Zgodnie z popularnym zapotrzebowaniem (biorąc pod uwagę dwa jako popularne - dzięki @Rod Vance i @Love Learning), rozszerzę nieco mój komentarz do odpowiedzi @Kieran Hunta:

Równowaga termiczna

Jak powiedziałem w komentarzu, pojęcie dźwięku w przestrzeni odgrywa bardzo ważną rolę w kosmologii: kiedy Wszechświat był bardzo młody, ciemna materia, normalna („barionowa”) materia i światło (fotony) znajdowały się w równowaga termiczna, tj. dzielą tę samą (średnią) energię na cząstkę lub temperaturę. Ta temperatura była tak wysoka, że ​​obojętne atomy nie mogły powstać; każdy elektron złapany przez proton zostałby wkrótce strącony przez foton (lub inną cząstkę). Same fotony nie mogły podróżować zbyt daleko, zanim uderzyły w wolny elektron.

Prędkość dźwięku w pierwotnej zupie

Wszystko było bardzo gładkie, nie utworzyły się żadne galaktyki ani nic podobnego . Jednak rzeczy wciąż były nieco zbite, a kępy rosły pod wpływem grawitacji. Ale w miarę wzrostu skupiska ciśnienie barionów i fotonów wzrasta, przeciwdziałając zapadaniu się i wypychając bariony i fotony na zewnątrz, podczas gdy ciemna materia ma tendencję do pozostawania w centrum nadmiernej gęstości, ponieważ nie dba o ciśnienie. Powoduje to oscylacje, czyli fale dźwiękowe o niezwykle długich długościach fal.

W przypadku gazu fotonowego prędkość dźwięku wynosi $$ \ begin {array} {rcl} c_ \ mathrm {s} & = & \ sqrt {p / \ rho} \\ & = & \ sqrt {c ^ 2/3} \\ & \ simeq & 0.58c, \ end {array} $$ gdzie $ c $ to prędkość światła, a $ p $ i $ \ rho $ to ciśnienie i gęstość gazu. Innymi słowy, prędkość dźwięku w tamtym czasie była o ponad połowę mniejsza niż prędkość światła (w przypadku wysokich temperatur istnieje niewielka korekta tego rzędu 10 $ ^ {- 5} $ ; Partovi 1994).

W nierelatywistycznym medium prędkość dźwięku wynosi $ c_ \ mathrm {s} = \ sqrt {\ Partial p / \ Partial \ rho} $ co dla gazu doskonałego sprowadza się do wzoru podanego przez @Kieran Hunt. Chociaż w kosmosie zarówno $ p $ , jak i $ \ rho $ są bardzo małe, $ to $ cząsteczki, dlatego warto mówić o prędkości dźwięku w przestrzeni. W zależności od środowiska zwykle ocenia się do wielu kilometrów na sekundę (tj. znacznie wyżej niż na Ziemi, ale znacznie, dużo mniej niż we wczesnym Wszechświecie).

Rekombinacja i odsprzęganie

Wraz z rozszerzaniem się Wszechświata stopniowo się ochładzał. W wieku około 200 000 lat osiągnął temperaturę ~ 4000 K, a protony i elektrony zaczęły łączyć się, tworząc obojętne atomy bez natychmiastowej ponownej jonizacji. Nazywa się to „Epoką Rekombinacji”, chociaż wcześniej nie były one łączone.

Po ~ 380 000 lat, kiedy temperatura wynosiła ~ 3000 K, większość Wszechświata była neutralna. Po odejściu wolnych elektronów fotony mogły teraz swobodnie przepływać, dyfundując i zmniejszając nadmierną gęstość ciśnienia. Mówi się, że fotony oddzielają się od barionów.

Kosmiczne mikrofalowe tło

Od tego czasu promieniowanie, które się rozprzęgło, uległo przesunięciu ku czerwieni z powodu ekspansji Wszechświata, a ponieważ Wszechświat rozszerzył się teraz ~ 1100 razy, widzimy światło (zwane kosmicznym mikrofalowym tłem lub CMB) nie o temperaturze 3000 K (która była temperaturą Wszechświata w momencie rozprzęgania), ale o temperaturze (3000 K) / 1100 = 2,73 K, czyli temperatura, do której odnosi się @Kieran Hunt w swojej odpowiedzi.

Oscylacje akustyczne barionowe

Te nadgęstości, czyli barionowe oscylacje akustyczne (BAO), istnieją w znacznie większych skalach niż galaktyki, ale galaktyki mają tendencję do skupiania się w tych skalach, które od tamtej pory się rozszerzają i mają teraz charakterystyczną skalę ~ 100 $ h ^ {- 1} $ Mpc lub 465 milionów lat świetlnych. Pomiar, w jaki sposób odległość między grupami zmienia się w czasie, umożliwia zrozumienie historii ekspansji i przyspieszenia Wszechświata, niezależnie od innych metod, takich jak supernowe i KMPT. I pięknie, wszystkie metody są zgodne.

Z prawa gazu doskonałego wiemy: $$ v_ \ textrm {sound} = \ sqrt {\ frac {\ gamma k_ \ textrm { B} T} {m}} $$ Zakładając, że przestrzeń międzygwiazdowa jest równomiernie ogrzewana przez CMB, będzie miała temperaturę 2,73 USD \ \ mathrm {K} $ . Wiemy, że większość tego ośrodka zawiera protony i obojętne atomy wodoru o gęstości około 1 atomu / cm ^-3 . Oznacza to, że $ \ gamma = 5/3 $ i $ m = 1,66 \ times 10 ^ {- 27} \ \ mathrm {kg} $ , podając wartość $ v_ \ textrm {sound} $ z 192 USD \ \ mathrm {m \ s ^ {- 1}} $ .

Jednak nie jest to skutecznie propagowane w próżni. W ekstremalnie wysokiej próżni kosmicznej średnia swobodna ścieżka to miliony kilometrów, więc każda cząstka, która miała szczęście * mieć kontakt z obiektem wytwarzającym dźwięk, musiałaby podróżować światło- sekund zanim będziesz mógł przekazać tę informację w zderzeniu wtórnym.

* Która przy podanej gęstości wyniosłaby tylko około 50 atomów wodoru, gdybyś klasnął w dłonie - bardzo niska moc dźwięku!

-Edytuj- Jak słusznie wskazano w komentarzach, ośrodek międzygwiazdowy nie jest taki zimny. W tej chwili nasz Układ Słoneczny przechodzi przez chmurę gazu o temperaturze około 6000 K. W tej temperaturze prędkość dźwięku wyniosłaby około 9000 $ \ \ mathrm {m \ s ^ {- 1}} $ .

Zobacz Kyle's odpowiedź dla tabeli wartości dla $ v_ \ textrm {sound} $ , które można znaleźć w różnych środowiskach w kosmosie, lub pela dla informacji o tym, jak powstały fale dźwiękowe we wczesnym wszechświecie odpowiedzialny za współczesną strukturę na dużą skalę.

Chcę tylko wspomnieć, że większość odpowiedzi wydaje się zajmować „przestrzeń”, aby być ładnym, jednolitym medium. Jednak nawet w naszej galaktyce warunki są bardzo różne. Oto najczęstsze środowiska Drogi Mlecznej:

• Obłoki molekularne, $ \ rho \ sim 10 ^ 4 \, {\ rm atom} / {\ rm cm} ^ 3 $, $ T \ sim 10 \, {\ rm K} $
• Zimne podłoże neutralne, $ \ rho \ sim 20 \, {\ rm atom} / {\ rm cm} ^ 3 $, $ T \ sim 100 \, {\ rm K} $
• Ciepłe, neutralne medium, $ \ rho \ sim 0.5 \, {\ rm atom} / {\ rm cm} ^ 3 $, $ T \ sim 10 ^ 4 \, {\ rm K} $
• Ciepłe, jonizowane medium, $ \ rho \ sim 0.5 \, {\ rm atom} / {\ rm cm} ^ 3 $, $ T \ sim 8000 \, {\ rm K} $
• Region HII, $ \ rho \ sim 1000 \, {\ rm atom} / {\ rm cm} ^ 3 $, $ T \ sim 8000 \, {\ rm K} $
• Gorąco jonizowane medium, $ \ rho \ sim 10 ^ {- 3} \, {\ rm atom} / {\ rm cm} ^ 3 $, $ T \ sim \; {>} 10 ^ 6 \, {\ rm K} $

Szybkość dźwięku jest proporcjonalna do $ \ sqrt {T} $. Biorąc pod uwagę, że temperatura zmienia się o około 7 rzędów wielkości (maksimum przy około 10 ^ 7 \, {\ rm K} $, minimum przy około 3 $ \, {\ rm K} $), prędkość dźwięku zmienia się co najmniej o współczynnik 1000 $. Prędkość dźwięku w ciepłym regionie jest rzędu 10 $ \, {\ rm km} / {\ rm s} $.

Ciekawostki: prędkość dźwięku odgrywa kluczową rolę w wielu procesach astrofizycznych. Ta prędkość określa czas, w jakim fala ciśnienia rozchodzi się na określoną odległość. Jednym z miejsc, w których jest to kluczowa skala czasu, jest zapadanie grawitacyjne. Jeśli czas przejścia dźwięku dla chmury gazowej przekracza czas swobodnego opadania grawitacyjnego (czas propagacji zaburzenia grawitacyjnego), ciśnienie nie jest w stanie oprzeć się zapadaniu grawitacyjnemu i chmura zmierza w kierunku stworzenia bardziej zwartego obiektu (gęstsza chmura lub, jeśli warunki są odpowiednie, gwiazdę).

Więcej ciekawostek: przestrzeń jest bardzo słabym nośnikiem (nie nośną) dźwięków o wysokiej częstotliwości, ponieważ fala ciśnienia o najwyższej częstotliwości, która może być transmitowana, ma długość fali około średnia droga swobodna (MFP) cząstek gazu. Urządzenie wielofunkcyjne w przestrzeni jest duże, więc limit częstotliwości jest niski .

Wiem, że technicznie rzecz biorąc na to pytanie już udzielono odpowiedzi, ale brakowało kilku rzeczy w odpowiedziach, które moim zdaniem powinny zostać wymienione (piszę artykuł przeglądowy porównujący różne obszary przestrzeni, więc mam już te liczby pod ręką) .

Prędkość dźwięku w kosmosie ma wiele znaczeń, ponieważ przestrzeń nie jest próżnią (chociaż gęstość liczbowa magnetosfery Ziemi może być ~ 6-12 rzędów wielkości mniejsza niż najlepszych odkurzaczy produkowanych w laboratoriach) jest pełen zjonizowanych cząstek, obojętnego i naładowanego pyłu.

W ośrodku międzyplanetarnym lub IPM są pięć odpowiednich prędkości, z których wszystkie można w pewnym sensie uznać za rodzaj dźwięku , ponieważ każda z nich jest związana z szybkością przesyłania informacji w medium.

Klasyczna idea prędkość dźwięku

Kiedy ktoś omawia prędkość dźwięku, ogólnie odnosi się do popularnej postaci $ C_ {s} ^ {2} = \ częściowe P / \ częściowe \ rho $, gdzie $ P $ to pre termiczna Oczywiście, a $ \ rho $ to gęstość masy. W plazmie przyjmuje to nieco zmienioną postać: $$ C_ {s} ^ {2} = \ frac {k_ {B} \ left (Z_ {i} \ \ gamma_ {e} \ T_ {e} + \ gamma_ {i} \ T_ {i} \ right)} {m_ {i} + m_ {e}} $$ gdzie $ k_ {B} $ to stała Boltzmanna, $ Z_ {s} $ to stan naładowania gatunku $ s $, $ \ gamma_ {s} $ to indeks adiabatyczny lub politropowy gatunku $ s $, $ m_ {i} $ to masa gatunku $ s $ , a $ T_ {s} $ to średnia temperatura gatunku $ s $. W cienkiej plazmie, takiej jak ta znaleziona w IPM, często zakłada się, że $ \ gamma_ {e} $ = 1 (tj. Izotermiczna) i $ \ gamma_ {e} $ = 2 lub 3, lub że $ \ gamma_ { e} $ = 1 i $ T_ {e} \ gg T_ {i} $. Powyższa postać prędkości dźwięku jest znana jako prędkość dźwięku jonowo-akustycznego, ponieważ jest to prędkość fazowa, przy której rozchodzą się liniowe fale jonowo-akustyczne. Zatem $ C_ {s} $ jest uzasadnionym rodzajem prędkości dźwięku w przestrzeni.

W IPM $ C_ {s} $ ~ 13 - 240 km / s [np. 12; 33; 34 ].

Prędkość pól magnetycznych

Tajemniczy tytuł wymyka się tak zwanej prędkości Alfvéna, która jest zdefiniowana jako: $$ V_ {A} = \ frac { B_ {o}} {\ sqrt {\ mu_ {o} \ \ rho}} $$ gdzie $ B_ {o} $ to wielkość quasi-statycznego pola magnetycznego otoczenia, $ \ mu_ {o} $ to przepuszczalność wolnej przestrzeni, a $ \ rho $ to gęstość masy plazmy (która jest w przybliżeniu równa gęstości masy jonów, chyba że jest to plazma parowa). Ta prędkość jest zwykle kojarzona z poprzecznymi falami Alfvéna, ale prędkość jest istotna dla transferu informacji w plazmie, dlatego też ją tutaj umieściłem.

W IPM $ V_ {A } $ ~ 4 - 220 km / s [np. Refs. 10; 12; 33; 34 ].

Prędkość namagnesowanych fal dźwiękowych

W namagnesowanym płynie, takim jak plazma, występują fluktuacje, które są ściskające, przez co kompresują pole magnetyczne w fazie z gęstością. Są one znane jako fale magnetosonic lub w trybie szybkim. Pełna definicja MHD prędkości fazy dla fali w trybie szybkim jest podana przez: $$ 2 \ V_ {f} ^ {2} = \ left (C_ {s} ^ {2} + V_ { A} ^ {2} \ right) + \ sqrt {\ left (C_ {s} ^ {2} + V_ {A} ^ {2} \ right) ^ {2} + 4 \ C_ {s} ^ {2 } \ V_ {A} ^ {2} \ sin ^ {2} {\ theta}} $$ gdzie $ \ theta $ jest kątem propagacji względem $ \ mathbf {B} _ {o} $. $ V_ {f} $ jest odpowiednią prędkością dla fal uderzeniowych w słabo zderzeniowej i bezkolizyjnej plazmie. Jest to również rodzaj prędkości dźwięku, stąd nazwa magnetosonic.

W IPM, $ V_ {f} $ ~ 17 - 300 km / s [np. 10; 12; 33; 34 ].

Uwaga boczna
Występuje również fala w trybie wolnym, różniąca się polaryzacją i względną fazą między fluktuacje magnetyczne i gęstości. Nazywa się to wolno , ponieważ ma mniejszą prędkość fazową niż tryb szybki w tym samym medium.

Prędkości termiczne

Ostatnie dwie prędkości, które są istotne, to prędkości termiczne elektronów i jonów. Jednowymiarowa prędkość rms jest określona wzorem: $$ V_ {Ts} ^ {rms} = \ sqrt {\ frac {k_ {B} \ T_ {s}} {m_ {s}}} $$ gdzie definicje są takie same jak w poprzednich sekcjach i $ s $ może być $ e $ (elektrony) lub $ i $ (jony). Generalnie używamy trójwymiarowej najbardziej prawdopodobnej prędkości , którą daje: $$ V_ {Ts} ^ {mps} = \ sqrt {\ frac {2 \ k_ {B} \ T_ {s} } {m_ {s}}} $$

W IPM elektron [np. Refs. 2; 3; 5; 7; 8; 14; 17-22; 24; 25; 27; 29-34 ] i jon [np. Refs. 1-6; 8-11; 13; 15-17; 19; 20; 23; 26-32 ] prędkości termiczne wynoszą odpowiednio $ V_ {Te} ^ {mps} $ ~ 1020 - 5170 km / s oraz $ V_ {Ti} ^ {mps} $ ~ 13 - 155 km / s.

Podsumowanie

Istnieje kilka różnych typów prędkości przypominających dźwięk w przestrzeni i każda z nich może wywoływać podobne zjawiska. Na przykład często odnosimy się do liczb Macha związanych z $ C_ {s} $, $ V_ {A} $ i $ V_ {f} $. Ponadto istnieje kilka niestabilności plazmy, które wynikają z efektu podobnego do promieniowania Cerenkowa, w którym wiązka cząstek przekracza, na przykład, prędkość termiczną elektronu.

Podsumowując , w regionach poza lokalnymi magnetosferami, ale w sferze wpływu naszego słońca istnieje szeroki zakres prędkości dźwięku.

Aktualizacja

Artykuł na temat statystyki parametrów zależnych od temperatury w pobliżu Ziemi w wietrze słonecznym został niedawno opublikowany w Astrophys. J. Suppl. , autor: Wilson i in. [2018] (jest to Open Access, więc nie ma paywalla). Praca dostarcza nowych pomiarów, ale także szczegółowego przeglądu literatury / listy referencyjnej wcześniejszych prac.

Odnośniki

1. J.E. Borovsky i in. , J. Plasma Phys. 57 , str. 1, 1997.
2. J.E. Borovsky i S.P. Gary, Phys. Plasmas 16 , s. 082307, 2009.
3. C.H.K. Chen i in. , Geophys. Res. Lett. 41 , s. 8081, 2014.
4. W.C. Feldman i in. , J. Geofiści. Res. 79 , s. 2319, 1974.
5. W.C. Feldman i in. , J. Geofiści. Res. 81 , s. 5054, 1976.
6. W.C. Feldman i in. , J. Geofiści. Res. 83 , s. 2177, 1978.
7. W.C. Feldman i in. , J. Geofiści. Res. 84 , s. 4463, 1979.
8. W.C. Feldman i in. , J. Geofiści. Res. 84 , s. 7371, 1979.
9. N. Gopalswamy, Space Sci. Rev. 124 , str. 145, 2006.
10. L.K. Jian i in. , Solar Phys. 274 , s. 321, 2011.
11. L.K. Jian i in. , Astrophys. J. 786 , s. 123, 2014.
12. J.C. Kasper, Interplanetary Shock Database , Harvard-Smithsonian Center for Astrophysics, Online: http://www.cfa.harvard.edu/shocks/, 2007.
13. JG Luhmann i in. , J. Geofiści. Res. 98 , s. 5559, 1993.
14. M. Maksimovic i in. , J. Geofiści. Res. 110 , s. A09104, 2005.
15. D.J. McComas i wsp. , J. Geofiści. Res. 105 , s. 10419, 2000.
16. D.J. McComas i in. , Astrophys. J. 779 , s. 2, 2013 r.
17. J. A. Newbury i in. , J. Geofiści. Res. 103 , s. 9553, 1998.
18. J.L. Phillips i in. , J. Geofiści. Res. 94 , s. 6563, 1989.
19. W.G. Pilipp i in. , J. Geofiści. Res. 92 , s. 1093, 1987.
20. W.G. Pilipp i in. , J. Geofiści. Res. 92 , s. 1103, 1987.
21. W.G. Pilipp i in. , J. Geofiści. Res. 95 , s. 6305, 1990.
22. M.P. Pulupa i wsp. , J. Geofiści. Res. 119 , s. 647, 2014.
23. J.D. Richardson i in. , Geophys. Nic. Lett. 22 , s. 325, 1995.
24. C. Salem i in. , J. Geofiści. Res. 106 , s. 21701, 2001.
25. C. Salem i in. , Astrophys. J. 585 , s. 1147, 2003.
26. R. Schwenn, Fifth International Solar Wind Conference 228 , s. 489, 1983.
27. R. Schwenn, Struktura wielkoskalowa ośrodka międzyplanetarnego , s. 99, 1990
28. J.A. Slavin i R.E. Holzer, J. Geofiści. Res. 86 , s. 11401, 1981.
29. L.B. Wilson III i in. , J. Geofiści. Res. 114 , s. A10106, 2009.
30. L.B. Wilson III i in. , J. Geofiści. Res. 115 , s. A12104, 2010.
31. L.B. Wilson III i in. , J. Geofiści. Res. 118 , s. 5, 2013 r.
32. L.B. Wilson III i in. , J. Geofiści. Res. 118 , s. 957, 2013.
33. L.B. Wilson III i in. , J. Geofiści. Res. 119 , s. 6455-6474, 2014.
34. L.B. Wilson III i in. , J. Geofiści. Res. 119 , s. 6475-6495, 2014.

Należy wziąć pod uwagę, że przestrzeń jest wypełniona słabą plazmą, która zachowuje się nieco inaczej niż gaz idealny. Po pierwsze, elektrony będą przenosić dźwięk z inną prędkością niż cięższe protony, ale także elektrony i protony są sprzężone za pośrednictwem pola elektrycznego. Zobacz: Prędkość (dźwięku) w plazmie

Prędkość dźwięku w wietrze słonecznym jest szacowana na około 58 km / s, na podstawie równania w odpowiedzi udzielonej przez Kierana Polowanie. Jednak temperatura wiatru słonecznego jest bardziej podobna do $ T = 1,2 \ times 10 ^ 5K $ ( ref)

Biorąc pod uwagę małą gęstość gazu, prędkość dźwięku byłaby bezpośrednią funkcją temperatury gazu, tj. prędkości cząsteczek / atomów. Ponieważ waha się to od około 2,7K do milionów stopni w pobliżu niektórych gwiazd, prędkość dźwięku może się znacznie zmienić.

Bezpośredni pomiar pokazuje, że prędkość wynosi 1100 m / s.

Eksplorator Ziemi przypominający strzałki ESA i Eksplorator cyrkulacji oceanu (GOCE) używany do orbitowania jak najbliżej Ziemi - zaledwie 260 km w górę - aby zmaksymalizować swoją wrażliwość na zmiany pola grawitacyjnego Ziemi.Na tej wysokości jest wystarczająco dużo atmosfery, aby wywierać niewielki opór.Satelita miał aerodynamiczny kształt i mały silnik utrzymujący go na orbicie.Misja zakończyła się, gdy w silniku skończyło się paliwo.

W 2011 roku ogromne trzęsienie ziemi w japońskim stylu Tohoku 9.1 spowodowało zakłócenia atmosferyczne.Te odbiły satelitę.Zmierzono również zmiany gęstości.Artykuł i film tutaj.