المعادلات الواردة مكتوبة بصيغة LaTeX.
مُلَخَّص
الضَغْط الثابِت للغاز الساخِن الذي يملأ العَناقِيد والمَجْمُوعات من المَجَرّات يمكن أن يؤثر بشكل كبير على الكثافة الحَجْمِيَّة وسُمك أَقْراص الغاز في المَجَرّات. بالاقتران مع الضَغْط الديناميكي، يسمح الضَغْط الثابِت بتفسير العديد من الخصائص الغريبة المُلاحَظَة للمَجَرّات الحَلَزُونِيَّة المُحاطة بوسط ساخن.
المُقَدِّمَة
نفترض هنا قيمة المعامل \(b\) مساوية لـ 1.45 كتقدير مبدئي.
الغاز البين نجمي في أَقْراص المَجَرّات غير متجانس في الكثافة. ومع ذلك، نظراً لأن المناطق الأكثر كثافة عادةً ما تكون أبرد، فإن تقلبات الضَغْط أصغر بكثير من تقلبات الكثافة، ويمكننا الحديث عن قيم توازنية مميزة للضغوط \(P\) عند مسافة معينة من مركز المجرة \(r\).
في جوار الشمس، يعود الضَغْط في الوسط البين نجمي (مقيساً إلى ثابت بولتزمان \(k\)) أساساً إلى الحركات المضطربة للغاز وهو \(\simeq\ 2\cdot 10^{4}\)K\(\cdot\)cm\(\!^{-3}\) (Cox 2005)، أي \(\log P/k\approx 4.3\). وبما أن الضَغْط الغازي يتحدد أساساً بكثافته المتوسطة، فإنه يقل مع البعد عن مركز المجرة. وفقاً لحسابات ضَغْط التوازن لقرص الغاز في مستوى قرص النجوم لنماذج ذاتية التناسق لعدة مجرات حلزونية قريبة، بما في ذلك مجرتنا (Kasparova and Zasov 2008)، فإن لوغاريتم ضَغْط الغاز \(P/k\) في النظام المختار من الوحدات 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. عند مسافات أكبر من مركز المجرة، يتوسع قرص الغاز بسرعة وينخفض الضَغْط بشكل حاد. الضَغْط الغازي منخفض بشكل خاص في المَجَرّات ذات السطوع المنخفض، حيث أن كثافة حجم الغاز أقل بمرتبة من تلك في المَجَرّات الحلزونية العادية. ومع ذلك، فإن تكوين النجوم، رغم بطئه، لا يزال مستمراً حتى هناك.
إذا كانت المجرة في عنقود، فإن وسطها البين نجمي يتأثر بغاز بين المجرات الساخن. بالنسبة لمجرة تتحرك بسرعة وباتجاه مناسب لقرصها بالنسبة لاتجاه سرعتها، يجب أن يظهر الضَغْط الديناميكي (ضَغْط 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 ضَغْط الصدمة بكنس الغاز الرقيق (\(HI\)) من المناطق الخارجية للمَجَرّات، ويُنتج عدم تماثل في توزيع \(HI\)، ويقلل من نصف قطر المنطقة التي يشغلها الغاز في المَجَرّات التي تعاني من نقص \(HI\) (انظر، على سبيل المثال، Scodeggio and Gavazzi 1993; Cayatte et al. 1994؛ والمراجع هناك). من الصعب جداً كنس الغاز من المناطق الداخلية للمَجَرّات الضخمة، حيث يكون قرص النجوم أكثر كثافة والبئر الجاذبي الذي ينتجه المجال الجاذبي للمجرة أعمق بكثير.
ومع ذلك، يمكن أن يكون ضَغْط الغاز المحيط عند درجة حرارة مرتفعة جداً مهماً حتى لمجرة تتحرك ببطء في وسط الغاز الساخن. ونظراً لأن الغاز الساخن يملأ العنقود بأكمله، فإن سرعة الصوت \(c\approx (P/\rho)^{1/2}\) فيه قريبة من متوسط الجذر التربيعي لسرعة المَجَرّات. لذلك، فإن الضَغْط الساكن للغاز بين المجرات \(P=2 n_ekT\) بسبب مكونات الإلكترون والأيون قريب من الضَغْط الديناميكي المتوسط. وعلى عكس الأخير، يعمل الضَغْط الساكن بشكل مستقل عن سرعة المجرة بالنسبة للوسط أو اتجاه قرصها؛ ويظهر في جميع المسافات المجرية.
تُظهر التقديرات المتاحة لدرجة الحرارة والكثافة للوسط بين المجرات في أنظمة المجرات أن الضَغْط الساكن \(P\) للغاز الساخن عموماً مماثل للضَغْط المقدر للغاز البين نجمي في أَقْراص المَجَرّات، 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 Coma (انظر، على سبيل المثال، Arnaud and Evrard 1999; Finoguenov et al. 2001). في العناقيد الغنية، تقل كثافة الغاز مع البعد 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 المعامل \(\beta \simeq 0.4 - 0.7\) على البنية الداخلية للعنقود. نصف قطر النواة \(R_c\) عادةً ما يكون عدة عشرات من kpc للعناقيد الصغيرة وعدة مئات من kpc للأنظمة الأكبر (انظر، على سبيل المثال، Arnaud and Evrard 1999). على مسافة \((1- 2)\cdot R_c\)، تكون كثافة عدد الإلكترونات \(n_e\simeq 10^{-2} - 10^{-3}\)cm\(^{-3}\). بالفعل، في عناقيد غنية مثل Coma، A 1795، وA 3112، \(\log~P/k\gtrsim 5\) ضمن عدة مئات من kpc من المركز (Nevalainen et al. 2003). في عنقود Virgo، تكون كثافة الجسيمات على مسافة 100–200 kpc من المركز عند درجة حرارة \(T\approx 3\) keV هي \(10^{-3}\)cm\(^{-3}\) (Nulsen and Bohringer 1995)، والتي تتوافق مع \(\log P/k \gtrsim 4.5\). حتى عند \(n_e\sim 10^{-4}\)، وهو الأكثر شيوعاً في العنقود ككل، نحصل على \(\log~P/k \gtrsim 3.5-4\) لعناقيد مثل Virgo. هذه القيمة تتجاوز الضَغْط المتوقع للغاز البين نجمي في المناطق الخارجية للمَجَرّات الحلزونية. في العناقيد الصغيرة التي تحتوي على غاز الأشعة السينية، فإن الضَغْط من نفس مرتبة الحجم كما في الكبيرة: \(kT \approx 1.5\) keV، \(n_e\approx 10^{-3}\)cm\(^{-3}\) (Dahlem and Thiering 2000).
ينطبق المنطق نفسه أيضاً على المَجَرّات 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 نقص \(HI\) في مجرات مثل هذه المجموعات رغم انخفاض تشتت السرعة النسبية لها، وهذا النقص أكثر أهمية من ذلك في المجموعات الخافتة للأشعة السينية (Sengupta et al., 2007).
وبالتالي، في أنظمة مختلفة الأحجام، يمكن أن يتجاوز الضَغْط على قرص الغاز الضَغْط الداخلي للغاز البين نجمي الذي كان سيوجد في غياب تأثير خارجي. نتيجة لذلك، يجب أن يكون ضَغْط الغاز البين نجمي في المَجَرّات، وخاصة في المناطق المركزية للعناقيد، في المتوسط أعلى، ويجب أن يكون سُمك قرص الغاز \(2h\) أصغر من تلك الموجودة في المَجَرّات التي لا تخضع لأي ضَغْط خارجي. كلما كانت كثافة الغاز في مجرة أقل، كان تأثير الضَغْط الساكن أقوى. تمت مناقشة هذا السؤال على مستوى نوعي سابقاً (Zasov 1987).
الضَغْط في قرص الغاز في وجود وسط بين المجرات
لِنأخذ بعين الاعتبار زيادة ضَغْط الغاز في مستوى المجرة كمياً، من حيث النماذج التوازنية البسيطة. دعونا نكتب معادلة التوازن الهيدروستاتيكي للغاز في المجال الجاذبي لقرص النجوم، \[ \frac{dP}{dz} = - \varrho(z)\,g(z) = - \frac{\mu}{{\cal R}}\,\frac{P(z)}{T(z)}\, g(z) \,. \] 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 ارتفاعات صغيرة حيث يمكن تقريب التسارع بـ \(g\propto z\).
الحَلّ
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 الغاز 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 الضَغْط على طول \(z\) التي تم الحصول عليها عن طريق التكامل العددي لـ([Eq-hydro-stat-equil]) لمختلف التبعيات لدرجة 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 الضَغْط عن الانخفاض مع الارتفاع، ويصل إلى هضبة \(P=P_a\).
يمكن تمثيل متوسط ضَغْط الغاز في قرص المجرة كما يلي: \[ {\langle {P}\rangle} = {P_a} + \langle \varrho\rangle\, g h = {P_a} + \langle \varrho\rangle\, \Omega_z^2 h^2 \,, \] 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 والضَغْط (\(0<k_{1,2}<1\)).
لنفترض أن كثافة حجم الغاز هي \(\varrho_1\) في غياب الغلاف الجوي الخارجي و \(\varrho_2\) في وجوده والقيم المميزة لنصف سُمك قرص الغاز هي \(H\) و \(h\). من الواضح، \(H=h=h_0\) و \(h < H\) لنموذج متساوي الحرارة بدون ومع الغلاف الجوي، على التوالي.
سنفترض أنه في المناطق التي لم يتم فيها إزاحة الغاز من القرص بواسطة ضَغْط الصدمة، يتم الحفاظ على كثافة سطح الغاز أثناء الانضغاط، 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
\[ {\cal P}_0 = P_0\, \left(\frac{H}{h}\right)^n \,, \]
حيث \({\cal P}_0\) هو ضَغْط الغاز المتوسط في غياب الغلاف الجوي.
بإبدال ([Eq-politrop]) في ([Eq-balance-simple])، يمكن الحصول على \[ x^{n-1} + \frac{\delta}{k_1}\, x^n - \frac{k_2}{k_1} = 0 \,, \] حيث \(x=h/H\) و \(\delta = P_a / P_0\). لـ \(n=2\)، نجد لنسبة ارتفاعات القياس العمودي في وجود وغياب الغلاف الجوي: \[ x = \frac{h}{H} = \frac{1}{2}\left( \sqrt{4\frac{k_2}{\delta}+ \frac{k_1^2}{\delta^2} } - \frac{k_1}{\delta} \right) \,. \] لـ \(\delta = 0\) (لا يوجد غلاف جوي ساخن)، سنضع \(k_1=k_2\) لتلبية شرط \(x=1\). في الحالة الأخرى القصوى، يتبع السلوك التقاربي \(x\propto 1/\sqrt{\delta}\) لفروق ضَغْط كبيرة (انظر الشكل [Fig-x(delta)]a). تبدو النماذج التي تحتوي على قيمة أقل لمؤشر \(n\) أكثر واقعية. كمثال، يوضح الشكل [Fig-x(delta)]b النسب \(H/h\) كدالة لـ \(\delta\) لـ \(n=1.4\). نرى أن القرص يصبح أرق بشكل ملحوظ مع انخفاض \(n\).
وبالتالي، مع زيادة الضَغْط الثابِت الخارجي من الغاز الساخن بين المجرات، يمكن أن ينخفض سُمك قرص الغاز داخل المجرة بشكل كبير؛ ويتم تحديد معامل التناسب بين \(H\) و \(h\) بواسطة معادلة الحالة للغاز وبواسطة نمط ملف الكثافة العمودية (والضَغْط)، والذي، بدوره، يعتمد على النموذج الديناميكي الحراري المختار للغاز. على سبيل المثال، كما يتضح من الشكل [Fig-x(delta)]، عند ضَغْط خارجي يساوي الضَغْط غير المضطرب في مستوى القرص، ينخفض سُمكه وبالتالي تزداد كثافة حجم الغاز بمعامل من \(1.5-4\). إذا، مع ذلك، تجاوز ضَغْط الغلاف الجوي \(P_a\) الضَغْط \(P_0\)، على سبيل المثال، بمعامل 4، فإن سُمك 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 البين نجمي، الذي يكون ضَغْطه في البداية مماثلاً لضَغْط الغاز البين نجمي، سيقلل قليلاً من نسبة ضَغْط الغاز، حيث في حالة الحفاظ على التدفق المغناطيسي، يزداد الضَغْط المغناطيسي الذي يعارض الانضغاط كـ \((H/h)^2\). في الحالة القصوى، إذا كان ضَغْط الغاز البين نجمي تحت ضَغْط قوي منخفض مقارنة بضَغْط الحقل المغناطيسي، فإن شدة 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 أَقْراص الغاز للمَجَرّات في العناقيد، ولكن أيضاً على هالات الغاز للمَجَرّات، التي تتقلص، ولكن “تبقى”، على الرغم من أنها محاطة بوسط أكثر سخونة (انظر، على سبيل المثال، Sun et al. 2007؛ Vikhlinin et al. 2001).
الضَغْط الثابِت وتأثيره على الأَقراص الغازية
وهكذا، قد يُتوقع أن يكون الضَغْط الثابِت للبيئة في تجمعات ومجموعات المَجَرّات قادراً على زيادة كثافة الوسط البين نجمي الذي لم يتم اكتساحه بواسطة الضَغْط الديناميكي للغاز بين المجرات بعدة مرات. ونتيجة لذلك، ينبغي أن تكون أَقْراص الغاز في هذه الحالة، في المتوسط، أرق، بينما ينبغي أن تكون كثافة حجم منتصف القرص الغازي أعلى عند كثافة عمودية ثابتة. وهذا بدوره يعني زيادة كبيرة في معدلات تكوين النجوم لكل وحدة كتلة غاز ونفاد أسرع للغاز في القرص ككل.
المُناقَشَة
الضَغْط الثابِت 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 ضَغْط خارجي في العديد من المَجَرّات، 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، تُظهر الحسابات الهيدروديناميكية أن ضَغْط الصدمة القوي قد يؤثر على معدل تكوين النجوم ليس فقط في الأطراف، ولكن أيضاً في الأجزاء الداخلية من المجرة (Kronberger et al., 2008). من الواضح أنه في الحالة العامة يجب اعتبار كل من الضغوط الديناميكية والثابتة كعملية واحدة. لاحظ، مع ذلك، أن كفاءة ضَغْط الصدمة على عكس الضَغْط الثابِت تتناسب مع \(\rho_{gas} V_c^2\)، وبالتالي ليست فعالة جداً إذا كانت سرعة \(V_c\) للمجرة أقل من متوسط تشتت السرعة للمَجَرّات في عنقود.
(1) العديد من المَجَرّات 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: التكوين النجمي نشط على الرغم من نقص \(HI\)، 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 للمَجَرّات 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). المقياس الزمني الديناميكي الذي تعبر فيه المجرة أكثر مناطق العنقود كثافة هو من نفس الرتبة تقريباً. لذلك، يمكن أن تكون زيادة في كثافة الغاز والانخفاض المقابل في \(T_g\) نتيجة لضَغْط طبقة الغاز عاملاً مهماً في تطور محتوى الغاز لمجرات العنقود. يجب أن يسهل انخفاض كثافة الغاز في مناطق القرص الخارجية عملية التقاط بقايا الوسط النجمي بواسطة تدفق الغاز بين المجرات.
بالاقتران مع الضَغْط الديناميكي وعملية الاندماج الطفيف للمَجَرّات، يسمح لنا الضَغْط الثابِت بتفسير وجود عدد كبير من المَجَرّات القرصية ذات المحتوى المنخفض من الغاز النجمي (مَجَرّات S0) في المناطق الداخلية للعناقيد.
(2) تتميز المَجَرّات 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 للمَجَرّات وتركيز عالٍ من \(H_2\) نحو المركز. في الواقع، يُظهر مثال المَجَرّات الحلزونية في المنطقة الداخلية لعنقود العذراء أن نسبة غير عادية من الغاز الجزيئي تُلاحظ حتى في المنطقة الداخلية للقرص، حيث يتم الاحتفاظ بـ \(HI\)، على الرغم من أنه يمكن التقاطه من أطراف القرص (Nakanishi et al. 2006). في الورقة المذكورة أعلاه، اقتُرح أن الضَغْط الخارجي يلعب دوراً محتملاً في زيادة كمية الغاز الجزيئي. يجب أن يساهم ضَغْط الغاز فعلياً في تحويل الغاز الذري إلى الجزيئي، حيث، كما تُظهر تحليلات البيانات المرصودة المتاحة، فإن محتوى الأخير يرتبط بقوة مع الضَغْط في منتصف قرص المجرة (Kasparova and Zasov 2008; Blitz and Rosolowski 2006 والمراجع الواردة فيها). ومع ذلك، فإن هذا التأثير يصعب حتى الآن اختباره كمياً.
(3) يُظهر مثال المَجَرّات التي تعاني من نقص \(HI\) في عنقود العذراء أنه، في بعض الحالات، يرتبط انخفاض الكمية الإجمالية للغاز الذري في المجرة ليس كثيراً بتقليص المنطقة التي يشغلها، وهو أمر طبيعي أن يرتبط بضَغْط الصدمة، بقدر ما يرتبط بانخفاض في كثافة سطح \(HI\) على مدى القرص بأكمله (Cayatte et al. 1994). يمكن أن يكون هذا نتيجة لضَغْط الغاز ونفاده بشكل أسرع.
(4) 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 المَجَرّات 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).
(5) يجب أن يكون دور الضَغْط الثابِت أكثر أهمية بالنسبة للمَجَرّات الموجودة في المنطقة الداخلية لعنقود مليء بغاز ينبعث منه الأشعة السينية ولها سرعات منخفضة بالنسبة له، وهو ما يحدث إذا لم تبتعد المَجَرّات كثيراً عن مركز العنقود. في هذا الصدد، تستحق ملاحظات \(HI\) في عنقود بيغاسوس الأول اهتماماً خاصاً. تم العثور على نقص \(HI\) صغير ولكن يمكن اكتشافه بثقة للمَجَرّات في الجزء الأوسط من هذا العنقود (Levy et al. 2007). ونظراً لأن لديهم تشتت سرعة منخفض جداً، فإن قيمة \(n_e V_c^2\)، التي تميز الضَغْط الديناميكي، أقل بأكثر من رتبتين من القيمة في عنقود الشعرى أو العذراء. نتيجة لذلك، لا يمكن ربط نقص \(HI\) بحركة المَجَرّات في وسط غازي بطريقة تقليدية. كثافة عدد الإلكترونات المتوسطة \(<n_e>\) في عنقود، المحسوبة لنموذج كرة متجانسة مملوءة بغاز ساخن بدرجة حرارة \(T = (0.6-3)\cdot 10^7\)K تبلغ حوالي \(2\cdot 10^{-4}\)cm\(^{-3}\) (Canizares et al. 1986). هذه القيمة تقريباً مساوية للحد الأدنى لكثافة الجسيمات ضمن 16 دقيقة قوسية (360 kpc) من المجرة المركزية للعنقود، NGC 7619، المستمدة من قياسات ROSAT (Trinchieri et al. 1997). عند \(T\approx 1-2\)keV، فإن الضَغْط الغازي المقابل هو \(P\approx (4-8)\cdot 10^3\)K\(\cdot\)cm\(^{-3}\). هذا الضَغْط الثابِت، رغم أنه منخفض، إلا أنه لا يزال قابلاً للمقارنة مع ضَغْط الغاز النجمي في المناطق الخارجية لأَقْراص المَجَرّات (انظر المقدمة)؛ وهو يتجاوز الضَغْط الديناميكي على المَجَرّات في الجزء الأوسط 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 الضَغْط الثابِت للغاز أكثر أهمية.
يمكن أن يمارس الضَغْط الثابِت 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 العادية لعدة ملايين من الدرجات. التقديرات المتاحة لكثافة الغاز الساخن ودرجة الحرارة في النتوءات والهالات للمَجَرّات استناداً إلى انبعاثات الأشعة السينية الناعمة لها قليلة حتى الآن.
ومع ذلك، فإنها تُظهر أن وسطاً بالكثافة والحرارة المطلوبتين يوجد بالفعل على الأقل في بعض المَجَرّات الضخمة، مثل Ml04، 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 ضَغْط الغاز الساخن على القرص بنفس الطريقة التي يتجلى بها ضَغْط الوسط بين المجرات: يضغط على الغاز في منطقة القرص الداخلية ويزيد من كثافة حجمه، وكنتيجة لذلك، نسبة كتلة الغاز الجزيئي، الأمر الذي يؤثر على تكوين النجوم. بالفعل، تُظهر 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 ضَغْط الغاز، إذا تم تقدير الأخير دون أخذ الوسط الخارجي في الاعتبار (Kasparova and Zasov 2008).
لاحظ أنه في مرحلة تطورها السابقة للمَجَرّات، كان لقرص الغاز كثافة سطحية أعلى بكثير، والتي انخفضت بعد ذلك عندما تحول معظم الغاز إلى نجوم. لهذا السبب، كانت كفاءة تجميع الغاز بواسطة ضَغْط الصدمة أقل مما هي عليه في الوقت الحاضر. ومع ذلك، إذا كان ضَغْط الغاز المحيط هو نفسه كما في الوقت الحاضر، فإن ضَغْط طبقة الغاز يمكن أن يسرع من تكوين النجوم ويلعب دوراً مهماً في تشكيل المناطق الخارجية لأَقْراص النجوم.
وبالتالي، تحت بعض الظروف الواقعية جداً، يمكن أن يكون ضَغْط الوسط الساخن على قرص الغاز لمجرة عاملاً مهماً في تطورها.
الشُكْر والتَقْدِير
تم دعم هذا العمل من قبل 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. إِي. ايفرارد، الإشعارات الشهرية للجمعية الفلكية الملكية. 305, 631 (1999).
[3] ل. بليتز و أ. روزولوفسكي، مجلة الفيزياء الفلكية. 650, 933 (2006).
[4] س. أَر. كانيزاريس، إِم. إِن. دوناهو، ج. ترينشيري، وآخرون، مجلة الفيزياء الفلكية. 304, 312 (1986).
[5] ف. كايات، س. كوتاني، س. بالكوفسكي، وفان ج. اتش. جوركوم، مجلة الفلك. 107, 1003 (1994).
[6] د. ب. كوكس، مراجعة سنوية لعلم الفلك والفيزياء الفلكية. 43, 337 (2005).
[7] إِم. داهليم و إِي. ثيرينج، منشورات جمعية الفلك الهادئ 112, 158 (2000).
[8] أ. فينوجينوف، ت. اتش. ريبريش، و اتش. 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. د. ب. كيني و ج. إِس. يونج، مجلة الفيزياء الفلكية. 66, 261 (1988).
[11] ج. د. ب. كيني و ج. إِس. يونج، مجلة الفيزياء الفلكية. 344, 171 (1989).
[12] أَر. س. كينيكوت، مجلة الفيزياء الفلكية. 498, 541 (1998).
[13] أَر. س. كينيكوت، ج. د. بوثون، و أَر. أَي. شومر، مجلة الفلك. 89, 1279 (1984).
[14] ت. كرونبرجر، و. كابفيرر، س. فيراري، علم الفلك والفيزياء الفلكية. 481, 337 (2008).
[15] ل. ليفي، ج. أَي. روز، إِي. اتش. فان جوركوم، و ب. شابوير، مجلة الفلك. 133, 1104 (2007).
[16] اتش. ناكانيشي، ن. كونو، ي. سوفو، وآخرون، مجلة الفيزياء الفلكية. 651, 804 (2006).
[17] ج. نيفالاينن، أَر. ليو، إِم. بونامينتي، و د. لومب، مجلة الفيزياء الفلكية. 584, 716 (2003).
[18] ب. إِي. ج. نولسن و اتش. بوهرينجر، الإشعارات الشهرية للجمعية الفلكية الملكية. 274, 1093 (1995).
[19] ج. راسموسن، ج. سومر-لارسن، ك. بيدرسن، وآخرون، atro-ph/0610893 (2006).
[20] ن. أَي. ريدي، إِم. إِس. يين، مجلة الفيزياء الفلكية. 600, 695, (2004).
[21] إِم. سكوديجيو و ج. جافازي، مجلة الفيزياء الفلكية. 409, 110 (1993).
[22] س. سينجوبتا، أَر. بالاسوبرامانيام، و ك. دواراكاناث، الإشعارات الشهرية للجمعية الفلكية الملكية. 378, 137 (2007).
[23] إِم. 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، إِم. ماركيفيتش، و. فورمان و س. جونز، مجلة الفيزياء الفلكية. 555, L87 (2001).
[26] ك. د. وانج، astro-ph/0611038 (2006).
[27] ت. وونج و ل. بليتز، مجلة الفيزياء الفلكية. 569, 157 (2002).
[28] و. ياو و ك. د. 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)].