مُلخَّص

الضغط الثابت للغاز الساخن الذي يملأ العناقيد والمجموعات من المجرات يمكن أن يؤثر بشكل كبير على الكثافة الحجمية وسمك أقراص الغاز في المجرات. بالاشتراك مع الضغط الديناميكي، يسمح الضغط الثابت بتفسير العديد من الخصائص الغريبة الملحوظة للمجرات الحلزونية المحاطة بوسط ساخن.

المقدمة

\(b=1.45b\)

الغاز بين النجوم في أقراص المجرات غير متجانس في الكثافة. ومع ذلك، نظراً لأن المناطق الأكثر كثافة عادة ما تكون أبرد، فإن تقلبات الضغط أصغر بكثير من تقلبات الكثافة ويمكننا الحديث عن قيم توازن مميزة للضغوط \(P\) عند مسافة معينة من مركز المجرة \(r\).

في جوار الشمس، يعود الضغط في وسط النجوم البيني (معبرًا عنه بثابت بولتزمان \(k\)) بشكل أساسي إلى الحركات المضطربة للغاز وهو \(\simeq\ 2\cdot 10^{4}\)K\(\cdot\)cm\(\!^{-3}\) (كوكس 2005)، أي \(\log P/k\approx 4.3\). ونظراً لأن ضغط الغاز يتحدد بشكل أساسي بكثافته المتوسطة، فإنه يقل مع زيادة المسافة من مركز المجرة. وفقاً لحسابات ضغط التوازن لقرص الغاز في مستوى قرص النجوم لنماذج ذاتية التناسق لعدة مجرات حلزونية قريبة، بما في ذلك مجرتنا (كاسباروفا وزاسوف 2008)، فإن لوغاريتم ضغط الغاز \(P/k\) في نظام الوحدات المختار هو \(4-5\) عند \(r=(0.2-0.3)\, R_{25}\) و \(3.5-4\) عند \(r = (0.7-0.8)\,R_{25}\)، حيث \( R_{25}\) هو نصف قطر التصوير الضوئي للمجرة. في المسافات الأكبر من مركز المجرة، يتوسع قرص الغاز بسرعة وينخفض الضغط بشكل حاد. الضغط منخفض بشكل خاص في المجرات ذات السطوع المنخفض، حيث أن كثافة حجم الغاز أقل بمرتبة من تلك في المجرات الحلزونية العادية. ومع ذلك، فإن تكوين النجوم، رغم بطئه، لا يزال مستمراً حتى هناك.

إذا كانت المجرة ضمن عنقود، فإن وسطها النجمي البيني يتأثر بغاز بين المجرات الساخن. بالنسبة لمجرة تتحرك بسرعة وبتوجيه مناسب لقرصها بالنسبة لمتجه سرعتها، يجب أن يظهر الضغط الديناميكي (ضغط الصدمة) للغاز، والذي يتناسب مع \(n_e V_c^2\)، حيث \(n_e\) هو كثافة عدد الإلكترونات للغاز الخارجي و\(V_c\) هو السرعة النسبية للمجرة. يقوم ضغط الصدمة بكنس الغاز الرقيق (\(HI\)) من المناطق الخارجية للمجرات، مما ينتج عنه تماثل في توزيع \(HI\)، ويقلل من نصف قطر المنطقة التي يشغلها الغاز في المجرات التي تعاني من نقص \(HI\) (انظر، على سبيل المثال، سكوديجيو وجافازي 1993; كآيات وآخرون 1994؛ والمراجع الواردة فيه). من الصعب جداً كنس الغاز من المناطق الداخلية للمجرات الضخمة، حيث يكون قرص النجوم أكثر كثافة والبئر الجاذبي الذي ينتجه حقل الجاذبية للمجرة أعمق بكثير.

ومع ذلك، يمكن أن يكون ضغط الغاز المحيط عند درجة حرارة عالية جداً مهماً حتى لمجرة تتحرك ببطء في وسط الغاز الساخن. ونظراً لأن الغاز الساخن يملأ العنقود بأكمله، فإن سرعة الصوت \(c\approx (P/\rho)^{1/2}\) له قريبة من متوسط الجذر التربيعي لسرعة المجرات. لذلك، فإن الضغط الثابت للغاز بين المجرات \(P=2 n_ekT\) بسبب مكونات الإلكترون والأيون قريب من الضغط الديناميكي المتوسط. وعلى عكس الأخير، يعمل الضغط الثابت بشكل مستقل عن سرعة المجرة بالنسبة للوسط أو توجيه قرصها؛ ويظهر في جميع المسافات المجرية.

تظهر التقديرات المتاحة لدرجة الحرارة والكثافة للوسط بين المجرات في أنظمة المجرات أن الضغط الثابت \(P\) للغاز الساخن عموماً مماثل للضغط المقدر للغاز بين النجوم في أقراص المجرات، وبالتالي، يمكن أن يؤثر بشكل كبير على تطور الغاز داخل المجرة. بالفعل، تتراوح درجات الحرارة المميزة للغاز بين المجرات الساخن من عدة keV (أكثر من \(10^7\) K) في العناقيد الصغيرة إلى 10 keV (أكثر من \(10^8\)K) في عناقيد مثل كوما (انظر، على سبيل المثال، ارنود وايفرارد 1999; فينوجوينوف وآخرون 2001). في العناقيد الغنية، تقل كثافة الغاز مع البعد عن مركز العنقود وفقاً لقانون يُقرب عادة بالصيغـة \[\label{Eq-concentr} n(R) = n_0 \, \left[ 1 + \left( \frac{R}{R_c} \right)^2 \right]^{-3\beta/2} \,,\] حيث يعتمد المعامل \(\beta \simeq 0.4 - 0.7\) على البنية الداخلية للعنقود. نصف قطر النواة \(R_c\) عادة ما يكون عدة عشرات من kpc للعناقيد الصغيرة وعدة مئات من kpc للأنظمة الأكبر (انظر، على سبيل المثال، ارنود وايفرارد 1999). على مسافة \((1- 2)\cdot R_c\)، كثافة عدد الإلكترونات هي \(n_e\simeq 10^{-2} - 10^{-3}\)cm\(^{-3}\). بالفعل، في عناقيد غنية مثل كوما، A 1795، و A 3112، \(\log~P/k\gee 5\) ضمن عدة مئات من kpc من المركز (نيفالاينن وآخرون 2003). في عنقود العذراء، كثافة الجسيمات على مسافة 100–200 kpc من المركز عند درجة حرارة \(T\approx 3\) keV هي \(10^{-3}\)cm\(\!^{-3}\) (نولسن وبوهرينجر 1995)، والتي تتوافق مع \(\log P/k \gee 4.5\). حتى عند \(n_e\sim 10^{-4}\)، والذي هو الأكثر تميزاً للعنقود ككل، نحصل على \(\log~P/k \gee 3.5-4\) لعناقيد مثل العذراء. هذه القيمة تتجاوز الضغط المتوقع للغاز بين النجوم في المناطق الخارجية للمجرات الحلزونية. في العناقيد الصغيرة التي تحتوي على غاز الأشعة السينية، الضغط من نفس الرتبة كما هو الحال في الكبيرة: \(kT \approx 1.5\) keV، \(n_e\approx 10^{-3}\)cm\({\!}^{-3}\) (داهلم وثيرينج 2000).

المنطق نفسه ينطبق أيضاً على المجرات في المجموعات، إذا كانت الأخيرة مملوءة بغاز ينبعث منه الأشعة السينية. في هذه الحالة، يتم تعويض درجة الحرارة الأقل قليلاً للغاز الساخن (\(\sim \) 1 keV) بكثافة عدد الجسيمات الأعلى. وجود عجز \(HI\) في المجرات من هذه المجموعات على الرغم من انخفاض تشتت السرعة النسبية لها، وهذا العجز أكثر أهمية من ذلك في المجموعات الخافتة للأشعة السينية (سينغوبتا وآخرون، 2007).

وبالتالي، في أنظمة مختلفة الأحجام، يمكن أن يتجاوز الضغط على قرص الغاز الضغط الداخلي للغاز بين النجوم الذي كان سيوجد في غياب تأثير خارجي. نتيجة لذلك، يجب أن يكون ضغط الغاز بين النجوم في المجرات، وخاصة في المناطق المركزية للعناقيد، في المتوسط أعلى وسمك قرص الغاز \(2h\) يجب أن يكون أصغر من تلك الموجودة في المجرات التي لا تخضع لأي ضغط خارجي. كلما كانت كثافة الغاز في مجرة أقل، كان تأثير الضغط الثابت أقوى. تمت مناقشة هذا السؤال على مستوى نوعي سابقاً (زاسوف 1987).

الضغط في قرص الغاز في وجود وسط بين المجرات

لنأخذ في الاعتبار زيادة ضغط الغاز في مستوى المجرة كمياً، من حيث النماذج التوازنية البسيطة. دعونا نكتب معادلة التوازن الهيدروستاتيكي للغاز في حقل الجاذبية لقرص النجوم، \[\label{Eq-hydro-stat-equil} \frac{dP}{dz} = - \varrho(z)\,g(z) = - \frac{\mu}{{\cal R}}\,\frac{P(z)}{T(z)}\, g(z) \,.\] يمكن التعبير عن التسارع \(g(z)\) من حيث تردد الذبذبات العمودية \(\Omega_z\): \(g(z)=z\,\Omega_z^2 /(1+|z|/\Delta)\)، حيث \(\Delta\) هو ارتفاع النطاق العمودي لقرص النجوم. تصف هذه الصيغة زيادة خطية في \(g(z)\) عند \(z\) صغير مع بلوغ قيمتها الثابتة عند ارتفاعات كبيرة \(|z| \gg \Delta\). إذا اقتصرنا على

الحل

إذا اعتبرنا التقريبات \(g\propto z\) و \(T=T_0=\textrm{const}\)، فإن الحل \(P=P_0\exp(-z^2/2h_0^2)\) يتبع من ([Eq-hydro-stat-equil])، حيث لدينا \(h_0^2={\cal R}T_0/\mu\Omega_z^2\)، لارتفاع القياس العمودي \(h_0\) لقرص غازي متساوي الحرارة.

سننظر في الغاز الساخن الذي يحيط بالقرص كغلاف جوي بضغط معين \(P_a\) ودرجة حرارة \(T_a\). لتكن درجة الحرارة \(T=T_0=\textrm{const}\) في القرص وتظل ثابتة على ارتفاعات أكبر في الغلاف الجوي، مع \(T(z\gg h_0)=T_a \gg T_0\)، بحيث تنتقل درجة الحرارة من \(T_0\) إلى \(T_a\) في منطقة ما عند \(z>h_0\). يوضح الشكل [Fig-p(z)] ملامح الضغط على طول \(z\) التي تم الحصول عليها من خلال التكامل العددي لـ([Eq-hydro-stat-equil]) لمختلف تبعيات درجة الحرارة \(T(z)\) على الإحداثي العمودي. كما نرى من الشكل، لزيادة حادة في درجة الحرارة عند ارتفاع \(z\sim (2-3) \, h_0\)، يتوقف ملف الضغط عن الانخفاض مع الارتفاع، ويصل إلى هضبة \(P=P_a\).

يمكن تمثيل متوسط ضغط الغاز في قرص المجرة كما يلي: \[\label{Eq-balance-simple} {\langle {P}\rangle} = {P_a} + \langle \varrho\rangle\, g h = {P_a} + \langle \varrho\rangle\, \Omega_z^2 h^2 \,,\] حيث \(h\) هو ارتفاع قياس الغاز في وجود الغلاف الجوي، ويفترض أن التسارع “العمودي” داخل \(h\) بسبب جاذبية قرص النجوم هو \(g=\Omega_z^2 h\)، وتشير الأقواس \(\langle ... \rangle\) إلى متوسط على إحداثي \(z\). لنعيّن \(\langle \varrho\rangle = k_1\varrho_0\) و \(\langle {P}\rangle = k_2{\cal P}_0\)، حيث تشير اللاحقة “0” إلى الكميات في مستوى القرص \(z=0\) ويتم تحديد معاملات \(k_{1,2}\) بواسطة نمط ملامح الكثافة العمودية والضغط (\(0<k_{1,2}<1\)).

لنفترض أن كثافة حجم الغاز هي \(\varrho_1\) في غياب الغلاف الجوي الخارجي و\(\varrho_2\) في وجوده والقيم المميزة لوصف سمك قرص الغاز هي \(H\) و\(h\). من الواضح، \(H=h=h_0\) و\(h < H\) لنموذج متساوي الحرارة بدون ومع الغلاف الجوي، على التوالي.

نفترض أنه في المناطق التي لم يتم فيها إزاحة الغاز من القرص بواسطة ضغط الصدمة، يتم الحفاظ على كثافة سطح الغاز أثناء الضغط، وبالنظر إلى الحفاظ على الكتلة في القرص، يمكننا كتابة

\[H\varrho_{01} = h\varrho_{02}\].

مع مراعاة العلاقة الأخيرة والاقتصار على قانون بوليتروبي بمؤشر بوليتروبي \(n\)، يمكننا كتابة

\[\label{Eq-politrop} {\cal P}_0 = P_0\, \left(\frac{H}{h}\right)^n \,,\]

حيث \({\cal P}_0\) هو ضغط الغاز المتوسط في المستوى في غياب الغلاف الجوي.

بإستبدال ([Eq-politrop]) في ([Eq-balance-simple])، يمكن الحصول على \[\label{Eq-x-delta} x^{n-1} + \frac{\delta}{k_1}\, x^n - \frac{k_2}{k_1} = 0 \,,\] حيث \(x=h/H\) و\(\delta = P_a / P_0\). لـ\(n=2\)، نجد لنسبة ارتفاعات القياس العمودي في وجود وغياب الغلاف الجوي: \[\label{Eq-x(delta)-n=1} x = \frac{h}{H} = \frac{1}{2}\left( \sqrt{4\frac{k_2}{\delta}+ \frac{k_1^2}{\delta^2} } - \frac{k_1}{\delta} \right) \,.\] لـ\(\delta = 0\) (لا يوجد غلاف جوي ساخن)، سنضع \(k_1=k_2\) لتلبية شرط \(x=1\). في الحالة الأخرى القصوى، تحدث النهاية \(x\propto 1/\sqrt{\delta}\) لفارق ضغط كبير (انظر الشكل [Fig-x(delta)]a). تبدو النماذج التي تحتوي على قيمة أقل للمؤشر \(n\) أكثر واقعية. كمثال، يوضح الشكل [Fig-x(delta)]b النسب \(H/h\) كدالة لـ\(\delta\) لـ\(n=1.4\). نرى أن سمك القرص يقل بشكل ملحوظ مع انخفاض \(n\).

وبالتالي، مع زيادة الضغط الثابت الخارجي من الغاز الساخن بين المجرات، يمكن أن ينخفض سمك قرص الغاز داخل المجرة بشكل كبير؛ ويتم تحديد معامل التناسب بين \(H\) و\(h\) بواسطة معادلة حالة الغاز وبواسطة نمط ملف الكثافة العمودية (والضغط)، والذي، بدوره، يعتمد على النموذج الديناميكي الحراري المختار للغاز. على سبيل المثال، كما يتضح من الشكل [Fig-x(delta)]، عند ضغط خارجي يساوي الضغط غير المضطرب في مستوى القرص، ينخفض سمكه وبالتالي تزداد كثافة حجم الغاز بمعامل من \(1.5-4\). إذا، مع ذلك، تجاوز ضغط الغلاف الجوي \(P_a\) الضغط \(P_0\)، على سبيل المثال، بمعامل 4، فإن سمك القرص يتغير بمعامل من \(2.5-10\)؛ وتشير القيم الأدنى من الكميات المذكورة أعلاه إلى نموذج غير واقعي بوضوح مع توزيع كثافة موحد في ارتفاع القرص. لاحظ، مع ذلك، أن وجود حقل مغناطيسي في الوسط بين النجوم، الذي ضغطه في البداية مماثل لضغط الغاز بين النجوم، سيقلل قليلاً من نسبة ضغط الغاز، حيث في حالة الحفاظ على التدفق المغناطيسي، يزداد الضغط المغناطيسي الذي يعارض الضغط كما \((H/h)^2\). في الحالة القصوى، إذا كان ضغط الغاز بين النجوم تحت ضغط قوي منخفض مقارنة بضغط الحقل المغناطيسي، فإن قوة الحقل هي \(B=\sqrt{8\pi P_a}\). لاحظ أن الحقل المغناطيسي يمكن أن يقلل أيضاً بشكل كبير من التوصيل الحراري عند الواجهة بين الوسطين، مما يعزل الغاز البارد داخل المجرة عن البيئة الساخنة. ينطبق هذا ليس فقط على أقراص الغاز للمجرات في العناقيد، ولكن أيضاً على هالات الغاز للمجرات، التي تتقلص، ولكن “تبقى”، على الرغم من أنها محاطة بوسط أكثر سخونة (انظر، على سبيل المثال، Sun et al. (2007); Vikhlinin et al. (2001)).

الضغط الثابت وتأثيره على الأقراص الغازية

وهكذا، قد يُتوقع أن يكون الضغط الثابت للبيئة في تجمعات ومجموعات المجرات قادراً على زيادة كثافة الوسط بين النجمي الذي لم يتم اكتساحه بواسطة الضغط الديناميكي للغاز بين المجرات بعدة مرات. نتيجة لذلك، ينبغي أن تكون أقراص الغاز في هذه الحالة، في المتوسط، أكثر نحافة، بينما ينبغي أن تكون كثافة حجم منتصف القرص الغازي أعلى عند كثافة عمودية ثابتة. بدوره، هذا يعني زيادة كبيرة في معدلات تكوين النجوم لكل وحدة كتلة غاز ونفاد أسرع للغاز في القرص بأكمله.

المناقشة

الضغط الثابت للغاز هو الآلية الأكثر شمولية لتأثير الوسط المحيط على المجرة، حيث يؤثر على طبقة الغاز في جميع الحالات التي تحيط فيها المجرة بوسط ساخن. فيما يلي نناقش بعض البيانات التي تدعم الافتراض بأن قرص الغاز يتم ضغطه بواسطة ضغط خارجي في العديد من المجرات، خاصة إذا كانت تقع في المناطق الداخلية للعناقيد، على الرغم من أن الحجج المقدمة تظل غير مباشرة. لذلك، في كل حالة محددة، لا يمكننا استبعاد تأثير عوامل أخرى أيضاً. على وجه الخصوص، تظهر الحسابات الهيدروديناميكية أن ضغط الصدمة القوي قد يؤثر على معدل تكوين النجوم ليس فقط في الأطراف، ولكن أيضاً في الأجزاء الداخلية لمجرة (Kronberger et al., 2008). من الواضح أنه في الحالة العامة يجب اعتبار كل من الضغوط الديناميكية والثابتة كعملية واحدة. لاحظ، مع ذلك، أن كفاءة ضغط الصدمة على عكس الضغط الثابت تتناسب مع \(\rho_{gas} V_c^2\)، وبالتالي ليست فعالة جداً إذا كانت سرعة \(V_c\) لمجرة أقل من متوسط تشتت السرعة للمجرات في عنقود.

(١) العديد من المجرات الحلزونية في العناقيد، بما في ذلك تلك التي تعاني من نقص \(HI\)، تتميز فعلياً بمعدلات عالية لتكوين النجوم لكل وحدة كتلة غاز، أي بمقياس زمني قصير لنفاد الغاز: يكون تكوين النجوم نشطاً على الرغم من عجز \(HI\)، وهو ما يدل على كفاءة عالية في تكوين النجوم (Zasov 1987; Scodeggio and Gavazzi 1993; Kennicutt et al. 1984).

تجدر الإشارة إلى أن معدلات تكوين النجوم مرتبطة إحصائياً بكثافة الغاز الحجمية: \(SFR\sim \rho_{gas}^n\) حيث \(n\approx 1-2\) (قانون شميدت؛ انظر Abramova and Zasov, 2008 للمناقشة). لذلك، حتى زيادة مضاعفة في كثافة الغاز تسرع من استهلاك الغاز في تكوين النجوم بمعامل \(2-4\). بالنسبة للمجرات الحلزونية، فإن مقياس الزمن لنفاد الغاز \(T_g= M_{gas}/SFR\) يكون عادة عدة مليارات من السنين (Kennicutt 1998, Wong and Blitz 2002; Zasov and Abramova 2006). مقياس الزمن الديناميكي الذي تعبر فيه المجرة أكثر مناطق العنقود كثافة هو من نفس الرتبة. لذلك، يمكن أن تكون زيادة في كثافة الغاز والانخفاض المقابل في \(T_g\) نتيجة لضغط طبقة الغاز عاملاً مهماً في تطور محتوى الغاز لمجرات العنقود. يجب أن يسهل انخفاض كثافة الغاز في مناطق القرص الخارجية عملية التقاط بقايا الوسط بين النجوم بواسطة تدفق الغاز بين المجرات.

بالاقتران مع الضغط الديناميكي وعملية الاندماج الطفيف للمجرات، يسمح لنا الضغط الثابت بتفسير وجود عدد كبير من المجرات القرصية ذات المحتوى المنخفض من الغاز بين النجوم (مجرات S0-) في المناطق الداخلية للعناقيد.

(٢) تتميز المجرات التي تعاني من نقص \(HI\) في العناقيد بمحتوى أعلى (في المتوسط) من الغاز الجزيئي مقارنة بالذري (Kenney and Young 1988, 1989)؛ وهذا لا يمكن دائماً تفسيره بالتقاط \(HI\) من المناطق الطرفية للمجرات وتركيز عالٍ من \(H_2\) نحو المركز. في الواقع، يظهر مثال المجرات الحلزونية في المنطقة الداخلية لعنقود العذراء أن نسبة غير عادية عالية من الغاز الجزيئي تلاحظ حتى في منطقة القرص الداخلية، حيث يتم الاحتفاظ بـ \(HI\)، على الرغم من أنه يمكن التقاطه من أطراف القرص (Nakanishi et al. 2006). في الورقة المذكورة أعلاه، اقترح أن الضغط الخارجي يلعب دوراً محتملاً في زيادة كمية الغاز الجزيئي. يجب أن يساهم ضغط الغاز فعلياً في تحويل الغاز الذري إلى الجزيئي، حيث، كما تظهر تحليلات البيانات المرصودة المتاحة، فإن محتوى الأخير يرتبط ارتباطاً وثيقاً بالضغط في منتصف قرص القرص (Kasparova and Zasov 2008; Blitz and Rosolowski 2006 والمراجع الواردة فيها). ومع ذلك، فإن هذا التأثير يصعب حتى الآن اختباره كمياً.

(٣) يظهر مثال المجرات التي تعاني من نقص \(HI\) في عنقود العذراء أنه في بعض الحالات، يرتبط انخفاض الكمية الإجمالية للغاز الذري في المجرة ليس بقدر كبير بتقليص المنطقة التي يشغلها، وهو أمر طبيعي أن يرتبط بضغط الصدمة، بقدر ما يرتبط بانخفاض في كثافة سطح \(HI\) على مدى القرص بأكمله (Cayatte et al. 1994). يمكن أن يكون الأخير نتيجة لضغط الغاز ونفاده الأسرع.

(٤) يتوافق تعزيز المجال المغناطيسي المتوقع عندما يتم ضغط قرص الغاز في مجرة جيداً مع حقيقة أنه، كما لوحظ من قبل عدة مؤلفين، تتميز نسبة كبيرة من المجرات الحلزونية في العناقيد بشدة أعلى للإشعاع السنكروتروني القادم من القرص مقارنة بتلك الموجودة خارج العناقيد (انظر Scodeggio and Gavazzi (1993), Reddy and Yin (2004) والمراجع الواردة فيها).

(٥) يجب أن يكون دور الضغط الثابت أكثر أهمية بالنسبة للمجرات الموجودة في المنطقة الداخلية لعنقود مليء بغاز ينبعث منه الأشعة السينية ولها سرعات منخفضة بالنسبة له، وهو ما يحدث إذا لم تبتعد المجرات كثيراً عن مركز العنقود. في هذا الصدد، تستحق ملاحظات \(HI\) في عنقود بيغاسوس الأول اهتماماً خاصاً. تم العثور على عجز \(HI\) صغير ولكن يمكن اكتشافه بثقة للمجرات في الجزء المركزي من هذا العنقود (Levy et al. 2007). ونظراً لأن لديهم تشتت سرعة منخفض جداً، فإن قيمة \(n_e V_c^2\)، التي تميز الضغط الديناميكي، أقل بأكثر من رتبتين من القيمة في عنقود كوما أو العذراء. نتيجة لذلك، لا يمكن ربط عجز \(HI\) بحركة المجرات في وسط غازي بطريقة تقليدية. تقدر كثافة عدد الإلكترونات المتوسطة \(<n_e>\) في عنقود، المحسوبة لنموذج كرة متجانسة مملوءة بغاز ساخن بـ \(T = (0.6-3)\cdot 10^7\)K بحوالي \(2\cdot 10^{-4}\)cm\(^{-3}\) (Canizares et al. 1986). هذه القيمة تقريباً مساوية للحد الأدنى لكثافة الجسيمات ضمن 16 دقيقة قوسية (360 كيلومتر) من المجرة المركزية للعنقود، NGC 7619، المستمدة من قياسات ROSAT (Trinchieri et al. 1997). عند \(T\approx 1-2\)keV، فإن الضغط الغازي المقابل هو \(P\approx (4-8)\cdot 10^3\)K\(\cdot\)cm\(^{-3}\). هذا الضغط الثابت، على الرغم من أنه منخفض، إلا أنه لا يزال قابلاً للمقارنة مع ضغط الغاز بين النجوم في المناطق الخارجية لأقراص المجرات (انظر المقدمة)؛ وهو يتجاوز الضغط الديناميكي على المجرات في الجزء المركزي من العنقود، والذي، استناداً إلى التقدير \(n_e V^2 =12(km/s)^2cm^{-3}\) (Levy et al. 2007)، هو \(\simeq 1.5\cdot 10^3\)K\(\cdot\)cm\(^{-3}\)، بعدة مرات. لذلك، في هذه الحالة، يمكن أن يكون الضغط الثابت للغاز أكثر أهمية.

يمكن أن يمارس الضغط الثابت الخارجي على قرص الغاز لمجرة ليس فقط بواسطة الغاز بين المجرات، ولكن أيضاً بواسطة الغاز داخل المجرة الموجود في النتوء أو الهالة الداخلية، إذا كان الغاز يتمتع بكثافة عالية نسبياً، \(\sim 10^{-2} - 10^{-3}\)cm\(\!^{-3}\)، عند درجة حرارة الحالة العذرية لعدة ملايين من الدرجات. التقديرات المتاحة لكثافة الغاز الساخن ودرجة الحرارة في النتوءات والهالات للمجرات استناداً إلى انبعاثات الأشعة السينية الناعمة لها قليلة حتى الآن.

ومع ذلك، فإنها تظهر أن وسطاً بالكثافة ودرجة الحرارة المطلوبتين يوجد على الأقل في بعض المجرات الضخمة، مثل M104، NGC 4565، NGC 5746، NGC 4921، وNGC 4911 (Wang 2006; Yao and Wang 2007; Rasmussen et al. 2006; Sun et al. 2007). في هذه الحالات، يتجلى ضغط الغاز الساخن على القرص بنفس الطريقة التي يتجلى بها ضغط الوسط بين المجرات: يضغط على الغاز في منطقة القرص الداخلية ويزيد من كثافة حجمه و، كنتيجة لذلك، نسبة كتلة الغاز الجزيئي، مما يؤثر على تكوين النجوم. بالفعل، تظهر الملاحظات أنه في المناطق الداخلية لمجرات مثل M81، M106، وربما M31، حيث يهيمن الانتفاخ النجمي، فإن نسبة الغاز الجزيئي أعلى بكثير مما يمكن توقعه من الاعتماد شبه التجريبي للكتلة النسبية للغاز الجزيئي على ضغط الغاز، إذا تم تقدير الأخير دون أخذ الوسط الخارجي في الاعتبار (Kasparova and Zasov 2008).

لاحظ أنه في مرحلة تطورها السابقة للمجرات، كان لقرص الغاز لديها كثافة سطحية أعلى بكثير، والتي بعد ذلك انخفضت عندما انتقل معظم الغاز إلى النجوم. لهذا السبب، كانت كفاءة تجميع الغاز بواسطة ضغط الصدمة أقل مما هي عليه في الوقت الحالي. ومع ذلك، إذا كان ضغط الغاز المحيط كما هو في الوقت الحاضر، فإن ضغط طبقة الغاز يمكن أن يسرع من تكوين النجوم ويلعب دوراً مهماً في تشكيل المناطق الخارجية لأقراص النجوم.

وبالتالي، تحت بعض الظروف الواقعية جداً، يمكن أن يكون ضغط الوسط الساخن على قرص الغاز لمجرة عاملاً مهماً في تطورها.

الشكر والتقدير

تم دعم هذا العمل من قبل المؤسسة الروسية للبحوث الأساسية (أرقام المشاريع 07-02-00792 و 07-02-01204).

المراجع

أ. ف. ابراموفا و أ. ف. زاسوف، تقارير الفلك، 52, 257 (2008), arXiv:0712.1149 (2008).

[2] إ. م. ارنود و أ. إ. ايفرارد، الإشعارات الشهرية للجمعية الفلكية الملكية. 305, 631 (1999).

[3] ل. بليتز و إ. روزولوفسكي، مجلة الفيزياء الفلكية. 650, 933 (2006).

[4] سي. آر. كانيزاريس، إ. إن. دوناهو، جي. ترينشيري، وآخرون، مجلة الفيزياء الفلكية. 304, 312 (1986).

[5] ف. كآيات، سي. كوتاني، سي. بالكوفسكي، وفان جي. اتش. جوركوم، مجلة الفلك. 107, 1003 (1994).

[6] دي. بي. كوكس، مراجعة سنوية لعلم الفلك والفيزياء الفلكية. 43, 337 (2005).

[7] إ. داهليم و إ. ثيرينج، منشورات جمعية الفلك الهادئ 112, 158 (2000).

[8] أ. فينوجينوف، تي. اتش. ريبريش، و اتش. بوهرينجر، فلك وفيزياء فلكية. 368, 749 (2001).

[9] أ. ف. كاسباروفا و أ. ف. زاسوف، رسائل الفلك، 34, 152 (2008), arXiv:0802.3804 (2008).

[10] جي. دي. بي. كيني و جي. إس. يونج، مجلة الفيزياء الفلكية. 66, 261 (1988).

[11] جي. دي. بي. كيني و جي. إس. يونج، مجلة الفيزياء الفلكية. 344, 171 (1989).

[12] آر. سي. كينيكوت، مجلة الفيزياء الفلكية. 498, 541 (1998).

[13] آر. سي. كينيكوت، جي. دي. بوثون، و آر. آي. شومر، مجلة الفلك. 89, 1279 (1984).

[14] تي. كرونبرجر، دابليو. كابفيرر، سي. فيراري، فلك وفيزياء فلكية. 481, 337 (2008).

[15] ل. ليفي، جي. آي. روز، آي. اتش. فان جوركوم، و بي. شابوير، مجلة الفلك. 133, 1104 (2007).

[16] اتش. ناكانيشي، إن. كونو، وأي. سوفو، وآخرون، مجلة الفيزياء الفلكية. 651, 804 (2006).

[17] جي. نيفالاينن، آر. ليو، إ. بونامينتي، و دي. لومب، مجلة الفيزياء الفلكية. 584, 716 (2003).

[18] بي. إي. جي. نولسن و اتش. بوهرينجر، الإشعارات الشهرية للجمعية الفلكية الملكية. 274, 1093 (1995).

[19] جي. راسموسن، جي. سومر-لارسن، كي. بيدرسن، وآخرون، atro-ph/0610893 (2006).

[20] إن. أي. ريدي، إم. إس. ين، مجلة الفيزياء الفلكية، 600, 695, (2004).

[21] إ. سكوديجيو و جي. جافازي، مجلة الفيزياء الفلكية. 409, 110 (1993).

[22] سي. سينجوبتا، آر. بالاسوبرامانيام، و كي. دواراكاناث، الإشعارات الشهرية للجمعية الفلكية الملكية. 378, 137 (2007).

[23] إ. سون، سي. جونز، دابليو. فورمان، وآخرون، مجلة الفيزياء الفلكية. 657, 197 (2007).

[24] جي. ترينشيري، جي. فابيانو، و دي.-دابليو. كيم، فلك وفيزياء فلكية. 318, 361 (1997).

[25] أ. فيخلينين، إ. ماركيفيتش، دابليو. فورمان و سي. جونز، مجلة الفيزياء الفلكية. 555, L87 (2001).

[26] كيو. دي.وانج، astro-ph/0611038 (2006).

[27] تي. وونج و ل. بليتز، مجلة الفيزياء الفلكية. 569, 157 (2002).

[28] وأي. ياو و كيو. دي.وانج، astro-ph/0705.2772 (2007).

[29] أ. ف. زاسوف، رسائل الفلك. 13, 757 (1987) [رسائل الفلك السوفيتية. 13, 319 (1987)].

[30] أ. ف. زاسوف و أ. ف. ابراموفا، الفلك. زه. 83, 976 (2006) [تقارير الفلك. 50, 874 (2006)].