الفلك

العلاقة بين كتلة السحابة الجزيئية وكتلة المجرة

العلاقة بين كتلة السحابة الجزيئية وكتلة المجرة

هل من الصحيح افتراض أن كتلة المجرة تساوي تقريبًا كتلة جميع السحب الجزيئية المكتشفة داخلها ، دعنا نقول ، من خلال ملاحظات أول أكسيد الكربون ثم تحويلها إلى H $ _2 $؟


يبدو أن كتلة المجرة المتوسطة تهيمن عليها المادة المظلمة تمامًا ، لذا فإن حسابك لن يعطي كتلة المجرة.

حتى لو كان كل ما تريده هو الكتلة الباريونية (غير المظلمة) ، فإن ما تقترحه سيكون حدًا أدنى بكثير. على سبيل المثال ، يمكنك إلقاء نظرة على هذه الورقة التي كتبها Chabrier (2001) ، الذي يقدر أن الغاز يشكل أقل من نصف كتلة الباريونيك في مجرة ​​درب التبانة. سيكون هذا الجزء أقل في المجرات الإهليلجية الخالية من الغاز إلى حد كبير.

لست خبيرًا ، لكنني أعتقد أيضًا أنه حتى مكون الغاز يهيمن عليه الغاز المؤين والذري حيث لا تتوقع أن ترى انبعاثات ثاني أكسيد الكربون والتي يتم تتبعها بشكل أفضل عن طريق خطوط إعادة التركيب أو إشعاع 21 سم على التوالي. بعبارة أخرى ، الغاز الجزيئي هو جزء من الغاز ، وهو جزء من كتلة الباريونيك ، وهو جزء صغير من الكتلة الكلية.

هناك مراجعة شاملة لـ "طريقة ثاني أكسيد الكربون" بواسطة Bolatto et al. (2013). يبدو أن الاستنتاج هو أن كتلة الغاز الجزيئي يمكن تقديرها بحوالي 30٪ ، ولكن يمكن أن يعتمد عامل التحويل على بيئة تشكل النجوم وعلى تعدين الغاز بطرق غير مفهومة جيدًا.


الغيوم الجزيئية على طول الطريق

ملاحظة المحرر & # 8217s: Astrobites هي منظمة يديرها طلاب الدراسات العليا والتي تهضم الأدب الفيزيائي الفلكي لطلاب البكالوريوس. كجزء من الشراكة بين AAS و astrobites ، نقوم أحيانًا بإعادة نشر محتوى Astrobites هنا في AAS Nova. نأمل أن تستمتع بهذا المنشور من Astrobites ، ويمكن الاطلاع على النسخة الأصلية في astrobites.org.

لقب: علاقة تكوين النجم أحادي الغيمة
المؤلفون: Riwaj Pokhrel et al.
مؤسسة المؤلف الأول: جامعة توليدو
حالة: نشرت في ApJL

الغاز إلى النجوم

منظر هابل لسحابة جزيئية ، يبلغ طولها ما يقرب من سنتين ضوئيتين ، والتي انقطعت عن سديم كارينا. [ناسا / وكالة الفضاء الأوروبية ، إن سميث (جامعة كاليفورنيا ، بيركلي) / فريق هابل للتراث (STScI / AURA)]

نظرًا لأننا نعلم أن الغاز الكثيف مطلوب لتكوين النجوم ، فمن الطبيعي أن نسأل عن العلاقة بين الاثنين. في الواقع ، تخبرنا العلاقة بين كينيكوت وشميدت (KS) أن هناك تحجيمًا مباشرًا بين كتلة الغاز ومعدل تشكل النجوم (SFR). سمحت لنا هذه العلاقة بتتبع تشكل النجوم عبر تاريخ الكون وفهم كيفية نمو المجرات عبر الزمن الكوني. لكن مؤلفي الورقة البحثية اليوم طرحوا سؤالًا يضع تحريفًا طفيفًا في علاقة KS: لقد أرادوا معرفة ما إذا كانت هذه العلاقة موجودة داخل السحب الجزيئية الفردية.

وضع السحب تحت المجهر

للإجابة على هذا السؤال ، استخدم المؤلفون سبيتزر و هيرشل بيانات عن 12 منطقة تشكل نجوم مدروسة جيدًا. باستخدام هيرشل بيانات الأشعة تحت الحمراء البعيدة ، قاموا بحساب خرائط كثافة عمود الهيدروجين الجزيئي. باستخدام هذه القياسات ، تمكنوا من حساب كثافة سطح الغاز في مناطق تشكل النجوم. مع بيانات الأشعة تحت الحمراء القريبة والمتوسطة من سبيتزر حدد المؤلفون المصادر التي تحتوي على فائض كبير من الأشعة تحت الحمراء وصنفوها إلى فئات فرعية من الأجسام النجمية الشابة (YSOs) ، والمعروفة أيضًا باسم النجوم الأولية. باستخدام هذه البيانات ، قاس المؤلفون كتل الغاز وعدد النجوم ضمن حدود كثافة معينة (المقابلة لمنطقة مادية في السحابة). يوضح الشكل 1 هذه القيم. من هذه ، يمكن حساب كثافة سطح الغاز ، وكثافة سطح تشكل النجوم ، والمقياس الزمني للسقوط الحر. افترض المؤلفون كتلة نجمية تساوي 0.5 كتلة شمسية ومقياس زمني 0.5 ميري لحساب SFR.

الشكل 1: يوجد ارتباط قوي بين عدد النجوم الأولية وكثافة عمود الغاز. اللوحة العلوية: خريطة كثافة عمود الغاز للسحابة الجزيئية Mon R2. تشير الكفافات البنية إلى خطوط ذات كثافة سطحية ثابتة والنجوم الأرجوانية هي نجوم أولية. اللوحة السفلية: كتلة الغاز الجزيئية (الدوائر) وعدد النجوم الأولية (الماس) داخل كل كفاف. [Pokhrel et al. 2021]

العلاقة السحابية الواحدة

مع قياس كثافة الغاز وسطح SFR ، كان المؤلفون مستعدين للإجابة على سؤالهم الرئيسي. يوضح الشكل 2 مقارنة هاتين الكميتين. كما يتضح ، فإن كثافة سطح SFR ومقياس كثافة سطح الغاز بقوة مع بعضها البعض. في الواقع ، عند التطبيع من خلال المقياس الزمني للسقوط الحر (اللوحة اليمنى من الشكل 2) ، ينخفض ​​التشتت في العلاقة وتصبح العلاقة خطية ، كما هو متوقع من النظرية.

الشكل 2: ترتبط كثافات سطح الغاز و SFR ارتباطًا وثيقًا. يوضح الرسم البياني أعلاه سجل كثافة سطح SFR مقارنة بسجل كثافة سطح الغاز (اللوحة اليسرى) وكثافة سطح الغاز مقسومة على وقت السقوط الحر (اللوحة اليمنى). الخط الأسود هو الوسيط الأنسب للعلاقة ، بينما تظهر المناطق المظللة ذات اللون الرمادي الداكن وانحرافين معياريين عن الملاءمة على التوالي. [Pokhrel et al. 2021]

الشكل 3: كثافة سطح الغاز وكفاءة السقوط الحر غير مرتبطين ، مما يشير إلى أن العلاقة المذكورة أعلاه حقيقية. يوضح الرسم البياني أعلاه سجل كفاءة السقوط الحر مقارنة بسجل كثافة سطح الغاز. يتم عرض متوسط ​​كفاءة السقوط الحر للسجل بالخط الأسود. [Pokhrel et al. 2021]

باختصار ، أظهر مؤلفو ورقة اليوم أن علاقة KS التي تم استخدامها لسنوات في الدراسات خارج المجرة لها نظير محلي. هذا مثير للاهتمام بشكل خاص لأن السحب المختلفة في العينة لديها مجموعة واسعة من الخصائص الفيزيائية. يشير هذا الارتباط إلى أن تكوين النجوم يتم تنظيمه من خلال عمليات على نطاقات صغيرة ، بما في ذلك التدفقات النجمية أو الاضطرابات ، بدلاً من التأثيرات على نطاق المجرات مثل المستعرات الأعظمية وخصائص المجرات. بينما نواصل دراسة تكوين النجوم بمزيد من التفصيل ، فإن المعنى الأعمق لهذا الارتباط قد يعطينا رؤى أعمق حول كيفية ولادة النجوم التي نراها كل ليلة.

تم تحرير أستروبيت الأصلي بواسطة سوشيترا نارايانان.

نبذة عن الكاتب جايسون هينكل:

أنا طالبة دراسات عليا في جامعة هاواي ، معهد علم الفلك. بحثي الحالي هو على أطوال الموجات الضوئية والمتابعة الطيفية لأحداث اضطراب المد والجزر. تشمل اهتماماتي البحثية أيضًا عددًا من الموضوعات المتعلقة بـ AGN ، بما في ذلك التدفقات الخارجة ، والتحليل الطيفي للأشعة السينية ، والتغير متعدد الأطوال الموجية. بالإضافة إلى حبي لعلم الفلك ، أستمتع برياضة المشي لمسافات طويلة والرياضة والمسرحيات الموسيقية.


يلقي علماء الفلك نظرة عن كثب على السحابة الجزيئية العملاقة W49A

يُظهر هذا التراكب صور راديو (برتقالية) وصور بالأشعة تحت الحمراء للسحابة الجزيئية العملاقة W49A ، حيث يتم تكوين نجوم جديدة. رصيد الصورة: De Pree وآخرون. / صوفيا داجنيلو ، NRAO / AUI / NSF / Spitzer / NASA.

يقع W49A ، المعروف أيضًا باسم GAL 043.169 + 00.00 ، على بُعد 36000 سنة ضوئية تقريبًا في كوكبة Aquila.

إنه يؤوي عددًا كبيرًا من مناطق H II فائقة الضغط وفائقة الضغط متجمعة بشكل كبير داخل منطقة صغيرة في السماء.

أوضح البروفيسور كريستوفر دي بري من قسم الفيزياء وعلم الفلك في كلية أغنيس سكوت وزملاؤه من الولايات المتحدة والدنمارك وألمانيا: "تم اكتشاف مناطق الهيدروجين المتأين (مناطق H II) بالقرب من النجوم الشابة ذات الكتلة العالية". ، والمكسيك.

"وجدت بعض الملاحظات الراديوية عالية الدقة المبكرة لمناطق تشكل النجوم مناطق H II صغيرة جدًا مرتبطة بالمراحل الأولى لتكوين النجوم ، بأقطار أقل من 1 فرسخ متعارف عليه."

"هذه المناطق H II فائقة الصغر لها أقطار نموذجية تبلغ 0.1 فرسخ ، في حين أن مناطق H II شديدة الضغط أصغر (قطرها 0.03 فرسخ فلكي) ، ولها كثافة أعلى."

لاحظ البروفيسور دي بري والمؤلفون المشاركون المنطقة الوسطى من W49A باستخدام VLA بأطوال موجات راديو مختلفة.

كما استخدموا البيانات التي تم جمعها بواسطة NOrthern Extended Millimeter Array (NOEMA)

صورة راديو VLA عالية الدقة للسحابة الجزيئية W49A ، مع لقطات مقربة للمناطق الفردية حيث يتأين غاز الهيدروجين عن طريق الأشعة فوق البنفسجية المكثفة من النجوم الشابة. رصيد الصورة: De Pree وآخرون. / صوفيا داجنيلو ، NRAO / AUI / NSF.

كشفت الصور الجديدة عن بعض التغييرات المحيرة التي حدثت منذ مجموعة سابقة من ملاحظات VLA في 1994 و 1995.

تشمل هذه التغييرات نفاثًا ضيقًا وسريع الحركة في منطقة H II شديدة الضغط ، وحركات الغاز الأسرع من الصوت في ثلاث مناطق أخرى ، وانخفاض غير متوقع في سطوع الراديو في منطقة أخرى.

قال علماء الفلك: "تكشف البيانات الجديدة عن تفاصيل مورفولوجية جديدة في سكان منطقة H II فائقة الصغر ، بالإضافة إلى العديد من المصادر غير المعروفة سابقًا والتي لم يتم حلها".

"على وجه الخصوص ، يُظهر المصدر A فصوصًا مستطيلة ومشرقة الحواف ثنائية القطب ، مما يدل على التدفق الخارجي الموازي ، ويتم حل المصدر E إلى ثلاثة مكونات كروية."

"المصادر الثلاثة التي تم اكتشافها عند أقصر طول موجي (A و B2 و G2) تحتوي جميعها على خطوط خطية حركية تزيد عن 40 كم / ثانية ، مما يشير إلى أن الحركات الأسرع من الصوت ربما تكون مرتبطة بالشباب."

"المصدر G2 ، وهو المصدر الوحيد في المنطقة الذي خضع لتغير كبير في كثافة التدفق بين عامي 1995 و 2015 ، يُظهر أيضًا زيادة كبيرة في عرض الخط عند كل من الطول الموجي 3.6 سم و 7 ملم خلال فترة زمنية مماثلة تبلغ 20 عامًا. قد يكون هذا مرتبطًا بتطور التدفق ثنائي القطب الشاب الذي تتبعه أجهزة تسخين المياه في المنطقة ".

يخطط الفريق لمواصلة مراقبة منطقة W49A بانتظام لتتبع التغييرات التي ستكشف عن تفاصيل جديدة حول العمليات المعقدة لتشكيل النجوم وتفاعلات التدفقات الخارجة من النجوم الشابة.


كلاسيكيات الفيزياء الفلكية: Larson & # 8217s & # 8220Laws & # 8221

في أكتوبر ، استضافت جامعة ييل & # 8220Frontiers in Star Formation & # 8221 اجتماعًا تكريماً لريتشارد لارسون ، الأستاذ المتميز الذي تقاعد الآن من قسم علم الفلك ولكن مساهماته لم تستفد بشكل كبير من القسم فحسب ، بل استفادت أيضًا من مجتمع علم الفلك الأكبر . التمسك برغبات البروفيسور لارسون ، لم يكن الاجتماع تكريمًا مباشرًا بل تقييمًا استشرافيًا لدراسة تكوين النجوم. دليلًا على تأثير البروفيسور Larson & # 8217s على المجال ، رسم الاجتماع بعض الأسماء البارزة في المجال الفرعي لتشكيل النجوم ، بما في ذلك النظرية والمراقبة ، المجرة وخارج المجرة ، وكلهم استشهدوا بعمل Larson & # 8217s.

من المحتمل أنك إذا كنت قد درست دورة تدريبية حول تكوين النجوم أو الوسط البينجمي (ISM) ، فربما تكون قد تعلمت & # 8220Larson & # 8217s Laws & # 8221 ، وهو المصطلح الذي لم يبتكره لارسون بنفسه ولكن من قبل الأساتذة الذين يعلمون هذه الاتجاهات الأساسية ورقة لارسون التاريخية (1981) التي تصف العلاقة بين النجوم والسحب الجزيئية حيث تتشكل. توفر هذه العلاقات القائمة على الملاحظات تأكيدًا مهمًا للنظريات المبكرة لتكوين النجوم ، ويشرح لارسون الآثار المترتبة على أصول النجوم الأولية والسحب الجزيئية.

يمكن اعتبار هذه الدراسة نسخة مبكرة من استخراج البيانات ، أو مسح لخصائص السحابة الجزيئية ، وتوفر مثالًا مهمًا للمنظرين حول كيفية استخدام بيانات المراقبة لتقييد نظرياتهم. تتضمن البيانات التي قدمها لارسون (1981) مجمعات سحابية تتكون من العديد من السحب والسحب الفردية ومجموعات تحسينات الكثافة داخل السحب ، بحيث تتم دراسة مقاييس الحجم على مدى عدة مرات من حيث الحجم. تم العثور على البيانات في الأدبيات من 1974-1979 (38 مرجعًا في المجموع) ، وتتألف من ملاحظات جزيئات مختلفة بما في ذلك أول أكسيد الكربون و H2CO و NH3 وغيرها الموجودة في السحب الجزيئية حيث يعتقد أن النجوم تتشكل. في الواقع ، لارسون ليس مؤلفًا في أي أوراق تم الاستشهاد بها للبيانات المدرجة في جدوله ، ولكن جمعه ودراسته الشاملة لهذه المناطق هي التي تلقي الضوء على الأسئلة الشاملة للظروف البيئية التي تتشكل فيها النجوم.

قوانين لارسون & # 8217 ، أو نتائج ريتشارد & # 8217

1. الاضطراب: تشتت السرعة يتناسب مع حجم السحب

يوضح الشكل 1 من Larson (1981) العلاقة بين تشتت السرعة (سيغما) والحجم الخطي (L) للسحب الجزيئية. تحدد الحروف المناطق التي تمت ملاحظتها (المدرجة في الجدول 1 من الورقة).

يوضح الشكل 1 في الورقة تشتت السرعة (سيغما) المرسوم كدالة لحجم المنطقة (L). تشتت السرعة هو & # 8220 جذر متوسط ​​التربيع السرعة ثلاثية الأبعاد لجميع الحركات الداخلية & # 8221 بمعنى آخر ، السرعة المحلية النموذجية لجزيئات الغاز داخل المنطقة. تظهر المناطق التي تمت دراستها اعتماد قانون القوة على تشتت السرعة على حجم المنطقة ، بالنسبة للمناطق ذات الأحجام التي تتراوح من السحب الجزيئية إلى المكونات الأصغر. تظهر العلاقة أن المناطق الأكبر بها اضطرابات أكثر ، والمناطق الأصغر بها اضطرابات أقل. علاوة على ذلك ، فإن قانون القوة مع الأس 0.38 يناسب البيانات جيدًا ، وهو مشابه لقانون Kolmogoroff لاضطراب الدوامات الصغيرة المفروض بشكل كبير على الدوامات الكبيرة. هذا يعطي نظرة مادية على نوع الحركة التي يتم ملاحظتها.

2. الجاذبية: تشتت السرعة يتناسب مع كتلة السحب

يوضح الشكل 3 من Larson (1981) العلاقة بين تشتت السرعة (سيغما) وكتلة (M) للسحب الجزيئية. تحدد الحروف المنطقة كما في الشكل السابق.

وجد أن معظم المناطق المدروسة في حالة توازن فيري تقريبي (أي مرتبطة بالجاذبية). يجب أن يوجد هذا التوازن في السحب الجزيئية للعديد من الكتل أو المناطق الفرعية المتحركة بشكل مستقل ، والتي تدعم السرعات الداخلية المضطربة السحابة ضد الانهيار الكلي. يقترح لارسون أن بعض الغيوم قد تنهار بسبب الجاذبية ، لكن الحركات المرصودة تُظهر أن انهيار الجاذبية لا يحدث مجرد سقوط حر شعاعي بسيط. تتفق الخصائص المرصودة للبنى التحتية الخيطية غير المنتظمة داخل السحب الجزيئية مع هذه الصورة.

3. الكثافة: حجم السحب يتناسب عكسيا مع الكثافة.

يوضح الشكل 5 من Larson (1981) العلاقة بين الكثافة والحجم (L) للسحب الجزيئية. تحدد الحروف المنطقة كما في الأرقام السابقة.

تقسم الكثافة ببساطة على الكتلة على الحجم ، ويتناسب الحجم مع نصف القطر مكعب ، لذا فإن الكثافة تتناسب مع الكتلة وتتناسب عكسيًا مع الحجم الخطي للسحابة المكعبة. يتم وصف حجم السحابة وكتلة السحابة من خلال العلاقتين الأوليين ، والتي يمكن دمجها لإظهار أن كتلة السحابة تتناسب مع الحجم المرفوع إلى القوة 1.9. بعد ذلك ، وبجمع كل العلاقات التي رأيناها حتى الآن ، فإن الكثافة تتناسب عكسياً مع طول السحابة المرفوعة إلى القوة 1.1. علاوة على ذلك ، يتضح أن كثافة العمود ، وهي كثافة الحجم مضروبة في طول السحابة ، مستقلة تقريبًا عن حجم السحب.

تداعيات:

يشرح لارسون بالتفصيل الآثار المترتبة على هذه البيانات على الحد الأدنى لحجم النجوم الأولية وأصل السحب الجزيئية ، التي تغطي عدة أوامر من حيث الحجم. تظهر النتائج أن الحد الأدنى من كتلة النجم الأولي هو حوالي عُشر الكتلة الشمسية (يستشهد لارسون أيضًا بمدى 0.05 إلى 1 كتلة شمسية) ، والحجم الأدنى هو حوالي 0.015 إلى 0.1 قطعة. أيضًا ، النطاق الزمني للسحابة الجزيئية هو حوالي 10000000 سنة ، وبعد ذلك سيتم تشتيت السحابة أو إعادة هيكلتها. نظرًا لأن هذه ليست النتائج الرئيسية للورقة ، بل استنتاجات مستخلصة بناءً على البيانات والعلاقات الموضحة أعلاه ، فأنا أحيلك إلى الورقة لمعرفة المزيد.

العلاقة بين الحجم (S) والتشتت السريع (سيغما) ، من Solomon et al. (1987) دراسة 273 سحابة جزيئية في مجرة ​​درب التبانة. قارن هذا التوافق ، مع مؤشر القوة 0.5 ، مع الرقم الأول من Larson (1981) ، الذي يحتوي على مؤشر قوة 0.38.

بعد أكثر من 30 عامًا ، ومع توفر المزيد من البيانات ، هل العلاقات والآثار المذكورة أعلاه لا تزال قائمة؟ الاجابة البسيطة هي نعم! وجدت دراسات أحدث (مثل Solomon et al 1987 و Heyer et al.2009) مؤشر قوة أكثر انحدارًا للعلاقة الأولى أو قيمًا مختلفة لكثافة سطح سحابة جزيئية في العلاقة الثالثة ، لكن الاتجاهات النوعية تثبت جيدًا (انظر أيضًا Bolatto et al.2008 للاطلاع على نظرة خارج المجرة حول هذه القضية). على سبيل المثال ، استنادًا إلى بيانات المزيد من السحب الجزيئية التي لوحظت في مسح عالي الدقة لـ CO ، يعمل Solomon et al (1987) بشكل أفضل على تقييد مؤشر القوة للعلاقة الأولى ليكون 0.5 ، بدلاً من 0.38 في Larson (1981).

أوراق مثل تلك الخاصة بلومباردي وآخرون. (2010) اختبرت العلاقات مع نطاق أوسع من البيانات للتحقق مما إذا كان & # 8220law & # 8221 ناتجًا عن نطاق محدود من البيانات التي استخدمها لارسون (1981). لومباردي وآخرون. (2010) اختبر العلاقة الثالثة ووجد أن السحب الجزيئية بأكملها تتميز بهيكل عالمي كما ادعى لارسون (1981) ، لكن السحب والنوى المفردة ، أي الأجسام الأصغر التي تم اختبارها ، لا يمكن وصفها بكثافة عمود ثابتة.

هذه أمثلة على أن لارسون (1981) قام بعمل فعال في اكتشاف العلاقات مع البيانات المتاحة في ذلك الوقت والتي ساعدتنا على زيادة فهمنا لتكوين النجوم وألهمت علماء الفلك لعقود لتقييد هذه العلاقات بمجموعة من البيانات. ستستهدف عمليات الرصد باستخدام أحدث مرافق التلسكوب الأجسام ذات الكتلة الأقل والأصغر حجمًا لفهم المراحل المبكرة لتشكل النجوم بشكل أكبر. متقاعدًا ولكن لا يزال نشطًا ومواكبًا لأحدث الأبحاث الحالية ، أعتقد أن ريتشارد لارسون نفسه سيكون متحمسًا لرؤية البيانات الجديدة تأتي.

قراءة متعمقة:

شكراً جزيلاً للبروفيسور جويدو غاراي في جامعة تشيلي لاقتراحه قائمة الأوراق التالية بقلم ريتشارد لارسون. وفقًا للبروفيسور غاراي ، يوصي طلابه بقراءة هذه الأوراق لفهم شامل لتشكيل النجوم.


المشاكل الكبيرة في تكوين النجوم: معدل تكون النجوم ، والتجمع النجمي ، ووظيفة الكتلة الأولية

Mark R. Krumholz، in Physics Reports، 2014

3.4 توازن القوة على نطاق واسع

لقد قمنا حتى الآن بفحص العمليات الكيميائية الفيزيائية الدقيقة والإشعاعية التي تحكم السحب الجزيئية ، وخصائص التدفقات المضطربة داخلها. يتناول القسم الأخير من هذه المراجعة للخلفية النظرية توازن القوة على نطاق واسع واستقرار السحب الجزيئية. الهدف هنا هو فهم القوى التي تدفع تطور السحابة الجزيئية على المقاييس الأكبر. توفر النظرية الفيروسية أداة لا تقدر بثمن لهذا النوع من التحليل. اعتمادًا على ما إذا كان المرء يبدأ من صيغة لاغرانج أو أويلريان من معادلات الحركات ، يمكن للمرء أن يشتق إما صيغ لاغرانج [423،424] أو أويلريان [425-427] من النظرية. هذا الأخير أكثر ملاءمة للسحب الجزيئية ، حيث يمكن أن تكتسب أو تفقد كتلة في بيئاتها وبالتالي لا تتكون بالضرورة من عناصر كتلة ثابتة. أبسط أشكال أويلريان ، بما في ذلك الحركات الهيدروديناميكية ، وضغط الغاز ، والمجالات المغناطيسية ، والجاذبية الذاتية ، هو

حيث V هو حجم الفائدة ، والبقية هي

هنا Π = ρ vv + PI هو موتر ضغط الغاز ، TM = (1/4 π) [BB - (B 2/2) I] موتر إجهاد ماكسويل ، أنا موتر الهوية ، و g هو تسارع الجاذبية . هذه العلاقة هي نظرية دقيقة تتبع بدقة معادلات MHD المثالي.

المصطلحات التي تظهر في النظرية الفيروسية لها تفسيرات فيزيائية مباشرة نسبيًا: أنا لحظة القصور الذاتي للحجم الذي تتم دراسته ، T هو مجموع الطاقات الحركية والحرارية ، B هو إجمالي الطاقة المغناطيسية ، وفي حالة عدم وجود تسارع الجاذبية الخارجية ، W هي ببساطة طاقة ربط الجاذبية. يمثل المصطلحان T 0 و B 0 القوى التي تمارس على سطح الحجم ، يتضمن الأول ضغط مائع عادي وضغط كبش ، بينما يتضمن الأخير ضغطًا مغناطيسيًا وتوترًا. أخيرًا ، يمثل المصطلح (1/2) (d / d t) ∮ (ρ v r 2) ⋅ d S التغييرات في لحظة القصور الذاتي داخل حجم الاهتمام بسبب تأخر المواد عبر السطح المحيط.

تحدد علامة I ما إذا كانت المادة في الحجم تتسارع أو تتباطأ باتجاه المركز ، وبالتالي فإن التوازن بين المصطلحات الموجودة على الجانب الأيمن يوفر دليلًا مهمًا للسلوك واسع النطاق. المصطلحان T و B موجبان تمامًا ، في حالة عدم وجود جهد جاذبية خارجي ، يكون W سالبًا تمامًا ، وباستثناء التكوينات غير العادية تمامًا للتدفق والمجال المغناطيسي ، فإن T 0 و B 0 سيكونان سالبين أيضًا. يمكن أن يأخذ المصطلح الأخير المعتمد على الوقت أيًا من العلامتين ، اعتمادًا على اتجاه التدفق السائب عبر السطح. هناك ثلاث معلمات ذات أهمية خاصة هي رقم الجينز n J ، الذي يصف النسبة 2 T / | دبليو | بما في ذلك فقط مساهمة الضغط الحراري في T ، النسبة الفيروسية α vir ، التي تصف النسبة 2 T / | دبليو | بما في ذلك المساهمات الحرارية وغير الحرارية في T ، والكتلة عديمة الأبعاد لنسبة التدفق λ ، التي تصف النسبة B / | دبليو | . أقول "صِف" هنا لأنه من الناحية العملية لا يمكن تحديد الكميات الدقيقة التي تظهر في النظرية الفيروسية من الملاحظات ، ولذلك يُعرّف المرء عمومًا الكميات وثيقة الصلة والتي يمكن قياسها بشكل مباشر بدلاً من ذلك.

رقم الجينز هو ببساطة النسبة

حيث M هي كتلة السحابة ، كتلة الجينز هي

و هي كثافة الغاز. 9 بالنسبة للكرة ذات الكثافة المنتظمة ذات سرعة الصوت الثابتة ، يمكن للمرء بسهولة التحقق من أن n J ، حتى عوامل وحدة الترتيب ، ببساطة 2 T / | دبليو | ، بما في ذلك فقط الضغط الحراري P عند حساب T (راجع مكافئ (55)). بالنسبة للنسبة الفيروسية ، حدد بيرتولدي وماكي [430]

حيث σ 1D هو تشتت حراري أحادي البعد بالإضافة إلى السرعة غير الحرارية لسحابة نصف قطرها R. من السهل التأكد من أن هذه الكمية هي ببساطة 2 T / | دبليو | بالنسبة للكرة ذات الكثافة المنتظمة ، بما في ذلك كل من P و ρ v 2 عند تقييم المعادلة. (55). أظهر Bertoldi و McKee أيضًا أن α vir لا يزال قريبًا من 2 T / | دبليو | حتى بالنسبة للسحب غير الكروية وغير المتساوية. لاحظ أن α vir و n J مرتبطان برقم Mach ، n J ≈ M 2 α vir. أخيرا ، يمكن للمرء أن يعرف

حيث Φ = π R 2 B هو التدفق المغناطيسي الذي يربط سحابة. هذا مرة أخرى ، حتى عامل وحدة النظام ، قيمة (| W | / B) 1/2 بالنسبة لسحابة كروية موحدة. يُقال أن السحب ذات λ & gt 1 فوق حرجة مغناطيسيًا ، بينما الغيوم التي تحتوي على & lt 1 تحت الحرجة. هذا التمييز مهم بشكل خاص لأنه ، في حد MHD المثالي حيث يتم تجميد المجال المغناطيسي في المسألة ، يكون λ ثابتًا في ظل التوسعات أو التقلصات الكلية للغاز. هذا يعني أنه إذا كانت السحابة دون حرجة مغناطيسيًا وخاضعة لـ MHD المثالي ، فإن المصطلح المغناطيسي في النظرية الفيروسية سيتجاوز دائمًا مصطلح الجاذبية ، ولن تكون السحابة قادرة على الخضوع لانهيار الجاذبية الذاتية. لا يزال من الممكن تسريعها إلى الداخل ، حيث قد تكون المصطلحات السلبية الأخرى أكبر من B ، لكنها لا يمكن أن تخضع لانهيار الجاذبية الذاتية. على العكس من ذلك ، إذا كانت السحابة فوق الحرجة ، فلن يكون مجالها المغناطيسي قويًا بما يكفي للتغلب على الجاذبية.

الملاحظات عبر مجموعة واسعة من البيئات المجرية ، في كل من مجرة ​​درب التبانة والمجرات الخارجية ، تعطي عمومًا α vir ≈ 1 للسحب التي تشكل معظم الكتلة الجزيئية في المجرات [51،52،155،431-433] ، مما يشير إلى أن الجاذبية والكتلة التدفق مهم بنفس القدر تقريبًا في تحديد سلوك السحب. ومع ذلك ، فإن هذه النتائج تخضع لشكوك منهجية كبيرة ، ومن المهم ملاحظة أنه في حين أن السحب الجزيئية واسعة النطاق المحددة بانبعاثات ثاني أكسيد الكربون تظهر بشكل عام α vir ≈ 1 ، فإن الهياكل الأكثر كثافة فيها غالبًا ما تحتوي على α vir ≫ 1 [430،434] . من المهم أيضًا ملاحظة أنه حتى قيمة α vir القريبة من الوحدة تفعل ذلك ليس، في حد ذاته ، يعني أن الاضطراب يدعم السحب ضد الجاذبية: الغاز الذي يخضع لانهيار سقوط حر عديم الضغط سيكون له α vir = 2 ، والفرق بين 1 و 2 ليس كبيرًا بما يكفي ليتم قياسه بثقة. ومع ذلك ، فإن حقيقة أن α vir ∼ 1 تعني أن قوى ضغط الكبش غير مهملة مقارنة بالجاذبية. علاوة على ذلك ، تم تحديد نقص السحب بواسطة انبعاثات ثاني أكسيد الكربون مع α vir ≫ 1 يفعل يستبعد بشدة احتمال أن تكون السحب الجزيئية العملاقة على المقاييس الكبيرة أجسامًا محصورة بالضغط ولا تكون الجاذبية مهمة بالنسبة لها. نظرًا لأن أرقام Mach الملحوظة M أكبر بكثير من الوحدة ، فإن هذه الملاحظات نفسها تشير إلى n J 1 باستثناء أصغر المقاييس في السحب الجزيئية ، وبالتالي فإن دعم الضغط الحراري وحده غير مهم.

تاريخياً ، كان تحديد الكتلة عديمة الأبعاد إلى نسبة التدفق أصعب بكثير بسبب صعوبة قياس شدة المجال المغناطيسي. ومع ذلك ، يبدو أن حملة طويلة الأمد على مدى العقدين الماضيين قد أثمرت الآن ، وهناك إجماع رصدي ناشئ على أن λ ≈ 2 - 3 [260 ، والمراجع الواردة فيه] ، مما يعني ضمنيًا أن السحب عادةً ما تكون فوق الحرجة وأن مغناطيسها الحقول غير كافية لمنع الانهيار.

من الصعب تحديد الأحجام النسبية للمصطلحات السطحية في النظرية الفيروسية من الملاحظات ، لكن هذا لا يعني أنها غير مهمة. في المحاكاة العددية للتدفقات المضطربة ، حيث يتم تحديد السحب ببساطة على أنها هياكل أعلى من عتبة كثافة محددة ، وجد العديد من المؤلفين أن شروط السطح قابلة للمقارنة من حيث الأهمية بمصطلحات الحجم [435،436]. يجب أن يكون المرء حذرًا بشأن قراءة الكثير في هذه النتيجة ، لأنه ليست كل طرق اختيار السحب بالملاحظة تعادل عتبات الكثافة البسيطة - في الواقع ، كما نوقش في سياق كيمياء الغيوم الجزيئية أعلاه ، متطلبات تكوين H2 و CO أقرب إلى حد كثافة العمود من كثافة الحجم ، ومن المحتمل أن تكون الهياكل المحددة بواسطة كثافة العمود أقل عابرة من تلك المحددة بواسطة كثافة الحجم. هذا هو الحال بشكل خاص لأنه ينطبق على H.2 التكوين ، حيث يعني وقت الموازنة الطويل نسبيًا أن البنية يجب أن تبقى على قيد الحياة لبعض الوقت غير المهم قبل أن تخضع للتحولات الكيميائية المطلوبة لتكون مرئية كسحابة جزيئية. ومع ذلك ، من الواضح أنه إذا كان هناك تدفق متماسك عبر سطح سحابة ، على سبيل المثال تدفق التراكم ، فإن المصطلحات في النظرية الفيروسية المرتبطة بذلك يمكن أن تكون قابلة للمقارنة مع المصطلحات الداخلية التي يسهل قياسها [427].


اكتشف علماء الفلك اليابانيون السحابة الجزيئية "ضفيرة"

أطلق عليها علماء الفلك ، بقيادة شينجي ماتسومورا والبروفيسور توموهارو أوكا ، اسم السحابة الجزيئية "الضفيرة".

تدور السحب الجزيئية العملاقة في هذه المنطقة حول مركز المجرة على مدارين مغلقين. في الجزء السفلي من السحابة الجزيئية الضفيرة ، يتقاطع هذان المداران. من خلال تحليل العديد من الخطوط الطيفية الجزيئية بالتفصيل ، كشف الباحثون أن الغيوم الجزيئية العملاقة تصطدم ببعضها البعض في أسفل السحابة الجزيئية "الضفيرة" بالضبط. تشير هذه النتائج إلى أن البنية الحلزونية للسحابة الجزيئية "الضفيرة" تشكلت عندما اصطدمت الغيوم الجزيئية ذات المدارات المختلفة بالاحتكاك وانحرف الأنبوب المغناطيسي.

داخل دائرة نصف قطرها 600 سنة ضوئية من مركز مجرتنا ، توجد كثافة عالية من النجوم والغاز الجزيئي. يتحول الغاز الجزيئي إلى سحابة جزيئية كثيفة ، ويُعتقد أنه يتحرك بشكل أساسي على مدار مداريين بيضاويين حول نواة المجرة.

لاحظ عضو الفريق الدكتور تيتسو هاسيغاوا من مرصد ALMA في سانتياغو ، تشيلي ، وجود سحابة جزيئية حلزونية عندما فحص بعناية بيانات الكتلة لخطوط طيفية دورانية بتردد 115 جيجاهرتز تنبعث من جزيئات أول أكسيد الكربون. يقيس الهيكل الحلزوني حوالي 60 × 60 سنة ضوئية.

& # 8220 من أجل حل لغز السحابة الجزيئية الضفيرة ، أجرينا ملاحظات طيفية عالية الدقة لخطوط طيفية دورانية لستة جزيئات أخرى ، كما أوضح ماتسومورا ، المؤلف الرئيسي لورقة بحثية نُشرت في مجلة الفيزياء الفلكية (إصدار arXiv.org). هذه الجزيئات هي أدلة لفهم الحالة الفيزيائية. لقد اندهشنا من البنية الحلزونية الواضحة والجميلة للسحابة الجزيئية "الضفيرة" في البيانات المأخوذة من خلال مراقبة المتابعة. كشفت البيانات أن السحابة الجزيئية للضفيرة تحتوي على حجم ضخم من الغاز ، أكبر بمئات الآلاف من المرات من الشمس.

اقترح الفريق السيناريو التالي حول كيفية تشكل السحابة الجزيئية الضفيرة: الأنبوب المغناطيسي العمودي على القرص المجري موجود بين سحبتين جزيئيتين عملاقتين ، تتحرك هذه السحب على طول المدارين البيضاويين الرئيسيين حول نواة المجرة ، يكون الأنبوب المغناطيسي ملتويًا و يتم ضغط الغاز الجزيئي ليصبح هيكلًا حلزونيًا أثناء التلامس الاحتكاكي بواسطة الأنبوب المغناطيسي الملتوي ، ثم يشكل السحابة الجزيئية "الضفيرة".

عرض تخطيطي لتشكيل السحابة الجزيئية الضفيرة. Sgr A ، أو Sagittarius A ، & # 8211 مجمع يقع في وسط المجرة Sgr B & # 8211 سحابة بين النجوم من الغبار والغاز Sgr C & # 8211 سديم انعكاس للأشعة السينية DHN & # 8211 سديم اللولب المزدوج GCN & # 8211 الإعصار الجزيئي لمركز المجرة (Shinji Matsumura et al)

& # 8220 أكدنا نقطتين مهمتين في دراستنا ، & # 8221 قال ماتسومورا. & # 8220 أولاً ، يثبت أن مجموعتين من المدارات التي تسببها البنية الشبيهة بالقضيب تتقاطعان بالفعل عند هذه النقطة في مركز المجرة. ثانيًا ، يُظهر أن المجال المغناطيسي العمودي البالغ حوالي 1 مللي غوس محصور محليًا. & # 8221

حتى الآن ، تم العثور على هيكلين حلزونيين آخرين حول مركز المجرة. ومع ذلك ، فإن سحابة الجزيء "الضفيرة" لها بنية حلزونية أكثر وضوحًا من غيرها. علاوة على ذلك ، تعد السحابة الجزيئية "الضفيرة" دليلًا مهمًا في فحص ديناميكيات السحابة الجزيئية في قرص المجرة ، بالإضافة إلى بنية المجالات المغناطيسية ، نظرًا لموقعها القريب من القرص المجري.

معلومات ببليوغرافية: Shinji Matsumura et al. 2012. اكتشاف السحابة الجزيئية ضفيرة في مركز المجرة. أبج، المجلد. 756 ، لا. 1 دوى: 10.1088 / 0004-637X / 756/1 / 87


استشهد بهذا

  • APA
  • اساسي
  • هارفارد
  • فانكوفر
  • مؤلف
  • BIBTEX
  • RIS

العلاقات بين أحجام بنية السحابة الجزيئية وعرض الخط في سحابة ماجلان الكبيرة. / وونغ ، توني هيوز ، آني توكودا ، كازوكي إنديبيتو ، ريمي أونيشي ، توشيكازو باندورسكي ، جيفري بي تشين ، سي إتش روزي فوكوي ، ياسو جلوفر ، سيمون كو. Klessen، Ralf S. Pineda، Jorge L. Roman-Duval، Julia Sewiło، Marta Wojciechowski، Evan Zahorecz، Sarolta.

في: مجلة الفيزياء الفلكية ، المجلد. 885 ، رقم 1 ، 50 ، 01.11.2019.

مخرجات البحث: المساهمة في المجلة ›المقال› مراجعة الأقران

T1 - العلاقات بين أحجام بنية السحابة الجزيئية وعروض الخط في سحابة ماجلان الكبيرة

N1 - حقوق النشر للناشر: © 2019. الجمعية الفلكية الأمريكية. كل الحقوق محفوظة.

N2 - نقدم دراسة مقارنة لعلاقة عرض خط الحجم للبنى التحتية ضمن ستة غيوم جزيئية في سحابة ماجلان الكبيرة (LMC) التي تم تعيينها باستخدام مصفوفة أتاكاما الكبيرة المليمترية / ما دون المليمتر. توسع العينة التي أجريناها دراستنا السابقة ، والتي قارنت بين سحابة باردة اكتشفها Planck في ضواحي LMC مع 30 سحابة جزيئية Doradus ووجدت أن عرض الخط النموذجي لهياكل نصف قطرها 1 قطعة أكبر خمس مرات في 30 Doradus. من خلال مراقبة الغيوم ذات المستويات المتوسطة من نشاط تكوين النجوم ، نجد دليلاً على أن عرض الخط عند حجم معين يزداد مع زيادة الكثافة المحلية وعلى نطاق السحابة 8 ميكرومتر. في الوقت نفسه ، يبدو أن عرض الخط بحجم معين يرتبط بشكل مستقل بقياسات كثافة سطح الكتلة. Our results suggest that both virial-like motions due to gravity and local energy injection by star formation feedback play important roles in determining intracloud dynamics.

AB - We present a comparative study of the size-line width relation for substructures within six molecular clouds in the Large Magellanic Cloud (LMC) mapped with the Atacama Large Millimeter/submillimeter Array. Our sample extends our previous study, which compared a Planck detected cold cloud in the outskirts of the LMC with the 30 Doradus molecular cloud and found the typical line width for 1 pc radius structures to be five times larger in 30 Doradus. By observing clouds with intermediate levels of star formation activity, we find evidence that the line width at a given size increases with increasing local and cloud-scale 8 μm intensity. At the same time, the line width at a given size appears to independently correlate with measures of the mass surface density. Our results suggest that both virial-like motions due to gravity and local energy injection by star formation feedback play important roles in determining intracloud dynamics.


4. The Nature of MHD Turbulence in the Dense ISM

Turbulence is ubiquitous in fluid dynamics and unsurprisingly, many observations suggest that molecular clouds are turbulent (e.g., Elmegreen and Scalo, 2004 Hennebelle and Falgarone, 2012). It is likely the case that together with gravity, turbulence is playing a significant role in the evolution of molecular clouds for example by creating strong density fluctuations, owing to its supersonic nature, that may serve as seed for the mass reservoir of future stars. More generally, interstellar turbulence is an agent that imposes order in the form of coherent structures and correlations between the various fields of the flows. Turbulence is likely responsible of many, if not almost all 1 , of the observed motions. How magnetic field affects turbulence in molecular clouds is the main focus of this section.

4.1. Turbulence in Ideal MHD Framework

Before starting a description of the turbulence, an important issue should be stressed. Ideal MHD implies that fluid particles are attached to their field lines, that is to say they can flow along the field lines but cannot go across them. In a turbulent fluid, given the stochastic nature of the motions, such a situation would lead to a field that would be so tangled, that quickly motions would be prohibited. This implies that Ideal MHD cannot, strictly speaking, be correct for a turbulent fluid and that some reconnection, that is to say some changes of the field lines topology must be occurring. The physical origin of this reconnection is still debated but an appealing model has been proposed by Lazarian and Vishniac (1999). In this view the reconnection is driven by turbulence and is a multi-scale process, that is unrelated to the details of the microphysical processes (Lazarian et al., 2015). It is certainly the case, at least in numerical simulations of MHD turbulence, where the numerical diffusivity is often controlling the reconnection, that the MHD is far to be ideal. This process, in particular, induces an effective diffusion of the magnetic flux, that is therefore not fully frozen as one would expect if MHD was truly ideal.

4.1.1. Incompressible Magnetized Turbulence

For pure hydrodynamics, i.e., in the absence of magnetic field, the Kolmogorov dimensional scaling relation, appears to provide a good description (Kolmogorov, 1941). However, MHD flows are more complicated and in spite of intensive efforts, even the energy powerspectrum of MHD turbulence is still debated. The first model to predict a powerspectrum has been done by Iroshnikov (1963) and Kraichnan (1965) who infer v l ∝ l 1 / 4 and E ( k ) = k 2 P v ( k ) ∝ k - 3 / 2 . The power spectrum ه(k) ∝ k 𢄣/2 is therefore shallower than the Kolmogorov one. One of the fundamental assumptions of Iroshnikov (1963) and Kraichnan (1965) is that the eddies are isotropic. However, numerical and observational data suggest that in MHD turbulence the energy transfer occurs mainly in the field perpendicular direction (Biskamp, 2003).

An important step forward has been accomplished by Goldreich and Sridhar (1995). They proposed a theory in which anisotropy of the eddies is accounted for. As the energy cascade proceeds to smaller scales, turbulent eddies get more and more elongated in the direction of the magnetic field. They assume that the Alfvén time-scale and the non-linear cascade time-scale are comparable, kzالخامسأvk, while the cascade time in the direction perpendicular to the field leads to v ⊥ ∝ k ⊥ - 1 / 3 . The wave vector along the z-axis is thus expressed as k z ∝ k ⊥ 2 / 3 . The energy transfer time is therefore different from the Iroshnikov-Kraichnan estimate, and identical to the one obtained by Kolmogorov. One gets E ( k ⊥ ) ∝ k ⊥ - 5 / 3 . This issue has been further studied (e.g., Cho et al., 2002 Boldyrev, 2005 Lee et al., 2010 Beresnyak, 2011 Mason et al., 2012 Wan et al., 2012) and remains still debated. It is however clear from the numerous numerical simulations performed that the turbulence is very anisotropic (e.g., Grappin and Müller, 2010).

4.1.2. Compressible Magnetized Turbulence

Since molecular clouds are both magnetized and super-sonic (with typical Mach numbers on the order of 10), compressible magnetized turbulence has received considerable attention during the last two decades. Because of its simplicity many works have been assuming an isothermal equation of state. More recently 2-phase medium has also been considered.

One of the major question that has been under investigation when the importance of turbulence was established, was the origin of the turbulence in molecular clouds and more precisely how the observed turbulence could be maintained. Since turbulence is expected to decay in one crossing time, this would imply that either molecular clouds were young, either there was a source that was continuously rejuvenating the turbulent energy, either the turbulence was decaying slower than expected. Several works have been investigating the latter assumption (e.g., Mac Low et al., 1998 Ostriker et al., 2001 Birnboim et al., 2018). They conclude that while magnetic field introduces some delay compared to the hydrodynamical case, the decay still occurs too rapidly, that is to say in about one crossing time, to explain the high level of turbulence found in molecular clouds.

The second major reason to study turbulence is obviously to get a statistical description of the fluctuations arising in molecular clouds and this has been addressed in several studies (e.g., Mac Low et al., 1998 Padoan and Nordlund, 1999 Ostriker et al., 2001 Cho and Lazarian, 2003). In this respect, one of the most comprehensive set of simulations relevant for the MHD turbulence arising in the 2-phase interstellar medium has been performed by Kritsuk et al. (2017). Five runs are presented where the mean density (2 and 5 cm 𢄣 ), magnetic field (≃ 1, 3, and 10 μG) and root mean square velocity are varied. The total box size is 200 pc and a random forcing in the Fourier space is applied to sustain the turbulent motions. A cooling function relevant for the ISM is employed and it leads to the existence of WNM and CNM. Figure 4 displays the energies as a function of time, the magnetic field PDF, the powerspectra of kinetic and magnetic energies as well as the longitudinal structure function for run A (mean density is 5 cm 𢄣 , magnetic intensity of 10 μG and rms velocity about 16 km s 𢄡 ) of Kritsuk et al. (2017). As can be seen for this particular run the magnetic and kinetic energies are comparable. The PDF is broad and magnetic intensities larger than 100 μG are sometimes found. The energies present power spectra with exponent compatible with -3/2 although the inertial range is probably not extended enough to make this value well determined. Interestingly, we note that the structure function is stiffer in the CNM than in the WNM. Clearly this is because the former is highly supersonic while the latter is nearly transsonic. Let us also stress that the anisotropic nature of the MHD turbulence, which present elongated structures along the magnetic field as inferred in the incompressible case, is still present in the compressible case as shown for example by Vestuto et al. (2003) or Beresnyak et al. (2005).

الشكل 4. Results of simulations of ISM magnetized turbulence performed by Kritsuk et al. (2017). (Top-left panel) Shows the total, kinetic, magnetic and internal energies as a function of time. (Top-right panel) Displays the magnetic field PDF in the warm, unstable and cold phases. (Bottom-left panel) Portrays the powerspectra of the kinetic, magnetic and total energies while (bottom-right panel) shows the structure functions of the velocity in the various phases of the ISM.

Due to its very non-linear nature, the description presented in most works is essentially numerical however some recent theoretical progress have been accomplished for the understanding of how the cascade proceeds in a magnetized, compressible, self-gravitating and isothermal gas by Banerjee and Kritsuk (2017) and Banerjee and Kritsuk (2018) following the work of Galtier and Banerjee (2011). In this work a complete expression of the total energy transfer is obtained as mixed second-order structure functions (see Equation 33 of Banerjee and Kritsuk, 2018). The contributions of pure kinetic, magnetic, gravitational and thermodynamic terms are clearly identified and will allow future works to clarify their respective roles and importance.

4.1.3. How Magnetic Field Affects the Density PDF

The density PDF is a key quantity in the ISM, particularly for the star formation process. Several models aiming at providing explanations for the two most fundamental problems of star formation, namely the initial mass function of stars (Padoan et al., 1997 Hennebelle and Chabrier, 2008) and the star formation rate (Padoan and Nordlund, 2011 Hennebelle and Falgarone, 2012 Federrath and Banerjee, 2015) directly depend on the density PDF.

The density of cold and weakly self-gravitating molecular gas has been found to present a lognormal distribution. It is likely the result of random shocks induced by the compressible turbulence and the multiplicative nature of the density variable leading, to a Gaussian distribution of logρ. A useful calculation has been inferred by Hopkins (2013), who derived a log-Poisson distribution for the density, using intermittent models developed in the context of incompressible turbulence. The mathematical expression of the density distribution presents a free parameter that controls the degree of intermittency and the deviation from the lognormal distribution. Hopkins (2013) compared this expression with PDF from numerical simulations and obtain very good agreement. This is particularly interesting for the high Mach number runs in which important deviations from the lognormal behavior are observed. Another important aspect regarding the cold and non-self-gravitating gas is the cooling or more precisely the effective equation of state, that is to say the pressure vs. density relation. In most of the studies the isothermal assumption has been made. However powerlaws instead of lognormal have been inferred for polytropic flows. Federrath and Banerjee (2015) carried out a set of calculations for polytropic flows, i.e., following صρ Γ for Γ = 0.7, 1 and 5/3. They inferred modest differences between Γ = 0.7 and 1 that do not strongly deviate from lognormal distribution. On the other hand, significant deviations were obtained for Γ = 5/3 in particular the low density part of the PDF is better described by a powerlaw.

The effect of the magnetic field on the density PDF has also been studied in the isothermal case (e.g., Ostriker et al., 2001 Lemaster and Stone, 2008) and in two-phase flows (e.g., Hennebelle et al., 2008 Kritsuk et al., 2018). It has generally been found that magnetic field has a limited impact. This agrees with the conclusion that the gas which is not self-gravitating tends to flow along magnetic field lines. Molina et al. (2012) carried out isothermal simulations with various Mach numbers. They inferred that in the transsonic and subsonic flows, the density PDF of magnetized and pure hydrodynamical cases are very similar. They report however significant differences for supersonic flows. An analytic expression which is an extension of the lognormal distribution has been proposed. From their Figure 1, it appears that the difference between hydrodynamical and magnetized runs are important only for the low density gas while the PDF at high densities are almost identical.

4.2 The Influence of the Ion-Neutral Drift on MHD Turbulence

As discussed in section 2.2 the ion-neutral friction is an important source of energy dissipation in the interstellar medium and particularly within molecular clouds. Likely enough this should have an impact on the development of turbulence and presumably modifies the fluctuations at small scales. Here we describe the various efforts that have been undertaken to investigate this aspect. We first describe the effects of the ion-neutral friction on MHD waves and then discuss the numerical simulations, which have been performed and the conclusions.

4.2.1. How Ion-Neutral Drift Affects Wave Propagation

The impact of ion-neutral friction on the propagation of MHD waves has been first investigated by Kulsrud and Pearce (1969) considering a fluid of ions and a fluid of neutrals (see e.g., Lequeux, 2005, for a more recent and complete discussion). Although they restrict the discussion to Alfvén waves only, the dispersion relation obtained is of the third order making a complete discussion a little tedious. They found that there are several wavelength domains to be considered.

In the long wavelength limit, the ions and the neutrals are well coupled because the dynamical time is short with respect to the ion-neutral friction time. In this limit the strong coupling approximation can be used and the dispersion relation is

where k is the wavenumber and الخامسأ is the Alfvén speed of the neutrals (i.e., V A = B / 4 π ρ ). The waves propagate at the Alfvén speed of the neutrals. They dissipate in a time scale that is proportional to k 2 ∝ λ 𢄢 , where λ is the wavelength. إذا k > 2γadρأنا/الخامسأ, the waves do not propagate any more. This is because the friction is too intense.

In the short wavelength limit (which is not described by Equation 25), the waves propagate at the Alfvén speed of the ions, which for typical molecular cloud conditions, is roughly thousand times the Alfvén speed of the neutral (because typical ionization is on the order of 10 𢄧 ). This is because in this limit the wave frequency is shorter than the ion-neutral friction time, thus the neutrals cannot follow the ions. The dissipation time, in this regime is independent of λ.

Balsara (1996) has been performing a complete analysis by solving for all modes and also by solving for the strong coupling approximation. He concluded that the slow MHD modes are less affected by the dissipation induced by the ion-neutral friction, particularly when the propagation of the waves is along the field lines. He also found that in the long wavelength limit, the strong coupling approximation is very accurate and can be employed.

4.2.2. Turbulence With Ion-Neutral Drift

From these analytical results, it is clear that ion-neutral friction leads to wave damping and should therefore affect the turbulent cascade. To quantify the scale at which this may happen it is usual to infer the scale at which the Reynolds number, in which the viscosity is taken to be the ion-neutral friction, is about 1 (see section 6.2.3). This scales is called لad أو لdiss, depending on the authors.

One of the first simulations, that have been performed, are the ones by Oishi and Mac Low (2006) using the strong coupling approximation. They conclude that contrary to the simple analytical estimate, the simulations do not reveal a clear sign of a specific smoothing or dissipative scale. Other simulations like the ones performed by Li et al. (2008), Downes and O'Sullivan (2011), and Ntormousi et al. (2016) found that ion-neutral friction affects the turbulent fluctuations at a scale below the ambipolar diffusion one leading to a smoother structure. Left-panel of Figure 5 displays the velocity powerspectra of ideal MHD simulations at various resolution and of simulations that include the ion-neutral friction for the same numerical resolutions and for various minimum timesteps allowed (in these calculation an explicit scheme is employed and the smallest timesteps is enforced by raising the ionization if needed). Clearly the powerspectra with ion-neutral friction present sign of dissipation at a scale that is about لad although numerical convergence could not be obtained.

Figure 5. (Left panel) Compensated velocity powerspectra for the decaying MHD simulations with ambipolar diffusion (from Ntormousi et al., 2016). The various runs include ideal MHD with 512 3 (l9) and 1024 3 (l10) resolution and a series of runs with ambipolar diffusion with the same two resolutions and various values of the minimum timesteps allowed. The powerspectra present major deviation from the ideal MHD runs at scales smaller than the ambipolar diffusion one. (Right panel) Distribution of filament width in MHD simulations with and without ambipolar diffusion. The solid lines are for a resolution of 512 3 while the dashed ones correspond to 1024 3 . Reproduced from Ntormousi et al. (2016) with permission of Aɪ.

Burkhart et al. (2015) presented three calculations with various Alfvénic and sonic Mach numbers using the heavy ions approximation. They computed structure functions and compare the results with the prediction made by Goldreich and Sridhar (1995). They also performed mode decomposition as described by Cho and Lazarian (2003), that is to say identifying the Alfvén, fast and slow modes. Part of their results are displayed in Figure 6. While the super-Alfvénic simulation present structure functions compatible with the prediction of Goldreich and Sridhar (1995), even below the ambipolar diffusion scale, لad, the Alfvén waves component of the sub-Alfvénic simulation shows clear sign of decay below لad.

Figure 6. Structure function in MHD turbulence with ion-neutral friction from Burkhart et al. (2015). (Left panel) Show the structure function for the ions while the right panels display the structure functions for the neutrals. The first and second rows are for a supersonic and super Alfvénic simulation while the third row is for a sub-Alfvénic one. For the second and third panel mode decomposition has been performed and only the Alfvén modes are shown. As can be seen from third row, they are strongly damped in the sub-Alfvévic case why they roughly follow the expected scaling from ideal MHD theory in the super-Alfvénic one. Reproduced from Burkhart et al. (2015) with permission of ApJ.

Clearly the nature of MHD turbulence in the presence of ion-neutral friction is not well understood and requires further investigation.


محتويات

Within the Milky Way, molecular gas clouds account for less than one percent of the volume of the interstellar medium (ISM), yet it is also the densest part of the medium, comprising roughly half of the total gas mass interior to the Sun's galactic orbit. The bulk of the molecular gas is contained in a ring between 3.5 and 7.5 kiloparsecs (11,000 and 24,000 light-years) from the center of the Milky Way (the Sun is about 8.5 kiloparsecs from the center). [2] Large scale CO maps of the galaxy show that the position of this gas correlates with the spiral arms of the galaxy. [3] That molecular gas occurs predominantly in the spiral arms suggests that molecular clouds must form and dissociate on a timescale shorter than 10 million years—the time it takes for material to pass through the arm region. [4]

Vertically to the plane of the galaxy, the molecular gas inhabits the narrow midplane of the galactic disc with a characteristic scale height, ض, of approximately 50 to 75 parsecs, much thinner than the warm atomic (ض from 130 to 400 parsecs) and warm ionized (ض around 1000 parsecs) gaseous components of the ISM. [6] The exception to the ionized-gas distribution are H II regions, which are bubbles of hot ionized gas created in molecular clouds by the intense radiation given off by young massive stars and as such they have approximately the same vertical distribution as the molecular gas.

This distribution of molecular gas is averaged out over large distances however, the small scale distribution of the gas is highly irregular with most of it concentrated in discrete clouds and cloud complexes. [2]


Publisher’s note: Springer Nature remains neutral with regard to jurisdictional claims in published maps and institutional affiliations.

Supplementary Information

Supplementary Figures 1–5, Supplementary Video captions 1–6, Supplementary discussion

Supplementary Video 1

Full cloud visualization of the column density and cluster movement for the solar metallicity (ضʘ) simulation

Supplementary Video 2

Zoomin of the central 35 pc region showing only the clusters that merge to the young massive cluster (1 ضʘ simulation)

Supplementary Video 3

Full cloud visualization of the column density and cluster movement for the 0.1 ضʘ simulation

Supplementary Video 4

Zoom-in of the central 35 pc region showing only the clusters that merge to the young massive cluster (0.1 ضʘ simulation)

Supplementary Video 5

The density and gas flow rate of a 5 pc spherical region centered on the 1 ضʘ young massive cluster

Supplementary Video 6

The density and gas flow rate of a 5 pc spherical region centered on the 0.1 ضʘ young massive cluster


شاهد الفيديو: من المجهري إلى العياني03 العلاة بين الكتلة و كمية المادةالأولى ثانوي2020-2021 (شهر اكتوبر 2021).