子は、太陽にはるかに近づく軌道で、結合したままになります。摂動された粒子の近日点分布を計算したところ、粒子のごく一部しか100 Au以内に到達しないことがわかった。危険(10-20 pc)に十分近い超新星の場合、物体は∼1mこれらの影響を受けます。
図 2:SNの爆発によって束縛が解除される特定のサイズの彗星の割合で、太陽系からのSN距離が10、20、50、および100 pcの場合に評価されます。破線は、次のように簡略化された計算から得られます。スターン (1990)太陽から20,000天文単位を周回する粒子の場合、40 pc離れたSNの場合。
3 土星のフェーベリングとカイパーベルトダスト
オールトの雲とは異なり、∼0.05SNブラストの百万年通過は、インパルス近似としてモデル化でき、惑星リングとカイパーベルトを構成する天体ははるかに速く公転します。爆風によって与えられる総力は、一瞬ではなく、多くの軌道にまたがっています。これらの軌道変化を調べるには、より完全なモデルが必要です。したがって、長期近似を使用して推定を行い、その後に数値実装を行います。
特に啓発的なものとして際立っているのは、土星のリングとカイパーベルトダストの2つのケースです。土星のAリングとBリングは、動的時間スケールが短く、粒子密度が高いため、衝突が頻繁に発生します。衝突のタイムスケールは、風の摂動が有効になるタイムスケールよりもはるかに短いため、これらのリングはSNの影響を受けません。1しかし、土星最大のリングであるフェーベリングは、数密度がはるかに低く、粒度は約10です
μm(Verbiscerら、2009)これにより、フェーベリングが計算の有効なターゲットになります。同様に、カイパーベルトのダストは、外力を鋭く受ける小さな天体を表しており、その修正された軌道は、今日の宇宙船の測定値と比較することができます(Poppeら、2019).
3.1 永年な近似:形式主義
太陽系内の小さな粒子の軌道は、抗力の影響を受けます。
Fドラッグ(t)=CdρwπrGRの二乗|v→rel|^2v^rel (2)
ここは
vrel→=v→w − u→風速の違いを与えます
v→wと粒子速度u→;この相対速度には大きさがあります
|v→rel|と方向v^rel. 抗力係数を取ります Cd=1. 最終的にρwは風の密度、rGRは粒径です。
これにより、各粒子の軌道パラメータがゆっくりと(長期的に)変化します。Pástor et al. (2011)これらの変化を支配する式を導き出し、時間平均化して摂動の先頭に並べました。私たちは、次のようなケースに焦点を当てています
vw/u ≫ 1 これは、SNブラストの高速に有効です。セミメジャー軸は次のように進化します
da/dt = −2Cdnwmw/mGR πrGRの二乗vwaf (3)
ここで、風の密度を次のように分離しました
ρw=mwnwそしてmGRは穀物の質量です。
fは、離心率と角度軌道パラメータ、および軌道面に対する風の向きに依存する無次元関数です。私たちの見積もりでは、次のように考えています
f∼1. 式(3)から、 セミメジャー軸の変化は、
Γa=|da/dt|/a ∼2Cdnwmw/mgrπrgr^2Fドラッグ/mgrvw (4)
これは、抗力の比のちょうど2倍です 穀物の運動量で割った粒子上
mgrvw風に見られるように。 これにより、特徴的な減衰タイムスケールが得られます
τa=1/Γa (5)
=5Myr(500km/s/vw)(10^−2cm^−3/nw)(1μm/rgr)^2 (6)
密度の粒のためにρgr=2g/cm^3, これは、∼0.05Myrタイム スケール SNブラストは、土星またはカイパーベルトの位置まで広がります(ミラー&フィールズ、2022).
粒軌道離心率については、Pástor et al. (2011)時間平均変化を次のように求めます。
de/dt=−Cdnwmw/mgrvw(g1+vw/vcg2) (7)
=−1/2Γa(g1+vw/vcg2) (8)
ここで、無次元の要因g1そしてg2は、離心率、角軌道パラメータ、および風向きの関数です。2つの用語があることがわかります。 最初のものは、
Γaであるため、同じタイムスケールで変化します。 2番目の項は、風速と円軌道速度の比によって異なります
vc=√GM/a. 離心率の減衰率は順序であることがわかります
Γe ∼ 1/2vw/vcΓa (9)
したがって、この項による離心率の変化のタイムスケールは、次のようになります。
τe = 1/|de/dt| ∼2vc/vwτa (10)
そして最後に
τe/τa = 2vc/vw (11)
∼0.02(500km/s/vw)(M/M⊙)^1/2(40au/a)^1/2 (12)
また、SN条件では、離心率は長半径よりも急速に変化することがわかります(式5)。 式 5 の長半径の場合、これは次のようになります
τe∼0.1百万年。
傾斜角iは偏心と同様の形をしているため、同様の方法で扱うことができます。この変化率とそれに対応するタイムスケールは、次のようになります
di/dt=−1/4Γa(h1+vw/vch2) (13)
τi∼4vc/vwτa (14)
どこh1そしてh2は、次のように定義されます。
g1そしてg2.傾斜のタイムスケールは、偏心のタイムスケールよりも 2 倍大きいだけです。
3.2 長期近似: 結果
式(5)、(10)、および(14)を使用して、土星のフェーベリングとカイパーベルトダストの軌道変化が起こる時間スケールを導き出すことができます。これらの方程式が幾何学的要因を考慮していないことを考えると、これらの時間スケールをあまり正確に解釈すべきではありません。これらのタイムスケールを表 1 に示します。これらは、イベントからの時間ではなく、風の持続時間と比較する必要があることに注意してください。 土星のフェーベリングの場合、10μmと仮定します
密度1.6g/cm^3のリング粒子・軌道長半径150R土星 (Verbiscerら、2009)一方、カイパーベルトのダストグレインのサイズは1μmおよび密度2g / cm^3 40AUでです
。SN密度と速度は、0.005 cmの周囲媒質のSedov-Taylorプロファイルで計算されます-3、から取得ミラー&フィールズ(2022)爆風の始まりを示しています。SN 3 Myr前までの距離は不明ですが、以下に基づくと20〜140 pcの範囲である可能性が高いです。
60Fe測定(アーテル&フィールズ、2023;フライら、2015).ここには、極端なイベントを表す20個のケースが含まれています。 さらに、入ってくる風は密度と速度によって完全に支配されるため、次のようにLxCCを通過するシナリオを含めます。Opher et al. (2024).
表1:リングシミュレーションのパラメータ、軌道摂動のタイムスケール
ケース 風の密度 風速 制 aﾀｲﾑｽｹｰﾙ eﾀｲﾑｽｹｰﾙ i ﾀｲﾑｽｹｰﾙ
n[原子/cm^3] [km/s] τa[年] τe[年] τi[年]
SN,100のPC 0.02 273 ﾌｪｰﾍﾞﾘﾝｸﾞ 2.8e7の 4.3E5 8.7e5
SN,100のPC 0.02 273 ｶｲﾊﾟｰﾍﾞﾙﾄ 1.8E6の 6.1E4 1.2E5の
SN,50のPC 0.02 771 ﾌｪｰﾍﾞﾘﾝｸﾞ 1.0e7の 5.4E4の 1.1E5
SN,50のPC 0.02 771 ｶｲﾊﾟｰﾍﾞﾙﾄ 6.3E5 7.7e3の 1.5e4の
SN,20PC 0.02 3048 ﾌｪｰﾍﾞﾘﾝｸﾞ 2.5E6の 3.5E3の 7.0E3の
SN,20PC 0.02 3048 ｶｲﾊﾟｰﾍﾞﾙﾄ 1.6e5 490 980
LxCCの 3000 14.1 ﾌｪｰﾍﾞﾘﾝｸﾞ 3.7e3の 1.1E3 2.2E3の
LxCCの 3000 14.1 ｶｲﾊﾟｰﾍﾞﾙﾄ 230 150 310
SNが土星のフェーベ環の粒子の軌道を変更するための時間スケールは、次のようになることがわかった
10^4−10^5離心率と傾斜には年月がかかりますが、長半径は長くなります。超新星爆発は、
∼50そもそも土星に到達するのに十分なほど太陽圏を圧縮するためのPCです(ミラー&フィールズ、2022;タマヨら、2016).露光時間は1〜10 kyrの範囲であり、ここで計算された偏心と傾斜の時間スケールと驚くほど一致します。したがって、近傍の超新星が実際にはフィービーリングの傾きと形状に影響を与える可能性があると結論付けています。のように密集した星間雲を通過するOpher et al. (2024)露光時間は約1kyrが必要です。LxCCのサイズが不確実であることを考えると、このタイムスケールが達成できるかどうかは不明です。
結果は、カイパーベルトの粉塵で大きく異なるわけではありません。 しかし、この場合、SNの影響は、距離にもよりますが、0.1〜1 Myrで発生します。からの露光時間と比較すると、ミラー&フィールズ(2022、彼らの図11)から、このような時間スケールは、通常、40 auの距離で約50 kyrであり、SN距離とほぼ無関係であることがわかります。近くのSNは、実際にカイパーベルトのダスト粒子の軌道を変えるかもしれません。長半径は大きくずれていませんが、離心率と傾きの時間スケールは2桁小さいため、SNeは興味深い方法で軌道を変更します。 彼らの新しい軌道では、 粒子は、他の惑星の重力のような追加の効果を経験するでしょう。
密集した星間雲を通過すると、カイパーベルトの塵の影響が大きくなることは間違いありません。軌道減衰のタイムスケール
τa∼200LxCCのyrは短いため、粒子は1回の軌道でも大きな影響を受けます。SNの場合、τaは 2 桁大きかった
τeそしてτa.しかし、LxCCの速度が非常に低いため、式(11)は、この速度の違いがここでのタイムスケールの類似性の原因であることを意味します。このような桁違いの計算は、このシナリオがより綿密な計算に値することを示唆しています。
3.3 数値積分
カイパーベルトのダストの軌道を変更するためのタイムスケールが驚くほど短いことを考えると、数値シミュレーションが必要です。 パーティクルの振る舞いは、爆風波(式2)によって生じる抗力とニュートン重力の両方の影響を受けます。より完全なモデル、例えば、Slavin et al. (2012)又はポッペ(2016)は、磁場やPoynting-Robertson抗力などの追加の力を説明することになります。このような取り組みは、今後の業務にお任せします。 速度の粒子の運動方程式
u→です
mGR du→/dt=−(1−β)GM⊙mGR r→/|r→|^3+Fドラッグ, (15)
これをいくつかの軌道周期にわたって統合します。 ここはβは、粒子にかかる輻射圧力と重力の比です。
β<1風がない状態で太陽を周回する穀物に正味の引力を与えます。 私たちの数値結果では、β=0ただし、0 以外の値の場合 タイムスケールは、ある要因で増加します (1−β)^−1/2.
例として、図3 は 1μm の軌道を示します のLxCCの高密度の影響を受ける粉塵粒子(表1の「LxCCカイパーベルト」ケース)。最初は、粒子の長半径は 40au で、偏心は 0.1 で、風は [x^,y^,z^]方向、黄道に斜めの角度を与え、束縛された軌道を与えるために選択されました。500年という期間で、軌道は大きく変わります。最も顕著な変化は長半径で、最終的には1 au未満に減少しています。また、傾斜角も注目に値しますが、これは粒子が初期軌道に対してほぼ垂直に軌道を周回するように大きく変更されています。大きな変化は、∼100年、長期近似とよく一致しています。この場合、塵の粒子は太陽系に結合したままでした。しかし、風の向きを変えるだけで、簡単に粒子を排出することができます。たとえば、風が黄道極から来る場合、木目はシステムから解放されます。対してμmサイズの粉塵は、その後、風の向きまでもがカイパーベルトの粉塵の運命に大きく影響します。しかし、すべてのシナリオで、穀物はもはやカイパーベルトを周回していません。
図 3:一つの可能な軌跡
密集した星間雲からの絶え間ない風にさらされるカイパーベルトのダスト粒子は、表1の「LxCC」ケースに対応します。(a) はフル 3D パスを示し、(b) と (c) はx-yそしてx-zそれぞれ飛行機。(c) はアスペクト比が等しくないことに注意してください。
この数値演習は、20 pc と 50 pc の 2 つの SN シナリオで繰り返されます。これらのシナリオには、LxCCシナリオと同じ初期条件が与えられますが、SN通過の持続時間と一致するように、より長い時間にわたって統合されます(ミラー&フィールズ、2022).長半径、離心率、傾斜角の進化を図に示します。4. 長期近似から予想されるように、離心率は急速に変化しますが、長期進化の半長軸ははるかに長い時間スケールで発生します。
図 4: 20 pc SN (上)、50 pc SN (中)、LxCC (下) からの風を受ける 1 μm カイパーベルトのダスト粒子の積分時間発展。プロットされた量は、半長軸 (青の実線)、離心率 (オレンジ色の破線)、傾斜 (緑の点線) です。下のパネルでは、半長軸と時間のスケールが、上と中央とは異なることに注意してください。
これらの数値シミュレーションは、永年近似の時間スケール推定を検証することに加えて、ダスト粒子の軌道が外部風にどのように反応するかを正確に示しています。このプロセスを観測された惑星間ダストの分布に適用するには、ダストの分布全体がどのように変化するかを示すさらなる研究が必要です。
4 考察と結論
私たちは、近くの SN 爆発が太陽系内の天体の軌道を動的に変化させる方法を調査しました。最初のケースでは、インパルス近似を使用してオールトの雲の天体への影響をモデル化しました。半径の幅広い範囲を考慮すると、50 pc 離れた SN は、ほとんどの ≳ 10 cm の天体を軌道上で変化させないが、1 mm 未満の塵粒子はすべて太陽系から放出することがわかりました。地質学的な
Fe 60 ベースの10 Myr あたり∼ 2 SN の割合からすると、これらのイベントは太陽系の年齢の何回もオールトの雲から小さな破片を一掃することになります。イベントの直後に、衝突が発生し、より大きな天体が浸食されると、破片は置き換えられます。Stern と Shull (1988) は、近くの SN の別の影響として、氷の天体を瞬間加熱し、表面特性を変える可能性があることも示しています。
私たちの太陽系に加えて、ほぼ球形の SN 爆発は、近くのすべての恒星系にも衝突します。太陽系近傍と同程度の恒星密度を持つこれらの恒星のうち最も近いものは、約 1 pc の距離にあります。その恒星が太陽系外オールトの雲をホストしている場合、超新星爆発によって最大 約 100 m の天体が星間空間に放出され、天の川銀河に星間彗星や小惑星がもたらされる可能性があります。したがって、SN の放出は、’Oumuamua のような天体を作成する可能性のあるメカニズムを表しています (Meech ら、2017 年)。
土星のフェーベ環とカイパーベルトの軌道には永年近似が適用されます。SN が土星の A 環と B 環を大幅に変更するまでのタイムスケールは非常に長いですが、フェーベ環のタイムスケールは、50 pc 以内の SN にとっては驚くほど手の届く範囲です。高密度の星間雲の場合、このタイムスケールは 約 約 1000 万年です。もし太陽系が LxCC を通過したとしても、フェーベ リングへの影響はわずかだったでしょう。しかし、GMC の通過には通常 0.1～1 Myr かかります (Talbot & Newman, 1977)。そのため、フェーベ リングは確実に壊滅するでしょう。地球を露出させるほどの密度を持つ GMC の通過は統計的には
∼Gyr ごとに発生しますが、土星を露出させるために必要な密度 (ラム圧バランスを想定) は(aS/a⊕)^2=90倍少なく、はるかに頻繁に発生するはずです。
同じ永年近似に基づくと、SN ブラストにさらされたカイパー ベルトの塵の分布は大幅に変化する可能性があります。放出率がオールトの雲とほぼ同じであれば、50 pc 離れた超新星 (3 Myr 前の超新星など) はカイパー ベルトから∼1 mm 未満のすべての粒子を放出していたでしょう。この結果は、ニューホライズンズ（Poppe et al., 2019）によって観測されたダストが過去300万年の間に生成されたことを示しています。実際、ポインティング・ロバートソンの抗力時間は∼5 Myr（Moro-Martín & Malhotra, 2003; Wyatt & Whipple, 1950）であるため、このようなダストは平衡状態に達していない可能性があります。さらに、観測されたカイパーベルトダスト生成率は10^7g s^-1（Poppe, 2016）で、ダストの総質量は3.5×10^18kg（Poppe et al., 2019）であるため、ダストの「補充」タイムスケールは11 Myrになります。ポインティング・ロバートソンと補充のタイムスケールはどちらも、最新の超新星爆発の年齢よりも長いため、今日でもダスト粒子の軌道に反響効果が残っている可能性があります。さらに、ニューホライズンズ宇宙船からの最近の報告では、ダストフラックスの予想外の増加が示されています (Doner 他、2024)。このダストフラックスの増加が最近の星間要因と何らかの形で関連しているかどうかは、今後の研究に委ねられています。これらの取り組みにより、カイパーベルトダストの現存する効果が古代の超新星の傷跡を負っているかどうかが判明する可能性があります。
近傍の超新星爆発と雲の交差が太陽系の小天体の軌道に及ぼす影響
2024年10月16日
要約
超新星爆発は、周囲の多くの恒星系を包み込み、運動エネルギーを星系内の小さな天体に伝達します。からの地質学的証拠
60Fe過去数Myr以内の最近の近くの超新星活動を指しています。ここでは、これらの超新星爆発からオールトの雲、カイパーベルト、土星のフェーべ環へのエネルギーの移動とそれに伴う軌道変化をモデル化します。オールトの雲の場合、インパルス近似は、50 pcの超新星が1cm未満の全天体の約半分を放出し、より大きな天体の軌道パラメータに応じて軌道を変えることができることを示しています。 超新星に最も近い星の場合、
∼100mを排出できます。 探査された太陽系に目を向けると、 50°Cより近い超新星は、土星のフェービーリングに影響を与え、カイパーベルトの塵を一掃する可能性があります。また、太陽系が密集した星間雲を通過することも同様の影響を与える可能性があります。数値軌道シミュレーションは、ダスト粒子の位置と風の方向(超新星または星間雲から)が、粒子がカイパーベルトの軌道から解放されるかどうかに大きな影響を与えることを示しています。全体として、近くの超新星は太陽系からミクロンサイズの塵を一掃しますが、 穀物は最終的に 太陽に向かって投げられるか、完全に排出されるかは、さまざまな要因に依存します。ニューホライズンズは、超新星によって改変されたダスト粒子の軌跡の証拠を観測する可能性があるが、さらなるモデリングの努力が必要である。
超新星 ;カイパーベルト ;オールトの雲 ;土星
1. はじめに
地質堆積物中の生きた 60Fe (t1/2 = 2.6 Myr) の測定から、地球はおよそ 3Myr とおよそ 7Myr 前に超新星 (SNe) の近くにあったことがわかります (Knie et al.
1999, 2004; Fitoussi et al. 2008; Ludwig et al. 2016; Wallner et al. 2016, 2021)。爆発で新たに合成された 60Fe は塵粒子に組み込まれ、星間空間と太陽系を伝播し、最終的に地球に降り注ぎました (Athanassiadou & Fields 2011; Fry et al. 2020)。超新星が地球に与える影響については多くの研究が行われてきましたが (例: Ellis et al. 1996; Gehrels et al. 2003; Thomas et al. 2016)、太陽系全体への影響に関する研究ははるかに少ないです。Stern & Shull (1988) と Stern (1990) は、SNe がオールトの雲の天体の表面を急激に加熱する方法と、動的抗力がその表面を侵食する方法を計算しました。最近の超新星活動の証拠を武器に、私たちは SNe が太陽系に影響を与えた可能性のあるさまざまな方法を検討しようとしています。この研究では、近くの SNe が太陽系の小さな天体の軌道を動的に変えた可能性を検討します。オールトの雲は太陽から遠く離れているため、重力による束縛がわずかしかなく (Oort
1950)、太陽系外の影響を強く受けています。これらの影響には、銀河の潮汐力場 (Heisler & Tremaine 1986) や近くを通過する恒星 (Rickman et al. 2008) が含まれます。さらに、通過する巨大な星間雲の重力摂動が調査されています (Jakub´ık & Nesluˇsan 2008; Hut & Tremaine 1985)。ただし、これらの雲の直接的なガス力学的衝撃は調査されていません。最近、Opher et al. (2024) は、太陽系が 3 Myr 前の 60Fe パルスの最初の開始とほぼ同時に、Local Lynx of Cold Cloud (LxCC) と呼ばれる高密度の冷たい雲を通過したと提案しました。高密度の雲 (nH ∼ 3000 cm^−3) は、太陽圏をわずか 0.22 au に圧縮し、太陽系全体から保護的な太陽風を剥ぎ取ったと考えられます。 SN の直接的な爆風と冷たい雲のシナリオはどちらも、太陽系全体で感じられる衝撃圧の大幅な変化を要求します。SN の爆風は局所的な星間物質 (ISM) の密度を大きく変化させませんが (強い衝撃のため最大で 4 倍)、速度は SN までの距離に応じて約 10 倍増加します。対照的に、冷たい雲は速度をほとんど変えずに ISM の密度を 4 ～ 5 桁増加させます。SN の爆風と冷たい雲のシナリオは、影響する領域も異なります。冷たい雲は太陽系全体を覆い、水星の軌道も覆います (Opher ら、2024)。一方、SN の爆風の影響は SN までの距離に大きく依存します。 300万年前の超新星までの距離の推定値は、超新星が生成する60Feの総量、塵粒子に取り込まれた60Feの量、地質学的サンプルへの60Feの取り込みなど、多くの要因によって異なります（Ertel et al.2023）。60Feの測定に基づくと、超新星までの距離は地球から約20〜140pcでした（Ertel＆Fields 2023; Fry et al. 2015）。Miller＆Fields（2022）は、さまざまな距離にある超新星に太陽圏がどのように反応するかのシミュレーションを実行し、50pcの中距離にある超新星は太陽圏を土星の軌道である10auに圧縮することを発見しました。したがって、超新星の爆風の影響は、冷たい雲ほど太陽系全体に広く感じられることはありません。太陽系内で観測可能な SN 爆発の痕跡は、SN の距離を示す方法として、あるいはこの 2 つのケースのどちらが起こったかを区別する方法として使用できる可能性があります。この目的のために、SN 爆発または冷たい雲からの大きな衝撃圧が太陽系の軌道にどのような影響を与えるかを調べます。この調査は 3 つのケースで行われます。セクション 2 ではオールトの雲の天体の衝撃近似について説明し、セクション 3 では土星の環とカイパーベルトの塵への影響について検討します。最後に、セクション 4 で議論と結論を示します。
2 オールトの雲
2.1 インパルス近似
オールト雲の軌道時間(1 Myr at10^4 au)とセドフ溶液中のSNブラストの持続時間(∼0.05 Myr)、SN爆風波はオールトの雲に衝撃的な力を与えます。時間に依存する力を仮定するのではなく、爆風が彗星に瞬間的な速度ブーストを与えると単純に仮定することが有効です。彗星が爆風から入射する運動エネルギーをすべて吸収すると仮定すると、彗星のキック速度は 次の様になります。
vｷｯｸ= √3/8π・ESN/ρcrcD^2, (1)
どこESNは超新星のエネルギーです(10^51erg)、rcそしてρcは彗星の半径と密度、Dは超新星からの距離です。
これは、オールトの雲彗星の現代の分布を正確に説明することを意図したものではなく、そのような情報はこの論文の範囲外です。 むしろ、私たちの目的は、そのような彗星がSNブラストに見舞われたときに何が起こるかを説明することです。
これらのシミュレーションは、次のもので構成されています
10^6Oort Cloud オブジェクトで、半径は10μm – 100m と密度の範囲
0.5–1.5g/cm^3.軌道パラメータ、サイズ、密度はすべて独立して選択されます。この広い半径範囲により、塵の粒子から控えめな小惑星まで、すべての天体のダイナミクスを捉えることができます。観測された彗星と一致して、それらには非常に偏心した軌道が与えられます(
0.9<e<1)内に長半径が10,000<a<20,000天文単位(ドネスら、2015).各彗星は、傾斜角を含むランダムに生成されたケプラー座標を持っています
i、近点の引数ω、昇順ノードの右赤経Ω、および平均異常ν次の範囲内[0,π),[0,2π),[0,2π)そして[0,2π)それぞれ。
各彗星はデカルト座標に変換され、追加のvkickのvxdirectionを変換し、軌道特性を解析するためにケプラー座標に戻します。 キック自体の方向は重要ではなく、オールトクラウドの球面の性質が対称ジオメトリを保証するため、結果は方向に依存しないことに注意してください。
SNまでの距離が不確実なため、10、20、50、および100 pcの距離で4つのSNeに対して一連の計算を使用します。
2.2 業績
10 pc離れたSNのキック速度を適用した初期分布と結果を図1に示します。1. 長半径の場合、残りの軸が別の軌道に押し出されたか、完全に排出された(負の長軸として扱われる)ため、最初の長半径範囲内のオブジェクトが大幅に少なくなります。後で説明するように、長半径が変化する量は、主に体の質量によって決定され、軌道パラメータに弱く依存するだけです。 この偏心は、多くの物体がより円形化した一方で、他の多くの物体が
e≫1そしてa<0.
図 1:オールトクラウド彗星の初期分布(青)と、10°C離れた場所で非常に近い超新星に衝突した後(オレンジ)の軌道パラメータのヒストグラム。示されているパラメータは、(左から右、上から下)長半径、離心率、傾斜角、上昇節点の右昇、近点の引数、および真の異常です。
3 つの角度座標 (i,Ωそしてω)には、さらに興味深い機能があります。これらのプロットでは、長半径や離心率とは異なり、すべての軌道が表現されています。傾向は、に向かって移動するためのわずかな好みを示しています
i=0そしてπ.右アセンションをシフトする傾向が強いΩ=0,πそして2πそして近点の議論はω=π/2そして3π/2.大きなスパイクは非バインドになった結果です: 非バインドのボディは、定義する参照平面に最も近いものです
i=0したがって、彼らがこの平面を横切る点(右昇)は、現在の位置の近くにあります。近点の議論は、束縛されていない物体が近点に非常に近く、ほぼ直線上を移動しているため、強くピークに達しています。これは、次の値に対応するためです。
ω. 最後に、真の異常は同様の理由で0に向かってクラスター化されます:束縛されていない粒子は、近点に非常に近く、これは1000未満の点として定義されます。
ν=0.
シミュレートされたオブジェクトは、対数間隔の半径ビンにソートされ、グループ化されました。ビンごとに、バインド解除された軌道の割合が計算されました。結果を図 2 に示します。予想通り、非結合分画はサイズに強く依存しており、軽い粒子は完全に排出され、大きな粒子はほとんど動きません。これもSN距離に大きく依存します。10、20、50、100 pc 離れた SNe では、半径がそれぞれ約 20、5、0.8、0.2 cm の非結合オブジェクトの数が急激に減少していることがわかります。
また、結果を以下の結果と比較します。スターン (1990)は、ここで利用される3D軌道力学の完全な説明はありませんが、同様の計算を実行します。この研究では、すべての粒子がa > 10^4auとrc < 0.3mmは40pcでSNによって排出されます。完全に結合しなくなる粒子について、かなり良い一致が見つかります。ただし、軌道パラメータのために結合が解除される可能性のある粒子は多数あります。スターン (1990)は考慮していません。
最近の超新星(∼50−100pc)、オールトの雲の粒子∼1㎝強く影響を受け、一部は星間空間に放出されます。他のそのような粒子は、太陽にはるかに近づく軌道で、結合したままになります。摂動された粒子の近日点分布を計算したところ、粒子のごく一部しか100 Au以内に到達しないことがわかった。危険(10-20 pc)に十分近い超新星の場合、物体は∼1mこれらの影響を受けます。
図 2:SNの爆発によって束縛が解除される特定のサイズの彗星の割合で、太陽系からのSN距離が10、20、50、および100 pcの場合に評価されます。破線は、次のように簡略化された計算から得られます。スターン (1990)太陽から20,000天文単位を周回する粒子の場合、40 pc離れたSNの場合。
3 土星のフェーベリングとカイパーベルトダスト
オールトの雲とは異なり、∼0.05SNブラストの百万年通過は、インパルス近似としてモデル化でき、惑星リングとカイパーベルトを構成する天体ははるかに速く公転します。爆風によって与えられる総力は、一瞬ではなく、多くの軌道にまたがっています。これらの軌道変化を調べるには、より完全なモデルが必要です。したがって、長期近似を使用して推定を行い、その後に数値実装を行います。
特に啓発的なものとして際立っているのは、土星のリングとカイパーベルトダストの2つのケースです。土星のAリングとBリングは、動的時間スケールが短く、粒子密度が高いため、衝突が頻繁に発生します。衝突のタイムスケールは、風の摂動が有効になるタイムスケールよりもはるかに短いため、これらのリングはSNの影響を受けません。1しかし、土星最大のリングであるフェーベリングは、数密度がはるかに低く、粒度は約10です
μm(Verbiscerら、2009)これにより、フェーベリングが計算の有効なターゲットになります。同様に、カイパーベルトのダストは、外力を鋭く受ける小さな天体を表しており、その修正された軌道は、今日の宇宙船の測定値と比較することができます(Poppeら、2019).
3.1 永年な近似:形式主義
太陽系内の小さな粒子の軌道は、抗力の影響を受けます。
Fドラッグ(t)=CdρwπrGRの二乗|v→rel|^2v^rel (2)
ここは
vrel→=v→w − u→風速の違いを与えます
v→wと粒子速度u→;この相対速度には大きさがあります
|v→rel|と方向v^rel. 抗力係数を取ります Cd=1. 最終的にρwは風の密度、rGRは粒径です。
これにより、各粒子の軌道パラメータがゆっくりと(長期的に)変化します。Pástor et al. (2011)これらの変化を支配する式を導き出し、時間平均化して摂動の先頭に並べました。私たちは、次のようなケースに焦点を当てています
vw/u ≫ 1 これは、SNブラストの高速に有効です。セミメジャー軸は次のように進化します
da/dt = −2Cdnwmw/mGR πrGRの二乗vwaf (3)
ここで、風の密度を次のように分離しました
ρw=mwnwそしてmGRは穀物の質量です。
fは、離心率と角度軌道パラメータ、および軌道面に対する風の向きに依存する無次元関数です。私たちの見積もりでは、次のように考えています
f∼1. 式(3)から、 セミメジャー軸の変化は、
Γa=|da/dt|/a ∼2Cdnwmw/mgrπrgr^2Fドラッグ/mgrvw (4)
これは、抗力の比のちょうど2倍です 穀物の運動量で割った粒子上
mgrvw風に見られるように。 これにより、特徴的な減衰タイムスケールが得られます
τa=1/Γa (5)
=5Myr(500km/s/vw)(10^−2cm^−3/nw)(1μm/rgr)^2 (6)
密度の粒のためにρgr=2g/cm^3, これは、∼0.05Myrタイム スケール SNブラストは、土星またはカイパーベルトの位置まで広がります(ミラー&フィールズ、2022).
粒軌道離心率については、Pástor et al. (2011)時間平均変化を次のように求めます。
de/dt=−Cdnwmw/mgrvw(g1+vw/vcg2) (7)
=−1/2Γa(g1+vw/vcg2) (8)
ここで、無次元の要因g1そしてg2は、離心率、角軌道パラメータ、および風向きの関数です。2つの用語があることがわかります。 最初のものは、
Γaであるため、同じタイムスケールで変化します。 2番目の項は、風速と円軌道速度の比によって異なります
vc=√GM/a. 離心率の減衰率は順序であることがわかります
Γe ∼ 1/2vw/vcΓa (9)
したがって、この項による離心率の変化のタイムスケールは、次のようになります。
τe = 1/|de/dt| ∼2vc/vwτa (10)
そして最後に
τe/τa = 2vc/vw (11)
∼0.02(500km/s/vw)(M/M⊙)^1/2(40au/a)^1/2 (12)
また、SN条件では、離心率は長半径よりも急速に変化することがわかります(式5)。 式 5 の長半径の場合、これは次のようになります
τe∼0.1百万年。
傾斜角iは偏心と同様の形をしているため、同様の方法で扱うことができます。この変化率とそれに対応するタイムスケールは、次のようになります
di/dt=−1/4Γa(h1+vw/vch2) (13)
τi∼4vc/vwτa (14)
どこh1そしてh2は、次のように定義されます。
g1そしてg2.傾斜のタイムスケールは、偏心のタイムスケールよりも 2 倍大きいだけです。
3.2 長期近似: 結果
式(5)、(10)、および(14)を使用して、土星のフェーベリングとカイパーベルトダストの軌道変化が起こる時間スケールを導き出すことができます。これらの方程式が幾何学的要因を考慮していないことを考えると、これらの時間スケールをあまり正確に解釈すべきではありません。これらのタイムスケールを表 1 に示します。これらは、イベントからの時間ではなく、風の持続時間と比較する必要があることに注意してください。 土星のフェーベリングの場合、10μmと仮定します
密度1.6g/cm^3のリング粒子・軌道長半径150R土星 (Verbiscerら、2009)一方、カイパーベルトのダストグレインのサイズは1μmおよび密度2g / cm^3 40AUでです
。SN密度と速度は、0.005 cmの周囲媒質のSedov-Taylorプロファイルで計算されます-3、から取得ミラー&フィールズ(2022)爆風の始まりを示しています。SN 3 Myr前までの距離は不明ですが、以下に基づくと20〜140 pcの範囲である可能性が高いです。
60Fe測定(アーテル&フィールズ、2023;フライら、2015).ここには、極端なイベントを表す20個のケースが含まれています。 さらに、入ってくる風は密度と速度によって完全に支配されるため、次のようにLxCCを通過するシナリオを含めます。Opher et al. (2024).
表1:リングシミュレーションのパラメータ、軌道摂動のタイムスケール
ケース 風の密度 風速 制 aﾀｲﾑｽｹｰﾙ eﾀｲﾑｽｹｰﾙ i ﾀｲﾑｽｹｰﾙ
n[原子/cm^3] [km/s] τa[年] τe[年] τi[年]
SN,100のPC 0.02 273 ﾌｪｰﾍﾞﾘﾝｸﾞ 2.8e7の 4.3E5 8.7e5
SN,100のPC 0.02 273 ｶｲﾊﾟｰﾍﾞﾙﾄ 1.8E6の 6.1E4 1.2E5の
SN,50のPC 0.02 771 ﾌｪｰﾍﾞﾘﾝｸﾞ 1.0e7の 5.4E4の 1.1E5
SN,50のPC 0.02 771 ｶｲﾊﾟｰﾍﾞﾙﾄ 6.3E5 7.7e3の 1.5e4の
SN,20PC 0.02 3048 ﾌｪｰﾍﾞﾘﾝｸﾞ 2.5E6の 3.5E3の 7.0E3の
SN,20PC 0.02 3048 ｶｲﾊﾟｰﾍﾞﾙﾄ 1.6e5 490 980
LxCCの 3000 14.1 ﾌｪｰﾍﾞﾘﾝｸﾞ 3.7e3の 1.1E3 2.2E3の
LxCCの 3000 14.1 ｶｲﾊﾟｰﾍﾞﾙﾄ 230 150 310
SNが土星のフェーベ環の粒子の軌道を変更するための時間スケールは、次のようになることがわかった
10^4−10^5離心率と傾斜には年月がかかりますが、長半径は長くなります。超新星爆発は、
∼50そもそも土星に到達するのに十分なほど太陽圏を圧縮するためのPCです(ミラー&フィールズ、2022;タマヨら、2016).露光時間は1〜10 kyrの範囲であり、ここで計算された偏心と傾斜の時間スケールと驚くほど一致します。したがって、近傍の超新星が実際にはフィービーリングの傾きと形状に影響を与える可能性があると結論付けています。のように密集した星間雲を通過するOpher et al. (2024)露光時間は約1kyrが必要です。LxCCのサイズが不確実であることを考えると、このタイムスケールが達成できるかどうかは不明です。
結果は、カイパーベルトの粉塵で大きく異なるわけではありません。 しかし、この場合、SNの影響は、距離にもよりますが、0.1〜1 Myrで発生します。からの露光時間と比較すると、ミラー&フィールズ(2022、彼らの図11)から、このような時間スケールは、通常、40 auの距離で約50 kyrであり、SN距離とほぼ無関係であることがわかります。近くのSNは、実際にカイパーベルトのダスト粒子の軌道を変えるかもしれません。長半径は大きくずれていませんが、離心率と傾きの時間スケールは2桁小さいため、SNeは興味深い方法で軌道を変更します。 彼らの新しい軌道では、 粒子は、他の惑星の重力のような追加の効果を経験するでしょう。
密集した星間雲を通過すると、カイパーベルトの塵の影響が大きくなることは間違いありません。軌道減衰のタイムスケール
τa∼200LxCCのyrは短いため、粒子は1回の軌道でも大きな影響を受けます。SNの場合、τaは 2 桁大きかった
τeそしてτa.しかし、LxCCの速度が非常に低いため、式(11)は、この速度の違いがここでのタイムスケールの類似性の原因であることを意味します。このような桁違いの計算は、このシナリオがより綿密な計算に値することを示唆しています。
3.3 数値積分
カイパーベルトのダストの軌道を変更するためのタイムスケールが驚くほど短いことを考えると、数値シミュレーションが必要です。 パーティクルの振る舞いは、爆風波(式2)によって生じる抗力とニュートン重力の両方の影響を受けます。より完全なモデル、例えば、Slavin et al. (2012)又はポッペ(2016)は、磁場やPoynting-Robertson抗力などの追加の力を説明することになります。このような取り組みは、今後の業務にお任せします。 速度の粒子の運動方程式
u→です
mGR du→/dt=−(1−β)GM⊙mGR r→/|r→|^3+Fドラッグ, (15)
これをいくつかの軌道周期にわたって統合します。 ここはβは、粒子にかかる輻射圧力と重力の比です。
β<1風がない状態で太陽を周回する穀物に正味の引力を与えます。 私たちの数値結果では、β=0ただし、0 以外の値の場合 タイムスケールは、ある要因で増加します (1−β)^−1/2.
例として、図3 は 1μm の軌道を示します のLxCCの高密度の影響を受ける粉塵粒子(表1の「LxCCカイパーベルト」ケース)。最初は、粒子の長半径は 40au で、偏心は 0.1 で、風は [x^,y^,z^]方向、黄道に斜めの角度を与え、束縛された軌道を与えるために選択されました。500年という期間で、軌道は大きく変わります。最も顕著な変化は長半径で、最終的には1 au未満に減少しています。また、傾斜角も注目に値しますが、これは粒子が初期軌道に対してほぼ垂直に軌道を周回するように大きく変更されています。大きな変化は、∼100年、長期近似とよく一致しています。この場合、塵の粒子は太陽系に結合したままでした。しかし、風の向きを変えるだけで、簡単に粒子を排出することができます。たとえば、風が黄道極から来る場合、木目はシステムから解放されます。対してμmサイズの粉塵は、その後、風の向きまでもがカイパーベルトの粉塵の運命に大きく影響します。しかし、すべてのシナリオで、穀物はもはやカイパーベルトを周回していません。
図 3:一つの可能な軌跡
密集した星間雲からの絶え間ない風にさらされるカイパーベルトのダスト粒子は、表1の「LxCC」ケースに対応します。(a) はフル 3D パスを示し、(b) と (c) はx-yそしてx-zそれぞれ飛行機。(c) はアスペクト比が等しくないことに注意してください。
この数値演習は、20 pc と 50 pc の 2 つの SN シナリオで繰り返されます。これらのシナリオには、LxCCシナリオと同じ初期条件が与えられますが、SN通過の持続時間と一致するように、より長い時間にわたって統合されます(ミラー&フィールズ、2022).長半径、離心率、傾斜角の進化を図に示します。4. 長期近似から予想されるように、離心率は急速に変化しますが、長期進化の半長軸ははるかに長い時間スケールで発生します。
図 4: 20 pc SN (上)、50 pc SN (中)、LxCC (下) からの風を受ける 1 μm カイパーベルトのダスト粒子の積分時間発展。プロットされた量は、半長軸 (青の実線)、離心率 (オレンジ色の破線)、傾斜 (緑の点線) です。下のパネルでは、半長軸と時間のスケールが、上と中央とは異なることに注意してください。
これらの数値シミュレーションは、永年近似の時間スケール推定を検証することに加えて、ダスト粒子の軌道が外部風にどのように反応するかを正確に示しています。このプロセスを観測された惑星間ダストの分布に適用するには、ダストの分布全体がどのように変化するかを示すさらなる研究が必要です。
4 考察と結論
私たちは、近くの SN 爆発が太陽系内の天体の軌道を動的に変化させる方法を調査しました。最初のケースでは、インパルス近似を使用してオールトの雲の天体への影響をモデル化しました。半径の幅広い範囲を考慮すると、50 pc 離れた SN は、ほとんどの ≳ 10 cm の天体を軌道上で変化させないが、1 mm 未満の塵粒子はすべて太陽系から放出することがわかりました。地質学的な
Fe 60 ベースの10 Myr あたり∼ 2 SN の割合からすると、これらのイベントは太陽系の年齢の何回もオールトの雲から小さな破片を一掃することになります。イベントの直後に、衝突が発生し、より大きな天体が浸食されると、破片は置き換えられます。Stern と Shull (1988) は、近くの SN の別の影響として、氷の天体を瞬間加熱し、表面特性を変える可能性があることも示しています。
私たちの太陽系に加えて、ほぼ球形の SN 爆発は、近くのすべての恒星系にも衝突します。太陽系近傍と同程度の恒星密度を持つこれらの恒星のうち最も近いものは、約 1 pc の距離にあります。その恒星が太陽系外オールトの雲をホストしている場合、超新星爆発によって最大 約 100 m の天体が星間空間に放出され、天の川銀河に星間彗星や小惑星がもたらされる可能性があります。したがって、SN の放出は、’Oumuamua のような天体を作成する可能性のあるメカニズムを表しています (Meech ら、2017 年)。
土星のフェーベ環とカイパーベルトの軌道には永年近似が適用されます。SN が土星の A 環と B 環を大幅に変更するまでのタイムスケールは非常に長いですが、フェーベ環のタイムスケールは、50 pc 以内の SN にとっては驚くほど手の届く範囲です。高密度の星間雲の場合、このタイムスケールは 約 約 1000 万年です。もし太陽系が LxCC を通過したとしても、フェーベ リングへの影響はわずかだったでしょう。しかし、GMC の通過には通常 0.1～1 Myr かかります (Talbot & Newman, 1977)。そのため、フェーベ リングは確実に壊滅するでしょう。地球を露出させるほどの密度を持つ GMC の通過は統計的には
∼Gyr ごとに発生しますが、土星を露出させるために必要な密度 (ラム圧バランスを想定) は(aS/a⊕)^2=90倍少なく、はるかに頻繁に発生するはずです。
同じ永年近似に基づくと、SN ブラストにさらされたカイパー ベルトの塵の分布は大幅に変化する可能性があります。放出率がオールトの雲とほぼ同じであれば、50 pc 離れた超新星 (3 Myr 前の超新星など) はカイパー ベルトから∼1 mm 未満のすべての粒子を放出していたでしょう。この結果は、ニューホライズンズ（Poppe et al., 2019）によって観測されたダストが過去300万年の間に生成されたことを示しています。実際、ポインティング・ロバートソンの抗力時間は∼5 Myr（Moro-Martín & Malhotra, 2003; Wyatt & Whipple, 1950）であるため、このようなダストは平衡状態に達していない可能性があります。さらに、観測されたカイパーベルトダスト生成率は10^7g s^-1（Poppe, 2016）で、ダストの総質量は3.5×10^18kg（Poppe et al., 2019）であるため、ダストの「補充」タイムスケールは11 Myrになります。ポインティング・ロバートソンと補充のタイムスケールはどちらも、最新の超新星爆発の年齢よりも長いため、今日でもダスト粒子の軌道に反響効果が残っている可能性があります。さらに、ニューホライズンズ宇宙船からの最近の報告では、ダストフラックスの予想外の増加が示されています (Doner 他、2024)。このダストフラックスの増加が最近の星間要因と何らかの形で関連しているかどうかは、今後の研究に委ねられています。これらの取り組みにより、カイパーベルトダストの現存する効果が古代の超新星の傷跡を負っているかどうかが判明する可能性があります。
