El efecto Poynting-Robertson , también conocido como efecto de arrastre Poynting-Robertson , en honor a John Henry Poynting y Howard P. Robertson , es un proceso por el cual la radiación solar hace que un grano de polvo que orbita alrededor de una estrella pierda momento angular en relación con su órbita alrededor de la estrella. Esto está relacionado con la presión de radiación tangencial al movimiento del grano.
Esto hace que el polvo que es lo suficientemente pequeño como para verse afectado por este arrastre, pero demasiado grande como para ser expulsado de la estrella por la presión de la radiación, se desplace lentamente en espiral hacia la estrella. En el caso del Sistema Solar, se puede pensar que esto afecta a los granos de polvo de1 μm a1 mm de diámetro. Es probable que el polvo de mayor tamaño colisione con otro objeto mucho antes de que dicho arrastre pueda tener efecto.
Poynting dio inicialmente una descripción del efecto en 1903 basándose en la teoría del éter luminífero , que fue reemplazada por las teorías de la relatividad entre 1905 y 1915. En 1937, Robertson describió el efecto en términos de la relatividad general .
Robertson consideró el movimiento del polvo en un haz de radiación que emana de una fuente puntual. AW Guess consideró más tarde el problema para una fuente esférica de radiación y descubrió que para partículas alejadas de la fuente las fuerzas resultantes concuerdan con las concluidas por Poynting. [1]
El efecto puede entenderse de dos maneras, dependiendo del marco de referencia elegido.
Desde la perspectiva del grano de polvo que gira alrededor de una estrella (panel (a) de la figura), la radiación de la estrella parece provenir de una dirección ligeramente hacia adelante ( aberración de la luz ). Por lo tanto, la absorción de esta radiación conduce a una fuerza con un componente en contra de la dirección del movimiento. El ángulo de aberración es extremadamente pequeño, ya que la radiación se mueve a la velocidad de la luz , mientras que el grano de polvo se mueve muchos órdenes de magnitud más lento que eso.
Desde la perspectiva de la estrella (panel (b) de la figura), el grano de polvo absorbe la luz solar en su totalidad en dirección radial, por lo que el momento angular del grano no se ve afectado por ella. Pero la reemisión de fotones, que es isótropa en el marco del grano (a), ya no lo es en el marco de la estrella (b). Esta emisión anisotrópica hace que los fotones se lleven el momento angular del grano de polvo.
Obsérvese que esta emisión anisotrópica no implica que un cuerpo radiante aislado en movimiento se desacelere (lo que violaría el principio de relatividad ). En este caso, seguiría existiendo una fuerza de desaceleración neta (es decir, una disminución del momento a lo largo del tiempo), pero como la masa del cuerpo disminuye a medida que se irradia energía, su velocidad puede permanecer constante.
El arrastre de Poynting-Robertson puede entenderse como una fuerza efectiva opuesta a la dirección del movimiento orbital del grano de polvo, que conduce a una caída en el momento angular del grano. Mientras el grano de polvo se desplaza lentamente en espiral hacia la estrella, su velocidad orbital aumenta continuamente.
La fuerza de Poynting-Robertson es igual a:
donde v es la velocidad del grano, c es la velocidad de la luz , W es la potencia de la radiación entrante, r el radio del grano, G es la constante gravitacional universal , M s la masa del Sol , L s es la luminosidad solar y R el radio orbital del grano.
El efecto Poynting-Robertson es más pronunciado en el caso de objetos más pequeños. La fuerza gravitacional varía con la masa, que es (donde es el radio del polvo), mientras que la potencia que recibe e irradia varía con el área de la superficie ( ). Por lo tanto, en el caso de objetos grandes, el efecto es insignificante.
El efecto también es más fuerte a medida que el objeto se acerca al Sol. La gravedad varía según (donde R es el radio de la órbita), mientras que la fuerza de Poynting-Robertson varía según , por lo que el efecto también se vuelve relativamente más fuerte a medida que el objeto se acerca al Sol. Esto tiende a reducir la excentricidad de la órbita del objeto, además de arrastrarlo.
Además, a medida que aumenta el tamaño de la partícula, la temperatura de la superficie ya no es aproximadamente constante y la presión de radiación ya no es isotrópica en el sistema de referencia de la partícula. Si la partícula gira lentamente, la presión de radiación puede contribuir al cambio en el momento angular, ya sea de manera positiva o negativa.
La presión de radiación afecta la fuerza efectiva de la gravedad sobre la partícula: se siente más fuertemente en las partículas más pequeñas y expulsa las partículas muy pequeñas lejos del Sol. Se caracteriza por el parámetro de polvo adimensional , la relación entre la fuerza debida a la presión de radiación y la fuerza de gravedad sobre la partícula:
donde es el coeficiente de dispersión de Mie , y es la densidad y es el tamaño (el radio) del grano de polvo. [2]
Las partículas tienen una presión de radiación al menos la mitad de fuerte que la gravedad y saldrán del Sistema Solar en órbitas hiperbólicas si sus velocidades iniciales fueran keplerianas. [3] Para las partículas de polvo rocoso, esto corresponde a un diámetro de menos de 1 μm . [4]
Las partículas pueden girar en espiral hacia adentro o hacia afuera dependiendo de su tamaño y del vector de velocidad inicial; tienden a permanecer en órbitas excéntricas.
Las partículas tardan unos 10.000 años en entrar en espiral hacia el Sol desde una órbita circular a 1 UA . En este régimen, tanto el tiempo de espiral como el diámetro de la partícula son aproximadamente . [5]
Téngase en cuenta que, si la velocidad inicial del grano no era kepleriana, entonces es posible una órbita circular o cualquier órbita confinada para .
Se ha teorizado que la desaceleración de la rotación de la capa exterior del Sol puede ser causada por un efecto similar. [6] [7] [8]
Sec. 4, Resultados numéricos
