ストレムグレン球（、ストレームグレン球とも）は、OB型星などから放射される紫外線によって水素ガスが電離した領域を、球状に理想化した理論モデルである。中心星から放射される紫外線光子による光電離と、電離した水素の再結合との釣り合いによって有限の大きさが定まり、その代表的な半径をストレムグレン半径という。H II領域の電離構造を理解するための基本的なモデルとして用いられる。
基本原理
O型星や早期B型星などの高温の大質量星は、水素原子を光電離できる紫外線を大量に放出する。これらの電離光子が中性水素に吸収されると、水素原子は陽子と自由電子に分かれる。一方、電離した水素では自由電子と陽子の再結合も起こる。
ベンクト・ストレムグレンは1939年、水素の電離度と中性水素による電離紫外線の吸収が、恒星からの距離に応じてどのように変化するかを計算した。その結果、中心星からある距離までは水素がほぼ完全に電離している一方、その付近の狭い範囲で電離度が急激に低下し、外側ではほとんど中性になることを示した。この計算については「1939年のストレムグレンの計算」で詳述する。
現在一般に用いられるストレムグレン球のモデルでは、この電離構造を単純化し、内部をほぼ完全に電離した一様な水素ガス、外部を中性ガスとして扱う。定常状態では、中心星が単位時間に放出する水素電離光子の数と、電離領域全体で単位時間に起こる再結合の数が等しいとする。この光子数の釣り合いからストレムグレン半径を求めることができる。
ストレムグレン半径
ストレムグレン球の大きさは、中心星から単位時間に供給される水素電離光子の数と、球内で単位時間に起こる水素の再結合の数との釣り合いによって決まる。純粋な水素からなり、密度が一様で、水素がほぼ完全に電離している球を考えると、電離平衡は
と表される。ここで、 は中心星が単位時間に放出する水素電離光子の数、 はストレムグレン半径、 と はそれぞれ電子と陽子の数密度、 は水素の実効的な再結合係数である。
したがって、ストレムグレン半径は
となる。純水素がほぼ完全に電離している場合には であり、この共通の数密度を とすると、
と書ける。
この式から、
であることが分かる。すなわち、電離光子を多く放出する恒星ほど大きな電離領域を形成する一方、周囲のガスが高密度であるほど再結合が頻繁に起こるため、ストレムグレン半径は小さくなる。
1939年のストレムグレンの計算
前節のストレムグレン半径は、電離領域をほぼ完全に電離した一様な球とみなし、電離光子の供給と再結合の釣り合いから求める簡略化された表現である。一方、ストレムグレンは1939年、水素の電離度と電離紫外線の吸収を恒星からの距離の関数として計算し、有限の電離領域が形成されることを示した。
ストレムグレンは、恒星の温度と明るさ、および周囲の星間水素の密度から、水素が電離した領域がどこまで広がるかを理論的に検討した。恒星からの紫外線は距離とともに幾何学的に希釈され、途中の中性水素にも吸収されるため、水素の電離度と吸収の変化を恒星からの距離の関数として計算した。
水素全体の数密度を 、電離している割合を とすると、中性水素の数密度は である。中性水素による電離紫外線の吸収を表す光学的深さ は、
と表される。ここで は中性水素による電離紫外線の吸収係数、 は距離の単位換算係数である。したがって、中性水素が多いほど単位距離あたりの光学的深さの増加も大きくなる。
電離領域の内部では で中性水素が少ないため、単位距離あたりの吸収も小さい。しかし外縁近くで が低下すると中性水素が増え、 が大きくなって電離紫外線の吸収が強まる。その先へ届く電離紫外線が減少するため、電離度はさらに低下する。すなわち、
⇒ 電離紫外線の吸収が強まる ⇒ がさらに低下
という作用が生じる。
このため電離度は外縁の狭い範囲で急激に低下し、ほぼ完全に電離した領域からほぼ中性の領域へ移行する。このように、鋭い電離境界は最初から仮定されたのではなく、電離度と吸収を距離の関数として計算した結果として得られた。
モデルの仮定と限界
単純なストレムグレン球では、中心星が一定の割合で電離光子を放出し、その周囲を一様な密度の純水素ガスが取り囲むと仮定する。電離領域では水素がほぼ完全に電離し、電離と再結合が釣り合う定常状態を考える。
しかし、実際のH II領域では星間ガスの密度は一様とは限らず、塊やフィラメントなどの構造をもつ。このため電離フロントの進み方は方向によって異なり、電離領域が球形から大きく外れることがある。
また、中心星の周囲に空洞が形成される場合など、単純なストレムグレン球を拡張したモデルも研究されている。McCulloughは2000年、中心部に球状の空洞をもつ修正ストレムグレン球を考え、恒星が空洞の中心にある場合と中心からずれている場合について表面輝度分布を計算した。
さらに、ストレムグレン球は電離平衡に達した静的な状態を仮定するが、実際のH II領域は静的ではない。電離されたガスは周囲の中性ガスより高温で圧力も高いため、形成後には周囲へ膨張し、領域の半径や密度分布も時間とともに変化する。
H II領域への適用
ストレムグレン球は、若い大質量星の周囲に形成されるH II領域の初期の電離構造を記述する基本的なモデルである。大質量星が電離光子を放出し始めると、電離フロントは周囲の中性ガス中を急速に進む。この初期段階はR型電離フロント（Rは の意）と呼ばれ、電離フロントは電離ガス中の音速を大きく上回る速度で進む。やがて電離と再結合がおおむね釣り合うストレムグレン半径付近まで達すると、電離フロントの進行は遅くなる。
光電離によって加熱された電離ガスは典型的には約104 Kとなり、周囲の低温の中性ガスより高い熱圧力をもつ。この圧力差によってH II領域はストレムグレン半径を越えて膨張し、電離フロントはD型電離フロント（Dは の意）へ移行する。D型では電離フロントは電離ガスに対して亜音速で進み、その前方に形成された衝撃波が周囲の中性ガスを圧縮して高密度の殻を形成する。
したがって、ストレムグレン半径は実在するH II領域の最終的な半径を表すものではなく、H II領域の形成とその後の力学的進化を考える際の基準となる尺度である。
観測例
実在するH II領域は必ずしも理想的な球形ではないが、ばら星雲は全体として対称性が高く、単純な光学的形態をもつ例として知られる。中心の散開星団NGC 2244には複数のO型星があり、その周囲にほぼ対称的な発光星雲が広がっている。一方、その周辺には分子雲や多数の高密度な塊が存在し、実際のガス分布は一様ではない。このため、見かけの大局的な形態は球対称モデルに近くても、内部や外縁の構造には単純なストレムグレン球からのずれがみられる。
オリオン大星雲は、球対称モデルから大きく外れる代表例である。観測から、電離ガスが恒星を取り囲む球を形成しているのではなく、背後の分子雲の表面に形成されたブリスター型H II領域であると考えられている。このような領域では、見る方向によっては投影像が円形に近く見える場合でも、三次元的なガス分布は球状とは限らない。したがって、実際のH II領域にストレムグレン球を適用する際には、ガス密度の非一様性や領域の三次元形状を考慮する必要がある。
歴史
1938年、オットー・シュトルーベとC・T・エルヴィーは、はくちょう座やケフェウス座の方向に広がる水素のバルマー線放射を観測し、その結果を報告した。翌1939年、ストレムグレンはこのような観測を背景として星間水素の電離状態を理論的に検討し、高温星の周囲に、内部では水素がほぼ完全に電離し、外縁の狭い領域で電離度が急激に低下する有限の領域が形成されることを示した。このような電離領域は後にストレムグレン球と呼ばれるようになった。
その後は、静的な電離構造だけでなくH II領域の力学的な時間発展も研究されるようになった。形成初期にはR型電離フロントが高速で進むが、電離ガスの高い圧力が重要になると、衝撃波を伴うD型電離フロントへ移行し、H II領域が周囲の中性ガス中へ膨張する。
このD型膨張については、ライマン・スピッツァーによって解析的なモデルが与えられ、DysonとWilliamsによってさらに詳しく扱われた。これらの研究により、ストレムグレン半径で表される静的な電離平衡と、その後の圧力によるH II領域の膨張とが区別して扱われるようになった。
一様なガスを仮定した古典的モデルに対しては、実在するH II領域の内部構造を取り入れた拡張も行われた。McCulloughは2000年、中心部に球状の空洞をもつ修正ストレムグレン球を考え、恒星が空洞の中心にある場合と中心からずれている場合について表面輝度分布を計算し、銀河系や大マゼラン雲のH II領域と比較した。
21世紀には、放射輸送と流体力学を組み合わせた数値計算によって、電離フロント、衝撃波、非一様な密度構造などを同時に扱う研究が行われている。古典的な球対称H II領域の膨張問題は、こうした放射流体力学計算を比較する標準的な試験問題としても用いられている。
脚注
参考文献
関連項目 H II領域 輝線星雲 光電離 星間物質 星間ガス