المعادلات الواردة مكتوبة بصيغة LaTeX.

مُلَخَّص

يمكن للضَّغْط السّاكن للغاز الساخِن الذي يملأ العَناقيد والمجموعات المَجَرّية أن يؤثِّر بقوّة في الكثافة الحجميّة وسُمك أَقْراص الغاز في المَجَرّات. وبالتآزر مع الضَّغْط الديناميكي، يُمكِّن الضَّغْط السّاكن من تفسير كثيرٍ من الخصائص غير الاعتياديّة المُلاحَظة في المَجَرّات الحَلَزونيّة المُحاطة بوسطٍ ساخن.

المُقَدِّمَة

الغاز بين-النجمي في أَقْراص المَجَرّات غير متجانسٍ في الكثافة. ومع ذلك، ولأن المناطق الأكثر كثافةً تكون عادةً أبرد، فإن تقلُّبات الضَّغْط أصغر بكثير من تقلُّبات الكثافة، ويمكن الحديث عن قيَم توازنيّة مميِّزة للضغوط \(P\) عند بُعدٍ مِعيَّن عن مركز المجرة \(r\).

في جوار الشمس، يعود الضَّغْط في الوسط بين-النجمي (مقيساً إلى ثابت بولتزمان \(k\)) أساساً إلى الحركات الاضطرابيّة للغاز وهو \(\simeq 2\cdot 10^{4}\) K\(\cdot\)cm\(\!^{-3}\) (Cox 2005)، أي \(\log P/k \approx 4.3\). وبما أنّ ضَغْط الغاز يتحدَّد أساساً بكثافته المتوسِّطة، فهو يتناقص مع البُعد عن مركز المجرة. ووفقاً لحسابات ضَغْط التوازن لقرص الغاز على مستوى قرص النجوم لنماذج ذاتيّة الاتّساق لعدّة مَجَرّات حلزونيّة قريبة، بما فيها مجرّتنا (Kasparova and Zasov 2008)، فإن لوغاريتم ضَغْط الغاز \(P/k\) في هذا النظام من الوحدات يساوي نحو \(4-5\) 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 الإضاءة البصريّة للمجرة. وعند مسافاتٍ أكبر من المركز، يتمدّد قرص الغاز سريعاً ويهبط الضَّغْط هبوطاً حادّاً. ويكون الضَّغْط الغازي منخفضاً على نحوٍ خاص في المَجَرّات ذات السطوع السطحي المنخفض، إذ إنّ الكثافة الحجميّة للغاز فيها أدنى بمرتبةٍ من مثيلتها في الحَلَزونيّات العاديّة. ومع ذلك، يبقى تكوين النجوم — وإنْ ببطء — مُستمرّاً حتى هناك.

إذا كانت المَجَرّة ضمن عنقود، فإن وسطها بين-النجمي يتأثّر بالغاز بين-المجرّي الساخن. وبالنسبة لمجرةٍ تتحرّك بسرعة وباتجاهٍ مناسب لاتّجاه قرصها، يظهر ضَغْط ديناميكي (ضَغْط صدمة) للغاز يتناسب مع \(n_e V_c^2\)، حيث \(n_e\) كثافة عدد الإلكترونات للغاز المحيط و\(V_c\) السرعة النسبية للمجرة. يقوم ضَغْط الصدمة بكنس الغاز الرقيق (\(HI\)) من المناطق الخارجية للمَجَرّات، ويُحدِث لا تماثلاً في توزيع \(HI\)، ويُقلِّص نصف قطر المنطقة المشغولة بالغاز في المَجَرّات الناقصة \(HI\) (انظر مثلاً Scodeggio and Gavazzi 1993; Cayatte et al. 1994 والمراجع الواردة فيها). ومن الصعب جدّاً كنس الغاز من المناطق الداخليّة للمَجَرّات الضخمة، حيث يكون قرص النجوم أكثف وحقل الجاذبيّة أعمق بكثير.

ومع ذلك، قد يكون ضَغْط الغاز المحيط عند درجات حرارةٍ عاليةٍ جدّاً مُهماً حتى لمجرةٍ تتحرّك ببطء في وسطٍ ساخن. وبما أنّ الغاز الساخن يملأ العنقود برمّته، فإن سرعة الصوت فيه \(c\approx (P/\rho)^{1/2}\) قريبة من متوسِّط الجذر التربيعي لسرعات المَجَرّات. لذا فإن الضَّغْط السّاكن للغاز بين-المجرّي \(P=2\,n_e kT\) (للمكوِّنين الإلكتروني والأيوني) يكون قريباً من الضَّغْط الديناميكي الوسطي. وعلى خلاف الأخير، يعمل الضَّغْط السّاكن بمعزل عن سرعة المَجَرّة واتّجاه قرصها بالنسبة للوسط؛ كما أنّه قائمٌ على جميع المسافات العنقوديّة.

تُظهر التقديرات المتاحة لدرجة الحرارة والكثافة في الأوساط بين-المجرّية ضمن الأنظمة المجرّية أنّ ضَغْط الغاز الساخن السّاكن \(P\) غالباً ما يُماثل الضَّغْط المقدَّر للوسط بين-النجمي في أَقْراص المَجَرّات، ومن ثمّ يمكنه التأثير بقوّة في تطوّر الغاز داخل المَجَرّة. بالفعل، تتراوح درجات الحرارة النموذجيّة للغاز بين-المجرّي الساخن 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 مثلاً Arnaud and Evrard 1999; Finoguenov et al. 2001). وفي العناقيد الغنية، تتناقص كثافة الغاز مع البُعد عن مركز العنقود وفقاً لقانون يُقارب عادةً الصيغة \[ n(R) = n_0 \, \left[ 1 + \left( \frac{R}{R_c} \right)^2 \right]^{-3\beta/2} \,, \] حيث يعتمد المُعامل \(\beta \simeq 0.4 - 0.7\) على البنية الداخليّة للعنقود. ويكون نصف قطر النواة \(R_c\) عادةً بضع عشرات kpc في العناقيد الصغيرة وعدة مئات kpc في الأنظمة الأكبر (انظر مثلاً Arnaud and Evrard 1999). وعلى مسافة \((1-2)\,R_c\) تكون كثافة عدد الإلكترونات \(n_e\simeq 10^{-2} - 10^{-3}\) cm\(^{-3}\). وفي عناقيد غنيّة مثل Coma وA1795 وA3112 نجد \(\log P/k \gtrsim 5\) ضمن بضع مئات kpc من المركز (Nevalainen et al. 2003). وفي عنقود Virgo تكون كثافة الجسيمات على بُعد 100–200 kpc من المركز عند درجة حرارة \(T\approx 3\) keV نحو \(10^{-3}\) cm\(^{-3}\) (Nulsen and Bohringer 1995)، ما يُوافق \(\log P/k \gtrsim 4.5\). وحتى عند \(n_e\sim 10^{-4}\) — وهو الأكثر شيوعاً على مستوى العنقود ككل — نحصل لعناقيد مثل Virgo على \(\log P/k \gtrsim 3.5-4\)، وهي قيمة تتجاوز الضَّغْط المتوقَّع للوسط بين-النجمي في المناطق الخارجية للحلزونيّات. وفي العناقيد الصغيرة التي تحتوي على غاز مُشعّ بالأشعّة السينية يكون الضَّغْط من رتبة الحجم نفسها كما في الكبيرة: \(kT \approx 1.5\) keV، \(n_e\approx 10^{-3}\) cm\(^{-3}\) (Dahlem and Thiering 2000).

ينطبق المنطق نفسه على المَجَرّات في المجموعات، إذا كانت هذه الأخيرة مملوءة بغازٍ يُصدر أشعّة سينيّة. ففي هذه الحالة تُعوَّض درجة الحرارة الأقلّ قليلاً للغاز الساخن (\(\sim\) 1 keV) بكثافة عدد جسيمات أعلى. ويُلاحظ في مثل هذه المجموعات وجود نقصٍ في \(HI\) لدى المَجَرّات، على الرغم من انخفاض تشتّت سرعاتها النسبيّة؛ وهذا النقص أشدّ ممّا هو عليه في المجموعات الخافتة بالأشعّة السينية (Sengupta et al., 2007).

وعليه، ففي أنظمةٍ مختلفة الأحجام قد يتجاوز الضَّغْط المسلّط على قرص الغاز الضَّغْط الداخلي للوسط بين-النجمي الذي كان سيُوجد في غياب تأثيرٍ خارجي. والنتيجة المتوقَّعة أن يكون ضَغْط الوسط بين-النجمي داخل المَجَرّات — ولا سيّما في المناطق المركزيّة من العناقيد — أعلى، وأن يكون سُمك قرص الغاز \(2h\) أصغر ممّا هو عليه في المَجَرّات غير الخاضعة لضَغْط خارجي. وكلّما كانت كثافة الغاز في مجرّةٍ أدنى، كان تأثير الضَّغْط السّاكن أقوى. وقد نوقش هذا الموضوع على نحوٍ نوعي سابقاً (Zasov 1987).

الضَّغْط في قرص الغاز بوجود وسطٍ بين-المجرّات

سنبحث كمّيّاً زيادة ضَغْط الغاز على مستوى القرص ضمن إطار نماذج توازنيّة بسيطة. نكتب معادلة التوازن الهيدروستاتيكي للغاز في حقل جاذبية قرص النجوم: \[ \frac{dP}{dz} = - \varrho(z)\,g(z) \;=\; -\,\frac{\mu}{{\cal R}}\,\frac{P(z)}{T(z)}\, g(z)\,. \] ويمكن التعبير عن التسارع \(g(z)\) بدلالة تردّد الاهتزازات العموديّة \(\Omega_z\) على الصورة \(g(z)=\dfrac{z\,\Omega_z^2}{\,1+|z|/\Delta\,}\)، حيث \(\Delta\) هو ارتفاع مِقياس السمك العمودي لقرص النجوم. تُجسِّد هذه الصيغة زيادةً خطيّة في \(g(z)\) عند \(z\) صغير، مع بلوغ قيمةٍ تكاد تكون ثابتة عند ارتفاعاتٍ كبيرة \(|z| \gg \Delta\).

إذا اقتصرنا على ارتفاعاتٍ صغيرة، أمكن تقريب التسارع بـ \(g(z)\approx \Omega_z^2\,z\).

الحَلّ

مع افتراض \(g\propto z\) و\(T=T_0=\textrm{const}\)، فإن الحلّ \(P=P_0\,\exp\!\left(-z^2/2h_0^2\right)\) يتبع من معادلة التوازن الهيدروستاتيكي، حيث \(h_0^2={\cal R}T_0/(\mu\,\Omega_z^2)\) هو ارتفاع مِقياس السمك العمودي \(h_0\) لقرصٍ غازي مُتساوي الحرارة.

سننظر إلى الغاز الساخن المُحيط بالقرص بوصفه غلافاً جوّياً بضغطٍ مُعطى \(P_a\) ودرجة حرارة \(T_a\). لتكن درجة الحرارة داخل القرص \(T=T_0=\textrm{const}\)، وتبلغ عند ارتفاعاتٍ أكبر في الغلاف قيمةً أعلى بحيث \(T(z\gg h_0)=T_a \gg T_0\)؛ أي تنتقل درجة الحرارة من \(T_0\) إلى \(T_a\) في منطقةٍ ما عند \(z>h_0\). عند حصول زيادةٍ حادّة في درجة الحرارة عند \(z\sim (2-3)\,h_0\) يتوقّف تناقص الضغط مع الارتفاع ويبلغ هضبةً مقدارها \(P=P_a\).

يمكن تمثيل متوسِّط ضَغْط الغاز في قرص المجرة كما يأتي: \[ \langle P\rangle \;=\; P_a + \langle\varrho\rangle\,g\,h \;=\; P_a + \langle\varrho\rangle\,\Omega_z^2\,h^2\,, \] حيث \(h\) هو ارتفاع مِقياس السمك للغاز بوجود الغلاف، ويفترض أن التسارع العمودي داخل \(h\) بفعل جاذبية قرص النجوم هو \(g=\Omega_z^2\,h\). وتشير الأقواس \(\langle\cdot\rangle\) إلى المتوسط على الإحداثي \(z\). نُعرِّف \(\langle \varrho\rangle = k_1\,\varrho_0\) و\(\langle P\rangle = k_2\,P_0\)، حيث تشير اللاحقة \(0\) إلى قيم المستوى الوسطي \(z=0\)، وتُحدَّد معاملا \(k_{1,2}\) من شكل التوزيع العمودي للكثافة والضغط (\(0).

لتكن كثافة الحجم للغاز في غياب الغلاف الساخن \(\varrho_1\) وفي وجوده \(\varrho_2\)، ولتكن القيم المُمَيِّزة لنصف سُمك القرص الغازي \(H\) و\(h\) على الترتيب. من الواضح أنّ \(H=h=h_0\) في نموذجٍ مُتساوي الحرارة من دون غلاف، وأن \(h عند وجود الغلاف.

سنفترض أنّ كثافة سطح الغاز محفوظة في المناطق التي لم يُزَحْ فيها الغاز من القرص بفعل ضَغْط الصدمة، ومع حفظ الكتلة في القرص يمكن كتابة \[ H\,\varrho_{01} \;=\; h\,\varrho_{02}\,. \]

وبالاقتصار على قانون بوليتروبي بمؤشِّر \(n\)، نحصل على \[ {\cal P}_0 \;=\; P_0\,\left(\frac{H}{h}\right)^{n}\!, \] حيث \({\cal P}_0\) هو ضغط المستوى الوسطي للغاز في غياب الغلاف، و\(P_0\) هو ضغط المستوى الوسطي في وجوده.

بإبدال العلاقة أعلاه في معادلة التوازن المتوسِّط، نجد \[ x^{\,n-1} \;+\; \frac{\delta}{k_1}\,x^{\,n} \;-\; \frac{k_2}{k_1} \;=\; 0\,, \] حيث \(x=h/H\) و\(\delta = P_a / P_0\). وعند \(n=2\) نحصل لنسبة ارتفاعَي مِقياس السمك \[ x \;=\; \frac{h}{H} \;=\; \frac{1}{2}\!\left(\sqrt{\,4\,\frac{k_2}{\delta} + \frac{k_1^{2}}{\delta^{2}}\,}\;-\;\frac{k_1}{\delta}\right)\!. \] وعند \(\delta=0\) (لا غلاف ساخن) نضع \(k_1=k_2\) لتلبية الشرط \(x=1\). وفي الحدّ الآخر، ولِفروق ضغطٍ كبيرة، يتّبع السلوك التقاربي \(x\propto 1/\sqrt{\delta}\). تبدو النماذج ذات القيم الأدنى لـ\(n\) أكثر واقعيّة؛ فعلى سبيل المثال، عند \(n=1.4\) يزداد ترقُّق القرص بوضوح مع ازدياد \(\delta\).

وعليه، مع ازدياد الضَّغْط السّاكن الخارجي للغاز بين-المجرّي، قد ينخفض سُمك قرص الغاز داخل المَجَرّة انخفاضاً كبيراً. ويتحدَّد عامل التناسب بين \(H\) و\(h\) من معادلة حالة الغاز ومن شكل التوزيع العمودي للكثافة (والضغط)، وكِلاهما يتبع للنموذج الديناميكي-الحراري المُعتمد للغاز. فعلى سبيل المثال، عندما يكون الضَّغْط الخارجي مساوياً للضَّغْط غير المضطرب في مستوى القرص، ينخفض السُّمك — ومن ثمّ ترتفع الكثافة الحجميّة — بعاملٍ بين \(1.5\) و\(4\). وإذا تجاوز ضَغْط الغلاف \(P_a\) ضَغْط المستوى الوسطي \(P_0\) — مثلاً بأربعة أضعاف — تغيّر سُمك القرص بعامل بين \(2.5\) و\(10\). تشير القيم الصغرى المذكورة إلى نموذج غير واقعي يفترض توزيع كثافة متجانساً مع الارتفاع. يُذكر أيضاً أنّ وجود حقلٍ مغناطيسي في الوسط بين-النجمي، وضغطه الابتدائي مماثلٌ لضغط الغاز، سيُقلِّل قليلاً من نسبة ضغط الغاز، إذ إنّ الحفاظ على الفيض المغناطيسي يجعل الضَّغْط المغناطيسي المقاوم للانضغاط يزداد مثل \((H/h)^2\). وفي الحالة القصوى، إذا غلب ضغط الحقل المغناطيسي على ضغط الغاز تحت ضغوطٍ قويّة، كانت شدة الحقل \(B=\sqrt{8\pi P_a}\). وقد يُخفِّض الحقل المغناطيسي أيضاً التوصيل الحراري على الواجهة بين الوسطين خفضاً كبيراً، فيَعزل الغاز البارد داخل المَجَرّة عن البيئة الساخنة. وهذا يسري ليس على أَقْراص الغاز العنقودية فحسب، بل أيضاً على هالات الغاز المجرّية التي تنكمش وتبقى — وإنْ كانت مُحاطةً بوسطٍ أسخن — (انظر مثلاً Sun et al. 2007؛ Vikhlinin et al. 2001).

الضَّغْط السّاكن وتأثيرُه في الأَقْراص الغازيّة

قد نتوقّع أن يكون الضَّغْط السّاكن لبيئة العناقيد والمجموعات قادراً على زيادة كثافة الوسط بين-النجمي — غير المكنوس بضَغْط الصدمة — بعدّة مرّات. ونتيجةً لذلك، يُفترض أن تكون أَقْراص الغاز في المتوسط أرقّ، وأن تكون الكثافة الحجميّة في المستوى الوسطي أعلى عند كثافةٍ عموديةٍ ثابتة. وهذا يعني — بدوره — زيادة ملحوظة في معدّل تكوين النجوم لكل وحدة كتلة غاز ونضوباً أسرع للغاز على مستوى القرص ككل.

المُناقَشَة

الضَّغْط السّاكن للغاز هو الآلية الأعمّ لتأثير الوسط المحيط في المَجَرّة، إذ يطاول طبقة الغاز كلّما كانت المَجَرّة مُحاطةً بوسطٍ ساخن. نعرض فيما يأتي بعض الدلائل التي تدعم فرضيّة أنّ قرص الغاز يتعرّض للانضغاط بفعل ضَغْطٍ خارجي في كثيرٍ من المَجَرّات — ولا سيّما القاطنة في المناطق الداخليّة من العناقيد — مع بقاء الحجج غير مباشرة. وعليه، لا يمكن في حالاتٍ بعينها استبعاد تأثير عوامل أخرى. فعلى وجه الخصوص، تُبيِّن الحسابات الهيدروديناميكيّة أن ضَغْط الصدمة القوي قد يؤثّر في معدّل تكوين النجوم ليس في الأطراف فحسب بل أيضاً في الأجزاء الداخلية للمجرة (Kronberger et al., 2008). وبالعموم ينبغي النظر إلى الضغوط الديناميكية والسّاكنة باعتبارهما عمليةً واحدة. على أنّ فعّالية ضَغْط الصدمة، خلافاً للضَّغْط السّاكن، تتناسب مع \(\rho_{gas} V_c^2\)، ومن ثمّ لا تكون شديدة الفعالية إذا كانت سرعة المَجَرّة \(V_c\) دون متوسِّط تشتّت السرعات في العنقود.

(1) تتميّز مَجَرّات حلزونيّة كثيرة في العناقيد — بما فيها الناقصة \(HI\) — بمعدّلاتٍ مرتفعة لتكوين النجوم لكل وحدة كتلة غاز؛ أي بأزمنة نضوبٍ قصيرة: فالتكوين النجمي ناشط على الرغم من نقص \(HI\)، وهو ما يدلّ على كفاءةٍ عالية في تكوين النجوم (Zasov 1987; Scodeggio and Gavazzi 1993; Kennicutt et al. 1984).

ترتبط معدّلات تكوين النجوم إحصائيّاً بالكثافة الحجميّة للغاز وفق \(SFR\sim \rho_{gas}^{\,n}\) حيث \(n\approx 1-2\) (قانون شمِدّت؛ انظر Abramova and Zasov, 2008). لذا فإن زيادةً بمقدار الضعف في كثافة الغاز تُسرِّع استهلاكه في تكوين النجوم بعاملٍ بين \(2\) و\(4\). وفي الحَلَزونيّات يكون زمن نضوب الغاز \(T_g= M_{gas}/SFR\) عادةً بضع مليارات من السنين (Kennicutt 1998; Wong and Blitz 2002; Zasov and Abramova 2006). أمّا الزمن الديناميكي الذي تعبر فيه المَجَرّة أكثر مناطق العنقود كثافةً فمُماثل تقريباً. ومن ثمّ يمكن لزيادة كثافة الغاز — والانخفاض الموافق في \(T_g\) — جرّاء انضغاط طبقة الغاز أن تكون عاملاً مهمّاً في تطوّر محتوى الغاز لدى مَجَرّات العناقيد. كما أنّ انخفاض كثافة الغاز في المناطق الخارجية للقرص يُيسِّر التقاط بقايا الوسط بين-النجمي بفعل تدفّق الغاز بين-المجرّي.

وبالتآزر مع ضَغْط الصدمة واندماجات المَجَرّات الطفيفة، يُتيح الضَّغْط السّاكن تفسير وجود عدد كبير من المَجَرّات القرصيّة منخفضة المحتوى الغازي (مَجَرّات S0) في المناطق الداخليّة للعناقيد.

(2) تتّسم المَجَرّات الناقصة \(HI\) في العناقيد بأن محتواها من الغاز الجزيئي أعلى — في المتوسط — من الغاز الذرّي (Kenney and Young 1988, 1989)، ولا يمكن دوماً تفسير ذلك باقتلاع \(HI\) من أطراف المَجَرّات أو بارتفاع تركُّز \(H_2\) نحو المركز فحسب. إذ يُظهر مثالُ الحَلَزونيّات في المنطقة الداخلية لعنقود العذراء أنّ نسبةً غير اعتياديّة من الغاز الجزيئي تُشاهَد حتى في المنطقة الداخلية للقرص حيث يُحتفظ بـ\(HI\) على الرغم من إمكانيّة اقتلاعه من الأطراف (Nakanishi et al. 2006). وقد اقتُرح في المرجع المذكور أنّ للضَّغْط الخارجي دوراً راجحاً في زيادة كمّيّة الغاز الجزيئي. بالفعل، يُسهم الضَّغْط في تحويل الغاز الذرّي إلى جزيئي، إذ تُظهر تحليلاتُ الرَّصْد المتاحة ارتباطَ محتوى الغاز الجزيئي بقوّة مع الضغط في المستوى الوسطي للقرص (Kasparova and Zasov 2008; Blitz and Rosolowsky 2006). غير أنّ اختبار هذا التأثير كمّيّاً لا يزال صعباً.

(3) يُبيِّن مثالُ المَجَرّات الناقصة \(HI\) في عنقود العذراء أنّ انخفاض الكميّة الإجماليّة للغاز الذرّي قد يرتبط — في بعض الحالات — ليس بتقليص المنطقة المشغولة به (وهو ما يُعزى عادةً إلى ضَغْط الصدمة) بقدر ما يرتبط بانخفاضٍ في كثافة سطح \(HI\) على امتداد القرص (Cayatte et al. 1994)؛ وهو ما قد يكون ثمرة انضغاط الغاز ونضوبه الأسرع.

(4) إنّ تعزيز الحقل المغناطيسي المتوقَّع عند انضغاط القرص الغازي يتّسق مع المُشاهَد: إذ تتميّز نسبةٌ كبيرة من الحَلَزونيّات العنقودية بشدّةٍ أعلى لإشعاع السينكروترون المنبعث من القرص مقارنةً بنُظُرائها خارج العناقيد (انظر Scodeggio and Gavazzi (1993); Reddy and Yin (2004) والمراجع فيها).

(5) ينبغي أن يكون دور الضَّغْط السّاكن أظهرَ في المَجَرّات الواقعة في المنطقة الداخلية لعنقودٍ مليءٍ بغازٍ مُشعٍّ بالأشعّة السينية ولها سرعاتٌ منخفضة نسبياً بالنسبة إليه، كما يحصل عندما لا تبتعد المَجَرّات كثيراً عن مركز العنقود. وفي هذا السياق تستحق رصود \(HI\) في عنقود Pegasus I اهتماماً خاصّاً. فقد وُجد نقصٌ طفيف — لكن موثوق — في \(HI\) لدى مَجَرّات الجزء الأوسط من هذا العنقود (Levy et al. 2007). وبما أنّ تشتّت السرعات لديهم منخفضٌ جدّاً، فإن قيمة \(n_e V_c^2\) التي تُميِّز الضَّغْط الديناميكي أدنى بأكثر من مرتبتين من قيمتها في عنقوديْ Coma أو Virgo. وعليه، لا يمكن نسبة نقص \(HI\) إلى حركة المَجَرّات في وسطٍ غازي على النحو المعتاد. أمّا متوسِّط كثافة الإلكترونات \(\langle n_e\rangle\) في العنقود — المحسوب لنموذج كرة متجانسة مملوءة بغاز ساخن عند \(T=(0.6-3)\cdot 10^7\) K — فيبلغ نحو \(2\cdot 10^{-4}\) cm\(^{-3}\) (Canizares et al. 1986). وهذه قيمة تكاد تُساوي الحدّ الأدنى لكثافة الجسيمات ضمن 16 دقيقةٍ قوسيّة (360 kpc) من المَجَرّة المركزيّة للعنقود NGC 7619، كما تعطيها قياسات ROSAT (Trinchieri et al. 1997). وعند \(T\approx 1-2\) keV يكون الضَّغْط الغازي الموافق \(P\approx (4-8)\cdot 10^3\) K\(\cdot\)cm\(^{-3}\). وهذا الضَّغْط السّاكن — وإنْ كان منخفضاً — يظلّ قابلاً للمقارنة بضَغْط الوسط بين-النجمي في المناطق الخارجية للأقراص (انظر المُقدّمة)، ويتجاوز الضَّغْط الديناميكي على مَجَرّات الجزء الأوسط من العنقود، والذي — استناداً إلى التقدير \(n_e V^2 \approx 12\, (\mathrm{km\,s^{-1}})^2\,\mathrm{cm}^{-3}\) (Levy et al. 2007) — يساوي نحو \(\simeq 1.5\cdot 10^3\) K\(\cdot\)cm\(^{-3}\)، وذلك بعدّة مرّات. لذا يُحتمل أن يكون الضَّغْط السّاكن هنا الأكثر أهميّة.

يمكن للضَّغْط السّاكن الخارجي على قرص الغاز أن يأتي ليس من الغاز بين-المجرّي فحسب، بل أيضاً من الغاز داخل المَجَرّة الكائن في النتوء أو الهالة الداخلية إذا كانت كثافته مرتفعة نسبياً (\(\sim 10^{-2}-10^{-3}\) cm\(^{-3}\)) عند درجات حرارةٍ من رتبة عدّة ملايين كلفن. والتقديرات المتاحة لكثافة وحرارة الغاز الساخن في نتوءات وهالات المَجَرّات — بالاعتماد على الأشعّة السينية الرخوة — لا تزال قليلة.

ومع ذلك، فهي تُظهر أنّ وسطاً بالكثافة والحرارة المطلوبتين موجود بالفعل — على الأقل — في بعض المَجَرّات الضخمة مثل M104 وNGC 4565 وNGC 5746 وNGC 4921 وNGC 4911 (Wang 2006; Yao and Wang 2007; Rasmussen et al. 2006; Sun et al. 2007). وفي هذه الحالات يتجلّى ضَغْط الغاز الساخن على القرص كما يتجلّى ضَغْط الوسط بين-المجرّي: إذ يضغط الغاز في المنطقة الداخلية للقرص فيزيد كثافته الحجميّة، وبالتالي نسبة كتلة الغاز الجزيئي، بما يؤثِّر في تكوين النجوم. وتُظهر الرصود فعلاً أنّه في المناطق الداخليّة لمَجَرّات مثل M81 وM106، وربّما M31، حيث يهيمن الانتفاخ النجمي، فإن نسبة الغاز الجزيئي أعلى بكثير ممّا يُتوقّع من الاعتماد شبه التجريبي لمحتوى الغاز الجزيئي على الضَّغْط إذا ما قُدِّر الأخير من دون أخذ الوسط الخارجي بالحسبان (Kasparova and Zasov 2008).

نُشير أخيراً إلى أنّ أقراص الغاز في المراحل المبكّرة من تطوّر المَجَرّات كانت ذات كثافةٍ سطحيّة أعلى بكثير، هبطت لاحقاً مع تحوّل معظم الغاز إلى نجوم. لذلك كانت فاعليّة الكنس بضَغْط الصدمة أدنى ممّا هي عليه اليوم. أمّا إذا كان ضَغْط الغاز المحيط مماثلاً للقيم الراهنة، فإن انضغاط طبقة الغاز كان كفيلاً بتسريع تكوين النجوم ولعب دورٍ مهم في تشكيل المناطق الخارجية للأقراص النجميّة.

خلاصة القول: تحت ظروفٍ واقعيّةٍ جدّاً، يمكن لضَغْط الوسط الساخن على قرص الغاز المجرّي أن يكون عاملاً محورياً في تطوّره.

الشُّكْر والتَّقْدير

تمّ دعم هذا العمل من قِبَل المؤسسة الروسية للبحوث الأساسية (أرقام المشاريع 07-02-00792 و07-02-01204).

المَراجِع

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

[2] م. أرنو و أ. إيفرارد، الإشعارات الشهرية للجمعية الفلكية الملكية 305, 631 (1999).

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

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

[5] ف. كايات، س. كوتاني، س. بالكوفْسكي، وفان ج. هـ. جوركوم، مجلة الفلك 107, 1003 (1994).

[6] د. ب. كوكس، المراجعة السنوية لعلم الفلك والفيزياء الفلكية 43, 337 (2005).

[7] م. داهلم و إ. ثيرينغ، منشورات جمعية الفلك الهادئ 112, 158 (2000).

[8] أ. فينوغينوف، ت. هـ. ريبريخ، و هـ. بوهرينغر، 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. د. ب. كيني و ج. س. يونغ، مجلة الفيزياء الفلكية 66, 261 (1988).

[11] ج. د. ب. كيني و ج. س. يونغ، مجلة الفيزياء الفلكية 344, 171 (1989).

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

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

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

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

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

[17] ج. نيفالاينن، ر. ليو، م. بونّامينتي، و د. لومب، مجلة الفيزياء الفلكية 584, 716 (2003).

[18] ب. إ. ج. نولسن و هـ. بوهرينغر، الإشعارات الشهرية للجمعية الفلكية الملكية 274, 1093 (1995).

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

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

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

[22] س. سينغوبتا، ر. 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. و. كيم، علم الفلك والفيزياء الفلكية 318, 361 (1997).

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

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

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

[28] و. ياو و ك. د. وانغ، 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. أبراموفا، الفلك. زه. 83, 976 (2006) [تقارير الفلك 50, 874 (2006)].