Ionisierter Kohlenstoff als Indikator für die Entstehung interstellarer Wolken

Nature Astronomy Band 7, Seiten 546–556 (2023)Diesen Artikel zitieren

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Molekulare Wasserstoffwolken sind ein Schlüsselbestandteil des interstellaren Mediums, da sie die Geburtsorte von Sternen sind. Sie sind in atomarem Gas eingebettet, das den interstellaren Raum durchdringt. Allerdings sind die Einzelheiten darüber, wie Molekülwolken aus dem atomaren Gas entstehen und mit ihm interagieren, noch weitgehend unbekannt. Als Ergebnis neuer Beobachtungen der 158-μm-Linie ionisierten Kohlenstoffs [CII] in der Cygnus-Region im Rahmen des FEEDBACK-Programms auf SOFIA (Stratospheric Observatory for Infrarot Astronomy) präsentieren wir überzeugende Beweise dafür, dass [CII] dynamische Wechselwirkungen zwischen Wolkenensembles aufdeckt. Bei diesem Prozess handelt es sich weder um einen Frontalzusammenstoß vollständig molekularer Wolken noch um eine sanfte Verschmelzung nur atomarer Wolken. Darüber hinaus zeigen wir, dass die dichten Molekülwolken, die mit den Sternentstehungsregionen DR21 und W75N verbunden sind, sowie eine Wolke mit höherer Geschwindigkeit in atomarem Gas eingebettet sind und alle Komponenten über einen großen Geschwindigkeitsbereich (ungefähr 20 km s−1) interagieren. Das atomare Gas hat eine Dichte von etwa 100 cm−3 und eine Temperatur von etwa 100 K. Wir kommen zu dem Schluss, dass die [CII] 158 μm-Linie ein hervorragender Indikator ist, um die Prozesse bei Wolkenwechselwirkungen zu beobachten und weitere Nachweise dieses Phänomens zu erwarten andere Regionen.

Molekülwolken sind ein entscheidender Bestandteil des interstellaren Mediums (ISM) von Galaxien, da sie die Geburtsorte von Sternen und Planetensystemen sind. Die Prozesse, durch die diese Wolken aus dem großen atomaren Wasserstoffspeicher (HI) in Galaxien entstehen, sind jedoch noch nicht vollständig verstanden. Einige Modelle basieren auf einem subtilen Gleichgewicht zwischen Schwerkraft, Turbulenz und Magnetfeldern, z. B. Lit. 1. Ein externer Druckanstieg oder Turbulenzen aufgrund von Sternrückkopplung oder Spiralarm-Dichtewellen lösen dann zufällig einen quasistatischen, langsamen Dichteaufbau aus, der zur Bildung von Gastaschen aus molekularem Wasserstoff (H2) führt. Andere Modelle, zum Beispiel Ref. 2 schlagen vor, dass die Wolkenbildung dynamischer ist und durch großräumige Bewegungen in der Galaxie angetrieben wird, aber immer noch eng mit dem lokalen Übergang von warmem (T ≅ 5.000 K), dünnem, meist atomarem Gas zu dichtem, kühlerem (T ≲ 100) verknüpft ist K), teilweise molekulares Gas. In diesem einfachen Zweiphasenmodell des ISM sind nur das warme und das kalte neutrale Medium (WNM bzw. CNM) thermisch stabil. Gas bei mittleren Temperaturen befindet sich nicht im Gleichgewicht und kühlt abhängig von seiner Dichte entweder ab und wird dichter und vollständig molekular oder erwärmt sich, um sich dem WNM anzuschließen. Darüber hinaus erzeugen stellare Rückkopplungseffekte wie Strahlung, Winde und Supernova-Explosionen Turbulenzen und verkomplizieren das Bild. Daher ist es eine Herausforderung, die richtigen Beobachtungsmarker sowohl für die dynamische Wechselwirkung zwischen Gasströmen als auch für die thermischen und chemischen Übergänge zwischen WNM und CNM zu finden.

In Simulationen werden dynamische Wolkenbildungsszenarien durch konvergierende Strömungen mit niedriger Geschwindigkeit (≲10 km s−1) idealisiert, z. B. Refs. 3,4,5,6, die diffuses HI-Gas in dichtes H2-Gas umwandeln. Eine aktuelle Studie7 zeigte, dass es nur Strömungen mit Wasserstoffdichten von etwa 100 cm−3, die mit Geschwindigkeiten von ≃20 km s−1 kollidieren, gelingt, massive Strukturen aufzubauen, in denen sich stellare Protohaufen bilden können. In Modellen mit noch höherer Dichte sind die Gasströme bereits molekular, bevor sie kollidieren, und werden dann als Wolke-Wolke-Kollisionen bezeichnet8,9,10. Beobachtungen mit Geschwindigkeiten ≳20 km−1 werden in Lit. berichtet. 11,12. Diese unterschiedlichen Szenarien führen jedoch zu gegensätzlichen Beobachtungsvorhersagen. Kollidierende HI-Strömungsmodelle6 erwarten viele Geschwindigkeitskomponenten in den Linien von ionisiertem Kohlenstoff ([CII]) und viel weniger in den Rotationsübergängen von Kohlenmonoxid (CO). Die [CII]-Emission hat ihren Ursprung im atomaren Gas und in nicht-thermischen Beiträgen mehrerer molekularer Klumpenoberflächen mit unterschiedlichen Geschwindigkeiten entlang der Sichtlinie, während CO nur aus der molekularen Komponente entsteht. Wolke-Wolke-Kollisionssimulationen8 erzeugen zwei in CO sichtbare Hauptkomponenten der molekularen Geschwindigkeit, mit einer Emissionsbrücke im Geschwindigkeitsraum zwischen den beiden Komponenten. Die [CII]-Emissionen stammen hauptsächlich von der Hülle der Molekülwolke und dem umgebenden ISM-Gas, das nicht an der Kollision beteiligt ist9.

Wie können diese unterschiedlichen Ansichten mit Beobachtungen konfrontiert werden? Die 21-cm-Linie von HI kann in Emission und Absorption beobachtet werden, füllt jedoch größtenteils den interstellaren Raum aus, sodass die Geschwindigkeitsinformationen stark verschwommen sind. CO-Linien werden als Stellvertreter für H2 in dichten, vollständig molekularen Wolken verwendet. Da H2 jedoch einen wirksameren Selbstschutz vor ultravioletter (UV) Photodissoziation als CO bietet, gibt es eine Gaskomponente, die in CO größtenteils dunkel, in H2 jedoch hell ist (Lit. 13). Glücklicherweise eignet sich die [CII]-Feinstrukturlinie bei 158 μm perfekt zur Bestimmung der physikalischen Bedingungen in atomarem und CO-dunklem molekularem Gas14,15,16 und ist daher ein hervorragender Beobachtungsindikator für die Bildung von Molekülwolkengerüsten.

Wir präsentieren hier Beobachtungen in den Spektrallinien [CII] 158 μm und CO 1 → 0 von Cygnus Es umfasst die massereichen Sternentstehungsregionen DR21 und W75N in einem Abstand von 1,5 ± 0,1 bzw. 1,3 ± 0,1 kpc, bestimmt mit Maserparallaxenmessungen18 und die reichhaltige Cyg-OB2-Assoziation mit 169 OB-Sternen19. In Teilen der Wolken kommt es zu massiver Sternentstehung, zum Beispiel in der jungen Sternausflussquelle DR21, der Clusterbildungsstelle DR21(OH) und dem Cluster früher Sterne vom Typ B in W75N (Lit. 20). Cygnus Unter Verwendung von 12CO 1 → 0-Beobachtungen wurde vermutet22,23, dass die DR21-Molekülwolke, die eine systemische Geschwindigkeit v = −3 km s−1 in Bezug auf den lokalen Ruhestandard aufweist, mit der W75N-Molekülwolke (v = 9) kollidiert km s−1). Die hier berichteten [CII]-Beobachtungen deuten auf ein anderes Szenario mit einer Wechselwirkung zwischen atomarem und molekularem Gas über einen großen Geschwindigkeitsbereich (ungefähr 20 km s−1) hin.

Im Rahmen des FEEDBACK-Legacy-Programms von SOFIA (Stratospheric Observatory for Infrarot Astronomy) wurde die Cygnus auf 0,1 pc bei einem Abstand von 1,4 kpc. Diese Karte mit einer Größe von etwa 950 Bogenminuten (158 pc2) ist zusammen mit der SOFIA-Karte von Orion A25 eine sehr große Karte mit hoher Winkelauflösung [CII], die eine sehr massereiche Sternentstehungsregion zeigt, die sich bis weit in die Außenbezirke des Moleküls erstreckt Wolken. Es liefert Daten mit einer spektralen Auflösung von weniger als km s−1, sodass der dynamische Aufbau von Molekülwolken detailliert verfolgt werden kann.

Wir haben die [CII]-Karte auf eine Winkelauflösung von 30″ geglättet und auf 10″ neu geordnet. Die Daten wurden auf eine Geschwindigkeitsauflösung von 0,5 km s−1 neu abgetastet und weisen eine mittlere Rauschtemperatur von 0,3 K pro Kanal auf (Methoden und erweiterte Daten, Abb. 1). Wir verwenden auch 12CO 1 → 0-Daten aus der Nobeyama Cygnus-Durchmusterung26, geglättet auf 30″ Auflösung auf einem 10″-Raster und einem mittleren Rauschen pro 0,5 km s−1 breiten Kanal von 0,6 K, und HI-Daten aus der Canadian Galactic Plane Durchmusterung27. Die HI-Daten haben eine Winkelauflösung von 1‘ und ein quadratisches Mittelrauschen (RMS) von 3 K in einem 0,82 km s−1 Kanal.

Abbildung 1 zeigt die 12CO 1 → 0- und [CII]-Linien-integrierte Emissionsverteilung in den drei Hauptgeschwindigkeitsbereichen in Cygnus X17. Dies sind die DR21-Reichweite (−10–4 km s−1), die W75N-Reichweite (4–12 km s−1) und die Emission zwischen 12 und 20 km s−1, die wir als Hochgeschwindigkeitskomponente (HV) bezeichnen. Die CO- und [CII]-Emission konzentriert sich hauptsächlich auf helle Photodissoziationsregionen (PDRs), unter denen der DR21-Kamm und die W75N-Wolke bekannte Sternentstehungsorte sind28,29. Die hellen [CII]-Emissionsmerkmale werden an anderer Stelle diskutiert. Hier konzentrieren wir uns auf die Emission mit geringer Oberflächenhelligkeit [CII], in die die Molekülwolken eingebettet sind, insbesondere auf Bereiche, die im W75N- und HV-Geschwindigkeitsbereich frei von CO-Emission zu sein scheinen. Abbildung 1e,f zeigt deutlich, dass in den Regionen, in denen die CO-Emission unter dem 3σ-Rauschenpegel von 3,6 K km s−1 liegt, die [CII]-Intensitäten typischerweise ≳5 K km s−1 (3σ = 1,8 K km s−1) betragen ) (Einzelheiten siehe Methoden und erweiterte Daten Abb. 2). Wir betrachten diese [CII]-hellen Bereiche daher als CO-dunkel, sind uns jedoch bewusst, dass unterhalb der Nachweisgrenze eine schwache CO-Emission auftreten kann. Erhebliche [CII]-Emissionen an Orten mit CO-dunklem Gas sind auch in einzelnen Geschwindigkeitskanälen zu beobachten, dargestellt durch ein Video, das alle Geschwindigkeiten abtastet. Ein Ein-Kanal-Schnappschuss bei +16,4 km s−1 ist in Abb. 2 dargestellt. Die eher homogene [CII]-Verteilung spricht gegen einen Ursprung durch Photoverdampfungsströme von den Oberflächen der Molekülwolken, die in Richtung der Wolken strukturierter und intensiver wären.

a–c,12CO 1 → 0-Karten, die mit dem Nobeyama-Teleskop26 in den drei Hauptgeschwindigkeitsbereichen der Cygnus-X-Region erhalten wurden: −10–4 (a), 4–12 (b) und 12–20 km s−1 (c ). Die eingebetteten massereichen Sternentstehungsorte DR21, DR21(OH) und W75N sind angegeben. d–f, Das gelbe Polygon umreißt das in [CII] kartierte Gebiet: −10–4 (d), 4–12 (e) und 12–20 km s−1 (f). Die Farbkeile geben die CO- und [CII]-Intensitäten in Quadratwurzelwerten an. Die Auflösung der Karten (30″) ist in a und d angegeben. RA, Rektaszension; Dez, Deklination.

Das Bild zeigt einen einzelnen Geschwindigkeitskanal (16,4 km s−1) der [CII]-Emission in Rot (0 bis 16 K km s−1) bzw. der CO-Emission in Blau (0 bis 25 K km s−1). als Quadratwurzelwerte. Bereiche, die in CO dunkel sind (keine oder geringe Emission), sind in [CII] hell und zeigen die große räumliche Ausdehnung der [CII]-Emission. Das vollständige Video mit allen Geschwindigkeitskanälen finden Sie unter https://astro.uni-koeln.de/stutzki/research/feedback/animations.

Aus Streudiagrammen (Abb. 3a, b) der [CII]- und CO-Emission berechnen wir eine mittlere [CII]-Intensität von etwa 5 K km s−1 im CO-Dunkel- und [CII]-Hell-Regime und leiten den Durchschnitt ab [ CII] und CO-Spektren (Abb. 3c, d) dieser Pixel (die offensichtlich nicht für jeden Geschwindigkeitsbereich gleich sind). Insgesamt sind 29 % (6 %) der Fläche im HV-Bereich (W75N) CO-dunkel und [CII]-hell, verglichen mit 63 % (88 %) für [CII]- und CO-helles Gas. Diese Werte hängen jedoch stark von der gesamten kartierten Fläche ab und unterliegen einem Selektionseffekt, da sich die Cygnus [CII]-Kartierung auf die hellen PDR-Regionen und weniger auf die Wolkenränder konzentrierte. Die [CII]-Spektren zeigen eine Geschwindigkeitsbrücke der Emission zwischen den Wolken, d. h. DR21 bei −3 km s−1, W75N bei 9 km s−1 und die HV-Wolke bei +15 km s−1. CO ist ebenfalls vorhanden, allerdings deutlich schwächer, insbesondere im HV-Bereich. Der kinematische Zusammenhang in [CII] wird besonders deutlich in den dreidimensionalen (3D) Positions-Geschwindigkeitsdiagrammen, die für [CII] und CO in Abb. 4 dargestellt sind. Die stärkste Emission in beiden Tracern ist in der −3 km s−1-Komponente konzentriert vom DR21-Kamm einschließlich des DR21-Ausflusses und in der 9 km s−1-Komponente der W75N-Wolke. Diese hellen Wolken und PDR-Regionen (gelb im [CII]-Bild) sind in ein allgegenwärtiges Medium eingebettet, das in [CII] (in dunkelblau) emittiert, das in CO nicht oder nur wenig sichtbar ist.

a,b, Die pixelweisen Korrelationen in den Geschwindigkeitsbereichen W75N (a) und HV (b). Die 3σ-Rauschpegel für die [CII]-Emission (1,8 K km s−1) und die CO-Emission (3,6 K km s−1) werden durch rote bzw. blaue gestrichelte Linien angezeigt. Der obere linke Bereich mit roten Pixeln zeigt den Intensitätsraum an, der unterhalb des CO-Rauschenpegels liegt, aber in [CII] hell ist, mit einem Durchschnittswert von 4,6 K km s−1 (Standardabweichung 1,5 K km s−1) und 5,1 K km s−1 (Standardabweichung 2,2 K km s−1) für die Geschwindigkeitsbereiche W75N bzw. HV. c,d, Die durchschnittlichen Spektren über alle Pixel in der Karte, die im Streudiagramm in den Geschwindigkeitsbereichen W75N (c) und HV (d) als CO-dunkel und [CII]-hell identifiziert wurden, angezeigt durch graue vertikale Linien. Das Effektivrauschen der Spektren für beide Geschwindigkeitsbereiche beträgt 0,075 K für [CII] bzw. 0,15 K für CO. Die integrierten Emissionen der [CII]- und CO-Linie betragen 4,7 bzw. 2,2 K km s-1 für den W75N-Bereich und 5,4 bzw. 1,3 K km s-1 für den HV-Bereich.

Die x- und y-Achsen sind Versätze in Bogenminuten von der zentralen Kartenposition; die z-Achse ist die Geschwindigkeit in km s−1. Die Emission beginnt für beide Tracer auf dem 5σ-Niveau. Die helle Sternentstehungswolke DR21 und andere dichte Molekülwolken sind in eine großräumige Wolkenstruktur eingebettet, die nur in [CII] (dunkelblau) sichtbar ist. Eine interaktive Version dieser Plots finden Sie unter https://astro.uni-koeln.de/stutzki/research/feedback/animations.

Zusammenfassend kommen wir zu dem Schluss, dass wir hier anstelle einer Frontalkollision zwischen einer Molekülwolke von −3 und +9 km s−122,23 eine Wechselwirkung mehrerer teilweise atomarer Strömungen (siehe in [CII]) und teilweise molekularer Strömungen beobachten ( gesehen in CO). Im nächsten Abschnitt wird dieses Szenario quantifiziert, indem die physikalischen Eigenschaften des interagierenden Gases berechnet werden.

Wir schätzen die Dichte und Temperatur des mit [CII] detektierten Gases bei Geschwindigkeiten v > 4 km s−1 unter Verwendung von Vorhersagen30 aus der PDR-Toolbox (Methoden) für eine [CII]-Linienintegrationsintensität von 5 K km s−1. Aus einer Zählung der 169 OB-Sterne von Cyg OB2 leiten wir ein Habing-Feld von etwa 10 Go ab (Extended Data Abb. 3), wobei Go das mittlere interstellare Strahlungsfeld ist. Das PDR-Modell (Abb. 5a) zeigt Wasserstoffdichten von etwa 100 cm−3 an, was typisch für diffuses Gas am Übergang vom Atom zum Molekül ist. Wir schließen hier die Lösung mit hoher Dichte (>104 cm−3) aus, da dann eine erhebliche CO-Emission hätte festgestellt werden müssen, was nicht der Fall ist. Wir stellen fest, dass alle Zahlen vor allem aufgrund des angenommenen Werts des fernen Ultraviolettfeldes (FUV) mit einer Unsicherheit behaftet sind. Mit den abgeleiteten Dichten erhalten wir eine Oberflächentemperatur (Abb. 5b) von 115 K für die PDR-Gasschicht. Dies ist eine Obergrenze für die kinetische Temperatur Tkin des Gases, da die Temperatur beim Eintritt in tiefere PDR-Schichten sinkt. Um Tkin einzugrenzen, haben wir eine Studie zur HI-Selbstabsorption (HISA) gegenüber DR21 durchgeführt (Methoden und erweiterte Daten, Abb. 4 und 5) und eine Gastemperatur von etwa 100 K erhalten. Wir verwenden diesen Wert, um C+ und die Wasserstoffsäule zu berechnen Dichten N(CII) bzw. N(H) (Methoden und erweiterte Daten Abb. 6) und geben alle Eingabewerte und Ergebnisse in Tabelle 1 an. N(H) besteht aus einem atomaren und molekularen Teil sowie den relativen Anteilen sind variabel, da die Bildung von H2 vom lokalen Strahlungsfeld und der Dichte sowie von turbulenten Mischbewegungen31 abhängt, die groß- und kleinräumige Dichteschwankungen verursachen. Wir schätzen (Methoden), dass etwa 23 % des Gases im W75N-Bereich und etwa 14 % im HV-Bereich molekular sind. Dies steht qualitativ in guter Übereinstimmung mit Ergebnissen aus kollidierenden HI-Strömungssimulationen6, die vorhersagen, dass in den Anfangsphasen der Wolkenbildung etwa 20 % des Wasserstoffs in Form von H2 mit Dichten um 100 cm−3 vorliegen. Unsere Werte stimmen auch mit den Ergebnissen von Ref. überein. 16, die feststellen, dass ≲20 % von [CII] aus der molekularen Phase stammen. Ihr Simulationsaufbau stellt einen Abschnitt der Milchstraßenscheibe dar, in den Turbulenzen durch Supernova-Explosionen injiziert werden, der dynamische Effekt der Gasakkretion auf die Wolken aus der größeren galaktischen Umgebung jedoch erhalten bleibt. Allerdings untersuchen sie nur die frühesten Phasen der Wolkenbildung mit einem UV-Feld von 1,7 Go und niedrigeren Temperaturen von etwa 50 K. Die im atomaren Gas enthaltenen Massen (Methoden) betragen 7.800 Msun für den W75N-Bereich und 9.900 Msun für den HV-Bereich , jeweils. Dies ist ein wichtiges Massenreservoir für den Aufbau weiterer Molekülwolken, vergleichbar mit der vollständig molekularen Wolke DR21 (ungefähr 15.000 Msun, Ref. 29). Die Zeitskala für den Wolkenaufbau ergibt sich aus der relativen Geschwindigkeit der Komponenten und ihrer Größe. Die Säulendichten der W75N- und der HV-Wolke ergeben eine Größe von 12 pc für eine Dichte von 100 cm−3, was aufgrund ihres Abstands im Geschwindigkeitsraum um etwa 10 km s−1 zu einer Aufbauzeit von 1,3 Myr führt . In einem quasistatischen Szenario würde die Bildung einer Molekülwolke viel länger dauern, etwa 10 Myr bei einer Dichte von 100 cm−3, basierend auf der Bildungsrate von molekularem H2 von 3 × 10−17 cm3 s−1 (Ref. 32,33). Eine schnellere Wolkenbildung mit erheblichen Anteilen an H2 kann jedoch durch Kollisionsströmungssimulationen erklärt werden, die vorübergehend Gastaschen mit höherer Dichte erzeugen34.

Die Tafeln zeigen den Parameterraum der Wasserstoffdichte n und des FUV-Felds, berechnet aus der PDR-Toolbox. a, Die dunkelblaue Isokontur der beobachteten integrierten [CII]-Intensität von 5 K km s−1 und der Rauscheffektivwert von 0,6 K km s−1 in gestricheltem Hellblau. Das geschätzte FUV-Feld von 10 G∘ wird durch eine rote Linie angezeigt. Die gestrichelten roten Linien zeigen ungefähr ein FUV-Feld mit dem doppelten und halben Wert. b, Die Isokonturen der Oberflächentemperatur aus dem PDR-Modell. Für eine durchschnittliche Dichte von etwa 100 cm−3 (blaue Linie) und ein FUV-Feld von etwa 10 G∘ (rote Linie) erhalten wir eine Temperatur von 115 K. Die gestrichelten Linien für Dichte und Temperatur zeigen, wie sich diese Werte ändern, wenn die Das FUV-Feld ist höher oder niedriger.

Die beobachteten [CII]-Intensitätsniveaus in den Geschwindigkeitsbereichen W75N und HV (mit Ausnahme heller lokaler Quellen wie dem W75N-Protocluster) stimmen mit der geringen FUV-Beleuchtung von etwa 10 Go überein, die wir aus der Zählung der Sterne von Cyg OB2 bei a geschätzt haben Abstand von etwa 1,6 kpc (Ref. 35). Das HV-Gas kann daher nicht aus dem Cygnus Rift stammen, einem dunklen Auslöschungsmerkmal bei 600 pc ohne nennenswerte Anregungsquellen17. Kürzlich, ref. 36 nutzte die GAIA2-Datenveröffentlichung in Kombination mit Extinktion, um 3D-Karten des Staubs im lokalen Arm und den umliegenden Regionen zu erstellen und bestätigte, dass im Rift keine aktive Sternentstehung stattfindet.

Maser-Parallaxenmessungen18 zeigen, dass W75N (1,3 ± 0,1 kpc) leicht, aber deutlich vor DR21 (1,5 ± 0,1 kpc) liegt, was zeigt, dass die dichtesten Teile dieser beiden Molekülwolken nicht frontal kollidiert sein können. Beobachtete Absorptionsmerkmale in 12CO, HCO+, CH+, SH+ in Richtung DR21 (Lit. 22,28,37) unterstützen diese 3D-Ansicht (Einzelheiten zum Cygnus-X-Komplex finden Sie unter Methoden). Darüber hinaus identifiziert unsere HISA-Studie zu DR21 eine breite Absorption im Geschwindigkeitsbereich von –5 bis 20 km s−1 (Methoden). Dementsprechend müssen sich die Atomwolken mit rotverschobenen Geschwindigkeiten mit v > 4 km s−1 (W75N, HV) vor DR21 befinden und die Dynamik, die wir in [CII] verfolgt haben, zeigt, dass sich alle drei eindeutig auf Kollisionsbahnen befinden . Unser Szenario der Wechselwirkung zwischen Molekülwolke und HI-Hüllen, sichtbar durch [CII], zeigt, dass die DR21-, W75N- und HV-Komponenten nicht zu weit voneinander entfernt sind, sondern sich in einem ähnlichen Volumen mit einem Radius von vermutlich 20–50 pc befinden sollten. Genauere Entfernungsschätzungen würden helfen, unsere Sicht zu testen.

Die Zusammensetzung des Gases, das in der C+-Emission mit geringer Oberflächenhelligkeit beobachtet wird, besteht zu etwa 20 % aus Molekülen und zu 80 % aus Atomen. Diese Werte können mit den Ergebnissen der GOTC+-Umfrage14 verglichen werden. Sie beobachteten galaktische Sichtlinien mit vielen hellen PDRs entlang der Sichtlinie und kamen zu dem Schluss, dass etwa 47 % der [CII]-Emissionen von PDRs stammen, etwa 28 % von CO-dunklem Gas, etwa 21 % von kaltem Atomgas und etwa 4 % aus ionisiertem Gas. Unsere Beobachtungen offenbaren ein großes Reservoir an CO-dunklem Gas mit mehreren tausend Sonnenmassen, dessen Masse mit den aktiven Sternentstehungsregionen DR21 und W75N vergleichbar ist und das bisher unerkannt war. Wir zeigen, dass die Molekülwolken DR21, W75N und HV einander kreuzen und hauptsächlich über ihre umhüllenden atomaren Gasschichten geringer Dichte interagieren. Die Kollision kleiner HI-Ströme bildet dichtes, molekulares Gas in der komprimierten Schicht schräger Stöße, wie sie in Lit. vorgeschlagen werden. 38,39, aber das restliche HI ist immer noch vorhanden und bildet ein Reservoir, aus dem sich mehr Masse ansammelt. Wir gehen davon aus, dass viele dieser komprimierten Schichten eine abgeflachte blattartige Struktur aufweisen, wie in Beobachtungen immer häufiger zu sehen ist40,41, und arbeiten an einer Studie, um dieses Szenario zu testen. Wir stellen fest, dass es stark von der Dichte abhängt, ob das wechselwirkende Gas auch in CO (mit der gleichen Geschwindigkeit wie [CII]) zu sehen ist. Für den W75N-Bereich beobachten wir tatsächlich eine Emissionsbrücke für CO und [CII] bei gleichen Geschwindigkeiten, höchstwahrscheinlich weil der Molekülanteil höher ist. Andere Studien10, die nur CO verwendeten, zeigten diese molekulare Wechselwirkung bereits, auch bei HVs11. Bis zu einem gewissen Grad ist es auch möglich, dass der Grund dafür, dass wir höhere [CII]-Geschwindigkeiten feststellen, darin liegt, dass ein Teil des CO aufgrund der Kompression und damit bei niedrigeren Geschwindigkeiten bereits geschockt ist. Das HV-Gas vor dem Schock weist jedoch eine geringe Dichte auf und ist nur in [CII] sichtbar.

Unser Szenario führt zu einem kontinuierlichen Aufbau von mehr molekularem Material in sehr kurzen Zeitskalen über einen Zeitraum von etwa einer Million Jahren. Es ist nicht wahrscheinlich, kann jedoch nicht vollständig ausgeschlossen werden, dass sich die Molekülwolken in den Kollisionszonen wechselwirkender expandierender HI-Schalen42 gebildet haben, da es keine klaren Beobachtungssignaturen für solche HI-Schalen gibt und die relativen Geschwindigkeiten, die wir in Cygnus beobachten, zu groß sind, um sie nur zu beschreiben angetrieben von einer expandierenden Blase.

Wir stellen fest, dass das Magnetfeld und insbesondere seine Ausrichtung ebenfalls eine wichtige Rolle bei dieser Art von Wolkenbildung spielen können.5,43 leiteten daraus ab, dass eine allgemeine Ausrichtung der Kollisionsachse und der mittleren Magnetfeldrichtung für die direkte Wolkenbildung notwendig ist. Kürzlich, ref. 44 zeigte, dass es bei einem Neigungswinkel von 45° möglich ist, genügend Masse anzusammeln, um massereiche Sternhaufen vom O-Typ zu bilden. Alternativ dazu hat die beobachtete Wechselwirkung zwischen den HI/CO-Komplexen nicht direkt die Keime der CO-Wolken gebildet. Stattdessen schlagen wir vor, dass die Kreuzung der von uns beobachteten HI/CO-Wolken eine Beschleunigung der Konzentration dieser Samen in den dichten und massiven Sternentstehungswolken ausgelöst hat, und zwar durch das von Lit. für Musca vorgeschlagene Szenario. 39. Für die ruhende Musca-Wolke siehe Lit. 39 fanden heraus, dass sich molekulares Gas bevorzugt am Konvergenzpunkt des Magnetfelds bildete, gebogen hinter der Stoßfront. Für Cygnus X wären Magnetfeldmessungen daher entscheidend, um diesen wichtigen Punkt anzugehen.

Die Implikationen eines solchen verallgemeinerten Szenarios zur Erklärung von Wolkenwechselwirkungen und folglich der Sternentstehung sowohl in Musca als auch in Cygnus sind wichtig, da sie auf einen gewissen Grad an Universalität der Wolkenbildung als Ergebnis von Wechselwirkungen zwischen zumindest teilweise diffusen HI-Wolken schließen lassen. Dies steht im Einklang mit dem Szenario des Zusammenspiels von Rückkopplungsblasen und Schwerkraft, das zur Bildung dichter Strukturen im mehrphasigen ISM41 führt. Die Hauptunterschiede zwischen Musca und Cygnus Ströme diffusen Gases mit relativen Geschwindigkeiten von weniger als 10 km s−1 lassen sich leicht durch turbulentes HI-Gas in der Galaxie rechtfertigen, da die Schallgeschwindigkeit im WNM in dieser Größenordnung liegt. Der Ursprung von Gasströmen mit mehr als 20 km s−1 ist schwieriger zu erklären. Sie können durch das komplexe Zusammenspiel zwischen Schwerkraft und Sternrückkopplungseffekten sowie der thermodynamischen Reaktion des mehrphasigen ISM angetrieben werden. In galaxienweiten Simulationen45 führen spiralförmige Dichtewellen zu Hochgeschwindigkeitskollisionen von Strömungen, die massive OB-Cluster wie die in Cygnus Milchstraße und andere Galaxien. Weitere Beobachtungen der erweiterten [CII]-Emission in der FEEDBACK-Probe werden zeigen, ob diese Art von Wechselwirkung auch in anderen Regionen riesiger Molekülwolken vorkommt. Zukünftig werden die Ballonprojekte GUSTO und ASTRHOS die [CII]-Emission in der Milchstraße sowie in der Großen und Kleinen Magellanschen Wolke messen. Ein vielversprechender weiterer Tracer zur Erkennung von Strömungen teils atomaren, teils molekularen Gases ist atomarer Kohlenstoff ([CI]). Es wird vorausgesagt, dass es auch die CO-Dunkelgaskomponente6 aufspürt und die [CI] 1-0-Linie vom Boden aus beobachtet werden kann. Das GEco-Projekt am kommenden CCAT-prime/FYST-Teleskop wird erweiterte Durchmusterungen in dieser Linie durchführen46.

Die Cygnus Der Zweifrequenz-Heterodyn-Array-Empfänger upGREAT24 wurde auf die [CII] 157,7 μm-Linie im Niederfrequenz-Array (LFA) 2 × 7-Pixel-Array abgestimmt und die [OI] 63 μm-Linie (nicht gezeigt) wurde im Hochfrequenz-Array (LFA) beobachtet. Frequenz 7-Pixel-Array. Der LFA hat eine Array-Größe von 72,6″ und einen Pixelabstand von 31,8″. Die Halbwertsstrahlbreite bei 158 μm beträgt 14,1″, bestimmt durch die Instrumenten- und Teleskopoptik und bestätigt durch Beobachtungen von Planeten. Für jede Flugserie wurden die Hauptstrahleffizienzen ηmb für jedes Pixel für die LFA- und Hochfrequenz-Array-Kanäle ermittelt. Der Durchschnittswert für die LFA beträgt 0,65 und wir verwenden diesen Wert hier. Der gesamte Kartenbereich wurde in mehrere quadratische „Kacheln“ mit 435,6 Zoll auf einer Seite aufgeteilt und jedes Quadrat wurde viermal abgedeckt. Die On-the-Fly-Scangeschwindigkeit (OTF) wurde ausgewählt, um eine Nyquist-Abtastung des LFA-Strahls zu erreichen (Dump alle 5,2 Zoll). Die Gesamtzeit für eine OTF-Linie betrug 25,2 s, also zusammen mit der OFF-Beobachtung, innerhalb der gemessenen Allan-Varianz-Stabilitätszeit des Systems. Die ersten beiden Erfassungen erfolgten einmal horizontal und vertikal, wobei das Array um 19° gegen die Scanrichtung gedreht wurde, sodass die Scans um sieben Pixel gleichmäßig beabstandet waren. Die zweiten beiden Abdeckungen wurden dann um 36 Zoll in beide Richtungen verschoben, um die bestmögliche Abdeckung für die [OI]-Linie im LFA-Array-Mapping-Modus zu erreichen. Insgesamt dauerte die Fertigstellung jeder Kachel etwa 50 Minuten. Durch das horizontale und vertikale Scannen kann es zu Streifen auf den Karten kommen. Um diese Effekte zu reduzieren, haben wir eine Hauptkomponentenanalyse (PCA) auf die Daten angewendet. Kurz gesagt, unsere auf PCA basierende Methode nutzt die Informationen systematischer Variationen der Basislinie aus einer großen Menge von Beobachtungen aus der emissionsfreien OFF-Position, die regelmäßig während jedes Scans gemacht werden. Diese Schwankungen werden durch zeitabhängige Instabilitäten in den Backends, dem Empfänger, der Teleskopoptik und der Atmosphäre verursacht. Wir erzeugen „OFF-OFF“-Spektren, indem wir aufeinanderfolgende OFF-Positionen voneinander subtrahieren und kalibrieren die Daten auf die gleiche Weise wie die ON-OFF-Spektren, die die Emission der astronomischen Quelle enthalten. Anschließend identifizieren wir systematische „Eigenspektren“ in den OFF-OFF-Spektren, die die gesamte oder zumindest den größten Teil der Struktur in der Basislinie ausmachen. Mithilfe einer linearen Kombination der stärksten Komponenten rekonstruieren wir die EIN-AUS-Spektren mit den am besten angepassten Koeffizienten für jede Komponente. Wir skalieren jede Komponente anhand der gefundenen Koeffizienten und subtrahieren diese von den EIN-AUS-Spektren. Dieses Verfahren entfernt die systematischen Variationen in den OFF-OFF-Spektren, nimmt jedoch keine Änderungen an der astronomischen Linie in Bezug auf Intensität, Breite, Position usw. in den ON-OFF-Spektren vor. Wir verbessern die Datenqualität weiter, indem wir einen ausgefeilten Algorithmus verwenden, um aus den PCA-korrigierten Spektren für jeden Frontend- und SOFIA-Flug einen Satz emissionsfreier Spektren zu ermitteln. Mit diesem Satz emissionsfreier Spektren verwenden wir eine zweite PCA-Korrektur, die der oben beschriebenen entspricht, verwenden jedoch nun diese emissionsfreien Spektren, um die Basislinien-„Komponenten“ zu bestimmen. Mit diesen Komponenten korrigieren wir systematische Variationen, die auf Zeitskalen der einzelnen OTF-Dumps auftreten, die viel kürzer sind als die 10-s-Integrationszeit für OFF-Spektren. Die endgültige PCA-Karte wurde dann mit einer Karte verglichen, die durch Entfernen einer Polynom-Basislinie der Ordnung 3, Differenzkarten, Verhältniskarten, Streudiagramme usw. erhalten wurde, und wir fanden keine systematischen Effekte.

Anschließend haben wir die resultierende [CII]-Karte räumlich auf eine Winkelauflösung von 30 Zoll in einem Nyquist-getasteten 10-Zoll-Gitter geglättet, um die Emissionsverteilung im großen Maßstab hervorzuheben und uns nicht auf Variationen im kleinen Maßstab zu konzentrieren. Einige Streifeneffekte sind noch sichtbar, sie erzeugen jedoch keine systematischen Effekte in der Datenanalyse (z. B. Streudiagramme). Die Position der Kartenmitte liegt bei Rektaszension (2000) = 20 Std. 38 Min. 39,3 s, Deklination (2000) = 42° 20′ 39,3″ und eine emissionsfreie AUS-Position bei Rektaszension (2000) = 20 Std. 39 Min. 48,34 s Es wurde die Deklination (2000) = 42° 57′ 39,11″ verwendet. Als Backend diente ein schnelles Fourier-Transformationsspektrometer mit 4 GHz Momentanbandbreite47 und einer Geschwindigkeitsauflösung von 0,04 km s−1 (aus der von der Hardware gewählten Frequenzauflösung von 0,244 MHz). Hier verwenden wir Daten, die auf eine Auflösung von 0,5 km s−1 neu abgetastet wurden. Weitere technische Details finden Sie unter Ref. 48. Alle Spektren werden auf einer Helligkeits-Temperaturskala Tmb des Hauptstrahls dargestellt, d. h. korrigiert um die Effizienz des Hauptstrahls. Das Effektivrauschen dieses endgültigen Datensatzes (und des CO-Ausstoßes) wurde dann bestimmt, indem an jedes Spektrum eine Basislinie 0. Ordnung angepasst wurde, wobei die Fenster mit Emission ausgeschlossen wurden. Das Rauschen ist über die Karten hinweg homogen und folgt ungefähr einer Gaußschen Verteilung (Extended Data Abb. 1) mit einem Peak bei 0,34 K für [CII] bzw. 0,64 K für CO. Als zweite Methode haben wir das Rauschen durch räumliches Mitteln der Pixel in emissionsfreien Kanälen bestimmt und Werte von 0,31 K für [C II] bzw. 0,62 K für CO erhalten. Für die linienintegrierten Intensitäten haben wir den σ-Rauschpegel für den 8 km s−1 breiten Geschwindigkeitsintegrationsbereich mit \(\sigma =\sqrt{(16)}\times 0,6\times 0,5\) = 1,2 K km s− berechnet 1, wobei 0,6 K das Rauschen, 0,5 km s−1 die Kanalbreite und 8 km s−1 16 Kanälen entsprechen. Das 3σ CO-Niveau beträgt somit 3,6 K km s−1. Die äquivalente Berechnung für [CII] liefert ein 3σ-Niveau von 1,8 K km s−1. Darüber hinaus zeigen wir in Extended Data Abb. 2 ein PDF der [CII]-Hell- und CO-Dunkel-Intensitäten zusammen mit einem PDF des RMS-Rauschens, um zu zeigen, dass die beobachteten W75N- und HV-Intensitäten deutlich vom Rauschen abgesetzt sind. Wir weisen außerdem darauf hin, dass die Glättung für alle Daten gleich ist und kein strukturelles Verhalten ändern kann.

Ein potenzielles Problem könnte sein, dass ein Teil der Emission, die wir im W75N-Geschwindigkeitsbereich finden, von einem [13CII]-Hyperfeinübergang bei DR21-Quellengeschwindigkeiten stammen könnte. Der [13CII]-Übergang spaltet sich in drei Hyperfeinkomponenten mit einer relativen Stärke von s2→1 = 0,625, s1→0 = 0,25 und s1→1 = 0,125 auf, verursacht durch den ungepaarten Spin des zusätzlichen Neutrons. Die Geschwindigkeit der drei Satelliten ist um Δv2→1 = 11,2 km s−1, Δv1→0 = −65,2 km s−1 und Δv1→1 = 63,2 km s−1 in Bezug auf die [CII]-Feinstrukturlinie49 verschoben. Die F2→1-Komponente der [13CII]-Emission der hellen PDRs bei DR21-Geschwindigkeiten (−3 km s−1) könnte daher bei etwa 8 km s−1 erscheinen, nahe der systemischen Geschwindigkeit von W75N (ungefähr 9 km s−1). ). Wir haben diesen Beitrag abgeschätzt, indem wir die [CII]-Emission im DR21-Geschwindigkeitsbereich mit der Emission im W75N-Geschwindigkeitsbereich für das [CII]-helle, CO-dunkle Gas verglichen und keine Korrelation zwischen den beiden Größen bei einem DR21-[CII]-Geschwindigkeitsbereich festgestellt haben. Linienstärke von etwa 15 K km s−1 (beachten Sie, dass die durchschnittliche [CII]-Intensität 5 K km s−1 beträgt). Für optisch dünnes [CII] führt dies zu einer erwarteten [13CII] F2→1-Linienstärke von 0,16 K km s−1. Auch wenn optische Tiefeneffekte diesen Wert erhöhen können, ist er im Vergleich zu unserem Rauschgrenzwert so gering, dass er unsere quantitativen Schätzungen sicherlich nicht verändert und gleichzeitig erklärt, dass keine Korrelation festgestellt wird.

Wir verwenden die beobachteten [CII]-Intensitäten mithilfe der planparallelen Modelle der PDR-Toolbox unter https://dustem.astro.umd.edu (Ref. 30). Kurz gesagt lösen diese Modelle die Strahlungsübertragungsgleichung mit chemischem Gleichgewicht und thermischem Gleichgewicht für eine planparallele PDR-Schicht, die einem einseitig einfallenden UV-Strahlungsfeld, kosmischen Strahlen und weichen Röntgenstrahlen ausgesetzt ist. Ein gegebener Satz von Elementhäufigkeiten und Korneigenschaften in der Gasphase wird berechnet und die integrierten Intensitäten der entstehenden [CII]-Linie als Funktion der Dichte n und des Strahlungsfeldes Go in Habing-Einheiten werden angegeben. Es wird davon ausgegangen, dass die Strahlfüllung eins ist, was wir für einen guten Ansatz für die W75N- und HV-Emission halten, da das [CII] aus ausgedehntem, meist diffusem Gas entsteht. Wir verwenden hier das Modell WK2020, das einige Aktualisierungen der Photoraten und der Abhängigkeit von der PDR-Tiefe, der 13C-Chemie und der Linienemission sowie den O-Kollisionsraten enthält. Allerdings gibt es nahezu keinen Unterschied in der Vorhersage des [CII]-Modells im Vergleich zum Modell von 2006. Die spezifischen Parameter für das WK2020-Modell sind in Tabelle 1 in Ref. aufgeführt. 30. Einige wichtige Werte sind die Ionisationsrate der kosmischen Strahlung pro H-Kern von 2 × 10−16 s−1 und die Bildungsrate von H2 auf Staub von 6 × 10−17 s−1.

Wir konzentrieren uns hier auf die Modellierung nur der [CII]-Emission, obwohl das planparallele PDR-Modell auch eine CO-Helligkeit (1 → 0) vorhersagt. Allerdings ist dieser Wert sehr empfindlich gegenüber der angenommenen Gesamttiefe der Wolke. Die [CII]-Intensität und die Oberflächentemperatur zeichnen Oberflächeneigenschaften nach, während die CO-Emission nur aus den Schichten tiefer in der Wolke stammt, in denen sich CO bilden kann, also solchen, die nicht CO-dunkel sind. Da die Toolbox-Modelle eine Gassäule mit einer visuellen Extinktion von Av = 7 annehmen, was auf einen großen Anteil an CO-hellem Gas hinweist, während das beobachtete Gas eher eine Säule von 3,8 × 1021 cm−2 hat, erwarten und sehen wir eine signifikante Über- Vorhersage der CO 1-0-Intensität durch das Modell.

Unter Berücksichtigung der [CII]-Intensität leiten wir eine Dichte von n = 100 cm−3 für ein FUV-Feld von 10 Go ab. Unter Berücksichtigung der Unsicherheiten im FUV-Feld gehen wir von einem Feld aus, das das Doppelte (ungefähr 20 Go) und die Hälfte (ungefähr 5 Go) des Durchschnittswerts beträgt, und leiten dann einen Dichtebereich von ungefähr 40 bis 400 cm−3 ab. Die entsprechenden Oberflächentemperaturen betragen dann etwa 200 K für n = 40 cm−3 bzw. etwa 90 K für n = 400 cm−3. Aus unserer HISA-Studie erhalten wir jedoch eine Temperatur von 90–120 K mit einem Mittelwert von 108 K, was auf eine Dichte von etwa 100 cm−3 und damit auf ein FUV-Feld von 10 Go hindeutet. Ein deutlich geringeres UV-Feld würde die Dichten in Richtung höherer Werte von mehr als 103 cm−3 treiben, wir stellen jedoch fest, dass die beobachtete [CII]-Isokontur für hohe Dichten eine sehr flache Kurve ist. In jedem Fall hätten wir CO-Emissionen in Dichten über 103 cm−3 festgestellt. Ein noch höheres UV-Feld hat einen geringeren Einfluss auf die Dichte, würde aber immer noch Werte unter etwa 40 cm−3 verschieben. Der Einfachheit halber verwenden wir eine übliche Temperatur von 100 K und eine Dichte von 100 cm−3, berechnen die Werte für die Säulendichteanteile jedoch unter Verwendung dieser extremen Grenzen von Dichte und Temperatur.

Wir gehen davon aus, dass der Hauptstoßpartner für C+ atomarer Wasserstoff ist und dass die [CII]-Linie optisch dünn ist, so dass die Linienemission angesichts der geringen Dichten subthermisch angeregt werden muss. Anschließend wird die [CII]-Säulendichte N(CII) berechnet50 aus

mit der linienintegrierten [CII] Emission ICII in K km s−1, der kinetischen Temperatur Tkin (K) und der Abregungsrate Cul (s−1)

mit Wasserstoffdichte n (cm−3) und Abregungsratenkoeffizient Rul, abgeleitet mit

Die Gesamtdichte der Wasserstoffsäule N(H) = N(HI) + 2N(H2) wird aus N(CII) geschätzt, unter der Annahme, dass der gesamte Kohlenstoff in der Form von C+ vorliegt und die Häufigkeit C/H = 1,6 × 10−4 ( Ref. 51). Für die Nominalwerte von T = 100 K und n = 100 cm−3 erhalten wir N(CII) = 0,61 × 1018 cm−2 und N(H) = 3,78 · 1021 cm−2. Diese Gesamtdichte der Wasserstoffsäule entspricht sehr gut der aus unserer HISA-Studie geschätzten Dichte, vorausgesetzt, dass der größte Teil des in [CII] beobachteten Gases atomar ist. Wir halten daher eine Dichte von etwa 100 cm−3 für den wahrscheinlichsten Wert für das atomare Gas. Dennoch berechnen wir bei einer geringeren Dichte von n = 40 cm−3 und T = 200 K N(CII) = 0,85 × 1018 cm−2 und N(H) = 5,31 × 1021 cm−2. Mit n = 400 cm−3 und T = 90 K leiten wir N(CII) = 0,20 × 1018 cm−2 und N(H) = 1,22 × 1021 cm−2 ab.

Die Masse des atomaren Gases wird dann geschätzt durch

mit der Fläche A in cm2, der Masse des Wasserstoffs mH in kg und der C/H-Häufigkeit 1,6 × 10−4 (Lit. 51).

Das diffuse Gas bei HVs (>4 km s−1) ist teilweise molekular und teilweise atomar. Wir geben hier eine grobe Schätzung des molekularen Anteils, der durch definiert50 ist

Die molekulare Wasserstoffsäulendichte N(H2) wird anhand der durchschnittlichen CO-Linienintensitäten (ICO) aus den Spektren im W75N-Geschwindigkeitsbereich (2,2 K km s−1) und im HV-Bereich (1,3 K km s−1) abgeleitet. Beide Werte haben einen Fehler von 1,2 K km s−1. Mit einem in der Literatur üblicherweise verwendeten CO-zu-H2-Umrechnungsfaktor XCO = N(H2)/ICO von 2 × 1020 cm−2 (K km s−1)−1 erhalten wir H2-Säulendichten von 0,44 × 1021 und 0,26 × 1021 cm−2 für den W75N- bzw. HV-Geschwindigkeitsbereich. Die gesamte Wasserstoffsäulendichte N(H) wird aus den in Tabelle 1 angegebenen [CII]-Säulendichten mit einem Wert von 3,78 × 1021 cm−2 in jedem Geschwindigkeitsbereich abgeleitet. Mit diesen Werten wird dann der molekulare Anteil zu f(H2) = 0,23 für den W75N-Geschwindigkeitsbereich und f(H2) = 0,14 für den HV-Bereich berechnet, mit einem Durchschnittswert von f(H2) = 0,19. Der Anteil an molekularem Gas ist somit im W75N-Geschwindigkeitsbereich fast doppelt so hoch wie im HV-Bereich. Wir stellen fest, dass die H2-Säulendichten und Molekülfraktionen niedrigere Grenzen darstellen, da wir den kanonischen Wert des XCO-Faktors verwenden, der hauptsächlich für entwickelte Molekülwolken gilt. Falls das atomare Gas aufgrund eines anderen einfallenden FUV-Feldes eine niedrigere oder höhere Dichte aufweist, ändern sich die Molekülanteile entsprechend. Wir schätzen, dass für n = 40 cm−3 f(H2) = 0,17 für den W75N-Geschwindigkeitsbereich bzw. f(H2) = 0,10 für den HV-Bereich ist. Im Fall hoher Dichte mit n = 400 cm−3 ist f(H2) = 0,72 für den W75N-Geschwindigkeitsbereich bzw. f(H2) = 0,43 für den HV-Bereich. Diese Werte sind extremer und weniger wahrscheinlich als die Brüche, die wir mit den Nominalwerten erhalten haben. Wir weisen jedoch darauf hin, dass alle Beobachtungs- und Modellwerte ihre Unsicherheiten haben.

Das FUV-Feld in Cygnus X wurde aus einer Zählung der Sterne von Cyg OB2 unter Verwendung der Zusammenstellung von Ref. abgeleitet. 19. Sie listeten 169 OB-Sterne auf, darunter 52 O-Typ- und drei Wolf-Rayet-Sterne. Um die UV-Leuchtkraft des Sternhaufens zu bestimmen, gehen wir davon aus, dass die spektrale Strahlungsdichte jedes Sterns durch einen schwarzen Körper dargestellt werden kann:

mit der Wellenlänge λ, der Lichtgeschwindigkeit c, der Boltzmann-Konstante kB, der Planck-Konstante h und der Temperatur jedes Sterns T. Um den UV-Anteil der Leuchtkraft L zu extrahieren, integrieren wir die Planck-Funktion über den UV-Bereich zwischen 910 und 2.066 Å, was einem Photonenenergiebereich von 6 bis 13,6 eV entspricht. Das Verhältnis der integrierten spektralen Strahlungsdichte über den UV-Bereich zum gesamten Schwarzkörperspektrum ergibt die UV-Leuchtkraft:

mit der Stefan-Boltzmann-Konstante σ. Die Überlagerung des stellaren UV-Flusses aller betrachteten Sterne ergibt das UV-Feld an jedem Punkt (RA, Deklination) des Gitters:

Dabei ist Ri der radiale Abstand zu jedem Stern. Wir gingen von der jüngsten auf GAIA basierenden Entfernungsschätzung von 1,6 kpc (Ref. 35) für jeden Stern im Sternhaufen zum Beobachter aus, obwohl es zwischen den einzelnen Sternen Unterschiede in der Sichtliniendistanz geben kann. Die Extinktion des UV-Feldes durch Gas des ISM wird nicht berücksichtigt, daher stellt das ermittelte UV-Feld eine Obergrenze dar. Das resultierende FUV-Feld ist in der erweiterten Datenabbildung 3 dargestellt, wo deutlich wird, dass das FUV-Feld auf der [CII]-Karte zwischen etwa 5 und 20 Go variiert. Für unsere PDR-Modellierung verwenden wir einen Wert von 10 Go. Wir stellen fest, dass ein geringerer Abstand von Cyg OB2 von etwa 1,45 kpc (Lit. 52) das UV-Feld auf Werte zwischen etwa 10 und 30 Go erhöhen würde, ohne dass dies einen geringen Einfluss auf die PDR-Modellierung hätte.

Die Untersuchung der Selbstabsorption von atomarem Wasserstoff an einer starken Kontinuumsquelle ist eine Möglichkeit, die atomare Säulendichte vor der Quelle zu bestimmen. Wir folgen dem Ansatz von Lit. 40, um die Menge an kälteabsorbierendem HI vor DR21 abzuleiten, das im 1,4-GHz-Kontinuum stark emittiert. Sowohl die HI-21-cm-Liniendaten als auch das Kontinuum stammen aus der Canadian Galactic Plane-Vermessung27 und haben eine Winkelauflösung von 1\({}^{{\prime} }\). Erstens erfordert die Methode die Schätzung der HI-Emission, indem eine weitgehend absorptionsfreie Position (Aus) als Referenz gefunden wird. Dazu wurden 100 HI-Emissionsspektren um DR21 innerhalb eines \(2{0}^{{\prime} }\times 2{0}^{{\prime} }\)-Quadrats aufgezeichnet (Extended Data Abb. 4a) und im Vergleich zum durchschnittlichen HI-Spektrum gegenüber DR21, das Absorption über einen großen Geschwindigkeitsbereich zeigt. Uns interessiert vor allem der Bereich v = 4 bis 20 km s−1. Alle Off-Spektren zeigen ein ähnliches Linienprofil mit einer flachen Form, die bei einer Temperatur von etwa 100 K am Absorptionsabfall des On-Spektrums ihren Höhepunkt erreicht. Die verschiedenen kleinen Absorptionseinbrüche in den Off-Spektren deuten jedoch darauf hin, dass auch die absorbierende Wasserstoffwolke ausgedehnt wird. Als bester Kandidat haben wir ein Spektrum ausgewählt, das die geringsten Absorptionsmerkmale aufweist. Die Position dieses Off-Spektrums ist in Abb. 5 der erweiterten Daten dargestellt, angezeigt durch einen blauen Kreis mit einem Radius von 1′, mit einer zentralen Position Rektaszension (J2000) = 20 Stunden 39 Minuten 34,07 Sekunden, Deklination (J2000) = 42° 29 ′ 38,00″. Das Off-Spektrum ist in Extended Data Abb. 4b in Blau dargestellt, zusammen mit einer Gaußschen Anpassung, die für die Anpassung an die Flügel des Off-Spektrums optimiert ist. Es könnte die HI-Emission darstellen, wenn in unserer Aus-Position immer noch etwas Emission absorbiert wird. Wir haben die geschwindigkeitsaufgelöste optische Tiefe für beide Optionen berechnet, das Off-Spektrum und das angepasste Spektrum. Dies hilft uns, die Unsicherheiten bei der Ableitung der Säulendichte abzuschätzen. Die optische Tiefe als Funktion der Geschwindigkeit v ist gegeben durch

mit der Kontinuumstemperatur Tcont (durchschnittlich 437 K) für eine HISA-Temperatur THISA. Die entsprechende Spaltenzahldichte der absorbierenden HI-Schicht, NHISA, kann durch Integration über τHISA(v) bestimmt werden:

Wir integrieren über den Geschwindigkeitsbereich von 4 bis 20 km s−1. Die temperaturabhängige Zahlendichte der HISA-Säule ist in Abb. 6 für erweiterte Daten sowohl für die Off-Position als auch für die Gaußsche Anpassung dargestellt. Es wird deutlich, dass die Unterschiede gering sind. Um den möglichen Bereich der HISA-Säulendichte weiter einzuschränken, bestimmen wir die maximale HISA-Temperatur anhand der Temperatur am Absorptionsabfallminimum in jedem Spektrum der HI-Karte:

Die resultierende Temperaturkarte ist in Abb. 5 der erweiterten Daten dargestellt und bestätigt, was wir bereits aus Abb. 4 der erweiterten Daten geschlossen haben, nämlich dass die HISA-Temperatur nicht höher als etwa 100 K sein kann, was zu einer HISA-Säulendichte NHISA von 3,5 führt × 1021 cm−2. Bei einer Dichte von 100 cm−3 entspricht dies einer HI-Schicht von 11 pc, die sich gut mit anderen dominanten molekularen Strukturen in Cygnus X vergleichen lässt, wie zum Beispiel dem DR21-Kamm mit einer Größe von etwa 7 pc.

Die Sternentstehungsregion von Cygnus 1 und 8 kpc. Da die Radialgeschwindigkeiten um den Tangentenpunkt in Cygnus X nahe Null liegen, liefern sie keine zuverlässigen Entfernungen. Aus diesem Grund wurde lange Zeit angenommen, dass die Cygnus-X-Region eine Ansammlung von Wolken in unterschiedlichen Abständen entlang der verschiedenen Spiralarme sei53. Auf der Grundlage von CO-Daten und Argumenten der UV-Beleuchtung, Ref. 17 schlugen vor, dass die meisten der in CO beobachteten Geschwindigkeitskomponenten trotz der sehr großen Geschwindigkeitsunterschiede (etwa −5 bis 18 km s−1) miteinander verbunden und Teil eines einzigen Komplexes waren. Die wichtigsten Molekülwolkenregionen sind DR21 (ca. −3 km s−1) und W75N (ca. 9 km s−1). Zu diesem Zeitpunkt war nicht klar, wie solch große Relativgeschwindigkeiten räumlich und innerhalb eines einzelnen Ereignisses der Sternentstehung koexistieren könnten. Das Szenario eines einzelnen Komplexes für Cygnus Unsere Studie zeigt nun, dass sich die W75N- und die HV-Atom-/Molekülwolken vor DR21 befinden ([CII]-Emission und HI-Absorption) und miteinander interagieren.

Die kalibrierten und polynominal basislinienkorrigierten [CII]-Datenwürfel mit einer Geschwindigkeitsauflösung von 0,2 km s−1 werden vom IRSA/IPAC-Archiv bereitgestellt und sind unter https://irsa.ipac.caltech.edu/applications/sofia zu finden das Projekt Nr. 07_0077 (FEEDBACK, PIs sind AGGM Tielens und N. Schneider). Der PCA-reduzierte Datensatz wird zusammen mit anderen Datensätzen aus dem FEEDBACK-Programm auch als Level-4-Datenprodukte im IRSA/IPAC-Archiv verfügbar gemacht.

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Diese Studie basierte auf Beobachtungen, die mit der NASA/DLR SOFIA gemacht wurden. SOFIA wird gemeinsam von der Universities Space Research Association Inc. (USRA) unter dem NASA-Vertrag NNA17BF53C und dem Deutschen SOFIA Institut (DSI) unter der DLR-Vertragsnr. betrieben. 50 OK 0901 an die Universität Stuttgart. upGREAT ist eine Entwicklung des MPIfR und der Universität zu Köln, in Zusammenarbeit mit dem DLR Institut für Optische Sensorsysteme. Die finanzielle Unterstützung für FEEDBACK an der University of Maryland erfolgte durch die NASA durch die Auszeichnung Nr. SOF070077, ausgestellt von der USRA. Das FEEDBACK-Projekt wird vom BMWI über das DLR gefördert, Projekt-Nr. 50 OR 1916 und 50 OR 2217. NS, SB, RS und LB geben die Unterstützung durch das Projekt GENESIS durch den Förderer-Zuschuss Nr. bekannt. ANR-16-CE92-0035-01/DFG1591/2-1. Diese Arbeit wurde gefördert durch das deutsche DFG/SFB-Projekt Nr. SFB 956. Die in diesem Artikel vorgestellte Forschung basiert auf Daten des Canadian Galactic Plane Survey, einem kanadischen Projekt mit internationalen Partnern, das vom Natural Sciences and Engineering Research Council unterstützt wird. LB wurde durch ein Postdoktorandenstipendium der USRA unterstützt, finanziert durch den NASA SOFIA-Vertrag Nr. NNA17BF53C.

Open access funding provided by Universität zu Köln.

Institut für Physik, Universität zu Köln, Köln, Deutschland

Nicola Schneider, Slawa Kabanovic, Robert Simon, Volker Ossenkopf-Okada, Christof Buchbender, Jürgen Stutzki & Marc Mertens

SOFIA Science Center, NASA Ames Research Center, Moffet Field, CA, USA

Lars Bonne

Labor für Astrophysik in Bordeaux, Universität Bordeaux, Pessac, Frankreich

Sylvain Bontemps & Timea Csengeri

Max-Planck-Institut für Radioastronomie, Bonn, Deutschland

Oliver Ricken

Abteilung für Astronomie, University of Maryland, College Park, MD, USA

Alexander GGM Tielens

Observatorium Leiden, Universität Leiden, Leiden, Niederlande

Alexander GGM Tielens

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NS und AGGMT sind die Hauptforscher (PIs) des FEEDBACK-Projekts und haben den SOFIA-Vorschlag vorbereitet. JS ist der PI des GROSSEN Instruments. MM und OR sind großartige Instrumentenwissenschaftler. RS, CB und NS (sowie andere Mitglieder des GREAT-Teams) führten die Beobachtungen durch und reduzierten die [CII]-Daten. CB hat die (Selbst-)PCA-Methode entwickelt. NS, LB und SB leiteten die Dateninterpretation und -aufbereitung. VO-O., SK, AGGMT und TC beteiligten sich an den Diskussionen. SK führte die FUV-Feldberechnungen und die HISA-Studie durch und lieferte Diagramme für die Fehlerberechnung. NS und VO-O. wendete die Daten auf die PDR-Toolbox an und interpretierte die Ergebnisse.

Korrespondenz mit Nicola Schneider oder Lars Bonne.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Nature Astronomy dankt den anonymen Gutachtern für ihren Beitrag zum Peer-Review dieser Arbeit.

Anmerkung des Herausgebers Springer Nature bleibt hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten neutral.

Das Rauschen wird für alle Kartenpixel in CII (blau) und CO (orange) in 0,01-K-Bins eingeteilt. Die Spitzen der Gauß-Verteilungen liegen bei 0,34 K bzw. 0,64 K.

Die Klasseneinteilung für die Wahrscheinlichkeitsverteilungsfunktion beträgt 0,02 K km/s für das RMS-Rauschen bzw. 0,04 K km/s für die CII-Intensität. Die W75N-Pixel werden in Dunkelgrau, der HV-Bereich in Hellgrau und der RMS-Bereich in Blau angezeigt.

a, Das großräumige FUV-Feld auf einer logarithmischen Skala in Habing-Einheiten Go, ermittelt aus einer Zählung der O- und B-Sterne des Cyg-OB2-Clusters, die im Panel angegeben sind. Das graue Feld umreißt den in Panel b gezeigten Bereich. Die beobachtete CII-Emission ist mit schwarzen Konturen überlagert, die 50.000 km/s bis 210.000 km/s mal 40.000 km/s entsprechen. b: Das FUV-Feld in der DR21- und W75N-Region im linearen Maßstab, wobei die CII-Konturen mit denen in Bild a identisch sind.

a, Das HI-Absorptionsspektrum ist schwarz dargestellt, die 100 farbigen Spektren repräsentieren die HI-Emission innerhalb eines Quadrats von \(2{0}^{{\prime} }\times 2{0}^{{\prime} }\ ) um DR21 in einem Gitter von \({1}^{{\prime} }\). b: Die schwarze Kurve ist wiederum das Absorptions-HI-Spektrum in Richtung DR21, die blaue Kurve ist das HI-Emissionsspektrum (aus) und die orange Kurve zeigt die Gaußsche Anpassung an das blaue Off-Spektrum.

Die starke Kontinuumsquelle DR21 fällt als roter Fleck mit hohen Temperaturen von 175 K auf. Insgesamt liegt die HISA-Temperatur zwischen 90 und 120 K mit einem Durchschnitt von 100 K. Die überlagerten CII-Konturen reichen von Schwarz nach Weiß, wobei sechs Konturstufen entsprechen auf 50.000 km/s bis 210.000 km/s mal 40.000 km/s. Der blau ausgefüllte Kreis zeigt die Position der Aus-Position an.

Die durchgezogene blaue Kurve zeigt die Ergebnisse für die Off-Position und die durchgezogene orange Kurve für die Gaußsche Anpassung an die Off-Position. Die blauen und orangen gestrichelten Linien zeigen die Säulendichte bei 100 K für die Off-Position bzw. die Gaußsche Anpassung an.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Schneider, N., Bonne, L., Bontemps, S. et al. Ionisierter Kohlenstoff als Indikator für die Entstehung interstellarer Wolken. Nat Astron 7, 546–556 (2023). https://doi.org/10.1038/s41550-023-01901-5

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Eingegangen: 13. September 2022

Angenommen: 20. Januar 2023

Veröffentlicht: 16. Februar 2023

Ausgabedatum: Mai 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41550-023-01901-5

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