Astronomija

Veza između mase molekularnog oblaka i galaktičke mase

Veza između mase molekularnog oblaka i galaktičke mase


We are searching data for your request:

Forums and discussions:
Manuals and reference books:
Data from registers:
Wait the end of the search in all databases.
Upon completion, a link will appear to access the found materials.

Da li bi bilo tačno pretpostaviti da je masa galaksije približno masa svih molekularnih oblaka otkrivenih u njoj, recimo, promatranjem CO, a zatim pretvorenih u H $ _2 $?


Čini se da masom prosječne galaksije u potpunosti dominira tamna materija, tako da vaš proračun ne bi dao masu galaksije.

Čak i ako je sve što ste željeli bila barionska masa (koja nije tamna materija), ono što predlažete bit će u velikoj mjeri donja granica. Na primjer, možete pogledati ovaj rad Chabrier-a (2001), koji procjenjuje da plin stvara mlijeko manje od polovine barionske mase na Mliječnom putu. Ovaj udio bit će još niži u eliptičnim galaksijama koje uglavnom nemaju plin.

Nisam stručnjak, ali isto tako mislim da čak i komponentom plina dominira jonizirani i atomski plin gdje ne biste očekivali emisiju CO i koji se bolje mogu pratiti rekombinacijskim linijama odnosno zračenjem od 21 cm. Drugim riječima, molekularni plin je udio plina, koji je udio barionske mase, što je mali udio u ukupnoj masi.

Postoji opsežan pregled "CO metode" od strane Bolatto i sur. (2013). Čini se da se zaključuje da se masa molekularnog plina može procijeniti na oko 30%, ali da faktor konverzije može na slabo razumljive načine ovisiti o okolini koja stvara zvijezde i o metaliktičnosti plina.


Molekularni oblaci skroz dolje

Napomena urednika: Astrobites je organizacija koju vode studenti koji diplomiraju astrofizičku literaturu za studente dodiplomskih studija. Kao dio partnerstva između AAS-a i astrobita, povremeno objavljujemo sadržaj astrobita ovdje na AAS-u Nova. Nadamo se da ćete uživati ​​u ovom postu astrobita, a original možete pogledati na astrobites.org.

Naslov: Odnos formiranja zvijezde jednog oblaka
Autori: Riwaj Pokhrel i dr.
Institucija prvog autora: Univerzitet u Toledu
Status: Objavljeno u ApJL

Benzin za zvijezde

Hubbleov pogled na molekularni oblak, dug otprilike dvije svjetlosne godine, koji se odlomio od magline Carina. [NASA / ESA, N. Smith (Univerzitet u Kaliforniji, Berkeley) / Tim za baštinu Hubble-a (STScI / AURA)]

Budući da znamo da je za stvaranje zvijezda potreban gusti plin, prirodno je pitati se kakav je odnos između njih dvoje. Zapravo, odnos Kennicutt-Schmidt (KS) govori nam da postoji izravno skaliranje između mase plina i brzine stvaranja zvijezda (SFR). Ova veza nam je omogućila da pratimo stvaranje zvijezda kroz istoriju svemira i razumijemo kako galaksije rastu tijekom kosmičkog vremena. Ali autori današnjeg rada postavili su pitanje koje stavlja lagani zaokret na odnos KS: željeli su znati ima li takav odnos unutar pojedinačnih molekularnih oblaka.

Stavljanje oblaka pod mikroskop

Da bi odgovorili na ovo pitanje, autori su koristili Spitzer i Herschel podaci za 12 dobro proučenih područja formiranja zvijezda. Korišćenje Herschel Daleko infracrveni podaci izračunali su karte gustoće molekularnih vodoničnih stupova. Ovim mjerenjima uspjeli su izračunati površinsku gustinu plina u područjima koja formiraju zvijezde. Sa podacima sa bliže i srednje infracrvene infracrvene mreže Spitzer autori su identifikovali izvore sa značajnim infracrvenim viškom i svrstali ih u podklase mladih zvjezdanih objekata (YSO), poznate i kao protozvijezde. Pomoću ovih podataka autori su izmjerili plinske mase i broj zvijezda unutar zadatih kontura gustine (što odgovara fizičkoj površini u oblaku). Slika 1 prikazuje ove vrijednosti. Iz njih se mogu izračunati površinska gustoća plina, površinska gustoća zvijezda i vremenski okvir slobodnog pada. Autori su pretpostavili da je zvjezdana masa 0,5 solarne mase i vremenski opseg 0,5 Myr da bi izračunali SFR.

Slika 1: Postoji jaka korelacija između broja protozvijezda i gustoće plinskog stupca. Gornja ploča: Karta gustoće plinskog stupa molekularnog oblaka Mon R2. Smeđe konture označavaju linije konstantne površinske gustine, a magenta zvijezde su identificirane protozvijezde. Donji panel: Molekularna gasna masa (krugovi) i broj protozvijezda (dijamanti) unutar svake konture. [Pokhrel i dr. 2021]

Odnos s jednim oblakom

Izmjerenim površinskim gustoćama plina i SFR, autori su bili spremni odgovoriti na svoje glavno pitanje. Slika 2 prikazuje usporedbu ove dvije veličine. Kao što se može vidjeti, površinska gustina SFR i površinska gustina plina međusobno se jako skaliraju. U stvari, kada se normalizira vremenskim okvirom slobodnog pada (desna ploča na slici 2), rasipanje u odnosu se smanjuje i odnos postaje linearan, kako se očekuje od teorije.

Slika 2: Gustine plina i SFR površine u velikoj su korelaciji. Gornja grafika prikazuje log površinske gustine SFR u odnosu na dnevnik površinske gustoće plina (lijeva ploča) i površinske gustine plina podijeljene s vremenom slobodnog pada (desna ploča). Crna linija je srednja relacija najboljeg prilagođavanja, a tamno i svijetlosivo zasjenjena područja pokazuju jedno i dva standardna odstupanja od stane. [Pokhrel i dr. 2021]

Slika 3: Gustina površine plina i efikasnost slobodnog pada nisu u korelaciji, što sugerira da je gornji odnos stvaran. Gornja grafika prikazuje dnevnik efikasnosti slobodnog pada u odnosu na dnevnik površinske gustoće plina. Srednja efikasnost slobodnog pada trupaca prikazana je crnom linijom. [Pokhrel i dr. 2021]

Ukratko, autori današnjeg rada pokazali su da odnos KS koji se godinama koristi u ekstragalaktičkim studijama ima lokalni analog. Ovo je posebno zanimljivo jer različiti oblaci u svom uzorku imaju širok spektar fizičkih svojstava. Ova korelacija implicira da je stvaranje zvijezda regulisano procesima na malim razmjerima, uključujući odljeve zvijezda ili turbulenciju, umjesto efektima na skali galaksije kao što su supernove i galaktička svojstva. Kako nastavljamo detaljnije proučavati stvaranje zvijezda, dublje značenje ove korelacije može nam dati još dublji uvid u to kako su rođene zvijezde koje vidimo svake noći.

Originalni astrobit uredila Suchitra Narayanan.

O autoru, Jasonu Hinkleu:

Student sam postdiplomskog studija na Univerzitetu na Havajima, Institut za astronomiju. Moje trenutno istraživanje bavi se fotometrijskim i spektroskopskim praćenjem talasa sa više talasnih dužina. Moja istraživačka interesovanja također uključuju niz tema povezanih s AGN-om, uključujući odljeve, rendgensku spektroskopiju i varijabilnost višetalasnih dužina. Pored ljubavi prema astronomiji, uživam u planinarenju, sportu i mjuziklima.


Astronomi bliže gledaju Giant Molecular Cloud W49A

Ovaj sloj prikazuje radio (narandžaste) i infracrvene slike divovskog molekularnog oblaka W49A, gdje se stvaraju nove zvijezde. Kredit za sliku: De Pree i dr. / Sophia Dagnello, NRAO / AUI / NSF / Spitzer / NASA.

W49A, poznat i kao GAL 043.169 + 00.00, nalazi se približno 36.000 svjetlosnih godina od nas u sazviježđu Aquila.

U njemu se nalazi veliki broj ultra- i hiperkompaktnih regiona H II visoko skupljenih u malom području na nebu.

"Regije jonizovanog vodonika (regije H II) otkrivaju se u blizini mladih zvijezda velike mase", objasnili su profesor Christopher De Pree sa Odjela za fiziku i astronomiju na koledžu Agnes Scott i njegove kolege iz Sjedinjenih Država, Danske, Njemačke i Meksiko.

"Neka od najranijih radio-promatranja visoke rezolucije područja koja formiraju zvijezde pronašla su vrlo male regije H II povezane s najranijim fazama formiranja zvijezda, sa promjerom reda veličine manjim od kanonskog 1 parseka."

"Ova ultrakompaktna H II područja imaju tipični prečnik od 0,1 parseka, dok su hiperkompaktna H II područja još manja (0,03 parseka u prečniku) i imaju veću gustinu."

Profesor De Pree i koautori promatrali su središnju regiju W49A sa VLA na različitim dužinama radio talasa.

Također su koristili podatke prikupljene NOrthern Extended Millimeter Array (NOEMA).

VLA radio slika visoke rezolucije molekularnog oblaka W49A, izbliza iz pojedinih regija u kojima se gas vodonik jonizuje intenzivnim ultraljubičastim zračenjem mladih zvijezda. Kredit za sliku: De Pree i dr. / Sophia Dagnello, NRAO / AUI / NSF.

Nove slike otkrile su neke zamamne promjene koje su se dogodile od ranijeg niza posmatranja VLA 1994. i 1995.

Te promjene uključuju uski mlaz koji se brzo kreće u jednoj hiperkompaktnoj regiji H II, nadzvučno kretanje plina u tri druge i neočekivano smanjenje radiosvjetline u drugom.

"Novi podaci otkrivaju nove morfološke detalje u ultrakompaktnoj populaciji regije H II, kao i nekoliko prethodno nepoznatih i neriješenih izvora", rekli su astronomi.

"Konkretno, izvor A pokazuje izdužene, osvijetljene ivice, bipolarne režnjeve, što ukazuje na kolimatizirani odljev, a izvor E razlučen je u tri sferne komponente."

„Tri izvora otkrivena na najkraćoj talasnoj dužini (A, B2 i G2) imaju kinematičke širine linija veće od 40 km / s, što ukazuje na nadzvučna kretanja koja su možda povezana sa mladošću.“

„Izvor G2, koji je jedini izvor u regiji koji je pretrpeo značajnu promenu gustine fluksa između 1995. i 2015. godine, takođe pokazuje značajan porast širine linije na talasnim dužinama od 3,6 cm i 7 mm tokom sličnog vremenskog raspona od 20 godina. To se može povezati s razvojem mladog bipolarnog odljeva koji prate maseri za vodu u regiji. "

Tim planira nastaviti s redovnim promatranjem regije W49A kako bi pratio promjene koje će otkriti nove detalje o složenim procesima formiranja zvijezda i interakcijama odljeva mladih zvijezda.


Astrofizički klasici: Larson & # 8217s & # 8220Zakoni & # 8221

U listopadu je Sveučilište Yale bilo domaćin sastanka & # 8220Frontiers in Star Formation & # 8221 u čast Richarda Larsona, cijenjenog profesora koji se sada povukao sa Odjela za astronomiju, ali čiji su doprinosi značajno profitirali ne samo na odjelu već i na većoj astronomskoj zajednici . Pridržavajući se želja profesora Larsona, sastanak nije bio izravna počast, već je to bila procjena studije o stvaranju zvijezda koja je gledala u budućnost. Dokazi o utjecaju profesora Larsona na polje, sastanak je izvukao neka od glavnih imena u potpolju formiranja zvijezda, uključujući teorijska i promatračka, galaktička i van-galaktička, koji su svi citirali Larsonova djela.

Šanse su da ste, ako ste pohađali kurs o stvaranju zvijezda ili međuzvjezdani medij (ISM), možda naučili & # 8220Larson & # 8217s Laws & # 8221, pojam koji nije skovao sam Larson, već profesori koji podučavaju ove temeljne trendove iz istorijski članak Larson (1981) koji opisuje odnos između zvijezda i molekularnih oblaka tamo gdje nastaju. Ovi odnosi zasnovani na opažanjima pružaju važnu potvrdu ranih teorija o stvaranju zvijezda, a Larson objašnjava implikacije na porijeklo protozvijezda i molekularnih oblaka.

Ova studija može se smatrati ranom verzijom pretraživanja podataka ili istraživanjem karakteristika molekularnog oblaka i pruža važan primjer teoretičarima kako koristiti podatke posmatranja kako bi ograničili svoje teorije. Podaci koje je predstavio Larson (1981) uključuju komplekse oblaka koji se sastoje od mnogo oblaka, pojedinačnih oblaka i nakupina poboljšanja gustine unutar oblaka, tako da se skale veličine proučavaju u nekoliko redova veličine. Podaci su pronađeni u literaturi od 1974-79 (ukupno 38 referenci), koja se sastoji od zapažanja različitih molekula, uključujući ugljen monoksid, H2CO, NH3 i druge pronađene u molekularnim oblacima, za koje se pretpostavlja da nastaju zvijezde. Zapravo, Larson nije autor nijednog rada citiranog za podatke koji su uključeni u njegovu tablicu, ali upravo njegova sveobuhvatna kolekcija i proučavanje ovih regija rasvjetljava sveobuhvatna pitanja okolinskih uslova u kojima nastaju zvijezde.

Larson & # 8217s Laws, ili Richard & # 8217s Rezultati

1. Turbulencija: Disperzija brzine proporcionalna je veličini oblaka

Slika 1 iz Larsona (1981) prikazuje vezu između disperzije brzine (sigma) i linearne veličine (L) molekularnih oblaka. Pisma identificiraju uočene regije (navedene u Tabeli 1 rada).

Na slici 1 u radu prikazana je disperzija brzine (sigma) ucrtana u funkciji veličine regiona (L). Disperzija brzine je & # 8220 trodimenzionalna efektivna brzina svih unutrašnjih kretanja & # 8221, drugim riječima, tipična lokalna brzina molekula gasa unutar regije. Proučavana područja pokazuju zavisnost zakona o moći disperzije brzine o veličini regiona, za regije veličine od molekularnih oblaka do manjih komponenata. Veza pokazuje da veći regioni imaju više turbulencija, a manji regioni manje turbulencije. Štoviše, zakon snage sa eksponentom 0,38 dobro odgovara podacima i sličan je Kolmogoroffovom zakonu za turbulenciju malih vrtloga koji su super nametnuti većim. Ovo daje fizički uvid u vrstu promatrane kretnje.

2. Gravitacija: Disperzija brzine proporcionalna je masi oblaka

Slika 3 iz Larsona (1981) prikazuje vezu između disperzije brzine (sigma) i mase (M) molekularnih oblaka. Slova označavaju regiju, kao na prethodnoj slici.

Otkriveno je da se većina proučavanih regija nalazi u približno virijskoj ravnoteži (tj. Gravitacijski vezanom). Ova bi ravnoteža trebala postojati u molekularnim oblacima mnogih neovisno pomičnih nakupina ili podregija, za koje turbulentne unutrašnje brzine podržavaju oblak protiv ukupnog kolapsa. Larson sugerira da se neki oblaci možda urušavaju uslijed gravitacije, ali da promatrana kretanja pokazuju da se gravitacijski kolaps ne događa kao jednostavan radijalni slobodni pad. Uočene karakteristike nepravilnih, nitastih podstruktura unutar molekularnih oblaka slažu se sa ovom slikom.

3. Gustina: Veličina oblaka je obrnuto proporcionalna gustini.

Slika 5 iz Larsona (1981) pokazuje odnos između gustine i veličine (L) molekularnih oblaka. Slova označavaju regiju, kao na prethodnim slikama.

Gustina je jednostavno masa podijeljena sa zapreminom, a zapremina je proporcionalna radijusu u kubiku, pa je gustoća proporcionalna masi i obrnuto proporcionalna linearnoj veličini oblaka u kockama. Veličina oblaka i masa oblaka opisane su kroz prva dva odnosa, koja se mogu kombinirati da bi se pokazalo da je masa oblaka proporcionalna veličini povišenoj na 1,9 snage. Zatim, okupljajući sve odnose koje smo do sada vidjeli, gustina je prema tome obrnuto proporcionalna dužini oblaka podignutoj na snagu 1,1. Dalje, pokazano je da je gustina stuba, koja je gustina zapremine pomnožena sa dužinom oblaka, gotovo neovisna od veličine oblaka.

Implikacije:

Larson detaljno opisuje implikacije ovih podataka na minimalnu veličinu protozvijezda i porijeklo molekularnih oblaka, veličine nekoliko redova veličine. Rezultati pokazuju da je minimalna masa protozvijezde oko jedne desetine solarne mase (Larson također navodi raspon od 0,05 do 1 solarne mase), a minimalna veličina oko 0,015 do 0,1 kom. Takođe, vremenski okvir za molekularni oblak je oko 10 000 000 godina, nakon čega će se oblak raspršiti ili restrukturirati. Budući da ovo nisu glavni nalazi rada, već zaključci izvedeni na osnovu podataka i gore opisanih odnosa, upućujem vas na rad da biste saznali više.

Odnos veličine (S) i disperzije brzine (sigma), iz Solomon et al. (1987) studija o 273 molekularna oblaka na Mliječnom putu. Uporedite ovo uklapanje, s indeksom snage 0,5, s onim prvog podatka iz Larsona (1981), koji ima indeks snage 0,38.

Više od 30 godina kasnije, i sa mnogo više podataka u ruci, da li i dalje postoje odnosi i implikacije? Jednostavan odgovor je da! Novija istraživanja (tj. Solomon i sur. 1987, Heyer i sur. 2009) pronašla su nešto strmiji indeks snage za prvu relaciju ili različite vrijednosti površinske gustine molekularnog oblaka u trećoj relaciji, ali kvalitativni trendovi se prilično dobro drže (vidi također Bolatto i dr. 2008 za ekstragalaktički pristup pitanju). Na primjer, na osnovu podataka o više molekularnih oblaka uočenih u istraživanju CO s većom rezolucijom, Solomon i suradnici (1987) bolje ograničavaju indeks snage prve relacije na 0,5, a ne na 0,38 od Larsona (1981).

Radovi poput Lombardija i dr. (2010) testirali su odnose sa širim spektrom podataka kako bi provjerili je li zakon # 8220 zakon & # 8221 rezultat ograničenog dinamičkog raspona podataka koje je koristio Larson (1981). Lombardi i dr. (2010) testirali su treću relaciju i otkrili da čitave molekularne oblake karakterizira univerzalna struktura kao što je Larson (1981) tvrdio, ali pojedinačni oblaci i jezgre, tj. Manji ispitivani objekti, ne mogu se opisati konstantnom gustoćom stupaca.

Ovo su primjeri da je Larson (1981) djelotvorno otkrio veze s podacima koji su tada bili dostupni, a koji su nam pomogli da bolje razumijemo nastajanje zvijezda i desetljećima nadahnjivali astronome da te odnose ograniče nizom podataka. Promatranja s najnovijim teleskopskim objektima ciljaće na objekte manje mase, manjih razmjera kako bi dalje razumjeli rane faze formiranja zvijezda. Penzionisan, ali još uvijek aktivan i u toku sa trenutnim istraživanjima, mislim da će i sam Richard Larson biti uzbuđen kad vidi kako dolaze novi podaci.

Dalje čitanje:

Veliko hvala prof. Guidu Garayu sa Univerziteta u Čileu što je predložio sljedeću listu radova Richarda Larsona. Prema prof. Garayu, preporučuje svojim studentima da pročitaju ove radove radi temeljnog razumijevanja stvaranja zvijezda.


Veliki problemi u stvaranju zvijezda: stopa stvaranja zvijezda, nakupljanje zvijezda i početna funkcija mase

Mark R. Krumholz, u Physics Reports, 2014

3.4 Ravnoteža sila velikih razmjera

Do sada smo ispitivali mikrofizičke hemijske i radijacione procese koji upravljaju molekularnim oblacima i svojstva turbulentnih tokova unutar njih. Završni dio ovog pregleda teorijske pozadine govori o ravnoteži sila velikih razmjera i stabilnosti molekularnih oblaka. Cilj je ovdje razumjeti sile koje pokreću evoluciju molekularnog oblaka u najvećim razmjerima. Virijalni teorem pruža neprocjenjiv alat za ovu vrstu analize. Ovisno o tome započinje li od lagrangijevske ili eulerovske verzije jednadžbi pokreta, može se izvesti ili lagranžijski [423,424] ili eulerovski [425–427] oblici teoreme. Ovo drugo je prikladnije za molekularne oblake, jer oni mogu dobiti ili izgubiti masu u svom okruženju i stoga se ne moraju nužno sastojati od elemenata fiksne mase. Najosnovniji eulerov oblik, uključujući hidrodinamičke pokrete, pritisak gasa, magnetska polja i samo-gravitaciju, je

gdje je V obujam kamate, a preostali uvjeti jesu

Ovdje je Π = ρ vv + PI tenzor pritiska plina, TM = (1/4 π) [BB - (B 2/2) I] je Maxwellov tenzor napona, I identitet tenzor, a g gravitacijsko ubrzanje . Ova je veza tačna teorema koja rigorozno slijedi iz jednačina idealnog MHD-a.

Pojmovi koji se pojavljuju u virijalnom teoremu imaju relativno neposredne fizičke interpretacije: I je trenutak inercije zapremine koja se proučava, T je zbroj kinetičke i toplotne energije, B je ukupna magnetna energija i, u odsustvu vanjska gravitaciona ubrzanja, W je jednostavno gravitacijska energija vezanja. Pojmovi T 0 i B 0 predstavljaju sile koje djeluju na površinu zapremine, a prva uključuje uobičajeni pritisak fluida i ovan, dok druga uključuje magnetni pritisak i napetost. Konačno, pojam (1/2) (d / d t) ∮ (ρ v r 2) ⋅ d S predstavlja promjene trenutka inercije unutar zapremnine koja nas zanima uslijed advekcije materijala preko granične površine.

Znak I ̈ određuje da li se materija u zapremini ubrzava ili usporava prema centru, tako da ravnoteža između pojmova s ​​desne strane pruža važan vodič za ponašanje u velikim razmjerima. Izrazi T i B su strogo pozitivni, u odsustvu vanjskog gravitacijskog potencijala W je strogo negativan, a osim prilično neobičnih konfiguracija protoka i magnetskog polja, T 0 i B 0 će biti negativni. Konačni vremenski ovisni pojam može poprimiti bilo koji znak, ovisno o smjeru rasute struje preko površine. Tri parametra od posebne važnosti su Jeans broj n J, koji opisuje omjer 2 T / | W | uključujući samo doprinos toplotnog pritiska T, virijalni odnos α vir, koji opisuje odnos 2 T / | W | uključujući i toplotni i netermički doprinos T, i bezdimenzionalni odnos mase i protoka λ, koji opisuje odnos B / | W | . Ovdje kažem „opišite“, jer se u praksi ne mogu utvrditi tačne veličine koje se pojavljuju u virijalnom teoremu iz opažanja, pa se umjesto toga definiraju usko povezane veličine koje su direktno mjerljive.

Jeans broj je jednostavno omjer

gdje je M masa oblaka, masa Jeans-a je

i ρ je gustina plina. 9 Za sferu konstantne brzine zvuka jednolike gustine lako se može provjeriti je li n J, do faktora jedinstvenog reda, jednostavno 2 T / | W | , uključujući samo toplotni pritisak P pri izračunavanju T (up. jednadžbu (55)). Za omjer virusa definiraju Bertoldi i McKee [430]

gdje je σ 1D jednodimenzionalna toplotna i netermička disperzija brzine oblaka polumjera R. Jednostavno je potvrditi da je ovo količina samo 2 T / | W | za sferu ravnomjerne gustine, uključujući i P i ρ v 2 pri procjeni jednadžbe (55). Bertoldi i McKee takođe pokazuju da α vir ostaje blizu 2 T / | W | čak i za neferne i neizohorne oblake. Imajte na umu da su α vir i n J povezani Mahovim brojem, n J ≈ M 2 α vir. Konačno, može se definirati

gdje je Φ = π R 2 B magnetski tok koji provlači oblak. Ovo je opet, do faktora jedinstva reda, vrijednost (| W | / B) 1/2 za jednoliki sferni oblak. Za oblake s λ & gt 1 kaže se da su magnetno superkritični, dok su za oblake s λ & lt 1 podkritični. Ova je razlika posebno važna jer je u idealnoj granici MHD gdje je magnetsko polje zamrznuto u materiji, λ nepromjenjiv prema ukupnim proširenjima ili kontrakcijama plina. To znači da će, ako je oblak magnetno podkritičan i podložan idealnom MHD-u, magnetni pojam u virijalnom teoremu uvijek premašiti gravitacijski i oblak neće moći doživjeti samo-gravitacijski kolaps. I dalje se može ubrzati prema unutra, jer su drugi negativni pojmovi možda veći od B, ali nikada ne može doživjeti samo gravitacijski kolaps. Suprotno tome, ako je oblak nadkritičan, njegovo magnetsko polje nikada neće biti dovoljno jako da prevlada gravitaciju.

Promatranja u širokom spektru galaktičkih okruženja, kako na Mliječnom putu, tako i u vanjskim galaksijama, obično daju α vir ≈ 1 za oblake koji čine veći dio molekularne mase u galaksijama [51,52,155,431–433], sugerirajući da gravitacija i masa protok su približno jednako važni u određivanju ponašanja oblaka. Međutim, ovi rezultati podliježu značajnim sistematskim nesigurnostima, a važno je napomenuti da, iako molekularni oblaci velikih razmjera definirani emisijom CO uglavnom pokazuju α vir ≈ 1, gušće strukture u njima često imaju α vir ≫ 1 [430,434] . Takođe je važno napomenuti da čak i vrijednost α vir blizu jedinstva ima ne, same po sebi, znače da turbulencija podržava oblake protiv gravitacije: plin koji prolazi pod kolapsom slobodnog pada bez pritiska imat će α vir = 2, a razlika između 1 i 2 nije dovoljno velika da bi se mogla pouzdano izmjeriti. Bez obzira na to, činjenica da α vir ∼ 1 znači da sile ovan pritiska nisu zanemarive u odnosu na gravitaciju. Štaviše, nedostatak oblaka identificiran emisijom CO s α vir ≫ 1 radi snažno isključuje mogućnost da su divovski molekularni oblaci na najvećim skalama objekti s ograničenim pritiskom za koje gravitacija nije bitna. Budući da su promatrani Mahovi brojevi M daleko veći od jedinice, ta ista zapažanja impliciraju n J ≫ 1, osim na najmanjim skalama u molekularnim oblacima, pa je samim tim potpora toplotnom pritisku nevažna.

Odnos mase i protoka λ bez dimenzija u prošlosti je bilo mnogo teže odrediti zbog poteškoća u mjerenju jakosti magnetskog polja. Međutim, čini se da je dugoročna kampanja u posljednje dvije decenije urodila plodom i postoji promatrački konsenzus koji iznosi λ ≈ 2 - 3 [260, i reference u njemu], što implicira da su oblaci tipično nadkritični i da su njihovi magnetski polja nisu dovoljna da spriječe kolaps.

Relativne veličine površinskih članaka u virijalnom teoremu nažalost je puno teže odrediti iz opažanja, ali to ne znači da su oni nevažni. U numeričkim simulacijama turbulentnih tokova, gdje se oblaci identificiraju jednostavno kao strukture iznad određenog praga gustine, nekoliko autora otkrilo je da su površinski izrazi po važnosti uporedivi sa zapreminskim [435,436]. Treba biti oprezan s previše čitanja ovog rezultata, jer nisu sve metode opservacijskog odabira oblaka ekvivalentne jednostavnim pragovima gustine - zaista, kao što je gore razmatrano u kontekstu molekularne kemije oblaka, zahtjev za stvaranjem H2 i CO je sličniji pragu gustine kolone nego zapreminskoj gustoći, a strukture definirane gustinom kolone vjerojatno će biti manje prolazne od onih definiranih zapreminskom gustinom. To je posebno slučaj kada se odnosi na H2 formacija, gdje relativno dugo vrijeme uravnoteženja znači da struktura mora preživjeti neko neznatno dugo vrijeme prije nego što se podvrgne kemijskim prijelazima potrebnim da bi bila vidljiva kao molekularni oblak. Međutim, jasno je da ako postoji koherentan protok preko površine oblaka, na primjer protok prirasta, pojmovi u virijalnom teoremu koji su s tim povezani mogu biti uporedivi s onim lakše mjerljivim [427].


Japanski astronomi otkrivaju molekularni oblak 'Pigtail'

Astronomi, predvođeni Shinji Matsumuraom i profesorom Tomoharu Oka, nazvali su ga molekularnim oblakom 'pigtail'.

Divovski molekularni oblaci u ovom području kruže oko Galaktičkog centra duž dvije zatvorene orbite. Na dnu molekularnog oblaka pigtaila, ove dvije orbite se sijeku. Detaljnom analizom više molekularnih spektralnih linija istraživači su otkrili da se dva gigantska molekularna oblaka sudaraju jedan s drugim na tačno dnu molekularnog oblaka 'pigtail'. Ova otkrića sugeriraju da je spiralna struktura molekularnog oblaka 'pigtail' nastala kada su se dva molekularna oblaka s različitim orbitama trenja sudarila i magnetna cijev je bila uvijena.

U krugu od 600 svjetlosnih godina od središta naše galaksije nalazi se velika gustina zvijezda i molekularni plin. Molekularni plin postaje gusti molekularni oblak i smatra se da se kreće uglavnom duž dvije eliptične orbite oko galaktičkog jezgra.

Član tima dr. Tetsuo Hasegawa iz opservatorije ALMA u Santiagu u Čileu primijetio je postojanje spiralnog molekularnog oblaka kada je pažljivo ispitivao podatke o masi rotacionih spektralnih linija od 115 GHz koje emituju molekuli ugljen-monoksida. Spiralna struktura mjeri oko 60 x 60 svjetlosnih godina.

& # 8220Da bismo riješili misteriju molekularnog oblaka pigtaila, izvršili smo spektroskopska opažanja visoke rezolucije rotacionih spektralnih linija za šest drugih molekula ”, objasnio je Matsumura, vodeći autor rada objavljenog u Astrophysical Journal (verzija arXiv.org). „Ti molekuli su tragovi za razumijevanje fizičkog stanja. Oduševili smo se jasnom i lijepom spiralnom strukturom molekularnog oblaka 'pigtail' u podacima uzetim u praćenju. Podaci su otkrili da molekularni oblak pigtaila ima ogromnu količinu plina, nekoliko stotina hiljada puta veću od Sunca. "

Tim je predložio sljedeći scenarij o tome kako je nastao molekularni oblak pigtaila: magnetska cijev okomita na galaktički disk postoji između dva divovska molekularna oblaka, ti se oblaci kreću duž glavne dvije eliptične orbite oko galaktičke jezgre, magnetska cijev je uvijena i stisnut da postane spiralna struktura za vrijeme kontakta trenja, molekularni plin zauzima uvijena magnetska cijev, a zatim formira molekularni oblak 'pigtail'.

Šematski prikaz formiranja molekularnog oblaka pigtaila. Sgr A, ili Strijelac A, & # 8211 kompleks smješten u središtu galaksije Sgr B & # 8211 međuzvjezdani oblak prašine i plina Sgr C & # 8211 maglica odraz X-zraka DHN & # 8211 maglica dvostruke zavojnice GCN & # 8211 molekularni tornado Galaktičkog centra (Shinji Matsumura i sur.)

& # 8220Naglašavamo dvije važne točke u našoj studiji, & # 8221 rekao je Matsumura. & # 8220Prvo dokazuje da se dvije orbitalne grupe uzrokovane šipkastom strukturom zapravo sijeku u ovoj točki u galaktičkom centru. Drugo, pokazuje da je okomito magnetsko polje od približno jednog miligausa lokalno ograničeno. & # 8221

Do sada su pronađene još dvije zavojne strukture oko galaktičkog centra. Oblak molekula ‘pigtail’, međutim, ima mnogo jasniju spiralnu strukturu od ostalih. Nadalje, molekularni oblak "pigtail" važan je trag u ispitivanju dinamike molekularnog oblaka u galaktičkom disku, kao i u strukturi magnetskih polja, zbog svoje blizine galaktičkom disku.

Bibliografske informacije: Shinji Matsumura et al. 2012. Otkrivanje molekularnog oblaka pigtaila u Galaktičkom centru. ApJ, vol. 756, br. 1 doi: 10.1088 / 0004-637X / 756/1/87


Citiraj ovo

  • APA
  • Standard
  • Harvard
  • Vancouver
  • Autor
  • BIBTEX
  • RIS

Odnosi između veličina molekularne strukture oblaka i širina linija u velikom magelanovom oblaku. / Wong, Tony Hughes, Annie Tokuda, Kazuki Indebetouw, Rémy Onishi, Toshikazu Bandurski, Jeffrey B. Chen, C. H. Rosie Fukui, Yasuo Glover, Simon C.O. Klessen, Ralf S. Pineda, Jorge L. Roman-Duval, Julia Sewiło, Marta Wojciechowski, Evan Zahorecz, Sarolta.

U: Astrophysical Journal, sv. 885, br. 1, 50, 01.11.2019.

Rezultat istraživanja: Prilog časopisu ›Članak› recenzija

T1 - Odnosi između veličina strukture molekularnog oblaka i širina linija u velikom magelanovom oblaku

N1 - Izdavač Autorska prava: © 2019. Američko astronomsko društvo. Sva prava zadržana.

N2 - Predstavljamo komparativnu studiju odnosa širine i širine linija za potkonstrukcije unutar šest molekularnih oblaka u Velikom magelanovom oblaku (LMC) mapiranom s Atacaminim velikim milimetarskim / submilimetarskim nizom. Naš uzorak proširuje našu prethodnu studiju, koja je uspoređivala Planckov detektirani hladni oblak na periferiji LMC-a sa molekularnim oblakom 30 Doradus i utvrdila da je tipična širina linije za strukture radijusa od 1 kom pet puta veća u 30 Doradus-a. Promatrajući oblake sa srednjim nivoima aktivnosti stvaranja zvijezda, nalazimo dokaze da se širina crte na određenoj veličini povećava s povećanjem lokalnog i intenziteta oblaka od 8 μm. Istovremeno, čini se da širina crte na datoj veličini neovisno korelira sa mjerama površinske gustine mase. Naši rezultati sugeriraju da i virijalni pokreti uslijed gravitacije i lokalnog ubrizgavanja energije povratnim informacijama o stvaranju zvijezda igraju važnu ulogu u određivanju dinamike unutar oblaka.

AB - We present a comparative study of the size-line width relation for substructures within six molecular clouds in the Large Magellanic Cloud (LMC) mapped with the Atacama Large Millimeter/submillimeter Array. Our sample extends our previous study, which compared a Planck detected cold cloud in the outskirts of the LMC with the 30 Doradus molecular cloud and found the typical line width for 1 pc radius structures to be five times larger in 30 Doradus. By observing clouds with intermediate levels of star formation activity, we find evidence that the line width at a given size increases with increasing local and cloud-scale 8 μm intensity. At the same time, the line width at a given size appears to independently correlate with measures of the mass surface density. Our results suggest that both virial-like motions due to gravity and local energy injection by star formation feedback play important roles in determining intracloud dynamics.


4. The Nature of MHD Turbulence in the Dense ISM

Turbulence is ubiquitous in fluid dynamics and unsurprisingly, many observations suggest that molecular clouds are turbulent (e.g., Elmegreen and Scalo, 2004 Hennebelle and Falgarone, 2012). It is likely the case that together with gravity, turbulence is playing a significant role in the evolution of molecular clouds for example by creating strong density fluctuations, owing to its supersonic nature, that may serve as seed for the mass reservoir of future stars. More generally, interstellar turbulence is an agent that imposes order in the form of coherent structures and correlations between the various fields of the flows. Turbulence is likely responsible of many, if not almost all 1 , of the observed motions. How magnetic field affects turbulence in molecular clouds is the main focus of this section.

4.1. Turbulence in Ideal MHD Framework

Before starting a description of the turbulence, an important issue should be stressed. Ideal MHD implies that fluid particles are attached to their field lines, that is to say they can flow along the field lines but cannot go across them. In a turbulent fluid, given the stochastic nature of the motions, such a situation would lead to a field that would be so tangled, that quickly motions would be prohibited. This implies that Ideal MHD cannot, strictly speaking, be correct for a turbulent fluid and that some reconnection, that is to say some changes of the field lines topology must be occurring. The physical origin of this reconnection is still debated but an appealing model has been proposed by Lazarian and Vishniac (1999). In this view the reconnection is driven by turbulence and is a multi-scale process, that is unrelated to the details of the microphysical processes (Lazarian et al., 2015). It is certainly the case, at least in numerical simulations of MHD turbulence, where the numerical diffusivity is often controlling the reconnection, that the MHD is far to be ideal. This process, in particular, induces an effective diffusion of the magnetic flux, that is therefore not fully frozen as one would expect if MHD was truly ideal.

4.1.1. Incompressible Magnetized Turbulence

For pure hydrodynamics, i.e., in the absence of magnetic field, the Kolmogorov dimensional scaling relation, appears to provide a good description (Kolmogorov, 1941). However, MHD flows are more complicated and in spite of intensive efforts, even the energy powerspectrum of MHD turbulence is still debated. The first model to predict a powerspectrum has been done by Iroshnikov (1963) and Kraichnan (1965) who infer v l ∝ l 1 / 4 and E ( k ) = k 2 P v ( k ) ∝ k - 3 / 2 . The power spectrum E(k) ∝ k 𢄣/2 is therefore shallower than the Kolmogorov one. One of the fundamental assumptions of Iroshnikov (1963) and Kraichnan (1965) is that the eddies are isotropic. However, numerical and observational data suggest that in MHD turbulence the energy transfer occurs mainly in the field perpendicular direction (Biskamp, 2003).

An important step forward has been accomplished by Goldreich and Sridhar (1995). They proposed a theory in which anisotropy of the eddies is accounted for. As the energy cascade proceeds to smaller scales, turbulent eddies get more and more elongated in the direction of the magnetic field. They assume that the Alfvén time-scale and the non-linear cascade time-scale are comparable, kzVavk, while the cascade time in the direction perpendicular to the field leads to v ⊥ ∝ k ⊥ - 1 / 3 . The wave vector along the z-axis is thus expressed as k z ∝ k ⊥ 2 / 3 . The energy transfer time is therefore different from the Iroshnikov-Kraichnan estimate, and identical to the one obtained by Kolmogorov. One gets E ( k ⊥ ) ∝ k ⊥ - 5 / 3 . This issue has been further studied (e.g., Cho et al., 2002 Boldyrev, 2005 Lee et al., 2010 Beresnyak, 2011 Mason et al., 2012 Wan et al., 2012) and remains still debated. It is however clear from the numerous numerical simulations performed that the turbulence is very anisotropic (e.g., Grappin and Müller, 2010).

4.1.2. Compressible Magnetized Turbulence

Since molecular clouds are both magnetized and super-sonic (with typical Mach numbers on the order of 10), compressible magnetized turbulence has received considerable attention during the last two decades. Because of its simplicity many works have been assuming an isothermal equation of state. More recently 2-phase medium has also been considered.

One of the major question that has been under investigation when the importance of turbulence was established, was the origin of the turbulence in molecular clouds and more precisely how the observed turbulence could be maintained. Since turbulence is expected to decay in one crossing time, this would imply that either molecular clouds were young, either there was a source that was continuously rejuvenating the turbulent energy, either the turbulence was decaying slower than expected. Several works have been investigating the latter assumption (e.g., Mac Low et al., 1998 Ostriker et al., 2001 Birnboim et al., 2018). They conclude that while magnetic field introduces some delay compared to the hydrodynamical case, the decay still occurs too rapidly, that is to say in about one crossing time, to explain the high level of turbulence found in molecular clouds.

The second major reason to study turbulence is obviously to get a statistical description of the fluctuations arising in molecular clouds and this has been addressed in several studies (e.g., Mac Low et al., 1998 Padoan and Nordlund, 1999 Ostriker et al., 2001 Cho and Lazarian, 2003). In this respect, one of the most comprehensive set of simulations relevant for the MHD turbulence arising in the 2-phase interstellar medium has been performed by Kritsuk et al. (2017). Five runs are presented where the mean density (2 and 5 cm 𢄣 ), magnetic field (≃ 1, 3, and 10 μG) and root mean square velocity are varied. The total box size is 200 pc and a random forcing in the Fourier space is applied to sustain the turbulent motions. A cooling function relevant for the ISM is employed and it leads to the existence of WNM and CNM. Figure 4 displays the energies as a function of time, the magnetic field PDF, the powerspectra of kinetic and magnetic energies as well as the longitudinal structure function for run A (mean density is 5 cm 𢄣 , magnetic intensity of 10 μG and rms velocity about 16 km s 𢄡 ) of Kritsuk et al. (2017). As can be seen for this particular run the magnetic and kinetic energies are comparable. The PDF is broad and magnetic intensities larger than 100 μG are sometimes found. The energies present power spectra with exponent compatible with -3/2 although the inertial range is probably not extended enough to make this value well determined. Interestingly, we note that the structure function is stiffer in the CNM than in the WNM. Clearly this is because the former is highly supersonic while the latter is nearly transsonic. Let us also stress that the anisotropic nature of the MHD turbulence, which present elongated structures along the magnetic field as inferred in the incompressible case, is still present in the compressible case as shown for example by Vestuto et al. (2003) or Beresnyak et al. (2005).

Figure 4. Results of simulations of ISM magnetized turbulence performed by Kritsuk et al. (2017). (Top-left panel) Shows the total, kinetic, magnetic and internal energies as a function of time. (Top-right panel) Displays the magnetic field PDF in the warm, unstable and cold phases. (Bottom-left panel) Portrays the powerspectra of the kinetic, magnetic and total energies while (bottom-right panel) shows the structure functions of the velocity in the various phases of the ISM.

Due to its very non-linear nature, the description presented in most works is essentially numerical however some recent theoretical progress have been accomplished for the understanding of how the cascade proceeds in a magnetized, compressible, self-gravitating and isothermal gas by Banerjee and Kritsuk (2017) and Banerjee and Kritsuk (2018) following the work of Galtier and Banerjee (2011). In this work a complete expression of the total energy transfer is obtained as mixed second-order structure functions (see Equation 33 of Banerjee and Kritsuk, 2018). The contributions of pure kinetic, magnetic, gravitational and thermodynamic terms are clearly identified and will allow future works to clarify their respective roles and importance.

4.1.3. How Magnetic Field Affects the Density PDF

The density PDF is a key quantity in the ISM, particularly for the star formation process. Several models aiming at providing explanations for the two most fundamental problems of star formation, namely the initial mass function of stars (Padoan et al., 1997 Hennebelle and Chabrier, 2008) and the star formation rate (Padoan and Nordlund, 2011 Hennebelle and Falgarone, 2012 Federrath and Banerjee, 2015) directly depend on the density PDF.

The density of cold and weakly self-gravitating molecular gas has been found to present a lognormal distribution. It is likely the result of random shocks induced by the compressible turbulence and the multiplicative nature of the density variable leading, to a Gaussian distribution of logρ. A useful calculation has been inferred by Hopkins (2013), who derived a log-Poisson distribution for the density, using intermittent models developed in the context of incompressible turbulence. The mathematical expression of the density distribution presents a free parameter that controls the degree of intermittency and the deviation from the lognormal distribution. Hopkins (2013) compared this expression with PDF from numerical simulations and obtain very good agreement. This is particularly interesting for the high Mach number runs in which important deviations from the lognormal behavior are observed. Another important aspect regarding the cold and non-self-gravitating gas is the cooling or more precisely the effective equation of state, that is to say the pressure vs. density relation. In most of the studies the isothermal assumption has been made. However powerlaws instead of lognormal have been inferred for polytropic flows. Federrath and Banerjee (2015) carried out a set of calculations for polytropic flows, i.e., following Strρ Γ for Γ = 0.7, 1 and 5/3. They inferred modest differences between Γ = 0.7 and 1 that do not strongly deviate from lognormal distribution. On the other hand, significant deviations were obtained for Γ = 5/3 in particular the low density part of the PDF is better described by a powerlaw.

The effect of the magnetic field on the density PDF has also been studied in the isothermal case (e.g., Ostriker et al., 2001 Lemaster and Stone, 2008) and in two-phase flows (e.g., Hennebelle et al., 2008 Kritsuk et al., 2018). It has generally been found that magnetic field has a limited impact. This agrees with the conclusion that the gas which is not self-gravitating tends to flow along magnetic field lines. Molina et al. (2012) carried out isothermal simulations with various Mach numbers. They inferred that in the transsonic and subsonic flows, the density PDF of magnetized and pure hydrodynamical cases are very similar. They report however significant differences for supersonic flows. An analytic expression which is an extension of the lognormal distribution has been proposed. From their Figure 1, it appears that the difference between hydrodynamical and magnetized runs are important only for the low density gas while the PDF at high densities are almost identical.

4.2. The Influence of the Ion-Neutral Drift on MHD Turbulence

As discussed in section 2.2 the ion-neutral friction is an important source of energy dissipation in the interstellar medium and particularly within molecular clouds. Likely enough this should have an impact on the development of turbulence and presumably modifies the fluctuations at small scales. Here we describe the various efforts that have been undertaken to investigate this aspect. We first describe the effects of the ion-neutral friction on MHD waves and then discuss the numerical simulations, which have been performed and the conclusions.

4.2.1. How Ion-Neutral Drift Affects Wave Propagation

The impact of ion-neutral friction on the propagation of MHD waves has been first investigated by Kulsrud and Pearce (1969) considering a fluid of ions and a fluid of neutrals (see e.g., Lequeux, 2005, for a more recent and complete discussion). Although they restrict the discussion to Alfvén waves only, the dispersion relation obtained is of the third order making a complete discussion a little tedious. They found that there are several wavelength domains to be considered.

In the long wavelength limit, the ions and the neutrals are well coupled because the dynamical time is short with respect to the ion-neutral friction time. In this limit the strong coupling approximation can be used and the dispersion relation is

gdje k is the wavenumber and VA is the Alfvén speed of the neutrals (i.e., V A = B / 4 π ρ ). The waves propagate at the Alfvén speed of the neutrals. They dissipate in a time scale that is proportional to k 2 ∝ λ 𢄢 , where λ is the wavelength. If k > 2γadρi/VA, the waves do not propagate any more. This is because the friction is too intense.

In the short wavelength limit (which is not described by Equation 25), the waves propagate at the Alfvén speed of the ions, which for typical molecular cloud conditions, is roughly thousand times the Alfvén speed of the neutral (because typical ionization is on the order of 10 𢄧 ). This is because in this limit the wave frequency is shorter than the ion-neutral friction time, thus the neutrals cannot follow the ions. The dissipation time, in this regime is independent of λ.

Balsara (1996) has been performing a complete analysis by solving for all modes and also by solving for the strong coupling approximation. He concluded that the slow MHD modes are less affected by the dissipation induced by the ion-neutral friction, particularly when the propagation of the waves is along the field lines. He also found that in the long wavelength limit, the strong coupling approximation is very accurate and can be employed.

4.2.2. Turbulence With Ion-Neutral Drift

From these analytical results, it is clear that ion-neutral friction leads to wave damping and should therefore affect the turbulent cascade. To quantify the scale at which this may happen it is usual to infer the scale at which the Reynolds number, in which the viscosity is taken to be the ion-neutral friction, is about 1 (see section 6.2.3). This scales is called lad ili ldiss, depending on the authors.

One of the first simulations, that have been performed, are the ones by Oishi and Mac Low (2006) using the strong coupling approximation. They conclude that contrary to the simple analytical estimate, the simulations do not reveal a clear sign of a specific smoothing or dissipative scale. Other simulations like the ones performed by Li et al. (2008), Downes and O'Sullivan (2011), and Ntormousi et al. (2016) found that ion-neutral friction affects the turbulent fluctuations at a scale below the ambipolar diffusion one leading to a smoother structure. Left-panel of Figure 5 displays the velocity powerspectra of ideal MHD simulations at various resolution and of simulations that include the ion-neutral friction for the same numerical resolutions and for various minimum timesteps allowed (in these calculation an explicit scheme is employed and the smallest timesteps is enforced by raising the ionization if needed). Clearly the powerspectra with ion-neutral friction present sign of dissipation at a scale that is about lad although numerical convergence could not be obtained.

Figure 5. (Left panel) Compensated velocity powerspectra for the decaying MHD simulations with ambipolar diffusion (from Ntormousi et al., 2016). The various runs include ideal MHD with 512 3 (l9) and 1024 3 (l10) resolution and a series of runs with ambipolar diffusion with the same two resolutions and various values of the minimum timesteps allowed. The powerspectra present major deviation from the ideal MHD runs at scales smaller than the ambipolar diffusion one. (Right panel) Distribution of filament width in MHD simulations with and without ambipolar diffusion. The solid lines are for a resolution of 512 3 while the dashed ones correspond to 1024 3 . Reproduced from Ntormousi et al. (2016) with permission of Aɪ.

Burkhart et al. (2015) presented three calculations with various Alfvénic and sonic Mach numbers using the heavy ions approximation. They computed structure functions and compare the results with the prediction made by Goldreich and Sridhar (1995). They also performed mode decomposition as described by Cho and Lazarian (2003), that is to say identifying the Alfvén, fast and slow modes. Part of their results are displayed in Figure 6. While the super-Alfvénic simulation present structure functions compatible with the prediction of Goldreich and Sridhar (1995), even below the ambipolar diffusion scale, lad, the Alfvén waves component of the sub-Alfvénic simulation shows clear sign of decay below lad.

Figure 6. Structure function in MHD turbulence with ion-neutral friction from Burkhart et al. (2015). (Left panel) Show the structure function for the ions while the right panels display the structure functions for the neutrals. The first and second rows are for a supersonic and super Alfvénic simulation while the third row is for a sub-Alfvénic one. For the second and third panel mode decomposition has been performed and only the Alfvén modes are shown. As can be seen from third row, they are strongly damped in the sub-Alfvévic case why they roughly follow the expected scaling from ideal MHD theory in the super-Alfvénic one. Reproduced from Burkhart et al. (2015) with permission of ApJ.

Clearly the nature of MHD turbulence in the presence of ion-neutral friction is not well understood and requires further investigation.


Sadržaj

Within the Milky Way, molecular gas clouds account for less than one percent of the volume of the interstellar medium (ISM), yet it is also the densest part of the medium, comprising roughly half of the total gas mass interior to the Sun's galactic orbit. The bulk of the molecular gas is contained in a ring between 3.5 and 7.5 kiloparsecs (11,000 and 24,000 light-years) from the center of the Milky Way (the Sun is about 8.5 kiloparsecs from the center). [2] Large scale CO maps of the galaxy show that the position of this gas correlates with the spiral arms of the galaxy. [3] That molecular gas occurs predominantly in the spiral arms suggests that molecular clouds must form and dissociate on a timescale shorter than 10 million years—the time it takes for material to pass through the arm region. [4]

Vertically to the plane of the galaxy, the molecular gas inhabits the narrow midplane of the galactic disc with a characteristic scale height, Z, of approximately 50 to 75 parsecs, much thinner than the warm atomic (Z from 130 to 400 parsecs) and warm ionized (Z around 1000 parsecs) gaseous components of the ISM. [6] The exception to the ionized-gas distribution are H II regions, which are bubbles of hot ionized gas created in molecular clouds by the intense radiation given off by young massive stars and as such they have approximately the same vertical distribution as the molecular gas.

This distribution of molecular gas is averaged out over large distances however, the small scale distribution of the gas is highly irregular with most of it concentrated in discrete clouds and cloud complexes. [2]


Publisher’s note: Springer Nature remains neutral with regard to jurisdictional claims in published maps and institutional affiliations.

Supplementary Information

Supplementary Figures 1–5, Supplementary Video captions 1–6, Supplementary discussion

Supplementary Video 1

Full cloud visualization of the column density and cluster movement for the solar metallicity (Zʘ) simulation

Supplementary Video 2

Zoomin of the central 35 pc region showing only the clusters that merge to the young massive cluster (1 Zʘ simulation)

Supplementary Video 3

Full cloud visualization of the column density and cluster movement for the 0.1 Zʘ simulation

Supplementary Video 4

Zoom-in of the central 35 pc region showing only the clusters that merge to the young massive cluster (0.1 Zʘ simulation)

Supplementary Video 5

The density and gas flow rate of a 5 pc spherical region centered on the 1 Zʘ young massive cluster

Supplementary Video 6

The density and gas flow rate of a 5 pc spherical region centered on the 0.1 Zʘ young massive cluster


Pogledajte video: Wal Thornhill: The Long Path to Understanding Gravity. EU2015 (Januar 2023).