EPÓNIMOS RELACIONADOS CON LA FÍSICA

 EN ASTRONOMÍA Y ASTROFÍSICA

Imagen de una mancha solar (2011). Fotografía NASA.

El efecto Evershed, nombrado así en memoria del astrónomo británico John Evershed, es el flujo radial de gas en la fotosfera del Sol a través de la superficie en penumbra de las manchas solares. Se produce a partir de la frontera interior con el umbra hacia el borde exterior.^[1][2]

Descubrimiento

Evershed fue el primero en detectar este fenómeno en enero de 1909, mientras estaba trabajando en el Observatorio Solar Kodaikanal en la India, cuando observó que las líneas espectrales de la luz de las manchas solares mostraban evidencias del efecto doppler.^[3]

Descripción

La velocidad del flujo gaseoso varía de alrededor de 1 km/s en la frontera entre umbra y penumbra, a un máximo de alrededor del doble en el centro de la penumbra, bajando hasta cero en el borde exterior de la penumbra.

Medidas de las líneas espectrales emitidas en las longitudes de onda ultravioletas indican un desplazamiento sistemático hacia el rojo. El efecto Evershed es común a cada línea espectral formada a una temperatura inferior a 10⁵ K; este hecho implicaría una caída de flujo constante desde la región de transición hacia la cromosfera. La velocidad observada es de aproximadamente 5 km/s. Naturalmente, esto es imposible, porque si fuera cierto, la corona desaparecería en un período de tiempo reducido en vez de permanecer suspendida sobre el Sol a temperaturas de millones de grados y a distancias mucho más grandes que un radio solar.

Teorías explicativas

Se han propuesto muchas teorías para explicar este desplazamiento al rojo en los perfiles de líneas de la región de transición, pero el problema todavía no está resuelto. Una teoría coherente tendría que tener en cuenta todas las observaciones físicas: los perfiles de línea ultravioletas presentan desplazamiento al rojo en promedio, pero muestran oscilaciones de velocidad atrás y adelante al mismo tiempo.

En síntesis, los mecanismos propuestos son:

• Flujos sifónicos en los bucles de la corona inducidos por diferencias de presión.^[4]
• Diferentes secciones de cruce de los pies de los bucles de la corona.^[5]
• El retorno de las espículas solares.^[6]
• Flujos múltiples.^[7]
• Nanoflares.^[8]
• Inestabilidades térmicas durante el proceso de condensación cromosférica.^[9]

El efecto fue conmemorado en un sello de correos emitido en la India el 2 de diciembre de 2008.

Efectos de la reionización sobre el espectro de un Quasar.

En espectroscopia astronómica, el canal de Gunn-Peterson es una característica del espectros de cuásares debido a la presencia de hidrógeno neutro en el Medio intergaláctico (IGM). El canal se caracteriza por la supresión de emisión electromagnética del quasar en longitudes de onda menores que la de Lyman-alpha en el desplazamiento al rojo de la luz emitida. Este efecto fue predicho originalmente en 1965 por James E. Gunn y Bruce Peterson.^[1]

Primera detección

Durante más de tres décadas después de la predicción, no se encontraron objetos lo suficientemente distantes como para mostrar el canal de Gunn-Peterson. No fue hasta 2001, con el descubrimiento de un quasar con un corrimiento al rojo z = 6.28 por Robert Becker y otros^[2] utilizando datos de Sloan Digital Sky Survey, que finalmente se observó un canal de Gunn-Peterson. El documento también incluía cuásares con desplazamientos al rojo de z = 5.82 y z = 5.99, y, mientras que cada uno de ellos mostraba una absorción en longitudes de onda en el lado azul de la transición Lyman-alfa, también había numerosos picos en el flujo. Sin embargo, el flujo del quasar en z = 6.28 fue efectivamente cero más allá del límite de Lyman-alfa, lo que significa que la fracción de hidrógeno neutro en el IGM debe haber sido mayor que ~ 10 ⁻³ .

Evidencia para la reionización

Véase también: Reionización

El descubrimiento del canal en el cuásar a z = 6.28, y la ausencia del canal en los cuásares detectados en desplazamientos al rojo justo por debajo de z = 6 presentaron pruebas sólidas de que el hidrógeno en el universo ha experimentado una transición de neutral a ionizado alrededor de z = 6. Después de la recombinación, se esperaba que el universo fuera neutral, hasta que los primeros objetos en el universo comenzaran a emitir luz y energía que reionizar la IGM circundante. Sin embargo, como la sección eficaz de dispersión de fotones con energías cercanas al límite de Lyman-alfa con hidrógeno neutro es muy alta, incluso una pequeña fracción de hidrógeno neutro hará que profundidad óptica de la IGM sea lo suficientemente alta como para causar la Supresión de la emisión observada. A pesar de que la proporción de hidrógeno neutro a hidrógeno ionizado puede no haber sido particularmente alta, el bajo flujo observado más allá del límite de Lyman-alfa indica que el universo estaba en las etapas finales de reionización.

Tras la primera publicación de datos de la nave espacial WMAP en 2003, la determinación por parte de Becker de que el final de la reionización ocurrió en z 6 pareció entrar en conflicto con las estimaciones realizadas a partir de la medición WMAP de la densidad de la columna de electrones.^[3] Sin embargo, los datos de WMAP III publicados en 2006 ahora parecen estar mucho mejor de acuerdo con los límites de reionización establecidos por la observación del canal de Gunn-Peterson.

Efecto Yarkovsky:
1. Radiación de la superficie del asteroide
2. Asteroide de movimiento progrado o directo (antihorario)
2.1 Posición de «tarde»
3. Órbita del asteroide
4. Radiación solar
.

El efecto Yarkovsky modifica las órbitas de objetos pequeños del sistema solar como resultado del modo en que estos absorben la radiación del Sol en una de sus caras y lo reirradian mientras rotan. Esto produce un ligero desequilibrio que, lentamente, con el paso del tiempo, altera la trayectoria del objeto. Se estudia principalmente en relación con meteoroides y asteroides de pequeño tamaño (de 10 cm a 10 km de diámetro), puesto que su influencia es muy significativa para dichos cuerpos.

Historia

Este efecto fue descubierto por el ingeniero polaco Ivan Osipovich Yarkovsky (1844–1902), cuya afición era la investigación de problemas científicos. Mientras escribía para un panfleto alrededor del año 1900, Yarkovsky observó que el calentamiento diurno de un objeto rotador en el espacio podría influir a largo plazo las órbitas de los cuerpos de pequeñas dimensiones, especialmente meteoroides y pequeños asteroides; de hecho el efecto actúa con mayor intensidad en los objetos menores y solo débilmente en los mayores. Un hallazgo extraordinario que habría sido relegado al olvido de no ser por el astrónomo estonio Ernst Öpik (1893–1985) quien, décadas más tarde, debatió acerca de la posible importancia que el efecto Yarkovsky podría tener en el movimiento de los meteoroides dentro del sistema solar.

Componentes del efecto

El efecto Yarkovsky es consecuencia del calentamiento diferencial de la superficie de un objeto rotante. Generalmente se identifican dos componentes del efecto:

Efecto diurno

En un cuerpo rotante (como un asteroide) iluminado por el Sol, la superficie está más caliente en la «tarde» y las primeras horas de la noche, que durante la «mañana» o la noche cerrada. El resultado es que la cara del «anochecer» irradia más calor que la cara del «amanecer», generando un empuje en virtud de la presión de radiación en dirección opuesta a la cara del amanecer. Para los asteroides de movimiento directo (progrado o antihorario) esta dirección coincide con la de movimiento de su órbita, lo que produce un incremento gradual de su semieje mayor y, en consecuencia, en la modificación de la órbita en una espiral que los aleja del Sol. Por el contrario, para los asteroides de movimiento retrógrado (horario) la fuerza actúa contra el movimiento orbital y el movimiento en espiral está dirigido hacia el Sol. Este componente diurno sería el dominante para objetos que superan los 100 m de diámetro.

Efecto estacional

Este efecto es más sencillo de entender en el hipotético caso de un cuerpo no rotante cuyo «día» dure exactamente lo mismo que su «año». Mientras viaja a través de su órbita, el hemisferio del «anochecer», que ha sido calentado durante un largo período, se halla invariablemente en la dirección del movimiento orbital. El exceso de radiación térmica en esta dirección ejerce una fuerza de frenado que impulsa el objeto en espiral en dirección hacia el Sol. En la práctica, para cuerpos rotantes, este efecto estacional es directamente proporcional a la oblicuidad de la eclíptica. El efecto es dominante si el efecto diurno es lo suficientemente pequeño. Esto puede ocurrir si la rotación es muy rápida (y por consiguiente la distribución de la temperatura es relativamente uniforme), si el cuerpo es de muy reducidas dimensiones o si la oblicuidad se acerca a los 90°. El efecto estacional se hace más relevante para pequeños fragmentos de asteroides (hasta 100 m), siempre que su superficie no esté cubierta de estrato regolítico aislante ni tengan una velocidad de rotación extremadamente baja.

Adicionalmente, para períodos más extensos, en los cuales el eje de rotación del cuerpo es alterado por las colisiones con otros cuerpos (y por lo tanto también cambia la dirección del efecto diurno), el efecto estacional tenderá a ser dominante.

Las condiciones detalladas anteriormente pueden lógicamente complicarse en el caso de cuerpos con órbitas muy excéntricas.

Gráfico de las líneas equipotenciales de un sistema de dos cuerpos en equilibrio gravitatorio inercial. Las esferas de Hill son las regiones circulares que rodean las dos masas principales.

La esfera de Hill es la esfera de influencia gravitacional de un cuerpo celeste sometido a la gravedad de otro cuerpo de más masa alrededor del que orbita. El concepto fue definido por el astrónomo estadounidense George William Hill (1838-1914). Se llama también la esfera de Roche porque independientemente también la describió el astrónomo francés Édouard Roche.

Considerado un cuerpo central y un segundo cuerpo en órbita alrededor de él (por ejemplo el Sol y Júpiter), en la esfera de Hill intervienen las siguientes fuerzas:

• la gravedad debido al cuerpo central
• la gravedad debido al segundo cuerpo
• la fuerza centrífuga en un marco de referencia que gira sobre el cuerpo central con la misma velocidad angular del segundo cuerpo.

La esfera Hill es la esfera dentro de la cual la suma de las tres fuerzas se dirige hacia el segundo cuerpo. Un tercer cuerpo pequeño puede orbitar dentro de la esfera de Hill alrededor del segundo cuerpo.

La esfera de Hill se extiende entre los puntos de Lagrange L ₁ y L ₂ , que están en la línea que une los dos cuerpos. La región de influencia del segundo cuerpo es más corta en esa dirección. Más allá de la distancia de Hill, el tercer objeto en órbita alrededor del segundo sufriría la perturbación progresiva de las fuerzas de marea del cuerpo central y terminaría en órbita alrededor de él.

Fórmula y ejemplos

Si la masa del cuerpo más pequeño es m, y gira en una órbita con semieje mayor a y excentricidad e alrededor de un cuerpo de masa mayor M, el radio r de la esfera de Hill alrededor del cuerpo más pequeño es:

${\displaystyle r\approx a(1-e)\sqrt[3]{\frac{m}{3M}}}$

cuando la excentricidad es pequeña (el caso más favorable de estabilidad orbital).

Por ejemplo, la Tierra (5,97 × 10 ²⁴ kg) gira alrededor del Sol (1,99 × 10³⁰ kg) a una distancia de 149,6 × 10⁶ km. La esfera de Hill para la Tierra se extiende así a aproximadamente 1,5 × 10⁶ km (0,01 UA). La órbita de la Luna, a una distancia de 0,370 × 10⁶ km de la Tierra, está cómodamente dentro de la esfera gravitatoria de influencia de la Tierra y por lo tanto no presenta ningún riesgo de colocarse en una órbita independiente alrededor del Sol. Por lo que se refiere al período orbital: la Luna tiene que estar dentro de la esfera donde el período orbital no es mayor de 7 meses.

La fórmula puede escribirse también:

${\displaystyle 3\frac{r^3}{a^3}\approx \frac{m}{M}}$

Esto expresa la relación en volumen de la esfera de Hill comparado con el volumen de la órbita del segundo cuerpo alrededor del primero; específicamente, la proporción de las masas es tres veces la proporción de volumen en estas dos esferas.

Una manera rápida de estimar el radio de la esfera de Hill viene de reemplazar la masa por la densidad en la ecuación anterior:

${\displaystyle \frac{r}{R_{secundario}}\approx \frac{a}{R_{primario}}\sqrt[3]{\frac{{\rho }_{secundario}}{3{\rho }_{primario}}}\approx \frac{a}{R_{primario}}}$

donde:

• ${\displaystyle {\rho }_{secundario}}$ y ${\displaystyle {\rho }_{primario}}$ son las densidades de los cuerpos primarios y secundarios,
• ${\displaystyle \frac{r}{R_{secundario}}}$ y ${\displaystyle \frac{r}{R_{primario}}}$ son los radios de sus órbitas expresados en radios del secundario y del primario.

La segunda aproximación está justificada por el hecho que, para la mayoría de los casos en el sistema solar, ${\displaystyle \sqrt[3]{\frac{{\rho }_{secundario}}{3{\rho }_{primario}}}}$ está siempre cerca de uno. (El sistema Tierra-Luna es la excepción más grande, y es una aproximación con un error menor del 20 % para la mayoría de los satélites de Saturno.) Esto también es conveniente, ya que muchos astrónomos planetarios trabajan y recuerdan las distancias en unidades de radios planetarios.

Un astronauta no podría orbitar el transbordador espacial (masa = 104 t), en órbita a 300 km sobre la Tierra, ya que la esfera de Hill es solo de un radio de 12 dm, mucho más pequeño que el propio transbordador. De hecho, en cualquier órbita baja de la Tierra, un cuerpo esférico debe ser 800 veces más denso para caber dentro de su propia esfera de Hill. Cuanto mayor es la órbita de un satélite más fácil es que quepa en su esfera de Hill y pueda tener un satélite. Un satélite geostacionario (es decir a 35 786 km de altura) esférico no puede tener nunca un satélite, ni aun siendo de osmio, el material natural más denso de la Tierra (22 650 kg/m³).

La propia Luna debe estar por lo menos a 3 veces la distancia geostacionaria, o 2/7 su distancia actual, para poder tener satélites en la órbita lunar.

La esfera de Hill es una aproximación, ya que otras fuerzas (como la presión de radiación) puede hacer que un objeto se salga de la esfera de Hill. El tercer objeto también debe ser de una masa bastante pequeña para no introducir ninguna complicación adicional a través de su propia gravedad. Las órbitas dentro de la esfera de Hill no son estables a largo plazo; a no ser que estén entre a menos de 1/2 y 1/3 del radio de Hill. ^{[cita requerida]}

Dentro del sistema solar, el planeta con la esfera de Hill más grande es Neptuno, con 116 × 10⁶ km, o 0,775 UA; su gran distancia del Sol compensa ampliamente su menor masa respecto a Júpiter (su esfera de Hill mide 53 × 10⁶ km). Un asteroide del cinturón principal tendrá una esfera de Hill que puede alcanzar 220 000 km (para Ceres), disminuyendo rápidamente con su masa. En el caso del asteroide (66391) 1999 KW4, que cruza la órbita de Mercurio y que tiene la luna (S/2001 (66391) 1), la esfera de Hill tiene un radio que varía entre 120 y 22 km dependiendo de si el asteroide está en el afelio o en el perihelio.

Sistema solar

La siguiente gráfica muestra el radio Hill (en km) de algunos cuerpos del sistema solar:

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