청바지 불안정성

항성 물리학에서 청바지 불안정성은 제임스 진스의 이름을 딴 성간 가스 구름의 붕괴와 그에 따른 별의 형성을 야기합니다.내부 가스 압력이 물질로 가득 찬 영역의 중력 붕괴를 막을 만큼 강하지 않을 때 발생한다.안정성을 위해 구름은 유체 정역학적 평형에 있어야 하며, 구형 구름의 경우 다음과 같이 변환됩니다.

{\frac {dp}{dr}}=-{\frac {G\rho (r)M_{\text{enc}}(r)}{r^{2}}}

{\frac {dp}{dr}}=-{\frac {G\rho (r)M_{\text{enc}}(r)}{r^{2}}}

d

{\frac {dp}{dr}}=-{\frac {G\rho (r)M_{\text{enc}}(r)}{r^{2}}}

{\frac {dp}{dr}}=-{\frac {G\rho (r)M_{\text{enc}}(r)}{r^{2}}}

- G

{\frac {dp}{dr}}=-{\frac {G\rho (r)M_{\text{enc}}(r)}{r^{2}}}

(

{\frac {dp}{dr}}=-{\frac {G\rho (r)M_{\text{enc}}(r)}{r^{2}}}

)

{\frac {dp}{dr}}=-{\frac {G\rho (r)M_{\text{enc}}(r)}{r^{2}}}

(

{\frac {dp}{dr}}=-{\frac {G\rho (r)M_{\text{enc}}(r)}{r^{2}}}

)

{\frac {dp}{dr}}=-{\frac {G\rho (r)M_{\text{enc}}(r)}{r^{2}}}

{\frac {dp}{dr}}=-{\frac {G\rho (r)M_{\text{enc}}(r)}{r^{2}}}

\

displaystyle

{

dp

} {

dr

} = - { \

frac { G

\

rho ( r

) M _ { \

text { enc

} （

r

） } {

r

}

{\frac {dp}{dr}}=-{\frac {G\rho (r)M_{\text{enc}}(r)}{r^{2}}}

、

${\textstyle M_{\text{enc}}(r)}$ 서 M ${\textstyle M_{\text{enc}}(r)}$ enc ( ${\textstyle M_{\text{enc}}(r)}$ r ${\textstyle M_{\text{enc}}(r)}$ ) { $textstyle$ M _ { \ $text$ { $enc$ } （ ${\textstyle M_{\text{enc}}(r)}$ r ${\textstyle \rho (r)}$ ） \ textstyle p ${\textstyle p}$ }는 ${\textstyle M_{\text{enc}}(r)}$ ${\textstyle p}$ 밀폐된 질량, p ${\textstyle p}$ { $textstyle$ p }는 압력, $δ$ ( ${\textstyle \rho (r)}$ r ) { $textstyle$ \ $r$ ${\textstyle r}$ }는 ${\textstyle \rho (r)}$ 기체 밀도, ${\textstyle G}$ { $textstyle$ G $}$ 는 ${\textstyle G}$ 중력 상수, ${\textstyle r}$ {\ $textstyle$ r $}$ 는 ${\textstyle r}$ ${\textstyle r}$ 입니다.작은 섭동이 감쇠되면 평형이 안정되고 증폭되면 불안정하다.일반적으로 구름은 특정 온도에서 매우 질량이 크거나 특정 질량의 매우 차가우면 불안정합니다. 이러한 상황에서 가스 압력은 중력을 이기지 못하고 구름은 붕괴됩니다.

청바지 불안정성은 분자 구름에서 별이 형성되는 시기를 결정할 수 있습니다.

청바지 매스

청바지 질량은 기체 구름 내의 중력 붕괴 과정을 연구한 영국의 물리학자 제임스 진스의 이름을 딴 것이다.그는 적절한 조건 하에서 구름 또는 구름의 일부가 불안정해지고 중력의 균형을 맞출 수 있는 충분한 기체 압력 지지대가 없을 때 붕괴되기 시작할 것이라는 것을 보여줄 수 있었다.구름은 (특정 온도와 반지름에서) 충분히 작은 질량에 대해 안정적이지만, 임계 질량을 초과하면 다른 힘이 붕괴를 막을 수 있을 때까지 폭주 수축 과정을 시작합니다.그는 이 임계 질량을 밀도와 온도의 함수로 계산하기 위한 공식을 도출했다.구름의 질량이 클수록 크기가 작아지고 온도가 낮을수록 중력 붕괴에 대한 안정성이 떨어집니다.

청바지 질량의 대략적인 값은 단순한 물리적 인수를 통해 도출할 수 있습니다.하나는 ${\textstyle R}$ R $textstyle$ R), ${\textstyle M}$ M(\ $textstyle$ M ${\textstyle M}$ 의 구형 가스 영역과 가스 ${\textstyle c_{s}}$ c $(\$ 로 시작한다.가스가 약간 압축되어 있고 시간이 걸립니다.

({displaystyle t_{\text{sound}}=blac {R}{c_{s}}\약 0.5µmbox{Myr}}\cdot {0.1{\mbox{pc}}}}\cdot \flac {c_{s}}}}{0}).2µmbox{km s}}^{-1}}\오른쪽)^{-1}

음파가 영역을 가로질러 시스템을 밀어내고 압력 밸런스로 재설정할 수 있습니다.동시에 중력은 시스템을 더 수축시키려 할 것이고 자유낙하 시간에 그렇게 할 것이다.

({displaystyle t_{\rm {ff}}=black frac {1}{{2}}}}{{\flac {Mir}}}}\cdot \lefts\flac {n}{\mbox{-3}}}\right}{-{\frac {1}}}}}}}{{{{{{{{{{{\frh}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}

${\textstyle G}$ 서 G $(\textstyle$ G $)$ 는 ${\textstyle G}$ 만유 중력 상수이고, ${\textstyle n=\rho /\mu }$ $(\textstyle \rho)$ 는 ${\textstyle \rho }$ 영역 ${\textstyle n=\rho /\mu }$ 내 가스 밀도이며, n $=$ / ${\textstyle n=\rho /\mu }$ μ { $textstyle$ n=\ $rho$ /\ $mu}$ 는 입자당 평균 질량의 가스 밀도이다(μ = 3.9×10⁻²⁴ g는 헬륨 번호의 수소의 경우 적합함).음의 교차시간이 자유낙하시간보다 작을 경우 압력력은 일시적으로 중력을 극복하고 시스템은 안정된 평형으로 돌아간다.그러나 자유 낙하 시간이 음의 교차 시간보다 작을 경우 중력은 압력을 이겨내고 이 영역은 중력 붕괴를 겪는다.따라서 중력 붕괴 조건은 다음과 같습니다.

t_{\rm {ff}} <t_{\text{sound}}.

청바지 길이 † ${\textstyle \lambda _{\text{J}}}$ {\ $textstyle \lambda$ _ ${\text{$ $J}}$ 는 ${\textstyle \lambda _{\text{J}}}$ 대략 다음과 같습니다.

\displaystyle \displayda _{\text{J}}=cdfrac {c_{s}}{(G\rho)^{1}{2}}}}}}{약 0.4mbox{pc}}\cdot {c_{s}}{0}.2gmbox{km s}}^{-1}}\cdot \left\frac {n}{10^{3}{\mbox{cm}}^{-3}}\right)^{-{\frac {1}{2}}}.}

이 길이 척도를 청바지 길이라고 합니다.청바지 길이보다 큰 스케일은 모두 중력 붕괴에 불안정하지만 작은 스케일은 안정적입니다. $청바지$ $J}}$ 은 ${\textstyle M_{\text{J}}}$ (는) ${\textstyle R_{\text{J}}}$ $(\$ text ${\$ text}) 구에 포함된 질량입니다. $J}}$ ${\textstyle R_{\text{J}}}$ ( ${\textstyle R_{\text{J}}={\frac {1}{2}}\lambda _{\text{J}}}$ J ${\textstyle R_{\text{J}}={\frac {1}{2}}\lambda _{\text{J}}}$ ${\textstyle R_{\text{J}}={\frac {1}{2}}\lambda _{\text{J}}}$ ${\textstyle R_{\text{J}}={\frac {1}{2}}\lambda _{\text{J}}}$ J ${\textstyle R_{\text{J}}={\frac {1}{2}}\lambda _{\text{J}}}$ { \ $text style$ R _ { \ $text$ { ${\textstyle R_{\text{J}}={\frac {1}{2}}\lambda _{\text{J}}}$ } ) $J}}=paramfrac {1}{2}}\paramda _{\text{}$ $J}}$ 은 ${\textstyle R_{\text{J}}={\frac {1}{2}}\lambda _{\text{J}}}$ (는) 청바지 길이의 절반입니다.

\displaystyle M_{\text{J}} = param frac {4\pi }{3}}\rho R_{\text{\text}J}^{3}=cdot{frac {c_{s}{3}}{G^{\frac {3}{2}}\rho^{\frac {1}{2}}}:\약 2µmbox{M}_{\odot }\cdot \frac {c}}{0s}.2gmbox{km s}}{-1}}\right)^{3}\leftflac {n}{10^{3}{\mbox{cm}}^{-3}}\right)^{-{\frac {1}{2}}}}.}

'진스 사기'

이후 비니와^[1] 트레메인을 포함한 다른 천체물리학자들에 의해 진스가 사용한 원래의 분석에는 다음과 같은 이유로 결함이 있다는 것이 지적되었다.Jeans는 공식 분석에서 클라우드의 붕괴 영역이 무한 정적 매체로 둘러싸여 있다고 가정했지만, Jeans의 분석에서는 이 정적 매체의 영향은 완전히 무시되었습니다.이 결점은 "진스 사기"^[2]로 알려지게 되었다.

놀랍게도, 우주의 팽창과 같은 다른 요소들을 고려하여 보다 세심한 분석을 할 때, 우연히 청즈의 분석에서 명백한 오류를 상쇄하고, 청즈의 방정식은 그 기원이 ^[2]^[3]^[4]의심스러웠을지라도 정확하다.

에너지 기반 파생

에너지 고려사항을 사용하여 대체, 거의 틀림없이 훨씬 더 간단한 파생 방법을 찾을 수 있습니다.성간 구름에서는 두 개의 반대되는 힘이 작용하고 있다.구름을 구성하는 원자나 분자의 열 이동에 의해 발생하는 가스 압력은 구름을 팽창시키려 하는 반면 중력은 구름을 붕괴시키려 한다.청바지 질량은 두 힘이 서로 평형을 이루는 임계 질량입니다.다음 파생에서 숫자 상수() 등)와 자연 상수(중력 상수 등)는 무시된다.그들은 결과에 재도입될 것이다.

반지름이 R인 균일한 구형 가스 구름을 생각해 보십시오.이 구를 반경 R – dR로 압축하려면 가스 압력에 대한 작업을 수행해야 합니다.압축 중에 중력에너지가 방출됩니다.이 에너지가 가스에 가해지는 작업의 양과 같을 때 임계 질량이 도달합니다.M은 구름의 질량, T는 (절대) 온도, n개의 입자 밀도, p는 가스 압력이라고 하자.완료되는 작업은 pdV와 같습니다.p = nT인 이상 기체 법칙을 사용하면 작업에 대해 다음 식에 도달합니다.

\displaystyle dW=nTR^{2}dR}

질량이 M이고 반지름이 R인 구의 중력 위치에너지는 상수와 별개로 다음과 같은 식에 의해 주어진다.

U=mblac {M^{2}}{R}

구가 반지름 R에서 반지름 R – dR로 수축할 때 방출되는 에너지의 양은 이 식을 R로 미분하여 구를 구한다.

dU=snapsfrac {M^{2}}{R^{2}}dR

임계 질량은 방출된 중력 에너지가 기체에 가해진 작업과 같아지는 즉시 도달한다.

{M^{2}}{R^{2}}=nTR^{2}

다음으로 반지름 R을 입자 밀도 n과 질량 M으로 표현해야 한다.이것은 다음 관계를 사용하여 수행할 수 있습니다.

M=nR^{3}

약간의 대수는 임계 질량을 다음과 같이 표현한다.

\displaystyle M_{\text{J}}=\left({\frac {T^{3}}}{n}}\오른쪽)^{\frac {1}{2}})

유도하는 동안 모든 상수가 함께 취해진다면, 결과식은 다음과 같습니다.

\displaystyle M_{\text{J}}=\left({\frac {375k^{3}}}{4\pi m^{4})}G^{3}}\right)^{\frac {1}{2}}\left({\frac {T^{3}}{n}}\right)^{\frac {1}{2}}}

여기서 k는 볼츠만의 상수, G는 중력 상수, m은 기체를 구성하는 입자의 질량이다.구름이 원자 수소로 구성되어 있다고 가정하면, 예비 인자를 계산할 수 있습니다.만약 우리가 태양 질량을 질량의 단위로 본다면, 그 결과는

\displaystyle M_{\text{J}}=3\times 10^{4}\leftfrac {T^{3}}{n}\right}^{\frac {1}{2}}

청바지 길이

청바지 길이는 구름(일반적으로 성간 분자 가스와 먼지의 구름)의 임계 반지름으로, 구름을 팽창시키는 열 에너지가 중력에 의해 상쇄되어 구름을 붕괴시킨다.이것은 1900년대 ^[5]초 구형 성운의 안정성에 대해 관심을 가졌던 영국 천문학자 제임스 진스의 이름을 따서 명명되었다.

청바지 길이의 공식은 다음과 같습니다.

\displaystyle \displayda _{\text{J}}=\left({\frac {15k_{\text {B}})T}{4\pi Gm_{p}\mu \rho }}\right)^{\frac {1}{2}},

${\textstyle k_{\text{B}}}$ 서 k B $($ 스타일 $k_{\text})$ $B}}$ 는 ${\textstyle k_{\text{B}}}$ 볼츠만의 상수, $(텍스트스타일$ T $)$ 는 ${\textstyle T}$ 구름의 온도, ${\textstyle \mu }$ μ( $텍스트스타일 \mu)$ 는 ${\textstyle \mu }$ 입자의 평균 분자량, G $(텍스트스타일$ G $)$ 는 ${\textstyle G}$ 중력 상수, $($ 는 ${\textstyle m_{p}}$ 양성자의 질량, $(텍스트스타일$ \ $rho)$ 는 ${\textstyle \rho }$ 구름의 밀도이다.e클라우드의 질량을 클라우드 ^[6]^[7]볼륨으로 나눈 값).

Jeans의 길이를 개념화하는 가장 쉬운 방법은 근사치입니다 $.$ 여기서 $15와$ $4의$ ${\textstyle 15}$ 를 버리고 ${\textstyle \rho }$ $(\$ $textstyle$ $\rho)$ 을 ${\textstyle 4\pi }$ ${\textstyle \rho }$ M r ${\textstyle {\frac {M}{r^{3}}}}$ (\ $textstyle \frac {M}{r$ 으로 바꿉니다.청바지 길이의 공식은 다음과 같습니다.

\displaystyle \displayda _{\text{J}}\약 \left({\frac {k_{\text{B}})Tr^{3}} {GM\mu }}\right}^{\frac {1}{2}}.}

${\textstyle r}$ 서 r $\textstyle$ r은 ${\textstyle r}$ 클라우드의 반지름입니다.

그 후 즉시 ${\textstyle \lambda _{\text{J}}=r}$ ${\textstyle \lambda _{\text{J}}=r}$ $=$ r \ $textstyle$ \ $timeda$ _ { \ ${\textstyle \lambda _{\text{J}}=r}$ { $J}}=r}($ ${\textstyle k_{\text{B}}T={\frac {GM\mu }{r}}}$ B ${\textstyle k_{\text{B}}T={\frac {GM\mu }{r}}}$ ${\textstyle k_{\text{B}}T={\frac {GM\mu }{r}}}$ ${\textstyle k_{\text{B}}T={\frac {GM\mu }{r}}}$ ${\textstyle k_{\text{B}}T={\frac {GM\mu }{r}}}$ ${\textstyle k_{\text{B}}T={\frac {GM\mu }{r}}}$ ${$ $text$ style k _ { \ $text$ { $B$ } )일 때) $T=sublicfrac {GM\mu$ }{ $r$ 즉, 입자당 열에너지가 입자당 중력 작용과 같을 때 클라우드의 반지름은 Jeans의 길이입니다.이 중요한 기간 동안 클라우드는 확장되거나 축소되지 않습니다.열 에너지가 중력 작용과 같지 않을 때에만 구름이 팽창하고 식거나 수축하고 따뜻해지는 과정, 즉 평형에 도달할 때까지 계속된다.

진동 파장으로서의 청바지 길이

진의 길이는 진동 파장입니다(각각 진의 파수, ${\textstyle k_{\text{J}}}$ J(\ $textstyle k_{\text{\$ text}). $J$ 은 중력붕괴가 아닌 안정적인 진동이 발생하는 지점이다.

\displaystyle \displayda _{\text{J}}=flac {2\pi}{k_{\text{J}}}=c_{\text{s}}\left({\frac {pi }{G\rho }}\right)^{\frac {1}{2}})

여기서 G는 중력 상수, $\$ $}}$ 는 ${\textstyle c_{\text{s}}}$ 음속, $\textstyle \rho$ 는 ${\textstyle \rho }$ 밀폐 질량 밀도입니다.

붕괴 시간에 음파가 이동하는 거리이기도 합니다.

단편화

청바지의 불안정성은 특정 조건에서 파편화를 일으킬 수도 있습니다.단편화 조건을 도출하기 위해 단열 프로세스를 이상적인 기체로 가정하고 폴리트로픽 상태 방정식을 취한다.치수 분석을 통해 도출한 내용은 다음과 같습니다.

단열 프로세스의

PV^{\gamma }={\text{constant}}\rightarrow V\sim P^{-{\frac {1}{\gamma }}}.

,

PV^{\gamma }={\text{constant}}\rightarrow V\sim P^{-{\frac {1}{\gamma }}}.

V

PV^{\gamma }={\text{constant}}\rightarrow V\sim P^{-{\frac {1}{\gamma }}}.

PV^{\gamma }={\text{constant}}\rightarrow V\sim P^{-{\frac {1}{\gamma }}}.

PV^{\gamma }={\text{constant}}\rightarrow V\sim P^{-{\frac {1}{\gamma }}}.

PV^{\gamma }={\text{constant}}\rightarrow V\sim P^{-{\frac {1}{\gamma }}}.

PV^{\gamma }={\text{constant}}\rightarrow V\sim P^{-{\frac {1}{\gamma }}}.

~ P -

PV^{\gamma }={\text{constant}}\rightarrow V\sim P^{-{\frac {1}{\gamma }}}.

PV^{\gamma }={\text{constant}}\rightarrow V\sim P^{-{\frac {1}{\gamma }}}.

.

PV^{\gamma }={\text{constant}}\rightarrow V\sim P^{-{\frac {1}{\gamma }}}.

{

display style

PV^ { \

gamma } = rightarrow V\sim

P^ { - { \

frac

{1

}

{ \

frac }

} 。

}

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

는

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

V

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

P

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

-

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

P -

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

-

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

P

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

1

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

P

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

PV=nRT\Rightarrow P\cdot P^{-{\frac {1}{\gamma }}}=P^{\frac {\gamma -1}{\gamma }}\sim T\Rightarrow P\sim T^{\frac {\gamma }{\gamma -1}}.

. \

displaystyle

PV

= nRT

\

rightarrow

P

^{

- { - { \

frac 1

} = { \

fr

} = { fr } PFR } 입니다.

}

폴리트로픽

P=K\rho ^{\gamma }\rightarrow T\sim \rho ^{\gamma -1}.

방정식,

P=K\rho ^{\gamma }\rightarrow T\sim \rho ^{\gamma -1}.

P=K\rho ^{\gamma }\rightarrow T\sim \rho ^{\gamma -1}.

K

P=K\rho ^{\gamma }\rightarrow T\sim \rho ^{\gamma -1}.

P=K\rho ^{\gamma }\rightarrow T\sim \rho ^{\gamma -1}.

P=K\rho ^{\gamma }\rightarrow T\sim \rho ^{\gamma -1}.

~

P=K\rho ^{\gamma }\rightarrow T\sim \rho ^{\gamma -1}.

-

P=K\rho ^{\gamma }\rightarrow T\sim \rho ^{\gamma -1}.

. {

displaystyle P=K

\rho ^{\

rightarrow

T

\sim

\rho ^{\

rho

-

P=K\rho ^{\gamma }\rightarrow T\sim \rho ^{\gamma -1}.

1 }

。

}

청바지 매스,

M_{\text{J}}\sim T^{\frac {3}{2}}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}(\gamma -1)}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}.

3

M_{\text{J}}\sim T^{\frac {3}{2}}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}(\gamma -1)}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}.

M_{\text{J}}\sim T^{\frac {3}{2}}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}(\gamma -1)}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}.

-

M_{\text{J}}\sim T^{\frac {3}{2}}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}(\gamma -1)}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}.

~

M_{\text{J}}\sim T^{\frac {3}{2}}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}(\gamma -1)}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}.

M_{\text{J}}\sim T^{\frac {3}{2}}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}(\gamma -1)}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}.

2 （

M_{\text{J}}\sim T^{\frac {3}{2}}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}(\gamma -1)}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}.

-

M_{\text{J}}\sim T^{\frac {3}{2}}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}(\gamma -1)}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}.

）

M_{\text{J}}\sim T^{\frac {3}{2}}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}(\gamma -1)}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}.

- 1

M_{\text{J}}\sim T^{\frac {3}{2}}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}(\gamma -1)}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}.

. 2

M_{\text{J}}\sim T^{\frac {3}{2}}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}(\gamma -1)}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}.

.

M_{\text{J}}\sim T^{\frac {3}{2}}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}(\gamma -1)}\rho ^{-{\frac {1}{2}}}.

\ text { \

display

M _ { \ text }

J}}\sim T^{\frac {3}{2}}\rho^{-{\frac {1}{2}}\sim \rho^{\frac {3}{2}}\rho^{-{\frac {1}{2}}.

}

M_{\text{J}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}\left(\gamma -{\frac {4}{3}}\right)}.

M_{\text{J}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}\left(\gamma -{\frac {4}{3}}\right)}.

~

M_{\text{J}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}\left(\gamma -{\frac {4}{3}}\right)}.

M_{\text{J}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}\left(\gamma -{\frac {4}{3}}\right)}.

2 (

M_{\text{J}}\sim \rho ^{{\frac {3}{2}}\left(\gamma -{\frac {4}{3}}\right)}.

- 4

).

{\

displaystyle

M_

{\text{

J}}\sim \rho^{\frac {3}{2}}\left(\gamma - {\frac {4}{3}}\right)}.

}

단열 지수 ${\textstyle \gamma >{\frac {4}{3}}}$ ${\textstyle \gamma >{\frac {4}{3}}}$ ${\textstyle \gamma >{\frac {4}{3}}}$ \ $textstyle$ \ $gamma$ > { \ $frac$ { $4$ } { ${\textstyle \gamma >{\frac {4}{3}}}$ } ${\textstyle \gamma >{\frac {4}{3}}}$ < 、 ${\textstyle \gamma <{\frac {4}{3}}}$ ${\textstyle \gamma <{\frac {4}{3}}}$ ${\textstyle \gamma <{\frac {4}{3}}}$ \ $textstyle$ \ $gamma$ < { \ $frac$ { $4$ } { ${\textstyle \gamma <{\frac {4}{3}}}$ } < < if ${\textstyle \gamma <{\frac {4}{3}}}$ if 、 Jeans의 질량은 밀도가 증가함에 따라 감소합니다.중력붕괴 중에는 밀도가 항상 ^[8]증가하므로 두 번째 경우에는 붕괴 중에 청바지 질량이 감소하여 더 작은 과잉영역이 붕괴되어 거대 분자 구름의 조각이 발생합니다.이상적인 단원자 가스의 경우 단열지수는 5/3이다.그러나 천체물리학적 물체의 경우 이 값은 보통 1에 가깝습니다(예를 들어 이온화 ^[9]에너지에 비해 낮은 온도에서 부분적으로 이온화된 가스).보다 일반적으로 프로세스는 단열이 아니라 수축보다 훨씬 빠른 방사선에 의한 냉각을 수반하므로 프로세스는 단열 지수 1(등온 ^{[citation needed]}가스의 다원성 지수에 해당)에 따라 모델링할 수 있습니다.그래서 두 번째 경우는 별에서 예외가 아니라 규칙입니다.이것이 별들이 보통 성단을 이루는 이유입니다.

「」를 참조해 주세요.

보너-에버트 질량
랭뮤어파(플라즈마 내 유사파)

레퍼런스

^ Binney, James (2008). Galactic dynamics. Scott Tremaine (2nd ed.). Princeton: Princeton University Press. ISBN 978-0-691-13026-2. OCLC 195749071.
^ ^a ^b Kiessling, Michael K. -H. (2003-07-01). "The "Jeans swindle": A true story—mathematically speaking". Advances in Applied Mathematics. 31 (1): 132–149. doi:10.1016/S0196-8858(02)00556-0. ISSN 0196-8858.
^ Ershkovich, A. I. (2011-08-29). "The "Jeans Swindle": the end of a myth?". arXiv:1108.5519 [astro-ph.GA].
^ Falco, M.; Hansen, S. H.; Wojtak, R.; Mamon, G. A. (2013-05-01). "Why does the Jeans Swindle work?". Monthly Notices of the Royal Astronomical Society: Letters. 431 (1): L6–L9. arXiv:1210.3363. doi:10.1093/mnrasl/sls051. ISSN 1745-3933.
^ Jeans, J. H. (1902). "The Stability of a Spherical Nebula". Philosophical Transactions of the Royal Society A. 199 (312–320): 1–53. Bibcode:1902RSPTA.199....1J. doi:10.1098/rsta.1902.0012. JSTOR 90845.
^ LeBlanc, Francis (2010). An Introduction to Stellar Astrophysics. Chichester, West Sussex, U.K.: Wiley. pp. 46–47. ISBN 978-0-470-69957-7. OCLC 475440765.
^ "Jeans Length -- from Eric Weisstein's World of Physics".
^ Abbasi, Amir (2018). "Effect of polarization force on the Jeans instability in collisional dusty plasmas". Plasma Science and Technology. 20 (3): 035301. Bibcode:2018PlST...20c5301A. doi:10.1088/2058-6272/aa96fa.
^ [Glatzmaier G.A. 강의 노트, 캘리포니아 대학교 산타크루즈, https://websites.pmc.ucsc.edu/~glatz/glats_112/glats/notes6.pdf]

Jeans, J. H. (1902). "The Stability of a Spherical Nebula". Philosophical Transactions of the Royal Society A. 199 (312–320): 1–53. Bibcode:1902RSPTA.199....1J. doi:10.1098/rsta.1902.0012. JSTOR 90845.
Longair, Malcolm S. (1998). Galaxy Formation. Berlin: Springer. ISBN 3-540-63785-0.
Clarke, Cathie; Carswell, Bob (2007). Astrophysical Fluid Dynamics. Cambridge: Cambridge University Press. ISBN 978-0-521-85331-6.

[1] Binney, James (2008). Galactic dynamics. Scott Tremaine (2nd ed.). Princeton: Princeton University Press. ISBN 978-0-691-13026-2. OCLC 195749071.

[:0-2] Kiessling, Michael K. -H. (2003-07-01). "The "Jeans swindle": A true story—mathematically speaking". Advances in Applied Mathematics. 31 (1): 132–149. doi:10.1016/S0196-8858(02)00556-0. ISSN 0196-8858.

[3] Ershkovich, A. I. (2011-08-29). "The "Jeans Swindle": the end of a myth?". arXiv:1108.5519 [astro-ph.GA].

[4] Falco, M.; Hansen, S. H.; Wojtak, R.; Mamon, G. A. (2013-05-01). "Why does the Jeans Swindle work?". Monthly Notices of the Royal Astronomical Society: Letters. 431 (1): L6–L9. arXiv:1210.3363. doi:10.1093/mnrasl/sls051. ISSN 1745-3933.

[5] Jeans, J. H. (1902). "The Stability of a Spherical Nebula". Philosophical Transactions of the Royal Society A. 199 (312–320): 1–53. Bibcode:1902RSPTA.199....1J. doi:10.1098/rsta.1902.0012. JSTOR 90845.

[6] LeBlanc, Francis (2010). An Introduction to Stellar Astrophysics. Chichester, West Sussex, U.K.: Wiley. pp. 46–47. ISBN 978-0-470-69957-7. OCLC 475440765.

[7] "Jeans Length -- from Eric Weisstein's World of Physics".

[8] Abbasi, Amir (2018). "Effect of polarization force on the Jeans instability in collisional dusty plasmas". Plasma Science and Technology. 20 (3): 035301. Bibcode:2018PlST...20c5301A. doi:10.1088/2058-6272/aa96fa.

[9] [Glatzmaier G.A. 강의 노트, 캘리포니아 대학교 산타크루즈, https://websites.pmc.ucsc.edu/~glatz/glats_112/glats/notes6.pdf]

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]

[7]

[8]

[9]

v t 별의 형성
오브젝트 클래스	성간 매질 분자 구름 보크 구상체 암흑 성운 젊은 항성 천체 프로토스타 황소자리 T별 전주계열성 허빅 Ae/Be 별 허빅-하로 천체
이론적 개념	초기 질량 함수 청바지 불안정성 켈빈-헬름홀츠 메커니즘 성운 가설 행성 이동
카테고리 스타 포털 공통

Search

청바지 불안정성

네임스페이스

더

목차

청바지 매스

'진스 사기'

에너지 기반 파생

청바지 길이

진동 파장으로서의 청바지 길이

단편화

「」를 참조해 주세요.

레퍼런스

Search

청바지 불안정성

청바지 매스

'진스 사기'

에너지 기반 파생

청바지 길이

진동 파장으로서의 청바지 길이

단편화

「 」를 참조해 주세요.

레퍼런스

「」를 참조해 주세요.