تراكم النمط البارد والنمط الساخن في تكوين المجرة: نهج الإنتروبيا

Édouard Tollet^1,2, Andrea Cattaneo², Andrea V. Macciò^3,4,5, Xi Kang⁶

¹Centre de Recherche Astrophysique de Lyon, 9 avenue Charles André, 69230 Saint-Genis-Laval, France
²Observatoire de Paris, LERMA, PSL University, 61 avenue de l’Observatoire, 75014 Paris, France
³New York University of Abu Dhabi, P.O. Box 129188, Saadiyat Island, Abu Dhabi, United Arab Emirates
⁴Center for Astro, Particle and Planetary Physics (CAP³), New York University Abu Dhabi
⁵Max-Planck-Institut für Astronomie, Königstuhl 17, 69117 Heidelberg, Germany
⁶Purple Mountain Observatory, the Partner Group of MPI für Astronomie, 2 West Beijing Road, Nanjing 210008, China

(مقبول للنشر في MNRAS 16 يونيو 2022. تم الاستلام 14 يونيو 2022; في الشكل الأصلي 10 فبراير 2022)

الملخص

لقد قمنا بتحليل عمليتين لمحاكاة التكبير الكوني $M_{\rm vir}\sim 10^{12}{\rm\,M}_\odot$ من سلسلة NIHAO، مع أو بدون تغذية راجعة. لقد أظهرنا أن معيار الإنتروبيا المبني على معادلة حالة الوسط بين المجرات يمكن أن يفصل بنجاح بين تراكم النمط البارد والساخن. يتمتع الغاز الذي يتم تسخينه بالصدمة بدعم مضطرب لا يستهان به ويبرد بشكل غير فعال. في عمليات المحاكاة بدون ردود فعل، جزء صغير فقط ( $\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}20$ في المائة) من الكتلة النجمية تأتي من الباريونات الموجودة في الوسط المحيط بالمجرة الحار، على الرغم من أنه ينبغي أخذ الاستنتاجات الكمية بحذر بسبب إحصاءات الأعداد الصغيرة لدينا. مع التغذية الراجعة، يكون الجزء أكبر بسبب إعادة تراكم الغاز الذي يتم تسخينه بواسطة المستعرات الأعظم، والذي يحتوي على إنتروبيا أقل وأوقات تبريد أقصر من الغاز الذي يتم تسخينه بواسطة صدمات التراكم. لقد قمنا بمقارنة نتائج NIHAO بتنبؤات GalICS 2.1 نموذج شبه تحليلي لتشكل المجرات. تم تطبيق معيار استقرار الصدمات في GalICS 2.1 في إعادة إنتاج الانتقال من النمط البارد إلى النمط الساخن.

keywords:

المجرات: التطور — المجرات: التكوين

^†^†pagerange: تراكم النمط البارد والنمط الساخن في تكوين المجرة: نهج الإنتروبيا–S2^†^†pubyear: 2022

1 مقدمة

يمكن أن تنمو المجرات من خلال تراكم التدفقات الخيطية الباردة أو من خلال تبريد الغاز الساخن (يمكن أن تنمو أيضًا من خلال عمليات الاندماج، ولكنها ليست محور هذه المقالة). منذ Kereš et al. (2005) و Dekel and Birnboim (2006) ثنائية المجرة بهذين النظامين (فيما يلي، التراكم البارد والساخن، على التوالي)، لقد كان هناك الكثير من النقاش حول دورها في تكوين وتطور المجرات، بشكل رئيسي في سياق عمليات المحاكاة الهيدروديناميكية الكونية (Ocvirk et al., 2008; Kereš et al., 2009; Brooks et al., 2009; van de Voort and Schaye, 2012; Nelson et al., 2013, 2016)، ولكن أيضًا في النماذج شبه التحليلية لتشكل المجرات (المشار إليها فيما يلي بSAMs؛ Benson and Bower, 2011; Cattaneo et al., 2020).

محاولات لفصل التراكم البارد والساخن في الكون تستخدم عمليات المحاكاة الهيدروديناميكية عادة معيار درجة الحرارة (Kereš et al., 2005, 2009; Ocvirk et al., 2008; van de Voort and Schaye, 2012). Nelson et al. (2013) أظهرت أن هذا النهج حساس لعتبة درجة الحرارة المفترضة وذلك معايير على أساس المطلق درجة الحرارة $T$ تعطي نتائج مختلفة عن تلك المستندة إلى $T/T_{\rm vir}$ حيث $T_{\rm vir}$ هي درجة الحرارة الفيريالية. في الدراسات التحليلية (Dekel and Birnboim, 2006; Cattaneo et al., 2020)، إنه كذلك أكثر ملاءمة لاستخدام معيار الاستقرار بناءً على النسبة بين زمن ضغط الجاذبية $t_{\rm comp}$ وزمن التبريد الإشعاعي $t_{\rm cool}$ (تشكيل حار يتطلب الغلاف الجوي انتشار صدمة مستقرة وبالتالي $t_{\rm comp}<t_{\rm cool}$ ).

الطريق الثالث لتحديد الغاز الذي تم تسخينه بالصدمة هو استخدام معيار الإنتروبيا، نظرًا لأن الصدمات تمثل قفزة في الإنتروبيا (في الصدمة القوية، تكون زيادة درجة الحرارة أكثر أهمية بكثير من زيادة الكثافة). Brooks et al. (2009) استكشف مجموعة من قفزة الإنتروبيا ومعيار درجة الحرارة، و وجد أن هذا النهج يمكن أن يفصل الغاز البارد الخيطي عن الطور الساخن الأكثر كروية. إن المعيار الذي يعتمد بشكل كامل على الإنتروبيا يعفي من الحاجة إلى عتبة درجة الحرارة تمامًا، في حين أن مما يحول دون إمكانية الخلط بين الوسط البينجمي الحار (ISM) والوسط الحار حول المجرة (CGM)، منذ ذلك الحين كلاهما لديه درجة حرارة عالية، ولكن ISM الساخن أكثر كثافة وبالتالي لديه إنتروبيا أقل. استكشف Correa et al. (2018) معيار الإنتروبيا وتأثيره على الجزء المسخن بالصدمة مقارنة بمعايير الاختيار الأخرى للطور الساخن.

هنا، نقترح معيارًا يعتمد على إنتروبيا الغاز إلى إنتروبيا الوسط بين المجرات (IGM). يكون الغاز في النمط البارد إذا انخفضت إنتروبيا (أي إذا فقد الحرارة) أثناء تراكمه. يكون في وضع النمط الساخن إذا كان هناك اكتساب للحرارة (أي إذا زادت الإنتروبيا).

سؤالنا الأول هو ما إذا كان نهج الإنتروبيا والمنهج القائم على $t_{\rm comp}/t_{\rm cool}$ يعرض صورة متسقة عند تطبيقه على نفس الجسم الفيزيائي الفلكي. هو $t_{\rm comp}/t_{\rm cool}$ مؤشر جيد للجزء الساخن بالصدمة المقاس بالمقاييس الكونية المحاكاة؟

ثانيا، الاقتراح القائل بأن التسخين بالصدمة يطفئ تشكل النجوم يفترض (Dekel and Birnboim, 2006; Cattaneo et al., 2006) أن الغاز الذي تم تسخينه بالصدمة لن يبرد بكفاءة. وإلى أي مدى تم التحقق من هذا الافتراض؟

في هذه المقالة، نتناول هذه الأسئلة من خلال محاكاة التكبير الكوني من خلال التحقيق العددي لمائة جسم فيزيائي فلكي (NIHAO؛ Wang et al., 2015). نحن نحقق أيضًا ما إذا كان SAM يعتمد على Dekel and Birnboim (2006)معيار ثبات الصدمات (GalICS 2.1; Cattaneo et al., 2020) يمكن حساب الميزات الرئيسية لعمليات المحاكاة (على سبيل المثال، الوقت الذي تختفي فيه الخيوط الباردة ويحدث الانتقال إلى النمط الساخن).

التغذية الراجعة تعقد التحليل. يمكن للرياح المجرية تعطيل الخيوط الباردة من خلال عدم استقرار القص. ومن الممكن أن تؤدي الاصطدامات العنيفة بين التدفقات الداخلة والخارجة إلى تسخين إضافي للصدمات. وفي التفاعلات الأكثر اعتدالا، يمكن للرياح أن تجعل التبريد الإشعاعي أكثر كفاءة عن طريق ضغط الخيوط. تعمل التغذية راجعة أيضًا على زيادة معدل التبريد عن طريق إثراء CGM بالمعادن. وتتعقد المشكلة بسبب استحالة تكرار نفس الوصفات الدقيقة للتغذية الراجعة في عمليات المحاكاة الهيدروديناميكية وSAMs. في عمليات المحاكاة، تحدث حالات تسخين الصدمة وتسخين المستعر الأعظم (SN) وعدم استقرار القص في وقت واحد. في SAMs، يتم تصميمها بشكل تسلسلي ومستقل عن بعضها البعض. ومن ثم، فمن الصعب تفسير النتائج بالتغذية الراجعة إذا لم يفهم الشخص الحالة بشكل كامل بدونها.

ومع ذلك، بسبب التكلفة الحسابية لعمليات المحاكاة، تمت إعادة محاكاة اثنين فقط من المجرات الحلزونية الضخمة دون ردود فعل (المجرات القزمة تفتقر إلى الغاز الساخن، وبالتالي فهي غير ذات صلة لهذه الدراسة). من الواضح أنه لا يمكن استخدام مجرتين لاستخلاص استنتاجات إحصائية حول عدد المجرات، ولكن ليس هذا أيضًا هدف مقالتنا. هدفنا هو اختبار ما إذا كانت افتراضاتنا حول دور $t_{\rm comp}/t_{\rm cool}$ وفي التبريد غير الفعال لـ CGM الساخن صحيحان. إذا تقاربت حلقتان حلزونيتان ضخمتان لهما تاريخ تراكمي مختلف في نفس الصورة، فمن غير المحتمل أن تتجمع عينة أكبر سيؤدي إلى نتيجة مختلفة إلى حد كبير ما لم تكن كلتا المجرتين غير نمطيتين بنفس الطريقة.

هيكل المقال كما يلي. في القسم 2، نقدم الخصائص الأساسية للكائنات تم الاحتفاظ بها لهذه الدراسة (الكتلة الفيريالية، الكتلة النجمية، تاريخ النمو) واستخدام خرائط درجات الحرارة التحليل النوعي للطور المتعدد هيكل CGM من الانزياح الأحمر الأعلى إلى الأدنى. في القسم 3، نقوم بتحليل فعالة معادلة حالة IGM واستخدامها لفصل CGM الساخن عن الغاز البارد داخل الهالات. نحن أيضا اختبار الافتراض بأن CGM الساخن شبه الهيدروستاتيكي. في القسم 4، قمنا بفحص توزيع الإنتروبيا للباريونات داخل نصف القطر الفيريالي وتطوره مع الانزياح الأحمر، ومقارنة النتائج بدون تغذية راجعة من SNe ومعها. في القسم 5، نذكر الافتراضات الأساسية لـ Cattaneo et al. (2020)نموذج التسخين بالصدمة والتحقق من مدى توافق افتراضاته وتوقعاته مع ما نقيسه في NIHAO. وأخيرا، في القسم 6، نناقش ونلخص الاستنتاجات الرئيسية للمقال.

2 المحاكاة

NIHAO هي سلسلة من $\sim 90$ تكبير محاكاة هيدروديناميكا الجسيمات الملساء (SPH) في عالم LCDM مسطح مع $\Omega_{\rm m}=0.3175$ , $\Omega_{\rm b}=0.049$ و $H_0=67.1{\rm\,km\,s}^{-1}$ (Wang et al., 2015; انظر أيضا Tollet et al., 2019). حول 10 من الأولي تم تجاهل الكائنات $100$ بسبب تاريخها المدمج، حيث يركز مشروع NIHAO على معزول المجرات. تتضمن سلسلة NIHAO ردود فعل من SNe، ولكن ليس نوى المجرة النشطة.

الكتل الفيريالية عند $z=0$ من الحلزونين الضخمين المحتفظ بهما لهذه الدراسة، g7.55e11 و g1.12e12, هي $M_{\rm vir}= 9.29\times 10^{11}{\rm\,M}_\odot$ و $M_{\rm vir}=1.12\times 10^{12}{\rm\,M}_\odot$ على التوالي. للمقارنة، الكتلة الفيريالية لمجرة درب التبانة هي $M_{\rm vir}=1.3\pm 0.3\times 10^{12}{\rm\,M}_\odot$ (Bland-Hawthorn and Gerhard, 2016).

Refer to caption — Figure 1: تقارن المنحنيات الرمادية إجمالي الكتلة الباريونية $M_{\rm b}$ داخل نصف القطر الفيريالي (المنحنيات المتصلة) مع إعادة قياس الكتلة الفيريالية بواسطة جزء الباريون العالمي $f_{\rm b}=0.15$ (منحنيات متقطعة)، كلاهما كوظيفة للزمن الكوني $t$ . تظهر المنحنيات الخضراء الكتلة النجمية $M_\star$ داخل $r_{\rm vir}$ ، وكلها تقريبًا موجودة في المجرة المركزية. المنحنيات الحمراء تظهر الكتلة $M_{\rm hot}$ في CGM الساخن. تُظهر المنحنيات المتقطعة البرتقالية الكتلة الإجمالية لجميع جزيئات الغاز الموجودة في CGM الساخن. تستبعد المنحنيات المتصلة البرتقالية الجزيئات التي لم تعد موجودة بالداخل $r_{\rm vir}$ في ذلك الوقت $t$ . اللوحات الموجودة على اليسار مخصصة لـ g7.55e11. تلك الموجودة على اليمين مخصصة لـ g1.12e12. تُظهر اللوحات العلوية والسفلية عمليات المحاكاة بدون تغذية راجعة ومعها، على التوالي.

المنحنيات الرمادية المتقطعة في الشكل 1 إظهار تطور $M_{\rm vir}$ بالزمن الكوني $t$ لـ g7.55e11 و g1.12e22، مع أو بدون تغذية راجعة. تمت إعادة قياس $M_{\rm vir}$ بواسطة جزء الباريون الكوني $f_{\rm b}=\Omega_{\rm b}/\Omega_{\rm m}\simeq 0.15$ بحيث يمكن مقارنتها بالكتلة الباريونية الفعلية $M_{\rm b}$ داخل نصف القطر الفيريالي. على الرغم من أن مجرات NIHAO قد تم اختيارها للتخلص من جميع الهالات ذات رفيق كتلة مماثلة في غضون ثلاثة نصف القطر الفيريالي في أي وقت، فإن تأثير الاندماجات واضح للعيان.

لـ g7.55e11 (الشكل 1أ)، حدثا الاندماج الأكثر أهمية وقعا في $3.04{\rm\,Gyr}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}t\lower 2.1527% 7pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}3.47{\rm\,Gyr}$ ( $2.16\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel>\over{\sim}\;$}z\lower 2.15277pt\hbox{$% \;\buildrel>\over{\sim}\;$}1.88$ ) و $4.76{\rm\,Gyr}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}t\lower 2.1527% 7pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}5.20{\rm\,Gyr}$ ( $1.31\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel>\over{\sim}\;$}z\lower 2.15277pt\hbox{$% \;\buildrel>\over{\sim}\;$}1.18$ ). كانوا تليها اثنين المزيد من الحلقات الصغيرة، الأولى في $9.73{\rm\,Gyr}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}t\lower 2.1527% 7pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}9.94{\rm\,Gyr}$ ( $0.36\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel>\over{\sim}\;$}z\lower 2.15277pt\hbox{$% \;\buildrel>\over{\sim}\;$}0.34$ )، والثاني في $12.53{\rm\,Gyr}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}t\lower 2.152% 77pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}12.75{\rm\,Gyr}$ ( $0.10\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel>\over{\sim}\;$}z\lower 2.15277pt\hbox{$% \;\buildrel>\over{\sim}\;$}0.08$ ).

لـ g1.12e22 (الشكل 1ب)، يبرز حدثان مدمجان. الأول ( $2.17{\rm\,Gyr}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}t\lower 2.1527% 7pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}2.39{\rm\,Gyr}$ , $2.96\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel>\over{\sim}\;$}z\lower 2.15277pt\hbox{$% \;\buildrel>\over{\sim}\;$}2.72$ ) ينتج عن التراكم المتزامن لهالتين من الأقمار الصناعية. $M_{\rm vir}$ يزيد بنحو الثلث. والثاني عند $t\simeq 5.20{\rm\,Gyr}$ ( $z\simeq 1.18$ ). العثرة في $M_{\rm vir}(t)$ في $9{\rm\,Gyr}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}t\lower 2.15277pt% \hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}11{\rm\,Gyr}$ يرجع إلى وجود قمرين صناعيين يدخلان ويخرجان من نصف القطر الفيريالي للنظام الرئيسي.

التغذية الراجعة لها تأثير محدود للغاية على تاريخ نمو هالة المادة المظلمة (DM). لا يمكن تمييز المنحنيات المتقطعة باللون الرمادي في اللوحتين c وd تقريبًا عن تلك الموجودة في اللوحتين أ وb على التوالي.

المقارنة $M_{\rm b}$ (منحنيات متصلة رمادية) إلى $f_{\rm b}M_{\rm vir}$ (منحنيات متقطعة باللون الرمادي) توضح ذلك، بدون تغذية راجعة, $M_{\rm b}$ قريب جدًا من التوقعات من جزء الباريون العالمي ( $M_{\rm b}\simeq f_{\rm b}M_{\rm vir}$ ). في عمليات المحاكاة ذات التغذية الراجعة، تكون الخطوط الرمادية الصلبة أقل بشكل منهجي من الخطوط الرمادية المتقطعة بمقدار 30 في المائة في المتوسط، حتى الآن $M_{\rm b}$ يستمر في التتبع $f_{\rm b}M_{\rm vir}$ عن كثب.

بدون تغذية راجعة، من المتوقع أن يكون التبريد وتشكل النجوم فعالين. معظم الباريونات الموجودة بالداخل $r_{\rm vir}$ موجودة في النجوم. تطور الكتلة النجمية $M_\star$ داخل $r_{\rm vir}$ (المنحنيات الخضراء). عن كثب أن من DM. نلاحظ ذلك $M_\star$ هي الكتلة النجمية الكلية بداخلها $r_{\rm vir}$ وليس الكتلة النجمية للمجرة المركزية. ولهذا السبب، أثناء عمليات الاندماج، لا يوجد أي تأخير بين نمو $M_{\rm vir}$ ونمو $M_\star$ . خلال هذه المقالة، عمليات الاندماج هي عمليات اندماج هالة، وليست عمليات اندماج مجرة.

أحد أبرز الاختلافات في التغذية راجعة هو أن المنحنيات الخضراء تصبح أكثر سلاسة. التغذية الراجعة تقلل بشكل كبير من كفاءة تشكل النجوم في الهالات منخفضة الكتلة. الاندماج مع هالات الأقمار الصناعية الصغيرة يساهم في نمو $M_{\rm vir}$ لكن تأثيرها ضئيل جدًا $M_\star$ .

الأشكال 2–3 يُظهر خرائط درجة حرارة CGM في عمليات المحاكاة بدون تغذية راجعة. يتم عرض نفس الصور مع التغذية راجعة في المادة التكميلية. جميع خرائط درجات الحرارة لدينا تنظر إلى المجرة المركزية وجهًا لوجه، لكن المناظر الجانبية تعرض صورة مشابهة جدًا.

في g7.5e11 (الشكل 2), CGM في $z=5.27$ لا يزال باردًا إلى حد كبير. تكون جبهات الصدمات الموجودة حول المجرة مرئية بوضوح، لكن التبريد الإشعاعي فعال للغاية لدرجة أن درجة حرارة ما بعد الصدمة تكون دائمًا أقل بكثير من درجة الحرارة الفيريالية ( $T_{\rm vir}\sim 2\times 10^5{\rm\,K}$ في $z= 5.27$ – $6.26$ ). يوجد بالفعل بعض الغاز الساخن في $t=1.31{\rm\,Gyr}$ ( $z=4.56$ )، لكن هندسة الطور الساخن تختلف كثيرًا عن هندسة الغلاف الجوي شبه الهيدروستاتيكي. في $2\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}z\lower 2.15277pt\hbox{$\;% \buildrel<\over{\sim}\;$}4$ ، تتعايش التيارات الباردة والغاز الساخن. عند الانزياحات الحمراء المنخفضة، يمتلئ الحجم الفيريالي بأكمله بالغاز الساخن؛ ينقطع إمداد الغاز من خلال الخيوط الباردة؛ النقط الباردة التي لا تزال تأتي هي المجرات الفضائية.

يعرض الشكل 3 سلوكًا مشابهًا ولكن الغاز الساخن يظهر سابقًا بسبب الكتلة الأكبر لـ g1.12e12. في g1.12ee12، يمتد الغاز الساخن إلى ما وراء نصف قطر الفيريالي الموجود بالفعل عند $t=1.96$ ( $z=3.25$ )

الأشكال 2–3 يؤكد أن حلقات النمو السريع المحددة في الشكل 1 مرتبطة بالفعل بعمليات الدمج. في الفترات الزمنية عندما $M_{\rm vir}$ تنمو بسرعة، وهناك دائمًا مجرة تابعة واحدة على الأقل تدخل نصف القطر الفيريالي.

مع التغذية الراجعة (المواد التكميلية)، ليست الصدمات هي آلية التسخين الوحيدة. يظهر الغاز الساخن مبكرًا قليلاً. توزيعها أقل تجانسًا، كما هو متوقع بالنسبة للتدفقات الخارجة التي ليست فقط متباينة الخواص ولكنها أيضًا شديدة الاضطراب (انظر، على سبيل المثال، الأشعة السينية وH $\alpha$ الصور بواسطة Strickland et al., 2004)، وبالتالي فإن الصدمات ليست بارزة على خريطة درجات الحرارة. عند مستوى منخفض $z$ ، فإن الغاز البارد الموجود في أقراص المجرة يكون أكثر بروزًا في التغذية الراجعة لأن تحوله إلى نجوم كان أقل فعالية. بالنسبة للبقية، الصورة العامة هي نفسها إلى حد كبير.

3 فصل الطور

في القسم 2، نظرنا إلى توزيع الغاز في الفضاء المادي. الشكل 4 يوضح توزيعه على مخطط درجة الحرارة والكثافة عند $z=1.77$ , $z=0.52$ و $z=0.00$ . مرة أخرى، g7.55e11 بدون تغذية راجعة هو نقطة البداية لتحليلنا، ولكن ما يلي ينطبق أيضًا على g1.12e12.

لكل $z$ ، نعرض لوحتين: واحدة لجميع جزيئات الغاز ضمن الحجم الحسابي (يسار)، والآخر فقط للجسيمات مع $r<r_{\rm vir}$ (يمين). الغاز ذو الكثافة المنخفضة ودرجة الحرارة هو IGM المتراكم على الهالة. والدليل أنها تختفي عندما ننتقل من الألواح التي على اليسار إلى الألواح التي على اليمين.

في $z\leq 3.25$ ، المعادلة الفعالة لحالة IGM هي بوليتروب مع $\gamma-1\simeq 0.6$ (خطوط حمراء) متوافقة مع التنبؤات من العلاقة المقاربة بين درجة الحرارة والكثافة (Hui and Gnedin, 1997) وبيانات الرصد. Rudie et al. (2012) و Bolton et al. (2014) تجد $\gamma-1=0.54\pm 0.11$ في $z=2.4$ ، الانزياح الأحمر الوحيد الذي توجد فيه قيود مراقبة قوية. فقط عند $z\geq 3.60$ يقوم بعمل الفهرس متعدد التوجهات يبدأ $\gamma$ في الانخفاض، كما هو متوقع عند الاقتراب من عصر إعادة التأين الكوني. في عمليات محاكاة NIHAO، تم تصميم إعادة التأين الكوني على أساس Haardt and Madau (2012) ويحدث في $z\simeq 6.7$ . (Oñorbe et al., 2017). نجد $\gamma-1\simeq 0.3$ في $z=5.27$ .

Figure 5: المساهمة الكسرية للنمط الساخن (الغاز الذي تم تبريده) إلى إجمالي معدل تشكل النجوم (SFR) داخل $r_{\rm vir}$ مع التغذية الراجعة ومن دونها (منحنيات متصلة ومتقطعة، على التوالي). المنحنيات السوداء مخصصة لـ g7.55e11. تلك الرمادية مخصصة لـ g1.12e12.

الفهارس متعددة التوجهات أقل من الفهارس الأدياباتيكية $\gamma=5/3$ هي دليل على التبريد الإشعاعي داخل الخيوط قبل دخولها إلى نصف القطر الفيريالي. التبريد السريع بعد الدخول $r_{\rm vir}$ يظهر على أنه منعطف يمين مسار الجسيم على $T$ – $\rho$ طائرة. يؤدي التسخين بالصدمة إلى جعل الجسيم يتجه نحو اليسار نحو الأعلى الانتروبيا. الشكل 4 يبين ذلك، في الداخل $r_{\rm vir}$ ، الغاز ذو الإنتروبيا الأعلى فوق ومن الواضح أن البوليتروب (الخط الأحمر) والغاز ذو الإنتروبيا المنخفضة الموجود أسفله يشكلان اثنين مراحل ديناميكية حرارية متميزة. الغاز ذو الإنتروبيا العالية هو CGM الساخن. ويشمل الغاز منخفض الإنتروبيا CGM البارد والوسط بين النجمي (ISM). تمت مناقشة الفصل بين ISM وCGM البارد في Tollet et al. (2019) ولكن ليس له صلة بهذه المقالة.

في Tollet et al. (2019)، لقد نظرنا إلى $T$ – $\rho$ رسم تخطيطي يحتوي على تغذية راجعة لمجموعة NIHAO بأكملها وقد ناقشنا الحالة المحددة لـ g1.12e12 بالتفصيل. والفرق الرئيسي هو ظهور مرحلة كثيفة ساخنة متميزة عن CGM الساخن ومع إنتروبيا أقل منها. تتوافق هذه المرحلة مع ISM الساخن والرياح الساخنة على نطاق المجرة. لا يختلط معظم الغاز الموجود في مكون الرياح الساخنة مع CGM الساخن. يبرد ويسقط مرة أخرى على المجرة في نافورة المجرة.

المنحنيات المتصلة الحمراء في الشكل 1 تظهر الكتلة $M_{\rm hot}$ من CGM الساخن. $M_{\rm hot}(t)$ هي الكتلة الإجمالية لجميع جزيئات الغاز الموجودة بداخلها $r_{\rm vir}$ وفوق البوليتروب الحرج في $t$ . في حالة g7.55e11، هناك نظامان واضحان للعيان. في النصف الأول من العمر الكوني (في $t<6\,$ Gyr)، $M_{\rm hot}$ ينمو بسرعة، سواء من حيث القيمة المطلقة أو ككسر من الكتلة الباريونية الكلية $M_{\rm b}$ داخل نصف القطر الفيريالي. بعد $t\sim 6\,$ Gyr, $M_{\rm hot}$ يستقر عند حوالي ربع $M_{\rm b}$ . في حالة g1.12e12، النظام الأول أقل وضوحا لأن التحول يحدث في وقت سابق، في $t=3.47{\rm\,Gyr}$ ( $z=1.88$ ).

المنحنيات البرتقالية المتقطعة في الشكل 1 إظهار الكتلة الإجمالية للSPH الجسيمات التي كانت موجودة في CGM الساخن في وقت ما $\leq t$ . البرتقال منحنيات متقطعة تقع فوق المنحنيات الحمراء الصلبة لأن هناك الجسيمات التي كانت موجودة في CGM الساخن في وقت ما $<t$ ولكن لم تعد كذلك هناك في $t$ . بعض هذه الجسيمات بردت وشكلت نجومًا، ولكن معظم الجسيمات التي تركت CGM الساخن لم تنتقل إلى المجرة، لقد خرجوا من دائرة نصف قطرها الفيريالي.

يمكننا إثبات ذلك من خلال مقارنة المنحنيات البرتقالية المتقطعة بالمنحنيات المتصلة البرتقالية. العرض الأخير كتلة الجزيئات الموجودة فيه CGM الساخن في وقت ما $\leq t$ و لا تزال في هالة في $t$ . حتى بدون ردود أفعال، المنحنيات المتصلة البرتقالية على الأقل 30 في المائة أقل من المنحنيات البرتقالية المتقطعة عند $z=0$ وعلى مدى معظم العمر الكوني. العديد من الجزيئات التي كانت موجودة في CGM الساخن في وقت ما $<t$ لا يوجد أطول في الهالة في $t$ بسبب التمدد الأديابيتي بعد الصدمة (الأشكال. 2–3 تقديم تأكيد مرئي على أن الغاز المسخن بالصدمة يمتد إلى ما بعده $r_{\rm vir}$ ). نحن نسمي هذه الظاهرة الانسكاب. والحقيقة أنه بدون ردود فعل، $M_{\rm b}\sim f_{\rm b}M_{\rm vir}$ ، على الرغم من وجود انسكاب يعني أن معدل التراكم المتكامل على يجب أن تكون الهالة أكبر من $f_{\rm b}M_{\rm vir}$ .

الفرق بين المنحنيات المتصلة البرتقالية والمنحنيات المتصلة الحمراء أصغر. تركت جزيئات قليلة CGM الساخن من خلال التبريد. بدون ردود أفعال، كتلتهم الجماعية حوالي 5 في المائة من كتلة CGM الساخن عند $z=0$ لكلا g7.55e11 و g1.12e12.

يمكننا اختبار مساهمة التبريد في CGM الساخن في تشكل المجرات بشكل مباشر أكثر عن طريق قياس المعدل الإجمالي لتشكل النجوم (SFR) $\dot{M}_\star$ داخل $r_{\rm vir}$ وبالمقارنة إلى SFR $\dot{M}_{\rm \star, hot\,mode}$ من جزيئات الغاز التي كانت موجودة في CGM الساخن في بعض الخطوات الزمنية السابقة (الشكل 5). دعونا نبدأ من الحالة دون ردود فعل (منحنيات متقطعة). في g7.55e11, $\dot{M}_{\rm\star,hot\,mode}/\dot{M}_{\star}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel% <\over{\sim}\;$}0.03$ في $t\sim 5\,$ Gyr و $\dot{M}_{\rm \star, hot\,mode}/\dot{M}_\star\sim 0.1$ في $t\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel>\over{\sim}\;$}8\,$ Gyr. في g1.12e12، يلعب التبريد دورًا أكبر ويمثل ذلك 20 (بدلاً من 10) في المائة من إجمالي معدل تشكل النجوم (SFR) عند $z=0$ . تتوافق هذه النتيجة مع التوقعات القائلة بأن التبريد أكثر أهمية عند الكتل الأعلى، على الرغم من وجود مجرتين فقط، فمن المستحيل تحديد مقدار ذلك بسبب الاتجاه $M_{\rm vir}$ ومدى تناثرها العشوائي من كائن إلى آخر.

مع التغذية الراجعة، فإن معظم الباريونات التي تتراكم في المجرات من خلال التدفقات الباردة لا تشكل النجوم على الفور. يتم إخراج الكثير. ويمتزج بعضه مع CGM الساخن ثم يبرد مرة أخرى. يمكن أيضًا أن تبرد الباريونات المُسخنة بواسطة SN محليًا في ISM. يتم فصل هذه المسارات بسهولة لأن CGM الساخن وISM الساخن هما مرحلتان ديناميكيتان حراريتان مختلفتان. كلاهما لديه درجة حرارة عالية، ولكن CGM الساخن أقل كثافة وبالتالي لديه إنتروبيا أعلى من IGM الساخن. نظرًا لأن تعريفنا للحرارة والبرودة يعتمد على الإنتروبيا بدلاً من درجة الحرارة، فإن ISM الساخن ليس ساخنًا في تحليلنا. يتم التعامل مع الغاز الذي يتم تسخينه وتبريده محليًا داخل المجرة كما لو كان باردًا طوال الوقت وهذا صحيح، نظرًا لأن تركيزنا ينصب على التبريد في CGM الساخن¹¹ 1 يؤدي التسخين والتبريد داخل ISM إلى تعديل كفاءة تشكل النجوم (Tollet et al., 2019)، ولكن هذا خارج نطاق المقالة الحالية..

المنحنيات المتصلة السوداء في الشكل 5 تأثير تغذية راجعة من SNe على جزء الباريونات المكونة للنجوم والتي كانت موجودة في CGM الساخن. في g7.55e11، SNe تزيد مساهمة التبريد في إجمالي معدل تشكل النجوم (SFR) من $\sim 3$ إلى $\sim 10$ في المائة عند الارتفاع $z$ , ومن $\sim 10$ إلى $\sim 30$ في المائة عند مستوى منخفض $z$ . تنمو الكتلة النجمية المتكاملة التي تتشكل عن طريق التبريد في الموقع من أقل من 7 في المائة بدون تغذية راجعة $\sim 20$ في المائة مع التغذية الراجعة.

في g1.12e12، تزيد SNe مساهمة التبريد في إجمالي معدل تشكل النجوم (SFR) عند $z=0$ من $\sim 20$ في المائة دون ردود فعل لما يقرب من 70 في المائة مع التغذية الراجعة. تنمو الكتلة النجمية المتكاملة التي تتشكل عن طريق التبريد في الموقع 10–20 في المائة من الكتلة النجمية النهائية بدون ردود فعل تقريبًا 40 في المائة مع التغذية الراجعة.

وينبغي أن تؤخذ هذه الأرقام بحذر. فهي لا تتقلب من كائن إلى آخر فحسب، بل تعتمد أيضًا على تنفيذ SNe في عمليات محاكاة NIHAO. ومع ذلك، فإن الصورة التي تظهر منهم قوية. وبدون ردود فعل، يكون التبريد ضئيلًا عند الانزياح الأحمر العالي. وحتى في حالة الانزياح الأحمر المنخفض، فإنه يساهم في جزء صغير من إجمالي معدل تشكل النجوم (SFR). من خلال التغذية الراجعة، يمكن أن يساهم التبريد بشكل كبير في معدل تشكل النجوم (SFR) للحلزونات الضخمة، ولكن هذا يحدث من خلال تبريد الغاز المسخن بواسطة SNe، وليس من خلال تبريد الغاز الساخن بالصدمة.

إن تعريفنا لـ CGM الساخن هو ديناميكي حراري بحت. يعتمد وصف الغاز الساخن في SAMs على افتراض أنه يمكن تقريبه مع جو كروي شبه هيدروستاتيكي (انظر Somerville and Davé, 2015 و Knebe et al., 2015 للحصول على نظرة عامة على المنهج شبه التحليلي وSAMs الرئيسية، على التوالي). نظرًا لأن المقارنة مع SAMs تعد جانبًا مهمًا من عملنا (القسم 5)، فمن المهم التأكد من تطابق الصورتين. نقدم تحليلنا لـ g.755e11 بدون تغذية راجعة، ولكننا نظرنا أيضًا إلى عمليات المحاكاة الأخرى وكانت الاستنتاجات متشابهة جدًا.

يمكننا التحقق من أن الغاز الساخن شبه هيدروستاتيكي عن طريق قياس متوسط السرعة الإجمالية $|{\bf v}|$ ومتوسط سرعة الصوت $c_{\rm s}$ لجزيئات SPH الخاصة بـ CGM الساخن (كلاهما موزون بالكتلة داخل النطاق الفيريالي)، ومن خلال مقارنتها إلى السرعة الفيريالية $v_{\rm vir}$ لهالة DM (الشكل 6). بالنسبة إلى المجال الهيدروستاتيكي المفرد متساوي الحرارة، ${\bf v}=0$ في كل مكان و $c_{\rm s}^2=(5/6)v_{\rm vir}^2$ . ل Komatsu and Seljak (2001) الحل (الحل الدقيق للغاز متعدد التوجهات في التوازن الهيدروستاتيكي مع إمكانات الجاذبية لهالة NFW)، قيمة $c_{\rm s}^2$ حوالي مرتين $v_{\rm vir}^2$ في المركز (العامل الدقيق يعتمد على تركيز هالة DM) ويتناقص عند نصف قطر أكبر. ولذلك، يتطلب التوازن الهيدروستاتيكي $c_{\rm s}\sim v_{\rm vir}$ و $\langle{|{\bf v}|}\rangle\ll v_{\rm vir}$ . الشكل 6 يؤكد ذلك $c_{\rm s}$ (منحنى متصل أحمر) و $v_{\rm vir}$ (منحنى متقطع باللون الأسود) قابلة للمقارنة بالفعل وتُظهر أن تطور $c_{\rm s}$ يتبع ذلك $v_{\rm vir}$ . نلاحظ ذلك أيضًا $c_{\rm s}$ أكثر استقرارًا من $\langle{|{\bf v}|}\rangle$ . وهذا صحيح بالنسبة لـ g1.12e12، حيث يكون المنحنى الأحمر مسطحًا تقريبًا.

المقارنة لا تعني ذلك $c_{\rm s}$ يصل إلى القيم المطلوبة للتكوين الهيدروستاتيكي المثالي. المنحنى المتصل الأزرق ( $\langle{|{\bf v}|}\rangle$ ) يوضح أن الحركات المجمعة لا يمكن إهمالها، خاصة أثناء عمليات الدمج، حيث $\langle{|{\bf v}|}\rangle\sim c_{\rm s}$ . في الواقع، عند القمة الثانية للمنحنى الأزرق ( $t=5.63\,$ Gyr, $z=1.06$ )، فإن CGM الساخن لا يبدو وكأنه جو كروي ثابت (الشكل 2). تنخفض نسبة السرعة الحجمية إلى سرعة الصوت عند $t>6\,$ Gyr. ومع ذلك، حتى في $z=0$ ، حيث يكون CGM الساخن هيدروستاتيكيًا تقريبًا، يمثل الاضطراب ما يقرب من ثلث إجمالي الضغط. لقد تحققنا من أن عمليات المحاكاة مع التغذية راجعة تُرجع صورة مشابهة جدًا. في الختام، التوازن الهيدروستاتيكي هو افتراض تقريب مثالي مبسط كروي: معقول، طالما أن المرء يفهم حدوده.

للمقارنة، Faerman et al. (2017, 2021) قام بفحص CGM الساخن لمجرة درب التبانة باستخدام خطوط الأكسجين ووجد أن الضغط الحراري في نصف قطر الشمس يمثل فقط ثلث إجمالي الضغط المطلوب لتحقيق التوازن الهيدروستاتيكي. وبافتراض التوازن الهيدروستاتيكي، فقد اقترحوا نموذجًا يكون فيه دعم الضغط ثلثًا حراريًا، وثلثًا مضطربًا، والثلث الأخير من المجالات المغناطيسية والأشعة الكونية (التي لا يمكننا التعليق عليها، لأنها ليست كذلك). المدرجة في عملنا).

Figure 6: التطور مع الزمن الكوني $t$ من السرعة الفيريالية $v_{\rm vir}$ (أسود)، سرعة الصوت $c_{\rm s}$ (أحمر) ومتوسط سرعة الغاز $\langle{|{\bf v}|}\rangle$ (أزرق)؛ $c_{\rm s}$ و $\langle{|{\bf v}|}\rangle$ عبارة عن متوسطات مرجحة للكتلة على جميع الجزيئات الموجودة في CGM الساخن. هذا الرقم خاص بـ g7.55e11 بدون تغذية راجعة، لكن عمليات المحاكاة الأخرى تعرض صورة مماثلة.

4 توزيع الإنتروبيا

الإنتروبيا الديناميكية الحرارية لكل جسيم من غاز أحادي الذرة متأين بالكامل هو

s={3\over 2}k\ln K,

(1)

أين

K=kTn_{\rm e}^{-{2\over 3}},

(2)

$k$ هو ثابت بولتزمان، $T$ هي درجة الحرارة و $n_{\rm e}$ هي كثافة الإلكترونات، والتي تتناسب مع الكثافة العددية الإجمالية للجزيئات ( يتم تعريف $s$ حتى مادة مضافة ثابت). ل البلازما التي هي ثلاثة أرباع الهيدروجين وربع الهيليوم في الكتلة:

n_{\rm e}={14\over 16}{\rho\over m_{\rm p}},

(3)

أين $\rho$ هي كثافة الكتلة و $m_{\rm p}$ هي كتلة البروتون (12 ذرات الهيدروجين و 1 تكوين ذرة الهيليوم 14 الإلكترونات و 16 الباريونات). الكمية $K$ في المعادلة (2) يُشار إليه غالبًا باسم الإنتروبيا الفيزياء الفلكية. ونحن نتبع هذا التعريف في هذه المقالة، على الرغم من أنه ليس كذلك المعيار في الديناميكا الحرارية، واستخدم المعادلة (2) لتعيين إنتروبيا لجزيئات غاز SPH (المعادلة 1 يعطي الإنتروبيا الديناميكية الحرارية لمادة فيزيائية حقيقية جسيم، أي إلكترون أو نواة ذرية، بافتراض التجزؤ).

جسيمات SPH النجمية ليس لها درجة حرارة. ومن ثم، لا يمكننا استخدام المعادلة (2) لحساب الانتروبيا الخاصة بهم. يمكننا استخدام إنتروبيا الغاز الذي تشكلت منه، لكن مخرجات عمليات المحاكاة لا تحتوي على المعلومات المطلوبة لتتبع جسيم الغاز الذي جاء منه الجسيم النجمي. ومع ذلك، فإن النهج الإحصائي ممكن، والإحصاءات هي كل ما نهتم به. عند كل مخرج، نعرف عدد جزيئات الغاز التي اختفت وعدد الجزيئات النجمية التي تشكلت. نحن نعرف توزيع الإنتروبيا للغاز الذي تم تحويله إلى نجوم، وذلك لكل جسيم غاز $i$ ، لقد حفظنا الإنتروبيا الحالية $K_i$ بالإضافة إلى الإنتروبيا القصوى $K_i^{\rm max}$ على مدار تاريخه الماضي بأكمله. $K_i^{\rm max}(t)$ هو الحد الأقصى $K_i$ على جميع النواتج في أي وقت كوني $\leq t$ . يمكننا بالتالي أخذ عينات عشوائية من التوزيعات $K$ و $K_{\rm max}$ وتعيين قيم $K$ و $K_{\rm max}$ لكل جسيم نجمي تم تشكيله حديثًا بحيث يكون للجزيئات النجمية المتكونة حديثًا نفس توزيع الإنتروبيا مثل جزيئات الغاز التي تم تحويلها إلى نجوم. الاستثناء هو النجوم التي تشكلت بالفعل في $z=6.26$ . منذ أن نبدأ تحليلنا عند $z=6.26$ ، فإن هذه النجوم ليس لها تاريخ. نحن نخصصهم $K_{\rm max}=K=0$ .

دعونا فرز كل شيء الباريونية جزيئات SPH بالداخل $r_{\rm vir}$ عند الانزياح الأحمر $z$ عن طريق النمو $K_i$ ، دعونا نحدد $M_i=\sum_{j=1}^im_j$ ، حيث $m_j$ هي كتلة الجسيم $j$ ، ودعنا نرسم $K_i$ مقابل $M_i$ . لدينا الكثير من الجزيئات أن النتيجة يظهر على شكل منحنى مستمر. وبالتالي، يمكننا إسقاط الحرف المنخفض $i$ واكتب $K=K(M)$ ، حيث $K(M)$ هو توزيع الإنتروبيا للباريونات داخل الهالة. المنحنيات السوداء في الشكل 7 عرض $K(M)$ لـ g7.55e11 بدون تغذية راجعة. وستتم مناقشة آثار التغذية الراجعة في وقت لاحق. لقد نظرنا أيضًا إلى توزيع الإنتروبيا لـ g1.12e12. نحن لا نظهر ذلك لأن مناقشة g1.12e12 لن يضيف أي شيء إلى ما تعلمناه من g7.55e11.

إذا قمنا بفرز الجزيئات عن طريق النمو $K_i^{\rm max}$ بدلاً من $K_i$ ، نحصل على منحنيات متقطعة سوداء. الفرق بين $K(M)$ و $K_{\rm max}(M)$ مدى تأثير التبريد الإشعاعي في تعديل إنتروبيا الباريونات داخل الهالة.

دع $M_{\rm \star in}$ تكون الكتلة النجمية داخل نصف القطر الفيريالي عند $z=6.26$ . $M_{\rm \star in}$ هي الكتلة التي تبدأ عندها المنحنيات السوداء $K(M)=0$ ل $M\leq M_{\rm\star in}$ و $K(M)>0$ ل $M>M_{\rm \star in}$ . $M_{\rm \star in}/M_{\rm b}$ يتناقص مع الزمن الكوني بسبب $M_{\rm b}$ ينمو. فقط جزء صغير من النجوم في الداخل $r_{\rm vir}$ في $z=0$ تشكلت في $z\geq 6.26$ . تعتمد نقطة البداية للمنحنيات السوداء على اختيارنا التعسفي للانزياح الأحمر الذي قررنا أن نبدأ تحليلنا عنده. ليس لها أي معنى مادي في حد ذاتها.

التحرك نحو كتل باريونية أكبر، السمة الرئيسية الثانية للمنحنيات الصلبة السوداء تتوافق مع الكتلة $M\sim 0.6M_{\rm b}\sim M_\star$ ، وفوقها يصبح $K(M)$ أكثر انحدارًا (النجوم هي الباريونات ذات الإنتروبيا الأقل). غاز مع $K$ أقل من القليل $10^4{\rm\,keV\,cm}^{2}$ قام بتكوين نجوم أو أنه موجود في منطقة ISM الكثيفة لتشكل النجوم. الفجوة الواسعة بين المنحنيات المتصلة السوداء والمنحنيات المتقطعة السوداء عند يوضح $M< 0.6M_{\rm b}$ أن الغاز يجب أن يبدد معظم الإنتروبيا الأولية الخاصة به من أجل تشكل النجوم.

فوق المنحدر الحاد، توجد منطقة أقل عمقًا ذات إنتروبيا عالية، حيث تنضم المنحنيات السوداء الصلبة إلى المنحنيات السوداء المتقطعة. تتوافق هذه المنطقة مع CGM الساخن. إنه غائب في اللوحة في $z=5.27$ حيث يوجد بعض الغاز الذي تم تسخينه بالصدمة، لكن الجو الساخن لم يتشكل بعد (الشكل 2).

المنحنى الأسود الصلب والمنحنى الأسود المتقطع في الشكل 7 يصبح المنحنى الأخضر الصلب والمنحنى الأخضر المتقطع، على التوالي، إذا أخذنا في الاعتبار جميع الجسيمات التي لها كان في الداخل $r_{\rm vir}$ عند بعض الانزياح نحو الأحمر $\geq z$ حتى لو لم يعودوا بالداخل $r_{\rm vir}$ عند الانزياح الأحمر $z$ . المنحنيات السوداء تتوقف عند $M=M_{\rm b}$ حسب البناء، منذ ذلك الحين $M_{\rm b}$ هي الكتلة الإجمالية لجميع الجسيمات الباريونية الموجودة بداخلها $r_{\rm vir}$ عند الانزياح الأحمر $z$ . المنحنيات الخضراء تكاد تكون مطابقة للمنحنيات السوداء وتختفي تحتها في $M\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}0.8M_{\rm b}$ ، لكنهم تمتد إلى $M>M_{\rm b}$ بسبب لظاهرة الانسكاب التي تمت مناقشتها في القسم 3.

المنحنيات السوداء في الشكل 8 هي نفس المنحنيات السوداء في الشكل 7 في نفس الوقت $z$ . العناصر الجديدة في الشكل 8 هما المنحنيان الأحمر والبرتقالي. المنحنيات السوداء مخصصة لجميع الجسيمات الباريونية الموجودة بداخلها $r_{\rm vir}$ . المنحنيات الحمراء مخصصة للجزيئات الموجودة في CGM الساخن عند الانزياح الأحمر $z$ . المنحنيات البرتقالية مخصصة للجزيئات الموجودة بالداخل $r_{\rm vir}$ عند الانزياح الأحمر $z$ وكانوا في CGM الساخن في بعض الانزياحات الحمراء $\geq z$ . الجسيمات المستخدمة لحساب المنحنيات الحمراء هي عينة فرعية من الجسيمات المستخدمة لحساب المنحنيات البرتقالية، وهي عينة فرعية من الجسيمات المستخدمة لحساب المنحنيات السوداء. لجميع الألوان الثلاثة (الأحمر والبرتقالي والأسود)، تتوافق المنحنيات المتصلة والمنحنيات المتقطعة $K$ و $K_{\rm max}$ ، على التوالي.

باتباع إجراءاتنا للحوسبة $K(M)$ و $K_{\rm max}(M)$ ، يجب أن تتوقف المنحنيات الحمراء عند $M_{\rm hot}<M_{\rm b}$ . يجب أن تتوقف المنحنيات البرتقالية عند كتلة تساوي الكتلة الإجمالية لجميع الجزيئات التي كانت في CGM الساخن وتقع داخل نصف القطر الفيريالي؛ هذه الكتلة بالضرورة أكبر أو تساوي $M_{\rm hot}$ وأصغر أو يساوي $M_{\rm b}$ .

لقد قمنا بترجمة المنحنيات الحمراء والمنحنيات البرتقالية إلى كتل عالية، بحيث تكون جميع المنحنيات في الشكل 8 النهاية عند $M=M_{\rm b}$ . المنطق في ذلك هو أن CGM الساخن يجب أن يتوافق مع أعلى غاز إنتروبيا داخل الهالة. على الرغم من أن جميع المنحنيات في الشكل 8 النهاية عند $M=M_{\rm b}$ من خلال البناء، لا يضمن ذلك تداخلها جميعًا عند الكتل العالية. إن حقيقة قيامهم بذلك تؤكد صحة افتراضنا بأن CGM الساخن يتوافق مع الباريونات ذات الإنتروبيا الأعلى.

كما تم تقديم البوليتروب الحرج في القسم 3 لفصل الطور البارد عن الطور الساخن له مؤشر متعدد التوجهات أقل بقليل من القيمة الأديباتية $\gamma=5/3$ , المعيار المقدم في القسم 3 هو تقريبًا معيار للإنتروبيا مع إنتروبيا حرجة تبلغ عددًا قليلًا ${\rm keV\,cm}^{2}$ . المنحنيات الحمراء والبرتقالية في الشكل 8 تعتمد على هذه الإنتروبيا الحرجة، لكن المنحنيات السوداء لا تفعل ذلك. وجود ميزة في المنحنيات المتقطعة باللون الأسود عند أ $K$ من بين القليل ${\rm keV\,cm}^{2}$ وعلى الكتلة حيث تبدأ المنحنيات البرتقالية يؤكد قوة تحليلنا وأهمية مقياس الإنتروبيا هذا.

تكون النقطة أكثر وضوحًا عند أدنى انزياحين نحو الأحمر ( $z=0.52$ و $z=0.00$ ). بين $M=0.75M_{\rm b}$ و $M=0.95M_{\rm b}$ ، المنحنيات السوداء عبارة عن خطوط مستقيمة تقريبًا على أ $\log K$ – $M$ الرسم التخطيطي. إذا قمنا باستقراء هذه الخطوط المستقيمة عند كتل منخفضة، نرى ذلك، في $M\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}0.6M_{\rm b}$ ، المنحنيات المستقرة تقع فوق المنحنيات السوداء المتقطعة الحقيقية عند $M\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}0.6M_{\rm b}$ . هناك تمييز جسدي واضح بين ال 60 في المائة من الباريونات التي لم تصل مطلقًا إلى الإنتروبيا أعلى من بضعة ${\rm keV\,cm}^{2}$ و 40 في المائة التي فعلت ذلك.

يعمل التبريد الإشعاعي على نقل غاز الإنتروبيا الأدنى الساخن الخاص بـ CGM إلى المرحلة الباردة (الانتقال من المنحنيات البرتقالية المتقطعة إلى المنحنيات المتصلة البرتقالية في الشكل 8). تكون ضئيلة عند $z>1$ ، هذه الظاهرة مرئية بوضوح عند الانزياحات الحمراء المنخفضة، حتى على الرغم من أن أهميتها الكمية لا تزال صغيرة. في $z=0$ ، تبدأ المنحنيات البرتقالية عند $M\simeq 0.60M_{\rm b}$ (حوالي 40 في المائة من الباريونات كانت موجودة في CGM الساخن). الصلبة تنخفض بشكل كبير في $M\simeq 0.64M_{\rm b}$ : حول 4 في المائة من الباريونات كانت موجودة في CGM الساخن ولكنها بردت لاحقًا. هذا 4 في المائة تتضاءل مقارنة بـ 60 في المائة المتراكمة في النمط البارد. ومن خلال هذا التحليل، نعيد اكتشاف ما وجدناه بالفعل من الأشكال 1 و 5. يساهم النمط الساخن بشكل بسيط في نمو المجرة المركزية.

المنحنى المتصل البرتقالي وجزء المنحنى البرتقالي المتقطع أدناه $M\simeq 0.67M_{\rm b}$ ، الكتلة التي تبدأ عندها المنحنيات الحمراء. كما $67-64=3$ ، يتبع ذلك $\sim 3$ في المائة من الباريونات كانت موجودة في CGM الساخن، ولم يتم تبريدها بعد، ولكنها في طور القيام بذلك (يمكننا القول إنها في تدفق تبريد).

الباقي $33$ في المائة من الباريونات تم تسخينها بالصدمة ولا تزال في CGM الساخن مع $K\simeq K_{\rm max}$ (في الشكل 8, لا يمكن تمييز المنحنيات المتصلة الحمراء والمنحنيات المتقطعة الحمراء تقريبًا). تفسيرنا لهذه النتيجة هو أن الباريونات التي لا تزال في CGM الساخن لم تتأثر بالتبريد الإشعاعي لأنها تلك التي تتمتع بأعلى الإنتروبيا وبالتالي أطول فترات التبريد.

الشكل 9 هو نفس الشكل 8 ولكن هذه المرة للمحاكاة باستخدام تغذية راجعة من SNe. تبرز ثلاثة اختلافات.

أولا، التغذية الراجعة تؤخر تشكيل النجوم. في المحاكاة ذات التغذية الراجعة، تشكل عدد أقل من النجوم عند انزياح أحمر مرتفع جدًا ( $z\geq 6.26$ ).

ثانيًا، تعمل التغذية الراجعة على تسخين الغاز، ولو بشكل عابر. هناك عدد أقل بكثير من الباريونات ذات المستويات المنخفضة $K_{\rm max}$ مع التغذية الراجعة من دونها. ومع ذلك، نلاحظ أن معظم الغاز الذي يتم تسخينه بواسطة SNe يتم تسخينه إلى إنتروبيا منخفضة إلى حد ما تتوافق مع الطور الدافئ-الحار. الكتلة التي تعبر البوليتروب الحرج وتصبح جزءًا من CGM الساخن منخفضة إلى حد ما. ولهذا السبب $M$ حيث تبدأ المنحنيات البرتقالية المتقطعة أقل قليلاً في الشكل 9 مما في الشكل 8.

ثالثًا، تعمل التغذية الراجعة على تعزيز التبريد عن طريق تجديد CGM الساخن بغاز منخفض الإنتروبيا وله أوقات تبريد قصيرة. في الشكل 8، أدنى إنتروبيا مرتبطة بـ CGM الساخن عند $z=0$ هو $K\sim 2{\rm\,keV\,cm}^{2}$ . الغاز مع تم تبريد $2{\rm\,keV\,cm}^{2}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}K\lower 2% .15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}4{\rm\,keV\,cm}^{2}$ تاركًا وراءه الغاز $K>4{\rm\,keV\,cm}^{2}$ ، والتي تتميز بفترات تبريد طويلة. في الشكل 9، قامت التغذية المرتدة بتزويد CGM الساخن بغاز يحتوي على إنتروبيات منخفضة تصل إلى $K\sim 0.8{\rm\,keV\,cm}^{2}$ . يبرد هذا الغاز بسرعة تاركًا وراءه الباريونات مرة أخرى $K>4{\rm\,keV\,cm}^{2}$ .

باختصار وتحويل جميع النسب إلى إجمالي الكتلة المتراكمة (بدلاً من الكتلة) $M_{\rm b}$ داخل نصف القطر الفيريالي)²² 2 تقييد انتباهنا للباريونات الموجودة بداخلنا $r_{\rm vir}$ في $z=0$ يعطي انطباعًا خاطئًا بأن التغذية الراجعة تقلل من كتلة CGM الساخن. في الواقع، تزداد كتلة CGM الساخن قليلاً، لكن الزيادة يتم حجبها من خلال تمدد الغاز الساخن في $r\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel>\over{\sim}\;$}r_{\rm vir}$ .، في g7.5e11 بدون تغذية راجعة، $\sim 50$ في المائة من الباريونات تراكمت في النمط البارد، $\sim 6$ في المائة تم تبريدها أو في تدفق تبريد، والباقي موجودة في CGM الساخن ولم يؤثر التبريد على الإنتروبيا الخاصة بها. مع التغذية الراجعة، فإن جزء الباريونات الذي لم يكن موجودًا في CGM الساخن يتناقص إلى $\sim 30$ في المائة. ويعوض نقصانه ب جزء أكبر بكثير ( $\sim 20$ في المائة) من الباريونات التي بردت أو على وشك القيام بذلك، في حين أن كتلة الباريونات ذات الإنتروبيا العالية التي لم تتأثر بالتبريد هي نفسها تقريبًا، على الرغم من أن جزءًا أعلى من الإنتروبيا العالية يمتد إلى ما هو أبعد من ذلك $r_{\rm vir}$ مع التغذية الراجعة من دونها.

في g1.12e12، النسب المئوية بدون تغذية راجعة هي $\sim 40$ في المائة للباريونات المتراكمة في النمط البارد و $\sim 4$ في المائة للباريونات التي بردت أو في تدفق تبريد. النسب المئوية مع التغذية الراجعة هي $\sim 26$ و $\sim 15$ في المائة على التوالي. والفرق الرئيسي هو أن g1.12e12 يحتوي على نسبة أعلى من الباريونات ذات الإنتروبيا العالية (56–59 في المائة) وكذلك المزيد من الانسكابات في الخارج $r_{\rm vir}$ .

وفي كلتا الحالتين جزء صغير ( $\sim 4$ –6 في المائة) من الباريونات التي تم تسخينها بالصدمة قادرة على التبريد. قد تغير عينة أكبر هذه النتيجة من الناحية الكمية ولكن من غير المرجح أن تعدل جانبها النوعي. يمكن لـ SNe زيادة أهمية التبريد عن طريق تجديد CGM الساخن بغاز إنتروبيا منخفض له وقت تبريد قصير، لكن هذا له تأثير ضئيل على كتلة الغاز المسخن بالصدمة عالي الإنتروبيا.

قبل اختتام هذا القسم، من المثير للاهتمام مقارنة نتائج NIHAO مع دالة الكثافة الاحتمالية (PDF) للإنتروبيا لجزيئات الغاز في محاكاة EAGLE (Correa et al., 2018), وهو أحادي الواسطة عند الكتل المنخفضة ولكنه ثنائي النسق $M_{\rm vir}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel>\over{\sim}\;$}10^{12}{\rm\,M}_{\odot}$ , مع ذروة منخفضة الإنتروبيا وقمة عالية الإنتروبيا مفصولة بحد أدنى حولها $10^{7.2}{\rm K\,cm}^2$ ( $\sim 1{\rm\,keV\,cm}^2$ في وحداتنا)، على الرغم من أن القيمة الدقيقة تعتمد على كتلة الهالة. هذه هي الانتروبيا الحرجة التي Correa et al. (2018) يستخدم لتحديد الغاز الساخن عند تطبيق معيار الإنتروبيا. ل $M_{\rm vir}\sim 10^{12}{\rm\,M}_\odot$ ، يصل ملف PDF للغاز الساخن في EAGLE إلى ذروته عند $10^{8.6}{\rm K\,cm}^2$ ، والذي يتوافق مع $K\sim 30{\rm\,keV\,cm}^2$ في وحداتنا.

توزيع الإنتروبيا لدينا في شكل متكامل. ومن ثم، يظهر الحد الأقصى والحد الأدنى لملف PDF في الشكلين. 7–9 كتغيرات في التقعر في المنحنيات السوداء. ومع ذلك فإن السلوك العام هو نفسه. الحد الأدنى الذي يفصل الغاز منخفض الإنتروبيا عن الغاز عالي الإنتروبيا (التحويل من $K^{\prime\prime}>0$ إلى $K^{\prime\prime}<0$ ) موجود في $K\sim 1{\rm\,keV\,cm}^2$ . ذروة الانتروبيا العالية (التحول من $K^{\prime\prime}>0$ إلى $K^{\prime\prime}<0$ ) هو في $K\sim 20{\rm\,keV\,cm}^{2}$ .

تتوافق هذه الأرقام مع تلك الموجودة في EAGLE، ولكنها مخصصة لعمليات المحاكاة بدون تغذية راجعة (الشكل 8؛ نتائج g1.12e12 متشابهة إلى حد كبير). مع التغذية الراجعة، في g7.55e11 ينحدر الحد الأدنى الذي يفصل بين الغاز ذي الإنتروبيا المنخفضة والعالية إلى $K\sim 0.1{\rm\,keV\,cm}^2$ (الشكل 9) لأن SNe قامت بتجديد CGM الساخن بكمية كبيرة من الغاز $0.1{\rm\,keV\,cm}^{2}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}K\lower 2% .15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}1{\rm\,keV\,cm}^{2}$ . في g1.12e12، يبرز غاز الإنتروبيا المتوسط الأدنى هذا باعتباره الحد الأقصى المحلي الثالث لتوزيع الإنتروبيا. في كلتا المجرتين، تجعل التغذية الراجعة الاختلافات مع EAGLE أكثر أهمية.

لا يمكننا التأكد من أصل هذا التناقض، ولكننا نشك بقوة في أنه مستمد من كيفية تنفيذ التغذية الراجعة في رموز SPH المستخدمة لتشغيل عمليات محاكاة EAGLE وNIHAO. يتضمن كلاهما ردود فعل SN الحرارية والإثراء الكيميائي، لكن طرق القيام بذلك تختلف في كل من التنفيذ العددي وإدراج عمليات فيزيائية محددة (على سبيل المثال، لا يوجد انتشار للمعادن في EAGLE). يتضمن EAGLE أيضًا ردود فعل AGN، والتي لها تأثير تسخين قوي في المجرات الضخمة وقد تفسر سبب وصول ملف PDF للغاز الساخن إلى ذروته عند $K\sim 30{\rm\,keV\,cm}^2$ في EAGLE و $K\sim 20{\rm\,keV\,cm}^2$ في عمليات محاكاة NIHAO بدون تغذية راجعة.

إن حساسية توزيع الإنتروبيا لنموذج التغذية المرتدة تدعم اختيارنا لاختيار الغاز المسخن بالصدمة بناءً على المعادلة المقاربة لحالة IGM، والتي لا تعتمد عليها. ومع ذلك، من الناحية العملية، فإن معيارنا يتوافق مع عتبة الإنتروبيا $\sim 2{\rm\,keV\,cm}^2$ ، وهي قيمة مشابهة جدًا لـ $1.2{\rm\,keV\,cm}^2$ المستخدمة من قبل Correa et al. (2018).

5 التنبؤ بوضع التراكم

في هذا القسم، نتناول مسألة مدى قوة نموذج تحليلي بسيط في التنبؤ بما إذا كانت الهالة الفردية في النمط البارد أو النمط الساخن في وقت محدد. ومع ذلك، قبل أن نصف نموذجنا، دعونا تحديد كيفية تسخين الكسر بالصدمة $f_{\rm hot}$ يتطور مع الزمن الكوني في عمليات محاكاة NIHAO.

Figure 10: معدل التراكم الباريوني على الهالة كدالة للزمن الكوني. القمتان عند $t<6\,$ Gyr لـ g7.55e11 (المنحنى الأسود) يتوافق مع أوقات نمو الهالة السريع في الشكل 1أ. الذروة عند ر $t\sim 9\,$ Gyr لـ g1.12e12 (المنحنى الرمادي) يتوافق مع بداية الرحلة الطويلة المرئية في الشكل 1b.

نحدد معدل التراكم الباريوني $\dot{M}_{\rm accr}$ على الهالة مثل كتلة الجسيمات الباريونية التي تدخل $r_{\rm vir}$ لأول مرة بين خطوتين زمنيتين متتاليتين للإخراج مقسومة على الفاصل الزمني بينهما. الشكل 10 $\dot{M}_{\rm accr}(t)$ لـ g7.55e11 و g1.12e12 في عمليات المحاكاة بدون تغذية راجعة، ولكن التغذية راجعة ليس لها تأثير يذكر $\dot{M}_{\rm accr}$ في المجرات الحلزونية الضخمة (لكن ليس في المجرات القزمة؛ Tollet et al., 2019).

الجزء المسخن بالصدمة $f_{\rm hot}$ هو جزء من الكتلة المتراكمة التي تنتهي في CGM الساخن، بشكل مستقل عما إذا كانت تبقى هناك أو تبرد في نفس الوقت لاحقًا. ولا نشترط أن يكون الغاز ساخنا وقت التراكم لأن الصدمات قد تحدث في عمق الهالة والغاز الذي يدخل الهالة قد يستغرق وقت السقوط الحر $t_{\rm ff}\sim r_{\rm vir}/v_{\rm vir}$ قبل أن يصل إلى نصف قطر الصدمة $r_{\rm s}$ . نلاحظ ذلك $t_{\rm ff}$ قصير مقارنة بعمر الكون ولكنه أطول من الفواصل الزمنية بين الخطوات الزمنية للإخراج.

الشكل 11 يوضح تطور $f_{\rm hot}$ مع الزمن الكوني في NIHAO (المنحنيات المتصلة الحمراء). دعونا نبدأ من هذه القضية دون ردود فعل. في g7.55e11 (الشكل 11أ)، في $t<4\,$ Gyr، جزء صغير من الغاز المتراكم يتم تسخينه بالصدمة (30 في المائة في المتوسط). الهالة في النمط البارد. $4{\rm\,Gyr}<t<6{\rm\,Gyr}$ هي حقبة انتقالية. بعد $t=6\,$ Gyr، من الواضح أن النمط الساخن هو المهيمن $f_{\rm hot}\sim 0.9$ في المتوسط إذا استبعدنا عودة سريعة الزوال من بعض التراكم البارد حولها $t=12.5\,$ Gyr. في g.12e12 (الشكل 11ب)، ينمو الجزء المسخن بالصدمة من $f_{\rm hot}\sim 0.3$ في $t\sim 2\,$ Gyr إلى $f_{\rm hot}\sim 0.8$ في $t\sim 4\,$ Gyr. ومن ثم، فإن التطور مماثل، على الرغم من نمو $f_{\rm hot}$ أكثر تدريجيًا.

Birnboim and Dekel (2003) و Dekel and Birnboim (2006) تحليلًا لثبات الصدمات للانتقال بين وضعي التراكم. تعتمد نتيجة الصدمة على مقياسين زمنيين: زمن التبريد الإشعاعي بعد الصدمة $t_{\rm cool}$ ووقت الضغط $t_{\rm comp}=r_{\rm s}/u_2$ , أين $r_{\rm s}$ هو نصف قطر الصدمة و $u_2$ هي سرعة السقوط بعد الصدمة. شرط الصدمة المستقرة هو:

{t_{\rm comp}\over t_{\rm cool}}\leq\Gamma_{\rm c}

(4)

مع $\Gamma_{\rm c}=5/7$ . الجانب الأيسر من المعادلة (4) يعتمد على نصف القطر. دائرة نصف قطرها الصدمة $r_{\rm s}$ هو أكبر نصف قطر له المعادلة (4) راضٍ. قام Cattaneo et al. (2020) بتنفيذ هذا الشرط في GalICS 2.1 SAM بافتراض وجود تسخين صادم عندما:

\Gamma=\min\left({t_{\rm comp}\over t_{\rm cool}}\right)_{r\leq r_{\rm vir}}% \leq\Gamma_{\rm c}

(5)

واستخدم هذا المعيار لفصل التراكم البارد والساخن.

GalICS 2.1 لا يمكنه الحساب $f_{\rm hot}$ لهالة فردية. يفترض $f_{\rm hot}=0$ للهالات ذات $\Gamma>\Gamma_{\rm c}$ و $f_{\rm hot}=1$ للهالات ذات $\Gamma\leq\Gamma_{\rm c}$ . فقط على أساس السكان يمكن $f_{\rm hot}$ يأخذ كل القيم المتوسطة بين الصفر والوحدة. يتم تحديد $\Gamma$ من خلال كثافة ما بعد الصدمة ودرجة الحرارة والمعدنية المستخدمة لحساب $t_{\rm cool}$ ، وبواسطة سرعة السقوط بعد الصدمة $u_2$ يستخدم للحساب $t_{\rm comp}$ .

وبدون التغذية الراجعة، لا توجد آلية لإثراء الاجتماع العالمي العالمي. ومع ذلك، حتى مع التغذية الراجعة، فإن معدن الخيوط عادة ما يكون صغيرًا جدًا (Ocvirk et al., 2008; Rafelski et al., 2012, 2014; Berg et al., 2016). في NIHAO، قام Roca-Fàbrega et al. (2019) بالتحقيق في معدنية CGM $r=1.5r_{\rm vir}$ . متوسط معدنية الغاز البارد ( $T<10^{4.5}\,$ ك) في $r=1.5r_{\rm vir}$ يزيد من $Z\simeq 10^{-2.5}{\rm\,Z}_\odot$ في $z=2.3$ إلى $Z\simeq 10^{-1.8}{\rm\,Z}_\odot$ في $z=0$ ، ولكن هناك الكثير من التشتت. تكون المعادن أقل بكثير بالنسبة للتدفقات الداخلة منها بالنسبة للتدفقات الخارجة. ومن ثم، فهذه هي الحدود العليا لمعدنية IGM في NIHAO. في $z=0$ ، يمتد الغاز المتدفق البارد إلى نطاق المعدن $10^{-2.4}{\rm\,Z}_{\odot}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}Z% \lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}10^{-1.8}{\rm\,Z}_{\odot}$ . بافتراض أن التبريد البدائي يعد تقريبًا جيدًا لـ $Z\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}10^{-3}{\rm\,Z}_{\odot}$ ويظل مقبولا طالما $Z< 10^{-2}{\rm\,Z}_\odot$ ومن ثم، فإن IGM هو أولي فعليًا خلال معظم فترة الحياة الكونية، وسيكون هذا هو افتراضنا للحسابات شبه التحليلية في هذه المقالة. ملاحظة تحذيرية هي أن المعدنية الفعلية لغاز ما بعد الصدمة قد تكون أعلى من معدنية IGM إذا كانت الخيوط يتم إثراؤه عن طريق الخلط مع CGM داخل الهالة.

للحصول على صدمة قوية، كثافة ما بعد الصدمة $\rho_2$ هي أربعة أضعاف كثافة ما قبل الصدمة $\rho_1$ ، سرعة ما بعد الصدمة $u_2$ هو ربع سرعة ما قبل الصدمة $u_1$ ، ويتم حساب درجة الحرارة بعد الصدمة بسهولة من قيمة $u_1$ (انظر Cattaneo et al., 2020 للتفاصيل). وبالتالي حساب $\Gamma$ يتم تقليله إلى متغيرين: $\rho_1$ و $u_1$ .

التحجيم $t_{\rm comp}/t_{\rm cool}$ مع $\rho_1$ و $u_1$ يتبع من $t_{\rm comp}\propto u_1^{-1}$ و $t_{\rm cool}\propto\rho_1^{-1}T/\Lambda(T)$ ، حيث $T$ هي درجة الحرارة بعد الصدمة و $\Lambda(T)$ هي وظيفة التبريد. في نطاق درجة الحرارة ذات الصلة (عدة $10^5\,$ ك; الأشكال 2–3), $\Lambda\propto T^{-1/2}$ . منذ $T\propto u_1^2$ ، وبدمج هذه العلاقات نجد:

{t_{\rm comp}\over t_{\rm cool}}\propto{\rho_{1}\over u_{1}^{4}}.

(6)

التدفقات البطيئة الكثيفة تفضل التراكم البارد. تعمل الكثافات المنخفضة والسرعات العالية على تعزيز التسخين بالصدمة.

ويمكن تقسيم بقية هذا القسم إلى ثلاثة أجزاء: حساب $u_1$ ، حساب $\rho_1$ ، واستخدام $\Gamma(t)$ للتنبؤ بوضع تراكم الهالة.

5.1 سرعة السقوط قبل الصدمة

GalICS 2.1 يحسب $u_1$ بافتراض أن غاز ما قبل الصدمة (الغاز البارد الموجود في الخيوط) في حالة سقوط حر. يمكن تقسيم السقوط إلى قسمين.

من نصف قطر الدوران، حيث ينفصل الغاز عن تدفق هابل، إلى نصف القطر الفيريالي، يكون الغاز في حالة سقوط حر مع DM، بحيث يدخل $r_{\rm vir}$ بسرعة السقوط:

u_{1}(r_{\rm vir})=v_{\rm vir}.

(7)

المعادلة (7) دقيق للانهيار الكروي غير المضغوط في كون بدون ثابت كوني. ويولد الثابت الكوني قوة تنافرية تقلل من سرعة السقوط ولكن تأثيرها على $u_1$ أقل من 2 في المائة وهي لا تذكر مقارنة بتلك الخاصة بالظواهر الهيدروديناميكية، مثل الصدمات على طول الخيوط.

من $r_{\rm vir}$ إلى $r_{\rm s}$ ، DM ثابت (في توازن فيريالي) ؛ يغرق الغاز في إمكانات الجاذبية $\phi_{\rm NFW}(r)$ لهالة DM، الذي نفترض أن نتبعه Navarro, Frenk, and White (1997)توزيع الكثافة. وبالتالي:

u_{1}(r_{\rm s})=\sqrt{v_{\rm vir}^{2}+2[\phi_{\rm NFW}(r_{\rm vir})-\phi_{\rm NFW% }(r_{\rm s})]}.

(8)

المعادلة (8) مناسب فقط لـ $r_{\rm s}<r_{\rm vir}$ . ل $r_{\rm s}\geq r_{\rm vir}$ , الغاز الذي يدخل يتم إبطاء $r_{\rm vir}$ بسبب مقاومة CGM الساخن. نستخدم المعادلة (7) في هذا النظام.

للتحقق من هذه الافتراضات، قمنا بالتآمر $|{\bf v}(r)|$ و $v_r(r)$ لـ CGM البارد، حيث $|{\bf v}|$ و $v_r$ يتم وزنها على الأصداف الكروية. هنا $v_r$ هو متوسط سرعة السقوط الشعاعي المأخوذة بإشارة إيجابية للجسيمات المتساقطة والتخلص من أي جسيمات متدفقة. السبب وراء حاجتنا لكليهما $|{\bf v}|$ و $v_r$ هو ذلك $v_r$ يقلل من سرعة السقوط الحقيقية إذا دخلت الخيوط إلى النطاق الفيريالي على مسار ليس شعاعيًا بحتًا، بينما $\langle|{\bf v}(r)|\rangle$ غالبًا ما تحتوي على قمم مرتبطة بالمجرات الفضائية ولا تقيس سرعة سقوط CGM البارد.

المخططات المعروضة في الشكل 12 مخصص لـ g7.55e11 فقط وبدون تغذية راجعة، ولكن الاختلافات من خطوة زمنية للإخراج إلى أخرى كبيرة مثل الاختلافات من محاكاة إلى أخرى. عالميًا، g7.55e11 و g1.12e12 نفس السلوك النوعي، والذي يمكننا تلخيصه في ثلاث نقاط. أولا، $v_r<|{\bf v}|$ . وبالتالي، فإن السقوط ليس شعاعيًا بحتًا. ثانيا، $|{\bf v}(r_{\rm vir})|\simeq v_{\rm vir}$ عادةً ما يكون افتراضًا جيدًا على الإطلاق باستثناء الأقل $z$ . ثالثا، $|{\bf v}|\simeq u_1$ هو تقدير تقريبي معقول فقط عند الارتفاع $z$ ، عندما $r_{\rm s}\ll r_{\rm vir}$ . وفي العصور اللاحقة $|{\bf v}(r)|$ مسطح أو يتناقص نحو المستوى المنخفض $r$ ، كما هو متوقع إذا كانت CGM الساخن يقاوم اختراق الخيوط الباردة.

ومع ذلك فإن افتراضاتنا صحيحة إلى حد معقول عند المستوى المرتفع $z$ قبل ظهور صدمة مستقرة وأقل $z$ بعد $r_{\rm s}$ يصل $r_{\rm vir}$ . فقط في النظام الوسيط يوجد احتمال أن المعادلة (8) قد يبالغ في تقدير سرعة السقوط بشكل كبير.

المنحنيات الحمراء في الشكل 12 عرض $\langle|{\bf v}(r)|\rangle$ و $\langle v_r(r)\rangle$ لـ CGM الساخن. وهي تؤكد توقعاتنا بأن الطور الساخن له سرعات كبيرة أقل من الطور البارد، لكنها تظهر أيضًا درجة معينة من الارتباط بين حركيات CGM الساخن والبارد.

5.2 كثافة ما قبل الصدمة

كثافة ما قبل الصدمة $\rho_1$ يتم تحديده من معادلة الاستمرارية للتدفق الثابت:

\dot{M}_{\rm accr}=\Omega r_{\rm s}^{2}\rho_{1}u_{1},

(9)

أين $\Omega$ هي الزاوية الصلبة التي يتراكم منها الغاز ( $\dot{M}_{\rm accr}$ يختلف على المقاييس الزمنية الكونية، ولكن الاختلافات في الجداول الزمنية لترتيب $t_{\rm ff}$ صغيرة؛ الشكل 10). لنفس قيم $\dot{M}_{\rm accr}$ , $r_{\rm s}$ و $u_1$ ، الخيوط هي أكثر كثافة إذا تراكم الغاز من زاوية صلبة أضيق.

$\Omega$ هي واحدة من أعظم الشكوك لدينا. Cattaneo et al. (2020) يفترض أن نصف القطر $r_{\rm fil}$ من خيوط DM هو نصف القطر الفيريالي لهالة ذات كتلة تساوي الكتلة غير الخطية عند الانزياح الأحمر محل الاهتمام. الخيوط التي تتراكم على الهالة تكون أسطوانية ذات نصف قطر $r_{\rm fil}$ في $r>r_{\rm vir}$ والمخروطي عند $r<r_{\rm vir}$ . الزاوية الصلبة $\Omega_{\rm fil}$ يتم تحديد التغطية بواسطة خيوط DM بواسطة $r_{\rm fil}/r_{\rm vir}$ . نحن نتبع Codis et al. (2018) لحساب عدد الخيوط $n_{\rm fil}$ كوظيفة $M_{\rm vir}$ و $z$ (انظر Cattaneo et al., 2020، الملحق أ، لمزيد من التفاصيل). إجمالي الزاوية الصلبة التي تغطيها جميع خيوط DM هو الحد الأقصى بين $n_{\rm fil}\Omega_{\rm fil}$ و $4\pi$ . ومع ذلك، فإن خيوط الغاز أكثر تركيزًا من خيوط DM (Ramsøy et al., 2021). Cattaneo et al. (2020) تعامل مع عامل التركيز غير المؤكد كمعلمة مجانية لـ SAM. وتغطي الخيوط الغازية جزءًا صغيرًا $1/C$ من إجمالي الزاوية الصلبة التي تغطيها خيوط DM.

مع المعلمة أعلاه، المعادلة (9) يعطي $\rho_{1}\propto u_{1}^{-1}$ ، و مكافئ. (6) يصبح:

{t_{\rm comp}\over t_{\rm cool}}\propto{C\over u_{1}^{5}}.

(10)

أعلى $C$ (الخيوط الأكثر كثافة) تعطي تراكمًا أكثر كفاءة في النمط البارد، وبالتالي كتل نجمية أعلى، ولكن في GalICS 2.1 يمكننا زيادة $C$ ولا تزال تنتج نفس بيانات الرصد إذا تمت زيادة كفاءة التغذية الراجعة SN، التي تكون قيمتها الحقيقية غير مؤكدة إلى حد كبير، في وقت واحد. Cattaneo et al. (2020) كسر هذا الانحطاط عن طريق المعايرة $C$ على المحاكاة الهيدروديناميكية الكونية دون ردود فعل. لقد وجدوا أفضل اتفاق مع وظيفة الكتلة النجمية المجرية Kereš et al. (2009) ل $C=9$ .

في NIHAO، نقوم بالحساب $\Omega$ عن طريق اختيار جميع جزيئات الغاز الباردة (تحت البوليتروب الحرج) التي تحتوي على $r_{\rm vir}<r<1.05r_{\rm vir}$ التي لم تكن في $r\leq r_{\rm vir}$ . يمكننا ربط حجم لكل جسيم يساوي كتلته مقسومًا على كثافته SPH. جزء تغطية الخيوط $\Omega/(4\pi)$ إذن هي النسبة بين الحجم الذي تشغله هذه الجسيمات والحجم الإجمالي للغلاف الكروي. يقيس هذا الإجراء نظائر التراكم البارد على مقياس نصف القطر الفيريالي. $\Omega$ سيكون هو نفسه في جميع أنصاف الأقطار إذا كانت الخيوط مخروطية. ومن الواضح أن هذا تقريبي، ولكن الشكل 2 ويظهر أنه ليس بعيدا جدا عن الواقع، على الأقل في ارتفاع $z$ ، حيث تكون الخيوط واضحة للعيان.

الشكل 13 يوضح عوامل التغطية المحسوبة بهذه الطريقة لـ g7.55e11 و g1.12e12 (منحنيات متصلة). في NIHAO، $C$ ليس ثابتًا. كما يمكننا أن نرى أيضًا في الشكلين. 2–3، يكون التراكم أكثر تناحيًا عند الارتفاع $z$ وأقل من ذلك عند المستوى المنخفض $z$ .

يختلف هذا السلوك تمامًا عن السلوك المتوقع من SAM الخاص بنا. كما تنمو الكتلة غير الخطية بسرعة أكبر من $M_{\rm vir}$ ، يتوقع SAM لدينا ذلك $\Omega$ يجب أن يزيد مع مرور الوقت حتى يتقارب $4\pi/C$ . (الشكل 13، منحنيات متقطعة). ينشأ التناقض بسبب حساباتنا $\Omega$ هو أمر كوني بحت. لقد افترضنا ذلك أيضًا $C$ ثابت بينما قد يعتمد على البيئة الغازية. في الواقع، بمجرد تطوير CGM الساخن، تقتصر الخيوط عليه. قيم $\Omega$ تم قياسه عند مستوى منخفض $z$ يجب أن يؤخذ بأقصى قدر من الحذر لأنه $\Omega$ ليس له معنى كبير عندما لا يكون هناك تدفقات باردة ويأتي معظم الغاز البارد عبر المجرات الفضائية (الشكل 2، $0.03<z<0.15$ ).

السؤال ذو الصلة بـ SAM الخاص بنا هو ما إذا كان $\Omega$ تم التنبؤ به بواسطة GalICS 2.1 على ارتفاع $z$ قبل التسخين بالصدمة أتفق مع NIHAO. الإجابات هي أنهم يفعلون ذلك ضمن عامل واحد $<2$ . في الواقع، من المرجح أن يكون هناك تعويض. الشكل يوضح12 أنه بافتراض السقوط الحر، فإننا نميل إلى المبالغة في تقدير سرعة السقوط. المعادلة (10) يوضح ذلك $\Gamma\propto C/u_{1}^{5}$ . ومن ثم، فمن المنطقي أن يميل نظام SAM لدينا إلى المبالغة $C$ لتعويض الخطأ $u_1$ واحصل على وظيفة الكتلة النجمية للمجرات بشكل صحيح.

5.3 من $\Gamma$ إلى $f_{\rm hot}$

GalICS 2.1 يحسب $\Gamma$ في سياق SAM ذلك يتبع تطور الباريونات داخل أشجار الاندماج DM من محاكاة الجسم N الكونية. $M_{\rm vir}$ , $r_{\rm vir}$ و $c$ تستخدم للحساب $u_1$ . $\dot{M}_{\rm vir}$ يستخدم للحساب $\dot{M}_{\rm accr}$ .

الشكل 11 (المنحنيات المتصلة السوداء) تظهر $\Gamma(t)$ تم التنبؤ به بواسطة GalICS 2.1 عندما نستخرج $M_{\rm vir}$ , $\dot{M}_{\rm vir}$ , $r_{\rm vir}$ و $c$ من NIHAO و نحن نطعمهم GalICS 2.1 مع $C=9$ . من المتوقع أن تكون الهالة في النمط البارد عندما $\Gamma>\Gamma_{\rm c}$ ( $\Gamma_{\rm c}=5/7$ في نموذجنا الافتراضي).

إن الدالة المنفصلة التي تأخذ قيمتين فقط، الصفر والوحدة (المنحنى المتقطع باللون الأحمر) هي حتمًا تقريب خام لقيمة تختلف بشكل مستمر بين هاتين القيمتين (المنحنى المتصل الأحمر). ولكن يتم إعادة إنتاج السلوك الأساسي بشكل جيد إلى حد معقول. فلنبدأ من الحالة دون تغذية راجعة.

في g7.55e11, GalICS 2.1 يتنبأ بالانتقال إلى النمط الساخن عند $t=5.63\,$ Gyr (الشكل 11 $a$ ، منحنى أحمر متقطع)؛ $t=5.4$ – $5.6\,$ Gyr هو بالفعل الوقت الذي يكون بعده الجزء الساخن بالصدمة في NIHAO أعلى بثبات $f_{\rm hot}=0.8$ ، على الرغم من حدوث أول حلقة من الصدمة الساخنة بالفعل في $t=3.69\,$ Gyr. في g1.12e12، الصدمات على نطاق واسع $\sim 0.5r_{\rm vir}$ موجود بالفعل في $t=1.10\,$ Gyr (الشكل 3). يملأ CGM الساخن النطاق الفيريالي $t=1.96\,$ Gyr، على الرغم من أن في $t\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}2\,$ يمثل النمط الساخن Gyr أقل من ثلث معدل التراكم الباريوني (الشكل 11 $b$ ، منحنى متصل أحمر). وقت تسخين الصدمة وفقًا لـ GalICS 2.1 يتوافق مع الوقت $t\sim 4\,$ Gyr، وبعد ذلك يزداد الجزء المسخن بالصدمة في NIHAO بسرعة من $f_{\rm hot}\sim 0.4$ إلى $f_{\rm hot}\sim 0.8$ .

توقعات GalICS 2.1 مبنية على $\Gamma$ . إذا قارنا $f_{\rm hot}$ (المنحنى المتصل الأحمر) و $\Gamma$ (المنحنى المتصل الأسود) في الشكل 11 $a$ ، نرى ارتباطًا مضادًا قويًا. الحد الأقصى ل $\Gamma$ في $t=\,$ 2.8, 3.5, 3.9, 5.0 Gyr والحد الأدنى له في $t=\,$ 3.0, 3.7, 5.0 تتوافق Gyr مع الحد الأدنى والحد الأقصى لـ $f_{\rm hot}$ على التوالي. الحد الأدنى فقط في $t=4.1\,$ Gyr لا يتوافق مع الحد الأقصى $f_{\rm hot}$ لكن بدأ $f_{\rm hot}$ في النمو بسرعة ويبلغ الحد الأقصى في الخطوة الزمنية التالية للإخراج. في $t=5.6\,$ Gyr، أين $f_{\rm hot}$ لديه الحد الأقصى، $\Gamma$ لم يصل إلى الحد الأدنى بعد ولكن قيمته انخفضت بشكل كبير. ينطبق نفس الاعتبار على اللوحات الأخرى في الشكل 11 ويوضح ذلك $\Gamma$ يعد مؤشرا جيدا لسلوك $f_{\rm hot}$ .

إلا أن توقعات GalICS 2.1 لا تعتمد فقط على $\Gamma$ ولكن أيضًا قيد التشغيل $\Gamma_{\rm c}$ . GalICS 2.1 كان سيتم إنتاجه حلقتي تسخين الصدمة (أي قمتي المنحنى الأحمر الصلب) عند $t=3.69\,$ Gyr و $t=4.33\,$ Gyr في الشكل 11لو كنا قد استخدمنا $1.09<\Gamma_{\rm c}<1.18$ بدلا من $\Gamma_{\rm c}=5/7$ .

هذه النقطة مهمة لأن $\Gamma_{\rm c}$ يعتمد على افتراضات حول معادلة حالة غاز ما بعد الصدمة وهندسة الصدمات (Dekel and Birnboim, 2006). $\Gamma_{\rm c}=5/7$ يتبع من Birnboim and Dekel (2003)افتراض أن درجة حرارة غاز ما بعد الصدمة ثابتة عبر القشرة. بافتراض أن معادلة الحالة متعددة التوجهات ذات مؤشر متعدد التوجهات ثابت ستعطي $\Gamma_{\rm c}=1$ . الأشكال 11 $a$ (مكرر) و $b$ (مكرر) يوضح أن الاستخدام $\Gamma_{\rm c}=1$ بدلا من $\Gamma_{\rm c}=5/7$ يمكن أن يتقدم بشكل كبير في وقت أول حلقة تسخين للصدمة.

مع وجود مجرتين فقط، لا يمكننا استخدام نتائجنا لاستخلاص أي استنتاج حول قيمة $\Gamma_{\rm c}$ . ومع ذلك، فإن العينة الأكبر لن تحل المشكلة تلقائيًا، وذلك بسبب النسبة فقط $\Gamma/\Gamma_{\rm c}$ مهم بالنسبة لـ SAM الخاص بنا وقد تكون هناك أخطاء منهجية في تقدير $\Gamma$ ، لا سيما بسبب عدم اليقين بشأن $u_1$ (القسم 5.1) و $\Omega$ (القسم 5.2). الأفضل $\Gamma_{\rm c}$ قد يعوض هذه الأخطاء بدلاً من إرجاع القيمة المادية الحقيقية للقيمة الحرجة $t_{\rm comp}/t_{\rm cool}$ النسبة فوقها يتم تسخين الغاز بالصدمة.

حتى مع هذه الشكوك، يتنبأ GalICS 2.1 بقوة بأن تراكم البرد يجب أن يكون مهمًا متى $\Gamma\gg 1$ وأن نظامنا يجب أن يكون في النمط الساخن عند $t\geq 5.63\,$ Gyr. تم التحقق من كلا التنبؤين. هذا هو السلوك التفصيلي ل $\Gamma\sim 1$ هذا غير مؤكد.

نختتم مناقشتنا التفصيلية للشكل 11 $a$ من خلال تحليل حلقتين حيث GalICS 2.1 يبدو أنه فشل بشكل كبير لكليهما $\Gamma_{\rm c}=5/7$ و $\Gamma_{\rm c}=1$ . في $t=9.94\,$ Gyr, $f_{\rm hot}$ ينخفض بشكل كبير GalICS 2.1 ولكن ليس في NIHAO. في $t=12.75\,$ Gyr، المشكلة هي العكس: $f_{\rm hot}$ ينخفض بشكل كبير في NIHAO ولكن ليس فيه GalICS 2.1. فلنبدأ من الحلقة الأولى.

الشكل 2 لا يظهر أي دليل على وجود تيارات باردة في $t=9.94\,$ Gyr في منظر وجها لوجه، ولكن الخيوط مرئية إذا نظرنا إلى حافة المجرة المركزية. ومع ذلك، فإن معظم هذا الغاز لن يصل إلى المجرة المركزية، وهذه هي النقطة الأساسية التي يجب التوفيق بينها GalICS 2.1 مع NIHAO.

GalICS 2.1 ينطبق على المعادلة (5) لتحديد ما إذا كان التراكم على الهالة في النمط البارد أو الساخن. يتم اتخاذ هذا القرار بشكل مستقل عن وجود CGM ساخن ضخم، في حين، في الواقع، يؤثر وجودها على قدرة التيارات الباردة على الوصول إلى المجرة المركزية. في NIHAO، تساهم جميع الجسيمات التي تنتهي في CGM الساخن في النمط الساخن، بشكل مستقل عما إذا كانت تفعل ذلك من خلال التسخين بالصدمة أو من خلال الخلط على السطح الحدودي بين المرحلة الباردة والساخنة.

وعلى الرغم من التناقض الواضح، فإن التوقعات النهائية لـ GalICS 2.1 لا تتعارض مع السلوك المقاس في NIHAO. حتى لو كان ارتفاع $\Gamma$ في $t=9.94\,$ ينتج عن Gyr بعض التراكم البارد على الهالة، ويؤدي عدم استقرار كلفن-هيلمهولتز إلى تدمير الخيوط الباردة على نطاق زمني يتناسب مع $(M_{\rm fil}/M_{\rm hot})^{1/2}$ (Cattaneo et al., 2020, Appendix B) هذا قصير جدًا $M_{\rm fil}\ll M_{\rm hot}$ . نفس الحجة تحل مشكلة الحلقات المماثلة في الشكل 11 $b$ . فحص دقيق للتين. 3 يظهر دليلا على تدفق الغاز البارد إلى نصف قطر الفيريالي ولكن هذا الغاز البارد يختفي من لقطة إلى أخرى، ولا يصل المجرة المركزية.

الانخفاض المفاجئ ل $f_{\rm hot}$ مقاسة بـ NIHAO لـ g7.55e11 في $t=12.75\,$ Gyr (الشكل 11 $a$ ، منحنى متصل أحمر) يأتي من مجرة فضائية غنية بالغاز تدخل $r_{\rm vir}$ بين $t=11.88\,$ Gyr و $t=13.39\,$ Gyr (الشكل 2). GalICS 2.1 بتقييم صحيح أنه لا يوجد تراكم عبر الخيوط الباردة في تلك الفترة الزمنية.

استندت مناقشتنا إلى عمليات المحاكاة دون تغذية راجعة، والتي يمكن تفسيرها بسهولة أكبر. الأشكال 11 $c$ و $d$ يوضح أن SNe لا تعدل أيًا من استنتاجاتنا. ومن المثير للاهتمام، على الرغم من أنه ربما بالصدفة، عندما نقوم بتضمين تغذية راجعة من SNe، يتم الاتفاق بين GalICS 2.1 ويصبح NIHAO أفضل، وليس أسوأ.

6 كثافة CGM الساخن

إحدى النتائج الرئيسية التي توصلنا إليها هي مدى عدم كفاءة تبريد الغاز المسخن بالصدمة. لاستبعاد احتمال أن يكون هذا بسبب الكثافات المنخفضة بشكل غير واقعي في NIHAO، لقد قمنا بقياس توزيع كثافة الإلكترونات $n_{\rm e}(r)$ لـ CGM الساخن في عمليات المحاكاة وقارناه ببيانات الرصد الخاصة بدرب التبانة التي جمعها Voit (2019, الشكل 14); استُبقيت g1.12e12 لهذه المقارنة لأن كتلتها أقرب إلى كتلة درب التبانة، ولكن نتائج g7.55e11 متشابهة بشكل ملحوظ.

تعمل التغذية الراجعة SN على طرد الباريونات وتقليل كتلة CGM الساخن من $M_{\rm hot}\sim 6\times 10^{10}{\rm\,M}_{\odot}$ إلى $M_{\rm hot}\sim 3\times 10^{10}{\rm\,M}_{\odot}$ . وبالتالي فإن كثافة الإلكترونات عند $20{\rm\,kpc}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}r\lower 2.15277% pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}200{\rm\,kpc}$ تكون أقل في المحاكاة مع التغذية راجعة مقارنة بالمحاكاة بدونها (في الشكل 14، الدوائر الحمراء هي تحت الدوائر السوداء). الدوائر تتوقف عند $r_{\rm vir}\simeq 210\,$ kpc، لكن استقراء بسيط يوضح ذلك، عند $r>r_{\rm vir}$ ، الوضع معكوس. تتحرك كثافات الإلكترونات ذات التغذية المرتدة فوق تلك التي لا تحتوي عليها، كما هو متوقع إذا كانت بعض الباريونات موجودة $r<r_{\rm vir}$ تم نقلها إلى $r>r_{\rm vir}$ .

في $r\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}10\,$ kpc, $n_{\rm e}$ أعلى في المحاكاة مع التغذية الراجعة لأنه، على الرغم من وجود تدفقات خارجية، يتم تجديد CGM الساخن باستمرار بواسطة الرياح التي تحركها SN. الشكل 14 يوضح أن الكثير من الغاز الذي أعيد تسخينه بواسطة SNe يبقى في المنطقة الوسطى، خاصة في المجرات الضخمة، حيث يقوم CGM الساخن باحتجاز الرياح (في المجرات القزمة، الوضع مختلف تمامًا؛ Tollet et al., 2019).

تمت دراسة كثافة الغاز الساخن الموجود في هالة درب التبانة بعدة طرق مختلفة. يمكن قياس الضغط الحراري لـ ISM في الحي الشمسي بقوة من خلال خطوط امتصاص الأشعة فوق البنفسجية (Jenkins and Shaya, 1979). المستطيل الأخضر في الشكل 14 يتوافق مع Jenkins and Tripp (2011)التحليل الشامل لبيانات الرصد المتاحة. يمكن فحص CGM الساخن خارج المنطقة الشمسية عن طريق انبعاث وامتصاص خطوط الأشعة السينية. المنطقة التي يحدها باللون السماوي والمسمى انبعاث الأشعة السينية يتوافق مع Henley and Shelton (2013)تحليل خط الانبعاث الخطوط الزرقاء المتقطعة والخطوط الزرقاء المتقطعة والخطوط الحمراء المتقطعة هي نتائج Miller and Bregman (2013, 2015)الذي ركز على خطوط الأكسجين. المنطقة التي يحدها اللون البني والمسمى بامتصاص الأشعة السينية هي Voit (2019)إعادة تقييم Miller and Bregman (2013)قياسات امتصاص O VII (الخط الأحمر المتقطع الرفيع). تعتمد القياسات المعتمدة على خطوط الانبعاث والامتصاص على معدنية CGM. البيانات الموضحة في الشكل 14 يتم تصحيحها للتدرج المعدني في Voit (2019).

طريقة أخرى تستخدم التشتت. تنتقل موجات الراديو ذات الأطوال الموجية الأطول عبر CGM بشكل أسرع من تلك ذات الأطوال الموجية الأقصر. Anderson and Bregman (2010) استخدمت قياسات التشتت على النجوم النابضة في سحابة ماجلان الكبرى لاشتقاق حد أعلى لـ $n_{\rm e}$ . وتظهر نتائجها بالخط الأخضر في الشكل 14.

تأتي القيود الإضافية من نماذج تجريد الضغط الكبش للمجرات القزمة التي تدور حول درب التبانة، أي سحابة ماجلان الكبرى (Salem et al., 2015، مضلع أرجواني)، كارينا (Gatto et al., 2013، المضلع الأحمر)، السدسية (Gatto et al., 2013، المضلع الأزرق)، فورناكس (Grcevich and Putman, 2009، المضلع الأصفر) والنحات (Grcevich and Putman, 2009، مضلع أسود). تتمتع قيود ضغط الكبش بميزة كونها مستقلة عن المعدن. ويمكن أيضا أن تستمد الضغوط حول المجرية من قياسات H I بطول موجي $21\,$ سم في السحب عالية السرعة (Putman et al., 2012، شريط الخطأ الأسود العمودي) وملاحظات مماثلة للسحب في تيار ماجلان (Stanimirović et al., 2002، مثلث برتقالي مقلوب مفتوح).

المجموعة الأخيرة من القيود تأتي من مجرات أكبر من مجرة درب التبانة. Singh et al. (2018) استخدم ملف تعريف قانون الطاقة لنمذجة بيانات الأشعة السينية والخلفية الكونية الميكروية المكدسة للمجرات ذات $10^{12.6}{\rm\,M}_{\odot}<M_{\rm vir}<10^{13.0}{\rm\,M}_{\odot}$ . تظهر نتائجها حسب المنطقة المحاطة باللون الرمادي والمسماة ”CMBXstacks”.

كثافات CGM المقاسة في NIHAO لـ g1.12e12 تتفق على نطاق واسع مع الملاحظات الواردة في الشكل 14، وإن كانت تقع عند الجانب الأعلى مما تسمح به الرصديات. لا يمكن أن يكون التبريد غير الفعال لـ CGM الساخن في NIHAO بسبب كثافات منخفضة جدًا.

الفرق الأكبر بين NIHAO والملاحظات هو الفرق المركزي $n_{\rm e}$ الزائدة في المحاكاة مع التغذية الراجعة. ليس لهذا الاكتشاف نظير رصدي، ويبدو أنه يتعارض مع كثافة ISM في المنطقة الشمسية (Jenkins and Tripp, 2011; الشكل 14، مستطيل أخضر).

المقارنة مبنية على $n_{\rm e}$ تم قياسه بافتراض التوزيع الكروي، في حين يقتصر ISM الساخن بشكل أساسي على سهل القرص، وكلاهما في NIHAO (الشكل 3 من Tollet et al., 2019) والملاحظات. ومع ذلك، في NIHAO، يكون CGM الساخن ككل كرويًا بشكل ملحوظ (Gutcke et al., 2017). بل هو أكثر من ذلك مع تعريفنا الذي يستبعد ISM الساخن. في حين أن هذا يشكك في معنى مقارنة الدوائر الحمراء بالمستطيل الأخضر، يجب أن يكون CGM الساخن أقل كثافة، وليس أكثر كثافة من ISM الساخن. وهذا يجعل التناقض أكثر حدة.

هذه النتيجة رائعة لأن المحاكاة بالتغذية الراجعة هي الأكثر مادية. تشكل عمليات محاكاة NIHAO مع التغذية الراجعة مجرات مركزية واقعية (Wang et al., 2015; Tollet et al., 2019). ومن دونه لا يفعل ذلك. التفسير المحتمل هو أن الرياح الساخنة في عمليات المحاكاة ذات التغذية الراجعة لا تنفيس أو تبرد بالسرعة التي تحدث في المجرات الحقيقية، لكن هذه المشكلة خارج نطاق المقالة الحالية.

من المثير للاهتمام مقارنة ملفات تعريف الكثافة في الشكل 14 إلى النموذج بواسطة Komatsu and Seljak (2001, KS)، وهو الحل الدقيق للغاز متعدد التوجهات في التوازن الهيدروستاتيكي مع إمكانات الجاذبية للهالة الموصوفة بواسطة Navarro, Frenk, and White (1997, NFW) الملف الشخصي. حتى لو كانت هذه الافتراضات صحيحة، فإن الحل لا يزال يحتوي على ثلاثة معلمات مجانية: الكثافة المركزية ودرجة الحرارة المركزية والمؤشر المتعدد التوجهات. قام KS بتقييدهم من خلال اشتراط الكثافة $\rho$ من غاز ساخن يتبع الكثافة $\rho_{\rm NFW}$ لهالة DM ( $\rho/\rho_{\rm NFW}\simeq\Omega_{\rm b}/\Omega_{\rm m}$ ) ليس فقط في $r=r_{\rm vir}$ ، حيث يلزم الحفاظ على المساواة تمامًا، ولكن أيضًا على النطاق الشعاعي بأكمله $r_{\rm vir}/2<r<2r_{\rm vir}$ . يعطي هذا النهج نتائج تتفق جيدًا مع عمليات رصد الأشعة السينية للعناقيد المجرية، حيث توجد معظم الباريونات في الوسط داخل العنقود وحيث يوجد دليل رصدي مباشر على أن العناقيد المجرية موجودة داخل العنقود. الوسط متعدد التوجهات تقريبًا (Ghirardini et al., 2019).

تكمن الصعوبة في كيفية نقل النموذج إلى كتل أقل، وأين $M_{\rm hot}/M_{\rm vir}\ll\Omega_{\rm b}/\Omega_{\rm m}$ . المنحنى الرفيع المتقطع باللون الأسود في الشكل 14 محلول KS باستخدام نصف القطر الفيريالي وتركيز الهالة لـ g1.12e12 في $z=0$ ( $r_{\rm vir}=229\,$ kpc و $c=13.3$ في المحاكاة بدون تغذية راجعة؛ مع SNe، ينمو التركيز إلى $c=14.1$ لكن المنحنيات لا يمكن تمييزها تقريبًا) وكسر الباريون العالمي في NIHAO ( $\Omega_{\rm b}/\Omega_{\rm m}\simeq 0.15$ ). التطبيع $\rho(r)$ هكذا $\rho/\rho_{\rm NFW}=\Omega_{\rm b}/\Omega_{\rm m}$ في $r_{\rm vir}$ يبالغ في تقدير الكثافة عند $r<100\,$ kpc فيما يتعلق بكل من الملاحظات وNIHAO.

تُظهر المنحنيات السميكة محلول KS الذي تم إعادة قياسه بواسطة $M_{\rm hot}/(f_{\rm b}M_{\rm vir})=0.35$ (كما في المحاكاة بدون ردود فعل؛ منحنى أسود) و $M_{\rm hot}/(f_{\rm b}M_{\rm vir})=0.2$ (كما في المحاكاة مع التغذية الراجعة؛ منحنى أحمر). يتداخل نموذج KS المعاد قياسه مع الملاحظات بشكل أفضل مما تفعله عمليات المحاكاة، خاصة مع انخفاض التطبيع، ولكن انخفاض $n_{\rm e}(r)$ أكثر انحدارًا مما توحي به الملاحظات. في المقابل، يميل NIHAO إلى المبالغة في التنبؤ $n_{\rm e}$ في جميع أنصاف الأقطار ولكن المنحدر يكون على اليمين (باستثناء الحدبة المركزية في المحاكاة مع التغذية المرتدة). ملاحظة تحذيرية هي أن الفرق في المنحدر بين GalICS 2.1 وقد تكون الملاحظات مستمدة جزئيًا من نماذج قانون السلطة الفردية $n_{\rm e}\propto r^{\alpha}$ يستخدمه المراقبون لملاءمة بياناتهم. يمنعهم هذا الاختيار من العثور على ملفات تعريف ذات قلب مركزي ومنطقة خارجية أكثر انحدارًا، ولكنه افتراض وليس نتيجة مراقبة.

تظهر مقارنة المنحنيات مع الدوائر المملوءة أن الغاز الساخن، في NIHAO، لا يتتبع توزيع كثافة DM عند أنصاف أقطار كبيرة ولكنه ينتشر بعيدًا. ويحدث هذا حتى بدون التغذية الراجعة وهو دليل إضافي على ظاهرة الانسكاب التي تمت مناقشتها سابقًا في المقالة. حتى بدون إعادة القياس، تظل الدوائر السوداء موجودة فوق المنحنى الأسود المنقط المتقطع عند أنصاف أقطار كبيرة.

7 الخلاصة

تحتوي هذه المقالة على مجموعتين من الاستنتاجات: إحداهما مستمدة تمامًا من عمليات محاكاة NIHAO، والأخرى مستمدة من مقارنة نتائج GalICS 2.1 SAM لتلك الخاصة بعمليات المحاكاة. وسنبدأ من الأول وننتقل إلى الأخير في الجزء الثاني من هذا القسم.

يعتبر CGM الساخن والبارد مرحلتين ديناميكيتين حراريتين مختلفتين (الشكل 4) بأشكال هندسية مختلفة (الأشكال. 2 و 3) والحركية (الأشكال. 6 و 12). يعد الانتقال من النمط البارد إلى النمط الساخن ظاهرة فيزيائية حقيقية يمكن رؤيته من خلال كل هذه الجوانب المختلفة. ولا يُشتق من فصل الطور البارد عن الطور الساخن عند درجة حرارة تعسفية، وهو ما لا يظهر في أي مكان في مقالتنا.

إن المعيار الفيزيائي الأكثر لفصل الطور الساخن عن الطور البارد هو استخدام معادلة حالة IGM، وهو قريب من كونه ثابت الحرارة. يتميز النمط البارد بالانتروبيا التي تقع تحت الإنتروبيا IGM بسبب التبريد الإشعاعي. يتميز النمط الساخن بالانتروبيا التي ترتفع فوقه بسبب التسخين بالصدمة. النتائج الكمية التي تم الحصول عليها باستخدام هذا المعيار (الشكل 11) متوافقة مع الصورة النوعية من خرائط درجة الحرارة (الأشكال. 2–3).

توزيع الانتروبيا القصوى يكشف $K_{\rm max}$ لجسيمات SPH الباريونية عن أربعة أنواع من الجسيمات:

1.

باريونات الإنتروبيا المنخفضة والمتوسطة ( $K_{\rm max}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}1{\rm\,keV\,cm^{2}}$ ) التي لم تكن في المرحلة الساخنة من قبل.
2.

باريونات الإنتروبيا المتوسطة العليا ( $1{\rm\,keV\,cm^{2}}<K_{\rm max}<10{\rm\,keV\,cm^{2}}$ ) التي تم تسخينها بالصدمة ولكنها بردت أو في تدفق تبريد.
3.

باريونات ذات إنتروبيا عالية ( $10{\rm\,keV\,cm^{2}}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}K_{\rm max% }<100{\rm\,keV\,cm^{2}}$ ) التي تم تسخينها بالصدمة ولا تزال في المرحلة الساخنة عند $z=0$ .
4.

باريونات ذات إنتروبيا عالية جدًا ( $K_{\rm max}\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel>\over{\sim}\;$}100{\rm\,keV\,cm^% {2}}$ ) التي انسكبت خارج نصف قطر الفيريالي بعد التسخين بالصدمة.

النوع الأول يتوافق مع النمط البارد، والثلاثة الأخرى تتوافق مع النمط الساخن.

بدون التغذية الراجعة، تمثل المجموعات الأربع من الجزيئات حوالي 50, 6, 25 و 19 في المائة من الكتلة الإجمالية من بين جميع الباريونات التي كانت داخل نصف القطر الفيريالي لـ g7.55e11 في مرحلة ما. قيم g1.12e12 متشابهة تمامًا: 40, 4, 28 و 28 في المائة على التوالي.

تعمل التغذية الراجعة من SNe على تقليل نسبة هالة باريون $\sim 25$ في المائة ويزيد $K_{\rm max}$ للباريونات الموجودة بالداخل $r_{\rm vir}$ . تنتقل معظم الباريونات ذات الإنتروبيا المنخفضة التي يتم تسخينها بواسطة SNe إلى مرحلة دافئة ودافئة ذات إنتروبيا متوسطة دون عبور الخط الذي يفصل بين الطور الساخن والطور البارد. نادرًا ما يتم إعادة تسخين تلك التي تفعل ذلك $K>10{\rm\,keV\,cm^{2}}$ . ومن ثم، فهي تتمتع بأوقات تبريد قصيرة مقارنة بالجزء الأكبر من CGM الساخن. يؤدي تبريد الغاز المسخن بواسطة SNe إلى زيادة مساهمة النمط الساخن في الكتلة النجمية عند $z=0$ من 7–13 في المائة إلى 20–40 في المائة ومساهمتها في SFR في $z=0$ من 10–20 في المائة إلى 30–70 في المائة (الشكل 5; القيم الدنيا مخصصة لـ g7.55e11، القيم العليا لـ g1.12e12).

وينبغي أن تؤخذ نتائجنا الكمية بحذر لثلاثة أسباب. وهي مبنية على شيئين فقط. يمكن أن تكون الاختلافات من كائن إلى آخر كبيرة. ومن المحتمل أيضًا أن تعتمد على كيفية تنفيذ التغذية راجعة في عمليات المحاكاة.

فيما يتعلق بالنقطة الأولى، قد يشعر المرء بالقلق من أن g7.55e11 و g1.12e12 يعطي نتائج مماثلة لأننا اخترنا كائنات مماثلة. تم اختيار كلاهما للتخلص من 10 في المائة من أجسام NIHAO التي لها تاريخ من الاندماجات الكبرى وكلاهما يمتلك كتلة فيريالية نهائية مماثلة لتلك الموجودة في درب التبانة، بالرغم من ذلك $M_{\rm vir}(z=0)$ هو 40 أكبر بنسبة مئوية لـ g1.12e12 مما هو عليه لـ g7.55e11. لكن هذا هو المكان الذي يتوقف فيه التشابه. في $t=2\,$ Gyr، الكتلة الفيريالية لـ g1.12e12 يكاد يكون ضعف نظيره في g7.55e11. تظهر أجواء حارة شبه ساكنة عند $z\sim 1$ في g7.55e11 ولكن في $z\sim 3$ في g1.12e12. الباريونات التي تتسرب من نصف القطر الفيريالي حتى بدون ردود فعل هي على وشك الحدوث 20 في المائة لـ g7.55e11 لكن تقريبا 40 في المائة لـ g1.12e12. هالة DM لـ g1.12e12 أكثر تركيزًا بشكل ملحوظ ( $c=13$ – $14$ ) من هالة g7.55e11 ( $c=9$ – $11$ ). ومن ثم، g7.55e11 و g1.12e12 لا يوجد بينهما أي تشابه خاص فيما عدا كونهما حلزونين ضخمين.

فيما يتعلق بالشاغل الثالث، قد يتساءل المرء أيضًا إلى أي مدى تعتمد نتائجنا على نموذج التغذية الراجعة في NIHAO (والذي Wang et al., 2015 تمت معايرته بعناية لإعادة إنتاج الملاحظات). أي نوع من التغذية الراجعة سوف يقلل أو يؤخر تشكل النجوم إلى حد ما، ولكن التغذية الراجعة يجب أن تسخن الغاز فوق إنتروبيا حرجة للتأثير على تحليلنا. إن التغذية الراجعة الأضعف ستؤدي ببساطة إلى جعل نتائجنا أقرب إلى الحالة بدونها. التغذية الراجعة الأقوى يمكن أن يكون لها تأثيران متعاكسان. إذا تم تسخين المزيد من الباريونات إلى إنتروبيا فوق متوسطة، فسوف يتأخر تشكل النجوم ولكن سيكون هناك المزيد من التبريد لاحقًا؛ وبالتالي، سوف يصبح التبريد المزيد مهم (ما لم يتم تشغيل AGN في هذه الأثناء ويتم إيقاف تشغيل التبريد تمامًا). ردود فعل عنيفة للغاية تعمل على تسخين الغاز إلى $K>10{\rm\,keV\,cm}^{2}$ سيمنع التبريد بدلاً من تعزيزه، لكن هذا لا يمكن تصوره مع SNe³³ 3 يمكن لـ AGN تسخين الغاز إلى إنتروبيا عالية جدًا وإخماد عملية تشكل النجوم، لكن هذه المقالة معنية بالمجرات الحلزونية الضخمة مثل مجرة درب التبانة وليس بتشكل المجرات المبكرة.. أخيرًا، على الرغم من أن نموذج التغذية الراجعة SN يمكن أن يغير مساهمة التبريد في معدل التراكم في المجرات، فإن تبريد الغاز المسخن SN لا يغير استنتاجنا الأساسي أن الغاز الذي يتم تسخينه عن طريق الصدمات التراكمية يبرد بشكل غير فعال للغاية.

وعلى الرغم من هذه الشكوك، فإن الصورة النوعية التي تنبثق من عمليات محاكاة NIHAO قوية جدًا نفس الشيء مع التغذية راجعة أو بدونها:

•

التراكم البارد هو الوضع الرئيسي لتكوين المجرة على الرغم من أن الهالة كانت في النمط الساخن طوال معظم فترة الحياة الكونية. يساهم تبريد الغاز الساخن في $\lower 2.15277pt\hbox{$\;\buildrel<\over{\sim}\;$}20$ في المائة من الكتلة النجمية النهائية.
•

يتمتع CGM الساخن بأوقات تبريد طويلة لدرجة أنه يكون ثابت الحرارة تقريبًا ( $K\simeq K_{\rm max}$ ; الأشكال 8 و 9).

النقطة الأولى تعني أن نتائجنا تتفق بشكل كبير مع Dekel and Birnboim (2006) و Dekel et al. (2009). النقطة الثانية تعطينا لمحة عن كيفية نمذجة توزيع الإنتروبيا $K(M)$ من CGM الساخن. دع $K_{\rm ad}(M)$ هو توزيع الإنتروبيا للباريونات في محاكاة ثابتة الحرارة (أي ملف تعريف الإنتروبيا الأساسي لـ Voit et al., 2005)، ودع $M_{\rm cold}$ هي الكتلة الكلية لباريونات الهالة التي لم تكن ساخنة أو مبردة على الإطلاق (أي جزيئات النوعين الأول والثاني). السلوك شبه الأديابي لـ CGM الساخن يشير إلى ذلك $K(M)\simeq K_{\rm ad}(M)$ ل $M>M_{\rm cold}$ .

الشكل 14 أن التبريد غير الفعال لـ CGM الساخن في عمليات محاكاة NIHAO لا يرجع إلى كثافات منخفضة جدًا. تقع كثافات الإلكترون في NIHAO في الحد العلوي لما هو مسموح به رصدياً إذا أهملنا المنطقة المركزية $\sim 10\,$ kpc حيث $n_{\rm e}$ أعلى بكثير في المحاكاة مع التغذية راجعة مما هو عليه في الملاحظات.

وبعد تلخيص نتائج عمليات المحاكاة نفسها، سنناقش الآن قدرة GalICS 2.1 للتنبؤ بنتائجها. GalICS 2.1 وسيطة استقرار الصدمات Birnboim and Dekel (2003) و Dekel and Birnboim (2006) لتحديد ما إذا كانت الهالة تتراكم في النمط البارد أو الساخن. متى $t_{\rm cool}<\Gamma_{\rm c}t_{\rm comp}$ ( $\Gamma_{\rm c}=5/7$ )، يبرد الغاز بشكل أسرع من تسخينه بالضغط. ومن ثم، فإن الصدمة متساوية الحرارة (لا تزيد من درجة حرارة الغاز). متى $t_{\rm cool}\geq\Gamma_{\rm c}t_{\rm comp}$ ، تنتشر صدمة مستقرة عبر الغاز وتسخنه إلى درجات حرارة تعادل درجة الحرارة الفيريالية؛ يتم تدمير الخيوط الباردة واستبدالها بجو كروي حار شبه ثابت. وقت التبريد $t_{\rm cool}$ ووقت الضغط $t_{\rm comp}$ يتم حسابها على افتراض أن الخيوط في حالة سقوط حر وصولاً إلى نصف قطر الصدمة $r_{\rm s}$ وأنهم كذلك متراكمة من زاوية صلبة ثابتة $\Omega=4\pi/C$ مع $C=9$ .

محاكاة NIHAO (الأشكال. 2 و 11) يوضح أن هذه الصورة تقريبية: $f_{\rm hot}\sim 0.2$ – $0.3$ حتى عند أعلى الانزياحات نحو الأحمر، حيث تكون جبهات الصدمات مرئية بجانب الخيوط. الغاز ليس في حالة سقوط حر تمامًا. هناك أوقات تكون فيها سرعة السقوط $u_1$ في نصف القطر الفيريالي ينحرف عن $v_{\rm vir}$ (الشكل 12). حتى الانحرافات الصغيرة قد لا تكون ضئيلة بسبب $u_1$ يدخل في المعادلة (10) عند القوة الخامسة. تقديرنا لـ $\Omega$ يعتمد على اعتبارات كونية بحتة ويهمل التأثيرات الهيدروديناميكية. التطبيع $\Omega$ (تم ضبطه بواسطة $C$ ) قد يعوض الأخطاء الأخرى ولا يعكس الزاوية الصلبة الحقيقية للتراكم.

على الرغم من هذه القيود، والتي تعد النتيجة الحتمية لتطبيق هندسة مثالية للغاية (التدفقات المخروطية الشعاعية البحتة) على الديناميكا المائية المعقدة، تؤكد عمليات محاكاة NIHAO أن الافتراضات والتوقعات GalICS 2.1 صحيحة بشكل أساسي:

•

عادة ما تتوافق سرعة السقوط مع $v_{\rm vir}$ في $r_{\rm vir}$ . ويزداد عند أنصاف أقطار صغيرة بعد قانون السقوط الحر عند الارتفاع $z$ متى $r_{\rm s}\ll r_{\rm vir}$ . يتم عكس الاتجاه بمجرد أن يصل نصف قطر الصدمة إلى نصف قطر الفيريالي.
•

عندما تظل الخيوط مرئية، ال $\Omega$ محسوبة بواسطة GalICS 2.1 يتوافق مع نتائج NIHAO ضمن عامل واحد $<2$ .
•

$f_{\rm hot}$ يرتبط بقوة بـ $\Gamma=t_{\rm comp}/t_{\rm cool}$ .
•

GalICS 2.1 يتنبأ بشكل صحيح بالعصر الذي يحدث فيه الانتقال من النمط البارد إلى النمط الساخن.

بيان توفر البيانات

لا تعتمد نتائج هذه المقالات على أية بيانات غير عامة.

شكر وتقدير

يشكر AC لويس كارتون على تجميع البيانات المستخدمة لرسم الشكل 14 وإتاحتها لنا.

References

M. E. Anderson and J. N. Bregman (2010) Do Hot Halos Around Galaxies Contain the Missing Baryons?. \apj 714 (1), pp. 320–331. External Links: Document, 1003.3273 Cited by: Figure 14, §6.
A. J. Benson and R. Bower (2011) Accretion shocks and cold filaments in galaxy formation. \mnras 410, pp. 2653–2661. External Links: Document Cited by: §1.
T. A. M. Berg, S. L. Ellison, R. Sánchez-Ramírez, J. X. Prochaska, S. Lopez, V. D’Odorico, G. Becker, L. Christensen, G. Cupani, K. Denney, and G. Worseck (2016) Chemical abundances of the damped Lyman $\alpha$ systems in the XQ-100 survey. \mnras 463, pp. 3021–3037. External Links: 1609.05968, Document Cited by: §5.
Y. Birnboim and A. Dekel (2003) Virial shocks in galactic haloes?. \mnras 345, pp. 349–364. External Links: Document Cited by: §5.3, §5, §7.
J. Bland-Hawthorn and O. Gerhard (2016) The Galaxy in Context: Structural, Kinematic, and Integrated Properties. \araa 54, pp. 529–596. External Links: Document, 1602.07702 Cited by: §2.
J. S. Bolton, G. D. Becker, M. G. Haehnelt, and M. Viel (2014) A consistent determination of the temperature of the intergalactic medium at redshift z = 2.4. \mnras 438 (3), pp. 2499–2507. External Links: Document, 1308.4411 Cited by: §3.
A. M. Brooks, F. Governato, T. Quinn, C. B. Brook, and J. Wadsley (2009) The Role of Cold Flows in the Assembly of Galaxy Disks. \apj 694 (1), pp. 396–410. External Links: Document, 0812.0007 Cited by: §1, §1.
A. Cattaneo, A. Dekel, J. Devriendt, B. Guiderdoni, and J. Blaizot (2006) Modelling the galaxy bimodality: shutdown above a critical halo mass. \mnras 370, pp. 1651–1665. External Links: astro-ph/0601295, Document Cited by: §1.
A. Cattaneo, I. Koutsouridou, E. Tollet, J. Devriendt, and Y. Dubois (2020) GalICS 2.1: a new semianalytic model for cold accretion, cooling, feedback, and their roles in galaxy formation. \mnras 497 (1), pp. 279–301. External Links: Document, 2005.05958 Cited by: §1, §1, §1, §1, §5.2, §5.2, §5.3, §5, §5.
S. Codis, D. Pogosyan, and C. Pichon (2018) On the connectivity of the cosmic web: theory and implications for cosmology and galaxy formation. ArXiv e-prints. External Links: 1803.11477 Cited by: §5.2.
C. A. Correa, J. Schaye, J. S. B. Wyithe, A. R. Duffy, T. Theuns, R. A. Crain, and R. G. Bower (2018) The formation of hot gaseous haloes around galaxies. \mnras 473 (1), pp. 538–559. External Links: Document, 1709.01938 Cited by: §1, §4, §4.
A. Dekel, Y. Birnboim, G. Engel, J. Freundlich, T. Goerdt, M. Mumcuoglu, E. Neistein, C. Pichon, R. Teyssier, and E. Zinger (2009) Cold streams in early massive hot haloes as the main mode of galaxy formation. \nat 457, pp. 451–454. External Links: 0808.0553, Document Cited by: §7.
A. Dekel and Y. Birnboim (2006) Galaxy bimodality due to cold flows and shock heating. \mnras 368, pp. 2–20. External Links: astro-ph/0412300, Document Cited by: §1, §1, §1, §1, §5.3, §5, §7, §7.
Y. Faerman, V. Pandya, R. S. Somerville, and A. Sternberg (2021) Exploring the Milky Way Circumgalactic Medium in a Cosmological Context with a Semi-Analytic Model. arXiv e-prints, pp. arXiv:2107.02182. External Links: 2107.02182 Cited by: §3.
Y. Faerman, A. Sternberg, and C. F. McKee (2017) Massive Warm/Hot Galaxy Coronae as Probed by UV/X-Ray Oxygen Absorption and Emission. I. Basic Model. \apj 835 (1), pp. 52. External Links: Document, 1602.00689 Cited by: §3.
A. Gatto, F. Fraternali, J. I. Read, F. Marinacci, H. Lux, and S. Walch (2013) Unveiling the corona of the Milky Way via ram-pressure stripping of dwarf satellites. \mnras 433 (4), pp. 2749–2763. External Links: Document, 1305.4176 Cited by: Figure 14, §6.
V. Ghirardini, S. Ettori, D. Eckert, and S. Molendi (2019) Polytropic state of the intracluster medium in the X-COP cluster sample. \aap 627, pp. A19. External Links: Document, 1906.00977 Cited by: §6.
J. Grcevich and M. E. Putman (2009) H I in Local Group Dwarf Galaxies and Stripping by the Galactic Halo. \apj 696 (1), pp. 385–395. External Links: Document, 0901.4975 Cited by: Figure 14, §6.
T. A. Gutcke, G. S. Stinson, A. V. Macciò, L. Wang, and A. A. Dutton (2017) NIHAO - VIII. Circum-galactic medium and outflows - The puzzles of H I and O VI gas distributions. \mnras 464 (3), pp. 2796–2815. External Links: Document, 1602.06956 Cited by: §6.
F. Haardt and P. Madau (2012) Radiative Transfer in a Clumpy Universe. IV. New Synthesis Models of the Cosmic UV/X-Ray Background. \apj 746 (2), pp. 125. External Links: Document, 1105.2039 Cited by: §3.
D. B. Henley and R. L. Shelton (2013) An XMM-Newton Survey of the Soft X-Ray Background. III. The Galactic Halo X-Ray Emission. \apj 773 (2), pp. 92. External Links: Document, 1306.2312 Cited by: Figure 14, §6.
L. Hui and N. Y. Gnedin (1997) Equation of state of the photoionized intergalactic medium. \mnras 292 (1), pp. 27–42. External Links: Document, astro-ph/9612232 Cited by: §3.
E. B. Jenkins and E. J. Shaya (1979) A survey of interstellar C I: insights on carbon abundances, UV grain albedos, and pressures in the interstellar medium.. \apj 231, pp. 55–72. External Links: Document Cited by: §6.
E. B. Jenkins and T. M. Tripp (2011) The Distribution of Thermal Pressures in the Diffuse, Cold Neutral Medium of Our Galaxy. II. An Expanded Survey of Interstellar C I Fine-structure Excitations. \apj 734 (1), pp. 65. External Links: Document, 1104.2323 Cited by: Figure 14, §6, §6.
D. Kereš, N. Katz, R. Davé, M. Fardal, and D. H. Weinberg (2009) Galaxies in a simulated $\Lambda$ CDM universe - II. Observable properties and constraints on feedback. \mnras 396, pp. 2332–2344. External Links: 0901.1880, Document Cited by: §1, §1, §5.2.
D. Kereš, N. Katz, D. H. Weinberg, and R. Davé (2005) How do galaxies get their gas?. \mnras 363, pp. 2–28. External Links: Document Cited by: §1, §1.
A. Knebe, F. R. Pearce, P. A. Thomas, A. Benson, J. Blaizot, R. Bower, J. Carretero, F. J. Castander, A. Cattaneo, S. A. Cora, D. J. Croton, W. Cui, D. Cunnama, G. De Lucia, and J. E. Devriendt (2015) nIFTy cosmology: comparison of galaxy formation models. \mnras 451, pp. 4029–4059. External Links: 1505.04607, Document Cited by: §3.
E. Komatsu and U. Seljak (2001) Universal gas density and temperature profile. \mnras 327, pp. 1353–1366. External Links: astro-ph/0106151, Document Cited by: §3, §6.
M. J. Miller and J. N. Bregman (2013) The Structure of the Milky Way’s Hot Gas Halo. \apj 770 (2), pp. 118. External Links: Document, 1305.2430 Cited by: Figure 14, §6.
M. J. Miller and J. N. Bregman (2015) Constraining the Milky Way’s Hot Gas Halo with O VII and O VIII Emission Lines. \apj 800 (1), pp. 14. External Links: Document, 1412.3116 Cited by: §6.
J. F. Navarro, C. S. Frenk, and S. D. M. White (1997) A Universal Density Profile from Hierarchical Clustering. \apj 490, pp. 493–+. External Links: Document Cited by: §5.1, §6.
D. Nelson, M. Vogelsberger, S. Genel, D. Sijacki, D. Kereš, V. Springel, and L. Hernquist (2013) Moving mesh cosmology: tracing cosmological gas accretion. \mnras 429, pp. 3353–3370. External Links: 1301.6753, Document Cited by: §1, §1.
D. Nelson, S. Genel, A. Pillepich, M. Vogelsberger, V. Springel, and L. Hernquist (2016) Zooming in on accretion - I. The structure of halo gas. \mnras 460 (3), pp. 2881–2904. External Links: Document, 1503.02665 Cited by: §1.
P. Ocvirk, C. Pichon, and R. Teyssier (2008) Bimodal gas accretion in the Horizon-MareNostrum galaxy formation simulation. \mnras 390, pp. 1326–1338. External Links: 0803.4506, Document Cited by: §1, §1, §5.
J. Oñorbe, J. F. Hennawi, and Z. Lukić (2017) Self-consistent Modeling of Reionization in Cosmological Hydrodynamical Simulations. \apj 837 (2), pp. 106. External Links: Document, 1607.04218 Cited by: §3.
M. E. Putman, J. E. G. Peek, and M. R. Joung (2012) Gaseous Galaxy Halos. \araa 50, pp. 491–529. External Links: Document, 1207.4837 Cited by: Figure 14, §6.
M. Rafelski, M. Neeleman, M. Fumagalli, A. M. Wolfe, and J. X. Prochaska (2014) The Rapid Decline in Metallicity of Damped Ly $\alpha$ Systems at z = 5. \apjl 782, pp. L29. External Links: 1310.6042, Document Cited by: §5.
M. Rafelski, A. M. Wolfe, J. X. Prochaska, M. Neeleman, and A. J. Mendez (2012) Metallicity Evolution of Damped Ly $\alpha$ Systems Out to z = 5. \apj 755, pp. 89. External Links: 1205.5047, Document Cited by: §5.
M. Ramsøy, A. Slyz, J. Devriendt, C. Laigle, and Y. Dubois (2021) Rivers of gas - I. Unveiling the properties of high redshift filaments. \mnras 502 (1), pp. 351–368. External Links: Document, 2101.00844 Cited by: §5.2.
S. Roca-Fàbrega, A. Dekel, Y. Faerman, O. Gnat, C. Strawn, D. Ceverino, J. Primack, A. V. Macciò, A. A. Dutton, J. X. Prochaska, and J. Stern (2019) CGM properties in VELA and NIHAO simulations; the OVI ionization mechanism: dependence on redshift, halo mass, and radius. \mnras 484 (3), pp. 3625–3645. External Links: Document, 1808.09973 Cited by: §5.
G. C. Rudie, C. C. Steidel, and M. Pettini (2012) The Temperature-Density Relation in the Intergalactic Medium at Redshift langzrang = 2.4. \apjl 757 (2), pp. L30. External Links: Document, 1209.0005 Cited by: §3.
M. Salem, G. Besla, G. Bryan, M. Putman, R. P. van der Marel, and S. Tonnesen (2015) Ram Pressure Stripping of the Large Magellanic Cloud’s Disk as a Probe of the Milky Way’s Circumgalactic Medium. \apj 815 (1), pp. 77. External Links: Document, 1507.07935 Cited by: Figure 14, §6.
P. Singh, S. Majumdar, B. B. Nath, and J. Silk (2018) X-ray and SZ constraints on the properties of hot CGM. \mnras 478 (3), pp. 2909–2914. External Links: Document, 1801.06557 Cited by: Figure 14, §6.
R. S. Somerville and R. Davé (2015) Physical Models of Galaxy Formation in a Cosmological Framework. \araa 53, pp. 51–113. External Links: Document, 1412.2712 Cited by: §3.
S. Stanimirović, J. M. Dickey, M. Krčo, and A. M. Brooks (2002) The Small-Scale Structure of the Magellanic Stream. \apj 576 (2), pp. 773–789. External Links: Document, astro-ph/0109211 Cited by: Figure 14, §6.
D. K. Strickland, T. M. Heckman, E. J. M. Colbert, C. G. Hoopes, and K. A. Weaver (2004) A High Spatial Resolution X-Ray and H $\alpha$ Study of Hot Gas in the Halos of Star-forming Disk Galaxies. I. Spatial and Spectral Properties of the Diffuse X-Ray Emission. \apjs 151 (2), pp. 193–236. External Links: Document, astro-ph/0306592 Cited by: §2.
É. Tollet, A. Cattaneo, A. V. Macciò, A. A. Dutton, and X. Kang (2019) NIHAO XIX: How supernova feedback shapes the galaxy baryon cycle. \mnras. External Links: 1902.03888, Document Cited by: §2, §3, §3, §5, §6, §6, §6, footnote 1.
F. van de Voort and J. Schaye (2012) Properties of gas in and around galaxy haloes. \mnras 423 (4), pp. 2991–3010. External Links: Document, 1111.5039 Cited by: §1, §1.
G. M. Voit, S. T. Kay, and G. L. Bryan (2005) The baseline intracluster entropy profile from gravitational structure formation. \mnras 364 (3), pp. 909–916. External Links: Document, astro-ph/0511252 Cited by: §7.
G. M. Voit (2019) Ambient Column Densities of Highly Ionized Oxygen in Precipitation-limited Circumgalactic Media. \apj 880 (2), pp. 139. External Links: Document, 1811.04976 Cited by: Figure 14, §6, §6.
L. Wang, A. A. Dutton, G. S. Stinson, A. V. Macciò, C. Penzo, X. Kang, B. W. Keller, and J. Wadsley (2015) NIHAO project - I. Reproducing the inefficiency of galaxy formation across cosmic time with a large sample of cosmological hydrodynamical simulations. \mnras 454, pp. 83–94. External Links: 1503.04818, Document Cited by: §1, §2, §6, §7.