المعادلات الواردة مكتوبة بصيغة LaTeX.

مُلَخَّص

الضغط الثابت للغاز الساخن الذي يملأ عناقيد ومجموعات المجرات يمكن أن يؤثر بشكل كبير على الكثافة الحجمية وسُمك أقراص الغاز فيها. وبالاقتران مع الضغط الديناميكي، يتيح الضغط الثابت تفسير العديد من الخصائص الشاذة الملاحَظة في المجرات الحلزونية المحاطة بوسط ساخن.

المُقَدِّمَة

نفترض هنا أن قيمة المعامل \(b\) تساوي 1.45 كتقدير أولي.

الغاز البين نجمي في أقراص المجرة غير متجانس الكثافة. ومع ذلك، نظراً لأن المناطق الأكثر كثافة عادةً ما تكون أبرد، فإن تقلبات الضغط أصغر بكثير من تقلبات الكثافة، ويمكن اعتبار قيم توازنية مميزة للضغط \(P\) عند كل مسافة \(r\) من مركز المجرة.

عند موقع الشمس، يعود الضغط في الوسط البين نجمي، محسوباً مقسومًا على ثابت بولتزمان \(k\)، أساساً إلى الحركات المضطربة للغاز ويُقدَّر بـ \(\simeq2\times10^4\) K\(\cdot\)cm\(\!^{-3}\) (Cox 2005)، أي \(\log(P/k)\approx4.3\). وبما أن الضغط الغازي يعتمد أساساً على متوسط كثافة الغاز، فإنه يتناقص مع ازدياد المسافة عن مركز المجرة.

وفقاً لحسابات ضغط التوازن في قرص الغاز ضمن مستوى قرص النجوم لنماذج ذاتية التناسق لعدة مجرات حلزونية مجاورة، بما في ذلك مجرتنا (Kasparova and Zasov 2008)، تتراوح قيمة لوغاريتم الضغط \(P/k\) في الوحدات المختارة بين \(4\) و \(5\) عند \(r=(0.2-0.3)\,R_{25}\) وبين \(3.5\) و \(4\) عند \(r=(0.7-0.8)\,R_{25}\)، حيث \(R_{25}\) هو نصف قطر التصوير الضوئي للمجرة.

عند مسافات أبعد من المركز، يتسع قرص الغاز بسرعة وينخفض الضغط بشكل حاد. ويكون الضغط الغازي منخفضاً بشكل خاص في المجرات قليلة السطوع السطحي، إذ تقل كثافة الغاز الحجمية فيها بما يقارب رتبة واحدة مقارنةً بالمجرات الحلزونية العادية. ومع ذلك، فإن تكون النجوم، وإن كان بطيئاً، فلا يزال مستمراً حتى في تلك المناطق.

إذا وجدت المجرة ضمن عنقود، فإن وسطها البين نجمي يتأثر بالغاز الساخن بين المجرات. وللمجرة التي تتحرك بسرعة معينة وبزاوية مناسبة بين مستوى قرصها واتجاه حركتها، يظهر الضغط الديناميكي (أو ضغط الصدمة) للغاز، والذي يتناسب مع \(n_eV_c^2\)، حيث \(n_e\) كثافة الإلكترونات في الغاز الخارجي و\(V_c\) السرعة النسبية للمجرة. ويجرف ضغط الصدمة غاز الهيدروجين المحايد (\(HI\)) من المناطق الخارجية للمجرات، مما يؤدي إلى عدم تماثل في توزيعه وتقليل نصف قطر المنطقة التي يشغلها الغاز في تلك المجرات التي تعاني من نقص (\(HI\)) (انظر، على سبيل المثال، Scodeggio and Gavazzi 1993; Cayatte et al. 1994 ومراجعها). ويصعب للغاية إزالة الغاز من المناطق الداخلية للمجرات الضخمة، حيث يكون قرص النجوم أكثر كثافة وتكون البئر الجاذبية المنتجة بواسطة المجال الجاذبي للمجرة أعمق بكثير.

ومع ذلك، يمكن أن يكون الضغط الثابت للغاز المحيط عند درجة حرارة مرتفعة مهماً حتى للمجرة التي تتحرك ببطء في ذلك الوسط. ونظراً لأن الغاز الساخن يملأ العنقود بأكمله، فإن سرعة الصوت فيه \(c\approx(P/\rho)^{1/2}\) تقترب من متوسط الجذر التربيعي لتشتت سرعات المجرات. ولذلك، فإن الضغط الساكن للغاز بين المجرات، المعبَّر عنه بالعلاقة \(P=2n_ekT\) نظراً لمساهمتي الإلكترونات والأيونات، يكون مقارباً للضغط الديناميكي المتوسط. وعلى عكس الأخير، لا يعتمد الضغط الساكن على سرعة المجرة بالنسبة للوسط أو على اتجاه قرصها، ويظهر في جميع المواقع ضمن المجرة.

تشير التقديرات المتاحة لدرجة الحرارة والكثافة في الوسط بين المجرات إلى أن الضغط الساكن للغاز الساخن \(P\) عادةً ما يكون في نفس رتبة الضغط المتوقع للغاز البين نجمي في أقراص المجرات، ويمكن بالتالي أن يؤثر بشكل كبير على تطوّر الغاز داخل المجرة. وتتراوح درجات حرارة الغاز بين المجرات النموذجية من عدة keV (أكثر من \(10^7\) K) في العناقيد الصغيرة إلى نحو 10 keV (أكثر من \(10^8\) K) في عناقيد مثل Coma (انظر، على سبيل المثال، Arnaud and Evrard 1999; Finoguenov et al. 2001). وفي العناقيد الغنية تقل كثافة الغاز مع البعد عن مركز العنقود وفقاً لقانون يُقارب عادةً الصيغة \[\label{Eq-concentr} n(R) = n_0 \, \left[ 1 + \left( \frac{R}{R_c} \right)^2 \right]^{-3\beta/2} \,,\] حيث يعتمد المعامل \(\beta\simeq0.4-0.7\) على البنية الداخلية للعنقود. ويبلغ نصف قطر النواة \(R_c\) عادةً عدة عشرات من kpc في العناقيد الصغيرة ومئات kpc في العناقيد الكبيرة (انظر، على سبيل المثال، Arnaud and Evrard 1999).

وعند مسافة تقارب \((1-2)\,R_c\)، تكون كثافة الإلكترونات \(n_e\simeq10^{-2}-10^{-3}\)cm\(^{-3}\). وفي عناقيد غنية مثل Coma، A 1795، وA 3112، يتجاوز لوغاريتم \(P/k\) القيمة \(\gtrsim5\) ضمن مسافات عدة مئات من kpc من المركز (Nevalainen et al. 2003). وفي عنقود Virgo، تكون كثافة الجسيمات عند 100–200 kpc من المركز ودرجة حرارة \(T\simeq3\) keV حوالي \(10^{-3}\)cm\(^{-3}\) (Nulsen and Bohringer 1995)، مما يتوافق مع \(\log(P/k)\gtrsim4.5\). وحتى عند \(n_e\sim10^{-4}\)cm\(^{-3}\) في المناطق الخارجية للعنقود، نحصل على \(\log(P/k)\gtrsim3.5-4\) لعنقود مثل Virgo.

وفي العناقيد الصغيرة المليئة بالغاز المشع بالأشعة السينية، يكون الضغط في نفس الرتبة كما في العناقيد الكبيرة، حيث تبلغ \(kT\approx1.5\) keV و\(n_e\approx10^{-3}\)cm\(^{-3}\) (Dahlem and Thiering 2000).

وينطبق نفس المنطق على المجرات الموجودة في مجموعات إذا كانت هذه المجموعات مملوءة بغاز مشع بالأشعة السينية. ففي هذه الحالة، يعوِّض ارتفاع كثافة الجسيمات عن انخفاض درجة حرارة الغاز (\(\sim1\) keV)، رغم انخفاض تشتت السرعة النسبي فيها، ويظهر نقص في \(HI\) حتى في المجموعات قليلة التوهج بالأشعة السينية (Sengupta et al. 2007).

وبالتالي، في أنظمة مختلف الأحجام، يمكن أن يتجاوز الضغط الخارجي الثابت للغاز الساخن بين المجرات الضغط الداخلي للغاز البين نجمي الذي كان متوقعاً في غياب تأثير خارجي. ونتيجةً لذلك، يصبح متوسط الضغط في قرص الغاز أعلى، وينخفض سمك القرص \(2h\) مقارنةً بنظيره في المجرات الخالية من ضغوط خارجية. وكلما قلت كثافة الغاز في المجرة، كلما كان تأثير الضغط الساكن أقوى. وقد نوقش هذا الموضوع بنظرة أولية في(Zasov 1987).

الضغط في قرص الغاز في وجود وسط بين المجرات

لنأخذ بعين الاعتبار زيادة الضغط في مستوى المجرة كمياً، بالاعتماد على نماذج توازنية بسيطة. نبدأ بمعادلة التوازن الهيدروستاتيكي للغاز في مجال قرص 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 خلال تردد الذبذبات العمودية \(\Omega_z\) على النحو:

\(g(z)=\dfrac{z\,\Omega_z^2}{1+|z|/\Delta}\),

حيث \(\Delta\) ارتفاع نطاق قرص النجوم عمودياً. تصف الصيغة زيادة خطية في \(g\) عند ارتفاعات صغيرة، واقترابها من قيمة ثابتة عند \(|z|\gg\Delta\).

إذا اقتصرنا على ارتفاعات صغيرة بحيث \(g\propto z\)، وكان \(T=T_0\) ثابتة، فإن الحل هو:

\(P=P_0\exp(-z^2/2h_0^2)\),

حيث \(h_0^2={\cal R}T_0/(\mu\Omega_z^2)\) هو الارتفاع القياسي للقرص الغازي متساوي الحرارة.

الحَلّ

سنعتبر الغاز الساخن المحيط بالقرص كغلاف جوي ذا ضغط ثابت \(P_a\) ودرجة حرارة \(T_a\). ولنفترض أن درجة الحرارة في القرص تساوي \(T_0\) وتظل كذلك حتى ارتفاعات كبيرة حيث \(T(z\gg h_0)=T_a\gg T_0\)، وأن الانتقال بينهما يحدث عند \(z\gtrsim h_0\). يوضح الشكل [Fig-p(z)] منحنى تغير الضغط مع الارتفاع، ويظهر أنه عندما ترتفع درجة الحرارة فجأة عند \(z\sim(2-3)\,h_0\)، يتوقف الضغط عن الانخفاض ويستقر عند قيمة \(P_a\).

يمكن تمثيل متوسط ضغط الغاز في قرص المجرة كالتالي:

\[\label{Eq-balance-simple} \langle P\rangle = P_a + \langle\varrho\rangle\,g\,h = P_a + \langle\varrho\rangle\,\Omega_z^2\,h^2\,,\]

حيث \(h\) ارتفاع الغاز المعدل بالحضور الخارجي، ويفترض أن التسارع العمودي داخل الارتفاع \(h\) هو \(g=\Omega_z^2\,h\)، وتدل الأقواس \(\langle...\rangle\) على المتوسط عمودياً.

لنعرف \(\langle\varrho\rangle=k_1\varrho_0\) و\(\langle P\rangle=k_2{\cal P}_0\)، حيث تشير اللاحقة "0" إلى القيم عند \(z=0\)، و\(0.

نفترض أن كثافة الغاز المتوسطية هي \(\varrho_{01}\) في غياب الغلاف الجوي و\(\varrho_{02}\) بوجوده، وأن سمك القرص المميز يساوي \(H\) ثم \(h\) على التوالي، بحيث \(H=h_0\) و\(h.

بافتراض عدم إزالة الغاز بواسطة ضغط الصدمة، يُحافظ على كثافة السطح، فينتج:

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

وباعتماد قانون بوليتروبي بمعامل بوليتروبي \(n\)، نحصل على:

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

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

بتعويض ([Eq-politrop]) في ([Eq-balance-simple])، نحصل 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\(\delta=P_a/P_0\). وعند \(n=2\) يصبح:

\[\label{Eq-x(delta)-n=1} x=\frac{h}{H} =\frac{1}{2}\Bigl(\sqrt{4\frac{k_2}{\delta}+ \frac{k_1^2}{\delta^2}}-\frac{k_1}{\delta}\Bigr)\,.\]

وللحالة الحدية \(\delta=0\) (غياب الغلاف الجوي)، نختار \(k_1=k_2\) لنيل \(x=1\). وعند الضغوط الكبيرة يتقارب \(x\propto1/\sqrt{\delta}\) (انظر الشكل [Fig-x(delta)]a). وتظهر النماذج ذات \(n<2\) سمكاً أرقّ للقرص (انظر الشكل [Fig-x(delta)]b لـ\(n=1.4\)).

وبالتالي، مع ازدياد الضغط الثابت الخارجي للغاز الساخن بين المجرات، ينخفض سمك قرص الغاز داخل المجرة بشكل ملحوظ، ويتحدد عامل تناسب بين \(H\) و\(h\) بمعادلة الحالة ونمط التوزيع العمودي للغاز. على سبيل المثال، عند مساواة \(P_a\) بـ\(P_0\) يضيق القرص ويزداد متوسط كثافة الغاز بحوالي \(1.5-4\) مرات. وإذا تجاوز \(P_a\) \(P_0\) بأربعة أضعاف، فينخفض السمك بمعامل \(2.5-10\)، مع الانتباه إلى أن أقل القيم تنتمي إلى نموذج ذو توزيع كثافة موحد طول الارتفاع، وهو غير واقعي بوضوح.

يجدر ملاحظة أن وجود حقل مغناطيسي في الوسط البين نجمي، بضغط أولي مساوي لضغط الغاز، سيعترض الانضغاط المغناطيسي متزايداً كـ\((H/h)^2\) في حالة حفظ التدفق المغناطيسي. وفي الحالة القصوى التي يكون فيها الضغط المغناطيسي أغلب على الضغط الغازي، تكون شدة المجال \(B=\sqrt{8\pi P_a}\). ويقلل الحقل المغناطيسي أيضاً من التوصيل الحراري عند الواجهة بين الغازين، معزِّلاً الغاز البارد داخل القرص عن البيئة الساخنة.

الضغط الثابت وتأثيره على الأقراص الغازية

من المتوقع أن يرفع الضغط الثابت للوسط المحيط في تجمعات ومجموعات المجرات كثافة الغاز البين نجمي الذي لم يُجرف بواسطة الضغط الديناميكي، بما يؤدي إلى أقراص غازية أرقّ وكثافات حجمية وسطية أعلى. وهذا بدوره يسرع استهلاك الغاز في تكوين النجوم ويقلل من زمن نفاد الغاز في القرص.

المُناقَشَة

يُعد الضغط الثابت للغاز الآلية الأكثر عمومية لتأثير الوسط المحيط على غاز المجرة، إذ يؤثر على القرص في جميع الحالات التي تحيط فيها المجرة بوسط ساخن. فيما يلي نعرض بعض الأدلة الداعمة لفكرة انضغاط قرص الغاز بواسطة الضغط الثابت في العديد من المجرات، وخصوصاً في مراكز العناقيد؛ مع التنبيه إلى عدم استبعاد عوامل أخرى.

على وجه الخصوص، تظهر نماذج هيدروديناميكية أن ضغط الصدمة القوي قد يؤثر على معدل تكوين النجوم ليس في الأجزاء الطرفية فحسب، بل أيضاً في المناطق الداخلية (Kronberger et al. 2008). وبما أن كفاءة ضغط الصدمة تتناسب مع \(\rho_{\rm gas}V_c^2\)، فإنها تقل عند سرعات مجرية منخفضة مقارنة بتشتت سرعات العناقيد.

(1) كثير من المجرات الحلزونية في العناقيد، بما في ذلك الناقصة في \(HI\)، تُظهر معدلات تكوين نجوم عالية لكل وحدة كتلة غاز، أي زمن نفاد قصير للغاز (Zasov 1987; Scodeggio and Gavazzi 1993; Kennicutt et al. 1984).

(2) تتميز المجرات المنقوصة من \(HI\) في العناقيد باتساع أعلى للغاز الجزيئي مقارنة بالذري (Kenney and Young 1988, 1989)، وهو ما يصعب تفسيره بتكدس الهيدروجين الذري باتجاه المركز فقط؛ وقد وُضع اقتراح بأن الضغط الخارجي يعزز تحويل الذري إلى جزيئي (Kasparova and Zasov 2008; Blitz and Rosolowski 2006).

(3) في عنقود Virgo، يرتبط انخفاض كمية \(HI\) ليس بتقليص الإشغال فحسب، بل بانخفاض كثافة السطح على امتداد القرص (Cayatte et al. 1994), مما يتفق مع انضغاط أبطأ ونفاد أسرع.

(4) ينسجم توقع زيادة شدة المجال المغناطيسي الناتج عن انضغاط القرص مع الملاحظات التي تشير إلى مستويات أعلى للإشعاع السنكروتروني في أقراص العديد من المجرات الحلزونية بالعناقيد مقارنةً بمثلها في الحقول (Scodeggio and Gavazzi 1993; Reddy and Yin 2004).

(5) يبرز دور الضغط الثابت أكثر في المجرات ذات السرعات المنخفضة في مراكز العناقيد الغنية بالأشعة السينية، كما في عنقود Pegasus I، حيث يكون \(n_eV_c^2\) أقل بنحو رتبتي قدر من عنقودي Virgo وComa، لكنه يكفي لملاحظة نقص في \(HI\) (Levy et al. 2007).

علاوة على ذلك، قد يضغط الغاز الساخن الملتف حول النتوءات والهالات الداخلية للمجرات الكبيرة على القرص أيضاً إذا بلغت كثافته \(10^{-2}-10^{-3}\)cm\(^{-3}\) عند درجات حرارة من عدة ملايين K (Sun et al. 2007; Yao and Wang 2007).

وبالتالي، تحت ظروف واقعية للغاية، يمكن أن يكون ضغط الوسط الساخن على قرص الغاز عاملاً جوهرياً في تطور المجرة.

الشُكْر والتَقْدِير

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

المَراجِع

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

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

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

[4] س. أ. كانيزاريس، إ. دوناهو، ج. ترينشيري، وآخرون، مجلة الفيزياء الفلكية. 304, 312 (1986).

[5] ف. كايات، س. كوتاني، س. بالكوفسكي، وف. فان ج. اتش. جوركوم، مجلة الفلك. 107, 1003 (1994).

[6] د. ب. 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، ت. ريبريش، وه. بوهرينجر، علم الفلك والفيزياء الفلكية. 368, 749 (2001).

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

[10] ج. كيني و ج. يونج، مجلة الفيزياء الفلكية. 66, 261 (1988).

[11] ج. كيني و ج. يونج، مجلة الفيزياء الفلكية. 344, 171 (1989).

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

[13] أ. كينيكوت، ج. بوثون، و أ. شومر، مجلة الفلك. 89, 1279 (1984).

[14] ت. كرونبرجر، و. كابفيرر، س. فيراري، علم الفلك والفيزياء الفلكية. 481, 337 (2008).

[15] ل. ليفي، ج. روز، إ. فان جوركوم، و ب. شابوير، مجلة الفلك. 133, 1104 (2007).

[16] ه. ناكانيشي، ن. كونو، ي. سوفو، وآخرون، مجلة الفيزياء الفلكية. 651, 804 (2006).

[17] ج. نيفالاينن، أ. ليو، إ. بونامينتي، و د. لومب، مجلة الفيزياء الفلكية. 584, 716 (2003).

[18] ب. نولسن و ه. بوهرينجر، الإشعارات الشهرية للجمعية الفلكية الملكية. 274, 1093 (1995).

[19] ج. راسموسن، ج. سومر-لارسن، ك. بيدرسن، وآخرون، astro-ph/0610893 (2006).

[20] ن. ريدي و م. يين، مجلة الفيزياء الفلكية. 600, 695 (2004).

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

[22] س. سينجوبتا، أ. بالاسوبرامانيام، و ك. دواراكاناث، الإشعارات الشهرية للجمعية الفلكية الملكية. 378, 137 (2007).

[23] م. سون، س. جونز، و. فورمان، وآخرون، مجلة الفيزياء الفلكية. 657, 197 (2007).

[24] ج. ترينشيري، ج. فابيانو، و د. كيم، علم الفلك والفيزياء الفلكية. 318, 361 (1997).

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

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

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

[28] و. ياو و ك. 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 زهرة. 83, 976 (2006) [تقارير الفلك. 50, 874 (2006)].