El carbono ionizado como marcador del ensamblaje de nubes interestelares

Nature Astronomy volumen 7, páginas 546–556 (2023)Cite este artículo

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Las nubes de hidrógeno molecular son un componente clave del medio interestelar porque son el lugar de nacimiento de las estrellas. Están incrustados en gas atómico que impregna el espacio interestelar. Sin embargo, los detalles de cómo las nubes moleculares se ensamblan a partir del gas atómico e interactúan con él aún se desconocen en gran medida. Como resultado de nuevas observaciones de la línea de 158 μm de carbono ionizado [CII] en la región de Cygnus dentro del programa FEEDBACK en SOFIA (Observatorio Estratosférico de Astronomía Infrarroja), presentamos evidencia convincente de que [CII] revela interacciones dinámicas entre conjuntos de nubes. Este proceso no es ni una colisión frontal de nubes totalmente moleculares ni una fusión suave de nubes únicamente atómicas. Además, demostramos que las densas nubes moleculares asociadas con las regiones de formación estelar DR21 y W75N y una nube a mayor velocidad están incrustadas en gas atómico, y todos los componentes interactúan en un amplio rango de velocidades (aproximadamente 20 km s-1). El gas atómico tiene una densidad de alrededor de 100 cm-3 y una temperatura de aproximadamente 100 K. Concluimos que la línea [CII] de 158 μm es un excelente trazador para presenciar los procesos involucrados en las interacciones de las nubes y anticipar futuras detecciones de este fenómeno en otras regiones.

Las nubes moleculares son un componente crucial del medio interestelar (ISM) de las galaxias, ya que son los lugares de nacimiento de estrellas y sistemas planetarios. Sin embargo, los procesos mediante los cuales estas nubes se forman a partir del gran depósito de hidrógeno atómico (HI) de las galaxias aún no se comprenden bien. Algunos modelos se basan en un equilibrio sutil entre la gravedad, la turbulencia y los campos magnéticos, por ejemplo, ref. 1. Un aumento externo de presión o turbulencia debido a la retroalimentación estelar o a las ondas de densidad del brazo espiral desencadena aleatoriamente una acumulación lenta y casi estática de densidad, lo que lleva a la formación de bolsas de gas de hidrógeno molecular (H2). Otros modelos, por ejemplo, ref. 2, proponen que la formación de nubes es más dinámica y está impulsada por movimientos a gran escala en la galaxia, pero aún está estrechamente vinculada a la transición local de un gas cálido (T ≅ 5.000 K), tenue, principalmente atómico, a un gas denso y más frío (T ≲ 100 K). K), gas parcialmente molecular. En este modelo simple de dos fases del ISM, sólo el medio neutro cálido y frío (WNM y CNM, respectivamente) son térmicamente estables. El gas a temperaturas intermedias no está en equilibrio y, dependiendo de su densidad, se enfriará y se volverá más denso y completamente molecular o se calentará para unirse al WNM. Además, los efectos de retroalimentación estelar, como la radiación, los vientos y las explosiones de supernovas, generan turbulencias y complican el panorama. Por lo tanto, es un desafío encontrar los trazadores de observación adecuados tanto para la interacción dinámica entre los flujos de gas como para las transiciones térmicas y químicas entre WNM y CNM.

En las simulaciones, los escenarios dinámicos de formación de nubes se idealizan mediante flujos convergentes de baja velocidad (≲10 km s-1), por ejemplo, refs. 3,4,5,6, que convierten el gas HI difuso en gas H2 denso. Un estudio reciente7 demostró que sólo los flujos con densidades de hidrógeno aproximadamente iguales a 100 cm-3 que chocan con velocidades ≃20 km s-1 logran construir estructuras masivas en las que se pueden formar protocúmulos estelares. En modelos con densidad aún mayor, los flujos de gas ya son moleculares antes de chocar y luego se denominan colisiones entre nubes8,9,10. Las observaciones con velocidades ≳20 km−1 se informan en las referencias. 11,12. Sin embargo, estos diferentes escenarios dan como resultado predicciones observacionales contrastantes. Los modelos de flujo HI en colisión6 anticipan muchos componentes de velocidad en las líneas de carbono ionizado ([CII]) y mucho menos en las transiciones rotacionales del monóxido de carbono (CO). La emisión [CII] tiene su origen en el gas atómico y en contribuciones no térmicas de múltiples superficies de grupos moleculares a diferentes velocidades a lo largo de la línea de visión, mientras que el CO solo surge del componente molecular. Las simulaciones de colisión entre nubes8 producen dos componentes principales de velocidad molecular visibles en el CO, con un puente de emisión en el espacio de velocidad entre los dos componentes. La emisión [CII] proviene principalmente de la envoltura de la nube molecular y del gas ISM ambiental circundante que no participa en la colisión9.

¿Cómo se pueden confrontar estas opiniones diferentes con las observaciones? La línea de 21 cm de HI se puede observar en emisión y absorción, pero llena principalmente el espacio interestelar, por lo que la información sobre la velocidad es muy borrosa. Las líneas de CO se utilizan como sustituto del H2 en nubes densas y totalmente moleculares. Sin embargo, debido a que el H2 se autoprotege más eficazmente de la fotodisociación ultravioleta (UV) que el CO, hay un componente gaseoso que es mayoritariamente oscuro en el CO, pero brillante en el H2 (ref. 13). Afortunadamente, la línea de estructura fina [CII] a 158 μm es perfectamente adecuada para determinar las condiciones físicas en gases moleculares atómicos y de CO oscuro14,15,16 y, por lo tanto, es un excelente trazador de observación para los marcos de formación de nubes moleculares.

Aquí presentamos observaciones en las líneas espectrales [CII] 158 μm y CO 1 → 0 de Cygnus X, una región con una red coherente de nubes moleculares17, que se extiende sobre aproximadamente 100-200 pc. Incluye las regiones masivas de formación de estrellas DR21 y W75N a una distancia de 1,5 ± 0,1 y 1,3 ± 0,1 kpc, respectivamente, determinadas con mediciones de paralaje de máser18 y la rica asociación Cyg OB2 con 169 estrellas OB19. La formación estelar masiva ocurre en partes de las nubes, por ejemplo, la fuente de flujo estelar joven DR21, el sitio de formación de cúmulos DR21 (OH) y el cúmulo de estrellas tempranas de tipo B en W75N (ref. 20). Cygnus X no es excepcional en términos de masa21, pero sí por su contenido estelar. Utilizando observaciones de 12CO 1 → 0, se sugirió22,23 que la nube molecular DR21, que tiene una velocidad sistémica v = −3 km s−1 con respecto al estándar local de reposo, choca con la nube molecular W75N (v = 9 kilómetros s-1). Las observaciones [CII] reportadas aquí indican un escenario diferente con una interacción entre gas atómico y molecular en un amplio rango de velocidades (aproximadamente 20 km s-1).

Como parte del programa heredado FEEDBACK de SOFIA (Observatorio Estratosférico de Astronomía Infrarroja), se observó la región Cygnus X con el receptor de matriz heterodina upGREAT (Métodos)24 en la línea de 158 μm de [CII] con una resolución angular de 14,1″, correspondiente a 0,1 pc a una distancia de 1,4 kpc. Este mapa de aproximadamente 950 minutos de arco (158 pc2) es, junto con el mapa SOFIA de Orión A25, un mapa muy grande y de alta resolución angular [CII] que muestra una región de formación estelar muy masiva que se extiende hasta las afueras del sistema molecular. nubes. Proporciona datos con una resolución espectral inferior a km s-1 para que se pueda rastrear en detalle el ensamblaje dinámico de las nubes moleculares.

Suavizamos el mapa [CII] a una resolución angular de 30″ y lo volvimos a calibrar a 10″. Los datos se volvieron a muestrear a una resolución de velocidad de 0,5 km s-1 y tienen una temperatura de ruido media de 0,3 K por canal (Métodos y datos ampliados, Fig. 1). También utilizamos datos de 12CO 1 → 0 del estudio Nobeyama Cygnus26, suavizados a una resolución de 30″ en una cuadrícula de 10″ y un ruido medio por canal de 0,5 km s-1 de ancho de 0,6 K, y datos HI del estudio Canadian Galactic Plane27. Los datos HI tienen una resolución angular de 1′ y un ruido cuadrático medio (rms) de 3 K en un canal s-1 de 0,82 km.

La Figura 1 muestra la distribución de emisiones integrada de la línea 12CO 1 → 0 y [CII] en los tres rangos de velocidad principales en Cygnus X17. Estos son el rango DR21 (−10–4 km s−1), el rango W75N (4–12 km s−1) y las emisiones entre 12 y 20 km s−1 que llamamos componente de alta velocidad (HV). La emisión de CO y [CII] se concentra principalmente en regiones de fotodisociación (PDR) brillantes, entre las cuales la cresta DR21 y la nube W75N son sitios de formación estelar bien conocidos28,29. Las características de emisión brillante [CII] se discutirán en otra parte, aquí nos centramos en la emisión de bajo brillo superficial [CII] en la que están incrustadas las nubes moleculares, en particular en áreas que parecen desprovistas de emisiones de CO en los rangos de velocidad W75N y HV. La Figura 1e,f muestra claramente que en aquellas regiones donde la emisión de CO es inferior a su nivel de ruido 3σ de 3,6 K km s-1, las intensidades [CII] son típicamente ≳5 K km s-1 (3σ = 1,8 K km s-1 ) (consulte Métodos y datos ampliados en la figura 2 para obtener más detalles). Por lo tanto, consideramos que estas áreas brillantes [CII] son oscuras por CO, pero reconocemos que puede haber una débil emisión de CO por debajo del límite de detección. También se observa una emisión sustancial [CII] en ubicaciones de gas oscuro CO en canales de velocidad individuales, retratados en un video que recorre todas las velocidades. En la Fig. 2 se muestra una instantánea de un canal a +16,4 km s-1. La distribución [CII] bastante homogénea argumenta en contra de un origen de flujos de fotoevaporación desde las superficies de las nubes moleculares que serían más estructurados e intensos hacia las nubes.

a–c,12CO 1 → 0 mapas obtenidos con el telescopio Nobeyama26 en los tres rangos de velocidad principales de la región Cygnus X: −10–4 (a), 4–12 (b) y 12–20 km s−1 (c ). Se indican los sitios de formación de estrellas masivas incrustados DR21, DR21(OH) y W75N. d – f, El polígono amarillo delimita el área mapeada en [CII]: −10–4 (d), 4–12 (e) y 12–20 km s−1 (f). Las cuñas de color dan las intensidades de CO y [CII] en valores de raíz cuadrada. La resolución de los mapas (30″) se indica en a y d. RA, acensión derecha; Dic, Declinación.

La imagen muestra un único canal de velocidad (16,4 km s-1) de emisión [CII] en rojo (0 a 16 K km s-1) y emisión de CO en azul (0 a 25 K km s-1), respectivamente, trazadas. como valores de raíz cuadrada. Las áreas que son oscuras en CO (ninguna o poca emisión) son brillantes en [CII] y revelan la gran extensión espacial de la emisión [CII]. El vídeo completo con todos los canales de velocidad se puede encontrar en https://astro.uni-koeln.de/stutzki/research/feedback/animations.

A partir de los diagramas de dispersión (Fig. 3a, b) de [CII] y emisión de CO, calculamos una intensidad media [CII] de aproximadamente 5 K km s-1 en el régimen de CO oscuro y [CII] brillante y derivamos el promedio [ CII] y espectros de CO (Fig. 3c, d) de estos píxeles (que obviamente no son los mismos para cada rango de velocidad). En total, el 29 % (6 %) del área en el rango HV (W75N) es CO oscuro y [CII] brillante, en comparación con el 63 % (88 %) para [CII] y CO brillante. Estos valores, sin embargo, dependen en gran medida del área total cartografiada y están sujetos a un efecto de selección porque el mapeo de Cygnus [CII] se centró en las regiones brillantes del PDR y menos en las afueras de las nubes. Los espectros [CII] muestran un puente de velocidad de emisión entre las nubes, es decir, DR21 a −3 km s−1, W75N a 9 km s−1 y la nube HV a +15 km s−1. El CO también está presente, pero claramente más débilmente, especialmente en el rango HV. La conexión cinemática en [CII] se vuelve particularmente evidente en los gráficos tridimensionales (3D) de posición-velocidad que se muestran para [CII] y CO en la Fig. 4. La emisión más fuerte en ambos trazadores se concentra en el componente −3 km s−1 desde la cresta DR21, incluido el flujo de salida DR21, y en el componente s-1 de 9 km desde la nube W75N. Estas nubes brillantes y regiones PDR (amarillas en la imagen [CII]) están incrustadas en un medio omnipresente que emite [CII] (en azul oscuro), que no es visible o es poco visible en CO.

a,b, Las correlaciones píxel por píxel en los rangos de velocidad W75N (a) y HV (b). Los niveles de ruido 3σ para la emisión [CII] (1,8 K km s-1) y la emisión de CO (3,6 K km s-1) se indican mediante líneas discontinuas rojas y azules, respectivamente. El área superior izquierda con píxeles rojos indica el espacio de intensidad que está por debajo del nivel de ruido de CO pero brillante en [CII], con un valor promedio de 4,6 K km s−1 (desviación estándar 1,5 K km s−1) y 5,1 K km s−1 (desviación estándar 2,2 K km s−1) para los rangos de velocidad W75N y HV, respectivamente. c, d, El espectro promedio de todos los píxeles en el mapa identificados como CO-oscuro y [CII]-brillante en el diagrama de dispersión en los rangos de velocidad W75N (c) y HV (d), indicados por líneas verticales grises. El ruido rms de los espectros para ambos rangos de velocidad es 0,075 K para [CII] y 0,15 K para CO, respectivamente. Las emisiones integradas de la línea [CII] y CO son de 4,7 y 2,2 K km s-1 para la gama W75N y de 5,4 y 1,3 K km s-1 para la gama HV, respectivamente.

Los ejes xey están desplazados en minutos de arco desde la posición central del mapa; el eje z es la velocidad en km s−1. La emisión comienza en el nivel 5σ para ambos trazadores. La brillante nube de formación de estrellas DR21 y otras densas nubes moleculares están incrustadas en una estructura de nubes a gran escala que sólo es visible en [CII] (azul oscuro). Una versión interactiva de estos gráficos se encuentra en https://astro.uni-koeln.de/stutzki/research/feedback/animations.

Resumiendo, concluimos que en lugar de una colisión frontal entre una nube molecular de −3 y +9 km s−122,23, aquí somos testigos de una interacción de varios flujos en parte atómicos (vistos en [CII]) y en parte moleculares ( visto en CO). La siguiente sección cuantifica este escenario calculando las propiedades físicas del gas que interactúa.

Estimamos la densidad y la temperatura del gas detectado con [CII] a velocidades v > 4 km s-1 utilizando predicciones30 de la caja de herramientas PDR (Métodos) para una intensidad integrada de línea [CII] de 5 K km s-1. A partir de un censo de las 169 estrellas OB de Cyg OB2, derivamos un campo de Habing de aproximadamente 10 Go (Datos ampliados, figura 3), donde Go es el campo de radiación interestelar medio. El modelo PDR (Fig. 5a) indica densidades de hidrógeno de aproximadamente 100 cm-3, lo cual es típico del gas difuso en la transición de atómico a molecular. Excluimos aquí la solución de alta densidad (>104 cm−3) porque, entonces, se deberían haber detectado emisiones significativas de CO, lo cual no es el caso. Observamos que todos los números tienen incertidumbre debido principalmente al valor adoptado del campo ultravioleta lejano (FUV). Con las densidades derivadas, obtenemos una temperatura superficial (Fig. 5b) de 115 K para la capa de gas PDR. Este es un límite superior para la temperatura cinética Tkin del gas, ya que la temperatura cae al entrar en capas de PDR más profundas. Para limitar Tkin, realizamos un estudio de autoabsorción HI (HISA) hacia DR21 (Métodos y datos ampliados, figuras 4 y 5) y obtuvimos una temperatura del gas de aproximadamente 100 K. Usamos este valor para calcular C+ y la columna de hidrógeno. densidades, N(CII) y N(H), respectivamente (Métodos y datos ampliados, Fig. 6), y dan todos los valores de entrada y resultados en la Tabla 1. N(H) consta de una parte atómica y molecular, y las fracciones relativas son variables porque la formación de H2 depende del campo de radiación local y de la densidad, y de los movimientos de mezcla turbulentos31 que causan fluctuaciones de densidad a gran y pequeña escala. Estimamos (Métodos) que aproximadamente el 23% del gas en el rango W75N y aproximadamente el 14% en el rango HV es molecular. Esto concuerda cualitativamente con los resultados de las simulaciones de flujo de HI en colisión6, que predicen que alrededor del 20% del hidrógeno está en forma de H2 en densidades de alrededor de 100 cm-3 para las fases iniciales de formación de nubes. Nuestros valores también se ajustan a los resultados de la ref. 16 quienes encuentran que ≲20% de [CII] proviene de la fase molecular. Su configuración de simulación representa una sección del disco de la Vía Láctea en la que las explosiones de supernova inyectan turbulencia, pero se retiene el efecto dinámico de la acumulación de gas en las nubes desde el entorno galáctico de mayor escala. Sin embargo, solo investigan las primeras fases de la formación de nubes con un campo UV de 1,7 Go y temperaturas más bajas de aproximadamente 50 K. Las masas (métodos) contenidas en el gas atómico son 7.800 Msun para el rango W75N y 9.900 Msun para el rango HV. , respectivamente. Se trata de un importante reservorio de masa para la formación de más nubes moleculares, comparable a la nube totalmente molecular DR21 (aproximadamente 15.000 Msun, ref. 29). La escala de tiempo para la formación de nubes está dada por la velocidad relativa de los componentes y su tamaño. Las densidades de columna de W75N y la nube HV se traducen en un tamaño de 12 pc para una densidad de 100 cm-3, lo que lleva a un tiempo de ensamblaje de 1,3 Myr sobre la base de su separación en el espacio de velocidades de aproximadamente 10 km s-1. . En un escenario cuasiestático, la formación de nubes moleculares tomaría mucho más tiempo, alrededor de 10 Myr a una densidad de 100 cm-3, sobre la base de la tasa de formación de H2 molecular de 3 × 10-17 cm3 s-1 (refs. 32,33). Sin embargo, la formación más rápida de nubes con fracciones significativas de H2 puede explicarse a partir de simulaciones de flujos en colisión que crean temporalmente bolsas de gas con mayor densidad34.

Los paneles muestran el espacio de parámetros de la densidad de hidrógeno n y el campo FUV calculado a partir de la caja de herramientas PDR. a, El isocontorno azul oscuro de la intensidad integrada [CII] observada de 5 K km s-1 y el ruido rms de 0,6 K km s-1 en azul claro discontinuo. El campo FUV estimado de 10 G∘ se indica con una línea roja. Las líneas rojas punteadas indican aproximadamente un campo FUV del doble y la mitad del valor. b, Los isocontornos de la temperatura de la superficie del modelo PDR. Para una densidad promedio de aproximadamente 100 cm−3 (línea azul) y un campo FUV de aproximadamente 10 G∘ (línea roja), obtenemos una temperatura de 115 K. Las líneas discontinuas para densidad y temperatura indican cómo cambian estos valores si la El campo FUV es mayor o menor.

Los niveles observados de intensidad [CII] en los rangos de velocidad W75N y HV (excluyendo fuentes locales brillantes como el protocúmulo W75N) son consistentes con la baja iluminación FUV de aproximadamente 10 Go que estimamos a partir del censo de estrellas de Cyg OB2 a una distancia de aproximadamente 1,6 kpc (ref. 35). Por lo tanto, el gas HV no puede provenir del Cygnus Rift, una característica de extinción oscura a 600 pc sin fuentes de excitación notables17. Recientemente, ref. 36 utilizó la publicación de datos de GAIA2 en combinación con la extinción para construir mapas 3D del polvo en el brazo local y las regiones circundantes y confirmó que no hay formación estelar activa en el Rift.

Las mediciones de paralaje máser18 indican que W75N (1,3 ± 0,1 kpc) está ligera pero claramente delante de DR21 (1,5 ± 0,1 kpc), lo que demuestra que las partes más densas de estas dos nubes moleculares no podrían haber chocado de frente. Las características de absorción observadas en 12CO, HCO+, CH+, SH+ hacia DR21 (refs. 22,28,37) respaldan esta vista 3D (consulte Métodos para obtener detalles sobre el complejo Cygnus X). Además, nuestro estudio HISA hacia DR21 identifica una amplia absorción en el rango de velocidad de −5 a 20 km s−1 (Métodos). En consecuencia, las nubes atómicas a velocidades desplazadas al rojo con v > 4 km s−1 (W75N, HV) deben ubicarse frente a DR21 y la dinámica que trazamos en [CII] indica que las tres están claramente en trayectorias de colisión. . Nuestro escenario de interacción nube molecular + envolturas HI, visible a través de [CII], indica que los componentes DR21, W75N y HV no están demasiado separados, pero deberían ubicarse dentro de un volumen similar con un radio presumiblemente de 20 a 50 pc. Estimaciones de distancia más precisas ayudarían a probar nuestra visión.

La composición del gas que se observa en la emisión de C+ de bajo brillo superficial es aproximadamente un 20% molecular y un 80% atómico. Estos valores se pueden comparar con los resultados de la encuesta GOTC+14. Observaron líneas de visión galácticas con muchos PDR brillantes a lo largo de la línea de visión y dedujeron que aproximadamente el 47% de las emisiones [CII] surgen de PDR, aproximadamente el 28% del gas oscuro CO, aproximadamente el 21% del gas atómico frío y aproximadamente el 4%. a partir de gas ionizado. Nuestras observaciones revelan una gran reserva de gas oscuro CO de varios miles de masas solares, comparable en masa a las regiones activas de formación estelar DR21 y W75N, que no había sido reconocida anteriormente. Mostramos que las nubes moleculares DR21, W75N y HV se cruzan entre sí, interactuando principalmente a través de sus capas de gas atómico envolventes de baja densidad. La colisión de flujos de HI a pequeña escala forma un gas molecular denso en la capa comprimida de choques oblicuos como los propuestos en las referencias. 38,39 pero el HI residual todavía está allí y forma un depósito del cual se acumula más masa. Esperamos que muchas de estas capas comprimidas muestren una estructura similar a una hoja aplanada, como se observa cada vez más en las observaciones40,41, y trabajamos en un estudio para probar este escenario. Observamos que depende en gran medida de la densidad si el gas que interactúa también se ve en CO (a la misma velocidad que el [CII]). Para el rango W75N, efectivamente observamos un puente de emisión de CO y [CII] a las mismas velocidades, probablemente porque la fracción molecular es mayor. Otros estudios10, utilizando únicamente CO, ya demostraron esta interacción molecular, también en los HV11. Hasta cierto punto, también es posible que la razón por la que detectamos velocidades [CII] más altas sea que parte del CO ya esté impactado debido a la compresión y, por lo tanto, a velocidades más bajas. Sin embargo, el gas HV previo al choque tiene bajas densidades y solo es visible en [CII].

Nuestro escenario conduce a un ensamblaje continuo de más material molecular en escalas de tiempo muy cortas durante aproximadamente 1 millón de años. No es probable, pero no se puede excluir por completo, que las nubes moleculares se formaran en las zonas de colisión de capas HI en expansión que interactúan42 porque no hay firmas de observación claras para tales capas HI y las velocidades relativas que observamos en Cygnus son demasiado grandes para ser solo impulsado por una burbuja en expansión.

Observamos que el campo magnético, y en particular su orientación, también puede desempeñar un papel importante en este tipo de formación de nubes.5,43 dedujo que es necesaria una alineación general del eje de colisión y la dirección media del campo magnético para la formación directa de nubes. Recientemente, ref. 44 demostró que bajo un ángulo de inclinación de 45°, es posible acumular suficiente masa que permita la formación de cúmulos masivos con estrellas de tipo O. Alternativamente, la interacción observada entre los complejos HI/CO no ha formado directamente las semillas de las nubes de CO. En cambio, proponemos que el cruce de las nubes HI/CO que observamos ha desencadenado una aceleración de la concentración de estas semillas en las nubes densas y masivas de formación de estrellas a través del escenario propuesto para Musca por la ref. 39. Para la nube inactiva de Musca, ref. 39 descubrieron que el gas molecular se formaba preferentemente en el punto de convergencia del campo magnético, doblado detrás del frente de choque. Por lo tanto, para Cygnus X, las mediciones del campo magnético serían cruciales para abordar este importante punto.

Las implicaciones de un escenario tan generalizado para explicar las interacciones de las nubes y, en consecuencia, la formación de estrellas, tanto en Musca como en Cygnus, son importantes porque sugieren un cierto grado de universalidad de la formación de nubes como resultado de las interacciones entre nubes HI al menos parcialmente difusas. Esto está en línea con el escenario de la interacción de burbujas de retroalimentación y gravedad que conducen a la formación de estructuras densas en el ISM41 de múltiples fases. Las principales diferencias entre Musca y Cygnus X son las mayores densidades iniciales en Cygnus X y la velocidad de colisión con aproximadamente 20 km s-1 para Cygnus X y menos de 10 km s-1 en Musca. Las corrientes de gas difuso con velocidades relativas inferiores a 10 km s-1 se justifican fácilmente por la presencia de gas HI turbulento en la galaxia, ya que la velocidad del sonido en el WNM es de este orden de magnitud. El origen de corrientes de gas de más de 20 km s-1 es más difícil de explicar. Pueden ser impulsados por la compleja interacción entre la gravedad y los efectos de retroalimentación estelar, y la respuesta termodinámica del ISM multifásico. En simulaciones de toda la galaxia,45 las ondas de densidad espiral conducen a colisiones de flujos de alta velocidad que pueden formar cúmulos OB masivos como los que se ven en Cygnus X. En cualquier caso, nuestro hallazgo tendrá ramificaciones importantes para nuestra comprensión del ensamblaje de nubes moleculares en la galaxia. Vía Láctea y otras galaxias. Otras observaciones de la emisión extendida [CII] en la muestra FEEDBACK revelarán si este tipo de interacción es común a otras regiones de nubes moleculares gigantes. En el futuro, los proyectos de globos GUSTO y ASTRHOS medirán la emisión [CII] en la Vía Láctea y en la Gran y Pequeña Nube de Magallanes. Otro trazador prometedor para detectar flujos de gas en parte atómico y en parte molecular es el carbono atómico ([CI]). Se prevé que también rastreará el componente CO-gas oscuro6 y la línea [CI] 1-0 es observable desde el suelo. El proyecto GEco en el próximo telescopio CCAT-prime/FYST realizará estudios ampliados en esta línea46.

La región de Cygnus X fue observada durante varios vuelos en noviembre de 2019, febrero de 2021, noviembre de 2021 y abril de 2022 para el programa heredado FEEDBACK, utilizando el telescopio de 2,7 m a bordo del SOFIA. El receptor de matriz heterodina de doble frecuencia upGREAT24 se sintonizó en la línea [CII] de 157,7 μm en la matriz de baja frecuencia (LFA) de 2 × 7 píxeles y se observó la línea [OI] de 63 μm (no mostrada) en la de alta frecuencia. matriz de frecuencia de 7 píxeles. El LFA tiene un tamaño de matriz de 72,6 ″ y un espacio entre píxeles de 31,8 ″. El ancho del haz a media potencia a 158 μm es de 14,1”, determinado por la óptica del instrumento y del telescopio y confirmado por observaciones de planetas. Para cada serie de vuelos, se determinaron las eficiencias del haz principal ηmb para cada píxel para el LFA y los canales de matriz de alta frecuencia; el valor promedio para el LFA es 0,65 y utilizamos este valor aquí. Toda la región del mapa se dividió en múltiples 'mosaicos' cuadrados con 435,6 ″ en un lado y cada cuadrado se cubrió cuatro veces. La velocidad de escaneo sobre la marcha (OTF) se seleccionó para lograr el muestreo Nyquist del haz LFA (volcado cada 5,2 pulgadas). El tiempo total para una línea OTF fue de 25,2 s, es decir, junto con la observación OFF, dentro del tiempo de estabilidad de la varianza de Allan medido del sistema. Las dos primeras coberturas se realizaron una vez horizontal y verticalmente con la matriz girada 19° en contra de la dirección de escaneo, de modo que los escaneos de siete píxeles estén igualmente espaciados. Luego, las dos segundas coberturas se desplazaron 36 ″ en ambas direcciones para lograr la mejor cobertura posible para la línea [OI] en el modo de mapeo de matriz LFA. En general, cada mosaico tardó aproximadamente 50 minutos en completarse. El escaneo horizontal y vertical puede causar algunas rayas en los mapas. Para reducir estos efectos, aplicamos un análisis de componentes principales (PCA) a los datos. En resumen, nuestro método basado en PCA utiliza la información de variaciones sistemáticas en la línea de base de un gran conjunto de observaciones desde la posición APAGADO libre de emisiones que se toman regularmente durante cada escaneo. Estas variaciones son causadas por inestabilidades dependientes del tiempo en los backends, el receptor, la óptica del telescopio y la atmósfera. Producimos un espectro 'OFF-OFF' restando las posiciones OFF posteriores entre sí y calibramos los datos de la misma manera que los espectros ON-OFF que contienen la emisión de la fuente astronómica. Luego identificamos 'eigenspectros propios' sistemáticos en los espectros OFF-OFF que representan toda o al menos la mayor parte de la estructura en la línea de base. Utilizando una combinación lineal de los componentes más fuertes, reconstruimos los espectros ON-OFF con los coeficientes de mejor ajuste para cada componente. Escalamos cada componente según los coeficientes que se encontraron y los restamos de los espectros ON-OFF. Este procedimiento elimina las variaciones sistemáticas encontradas en los espectros OFF-OFF pero no realiza cambios en la línea astronómica en términos de intensidad, ancho, posición, etc. en los espectros ON-OFF. Mejoramos aún más la calidad de los datos mediante el uso de un algoritmo sofisticado para determinar un conjunto de espectros que están libres de emisión a partir de los espectros corregidos por PCA para cada vuelo frontal y SOFIA. Con este conjunto de espectros libres de emisiones utilizamos una segunda corrección PCA igual a la descrita anteriormente, pero usando ahora estos espectros libres de emisiones para determinar los 'componentes' de referencia. Con estos componentes, corregimos las variaciones sistemáticas que ocurren en las escalas de tiempo de los volcados de OTF individuales, que son mucho más cortas que el tiempo de integración de 10 s para los espectros OFF. Luego, el mapa PCA final se comparó con uno obtenido eliminando una línea de base polinómica de orden 3, realizando mapas de diferencias, mapas de proporciones, diagramas de dispersión, etc., y no encontramos efectos sistemáticos.

Luego suavizamos espacialmente el mapa [CII] resultante a una resolución angular de 30″ en una cuadrícula de 10″ con muestreo de Nyquist para enfatizar la distribución de emisiones a gran escala y no centrarnos en variaciones de pequeña escala. Algunos efectos de franjas todavía son visibles, pero no producen efectos sistemáticos en el análisis de datos (gráficos de dispersión, por ejemplo). La posición central del mapa está en acensión derecha (2000) = 20 h 38 min 39,3 s, declinación (2000) = 42° 20′ 39,3″ y una posición APAGADO libre de emisiones en acensión derecha (2000) = 20 h 39 min 48,34 s , Se utilizó Declinación (2000) = 42° 57′ 39,11″. Un espectrómetro de transformada rápida de Fourier con un ancho de banda instantáneo de 4 GHz47 con una resolución de velocidad de 0,04 km s-1 (de la resolución de frecuencia seleccionada por el hardware de 0,244 MHz) sirvió como backend. Aquí, utilizamos datos remuestreados a una resolución de 0,5 km s-1. Para más detalles técnicos, ver ref. 48. Todos los espectros se presentan en una escala de temperatura de brillo del haz principal Tmb, es decir, corregidos según la eficiencia del haz principal. Luego se determinó el ruido rms de este conjunto de datos final (y el de la emisión de CO) ajustando una línea base de orden 0 a cada espectro, excluyendo las ventanas con emisión. El ruido es homogéneo en todos los mapas y sigue una distribución aproximadamente gaussiana (Datos ampliados, figura 1) con un pico de 0,34 K para [CII] y 0,64 K para CO, respectivamente. Como segundo método, determinamos el ruido promediando espacialmente los píxeles en canales libres de emisiones y obtuvimos valores de 0,31 K para [C II] y 0,62 para CO, respectivamente. Para las intensidades integradas de líneas, calculamos el nivel de ruido σ para el amplio rango de integración de velocidad de 8 km s−1 mediante \(\sigma =\sqrt{(16)}\times 0.6\times 0.5\) = 1.2 K km s− 1 en el que 0,6 K es el ruido, 0,5 km s-1 es el ancho del canal y 8 km s-1 corresponden a 16 canales. El nivel de 3σ CO es, por tanto, 3,6 K km s−1. El cálculo equivalente para [CII] arroja un nivel 3σ de 1,8 K km s−1. Además, mostramos en la Fig. 2 de datos ampliados una PDF de las intensidades brillantes y oscuras de CO [CII] junto con una PDF del ruido rms para demostrar que las intensidades observadas de W75N y HV están claramente compensadas por el ruido. También observamos que el suavizado es el mismo para todos los datos y no puede cambiar ningún comportamiento estructural.

Un problema potencial podría ser que una parte de la emisión que encontramos en el rango de velocidad W75N podría provenir de una transición hiperfina [13CII] a velocidades de fuente DR21. La transición [13CII] se divide en tres componentes hiperfinos con una fuerza relativa de s2→1 = 0,625, s1→0 = 0,25 y s1→1 = 0,125 causada por el espín desapareado del neutrón adicional. Los tres satélites tienen un desplazamiento de velocidad Δv2→1 = 11,2 km s−1, Δv1→0 = −65,2 km s−1 y Δv1→1 = 63,2 km s−1 con respecto a la línea de estructura fina [CII]49. La componente F2→1 de la emisión [13CII] de los PDR brillantes a velocidades DR21 (−3 km s−1) puede aparecer aproximadamente a 8 km s−1, cerca de la velocidad sistémica de W75N (aproximadamente 9 km s−1 ). Estimamos esta contribución comparando la emisión [CII] en el rango de velocidad DR21 con la emisión en el rango de velocidad W75N para el gas [CII] brillante y CO oscuro y no encontramos correlación entre las dos cantidades en un DR21 [CII] intensidad de línea de aproximadamente 15 K km s-1 (tenga en cuenta que la intensidad promedio [CII] es de 5 K km s-1). Para [CII] ópticamente delgado, esto se traduce en una intensidad de línea esperada [13CII] F2→1 de 0,16 K km s−1. Incluso si los efectos de profundidad óptica pueden aumentar este valor, es tan pequeño en comparación con nuestro límite de ruido que ciertamente no cambia nuestras estimaciones cuantitativas y al mismo tiempo explica que no se detecte ninguna correlación.

Utilizamos las intensidades [CII] observadas utilizando los modelos plano-paralelos proporcionados por la caja de herramientas PDR que se encuentra en https://dustem.astro.umd.edu (ref. 30). En resumen, estos modelos resuelven la ecuación de transferencia radiativa con equilibrio químico y equilibrio térmico para una capa de PDR plana paralela expuesta a un campo de radiación UV, rayos cósmicos y rayos X suaves que inciden en un lado. Se calcula un conjunto dado de abundancias elementales y propiedades de grano en fase gaseosa, y se dan las intensidades integradas de la línea emergente [CII] en función de la densidad n y el campo de radiación Go en unidades de Habing. Se supone que el relleno del haz es unitario, lo que consideramos un buen enfoque para las emisiones W75N y HV porque el [CII] surge de un gas extendido, en su mayoría difuso. Aquí utilizamos el modelo WK2020 que presenta algunas actualizaciones de las fototasas y la dependencia con la profundidad de PDR, la química de 13C y la emisión de líneas, y las tasas de colisión de O. Sin embargo, casi no hay diferencia en la predicción del modelo [CII] en comparación con el modelo de 2006. Los parámetros específicos para el modelo WK2020 se enumeran en la Tabla 1 en la ref. 30. Algunos valores importantes son la tasa de ionización de rayos cósmicos por núcleo de H de 2 × 10−16 s−1 y la tasa de formación de H2 en polvo de 6 × 10−17 s−1.

Aquí nos centramos en modelar solo la emisión [CII], aunque el modelo PDR de plano paralelo también predice un brillo de CO (1 → 0). Sin embargo, este valor es muy sensible a la profundidad total supuesta de la nube. La intensidad [CII] y la temperatura de la superficie trazan las propiedades de la superficie, mientras que la emisión de CO solo surge de las capas más profundas en la nube donde se puede formar CO, es decir, aquellas que no son CO-oscuras. Como los modelos de caja de herramientas suponen una columna de gas de extinción visual Av = 7, lo que indica una gran fracción de gas brillante con CO, mientras que el gas observado tiene una columna de 3,8 × 1021 cm−2, esperamos, y vemos, una sobreexpresión significativa. predicción de la intensidad de CO 1-0 por el modelo.

Considerando la intensidad [CII], derivamos una densidad de n = 100 cm−3 para un campo FUV de 10 Go. Teniendo en cuenta las incertidumbres en el campo FUV, asumimos un campo que es el doble (aproximadamente 20 Go) y la mitad (aproximadamente 5 Go) del valor promedio y luego derivamos un rango de densidad de aproximadamente 40 a 400 cm-3. Las temperaturas superficiales correspondientes son entonces aproximadamente 200 K para n = 40 cm-3 y aproximadamente 90 K para n = 400 cm-3, respectivamente. Sin embargo, de nuestro estudio HISA obtenemos una temperatura de 90-120 K con un promedio de 108 K, lo que apunta hacia una densidad de aproximadamente 100 cm-3 y, por tanto, a un campo FUV de 10 Go. Un campo UV significativamente más bajo empujaría las densidades hacia valores más altos de más de 103 cm-3, pero observamos que el isocontorno [CII] observado es una curva muy plana para densidades altas. En cualquier caso, habríamos detectado emisiones de CO en densidades superiores a 103 cm−3. Un campo UV aún mayor tiene un impacto menor en la densidad, pero aún así movería valores por debajo de aproximadamente 40 cm-3. Para simplificar, usaremos una temperatura común de 100 K y una densidad de 100 cm−3, pero calcularemos los valores para las fracciones de densidad de la columna usando estos límites extremos de densidad y temperatura.

Suponemos que el principal compañero de colisión del C+ es el hidrógeno atómico y que la línea [CII] es ópticamente delgada, por lo que la emisión de la línea debe excitarse subtérmicamente, en vista de las bajas densidades. Luego se calcula la densidad de la columna [CII] N(CII)50 a partir de

con la línea integrada [CII] de emisión ICII en K km s−1, la temperatura cinética Tkin (K) y la tasa de desexcitación Cul (s−1)

con densidad de hidrógeno n (cm−3) y coeficiente de tasa de desexcitación Rul, derivado con

La densidad total de la columna de hidrógeno N(H) = N(HI) + 2N(H2) se estima a partir de N(CII), suponiendo que todo el carbono está en forma de C+ y aplicando la abundancia C/H = 1,6 × 10−4 ( referencia 51). Para los valores nominales de T = 100 K y n = 100 cm−3, obtenemos N(CII) = 0,61 × 1018 cm−2 y N(H) = 3,78 · 1021 cm−2. Esta densidad total de la columna de hidrógeno corresponde muy bien a la estimada a partir de nuestro estudio HISA, suponiendo que la mayor parte del gas visto en [CII] es atómico. Por tanto, consideramos una densidad de aproximadamente 100 cm-3 como el valor más probable para el gas atómico. Sin embargo, con una densidad menor de n = 40 cm−3 y T = 200 K, calculamos N(CII) = 0,85 × 1018 cm−2 y N(H) = 5,31 × 1021 cm−2. Con n = 400 cm−3 y T = 90 K, derivamos N(CII) = 0,20 × 1018 cm−2 y N(H) = 1,22 × 1021 cm−2.

Luego se estima la masa del gas atómico mediante

con el área A en cm2, la masa de hidrógeno mH en kg y la abundancia de C/H 1,6 × 10−4 (ref. 51).

El gas difuso en HV (>4 km s-1) es en parte molecular y en parte atómico. Aquí damos una estimación aproximada de la fracción molecular, que se define50 por

La densidad de la columna de hidrógeno molecular N(H2) se deriva utilizando las intensidades de línea promedio de CO (ICO) de los espectros en el rango de velocidad W75N (2,2 K km s-1) y el rango HV (1,3 K km s-1). Ambos valores tienen un error de 1,2 K km s−1. Con un factor de conversión de CO a H2 XCO = N(H2)/ICO de 2 × 1020 cm−2 (K km s−1)−1, comúnmente utilizado en la literatura, obtenemos densidades de columna de H2 de 0,44 × 1021 y 0,26 × 1021 cm−2 para el rango de velocidad W75N y HV, respectivamente. La densidad total de la columna de hidrógeno N(H) se deriva de las densidades de la columna [CII], que figuran en la Tabla 1, con un valor de 3,78 × 1021 cm-2 en cada rango de velocidad. Con estos valores, se calcula que la fracción molecular es f(H2) = 0,23 para el rango de velocidad W75N y f(H2) = 0,14 para el rango HV, respectivamente, con un valor promedio de f(H2) = 0,19. La proporción de gas molecular es, por tanto, casi el doble en el rango de velocidad W75N que en el rango HV. Observamos que las densidades de la columna de H2 y las fracciones moleculares son límites inferiores ya que utilizamos el valor canónico del factor XCO que es principalmente válido para nubes moleculares evolucionadas. En caso de que el gas atómico tenga una densidad mayor o menor debido a un campo FUV incidente diferente, las fracciones moleculares cambian en consecuencia. Estimamos que para n = 40 cm−3, f(H2) = 0,17 para el rango de velocidad W75N y f(H2) = 0,10 para el rango HV, respectivamente. En el caso de alta densidad con n = 400 cm−3, f(H2) = 0,72 para el rango de velocidad W75N y f(H2) = 0,43 para el rango HV, respectivamente. Estos valores son más extremos y menos probables que las fracciones que obtuvimos con los valores nominales, pero observamos que todos los valores observacionales y de modelo tienen sus incertidumbres.

El campo FUV en Cygnus X se derivó de un censo de las estrellas de Cyg OB2, utilizando la compilación de la ref. 19. Enumeraron 169 estrellas OB, incluidas 52 de tipo O y tres estrellas Wolf-Rayet. Para determinar la luminosidad ultravioleta del cúmulo, asumimos que el resplandor espectral de cada estrella se puede representar mediante un cuerpo negro:

con la longitud de onda λ, la velocidad de la luz c, la constante de Boltzmann kB, la constante de Planck h y la temperatura de cada estrella T. Para extraer la porción UV de la luminosidad L, integramos la función de Planck en el rango UV entre 910 y 2.066 Å, lo que corresponde a un rango de energía de fotones de 6 a 13,6 eV. La relación entre la radiación espectral integrada en el rango UV y todo el espectro del cuerpo negro nos da la luminosidad UV:

con la constante de Stefan-Boltzmann σ. La superposición del flujo ultravioleta estelar de todas las estrellas consideradas da el campo ultravioleta en cada punto (RA, declinación) de la cuadrícula:

donde Ri es la distancia radial a cada estrella. Asumimos la estimación de distancia más reciente, basada en GAIA, de 1,6 kpc (ref. 35) para cada estrella del cúmulo hasta el observador, aunque puede haber diferencias en la distancia en la línea de visión entre las estrellas individuales. La extinción del campo UV por el gas del ISM no se tiene en cuenta, por lo que el campo UV determinado es un límite superior. El campo FUV resultante se muestra en la Fig. 3 de datos extendidos, donde resulta obvio que el campo FUV varía entre aproximadamente 5 y 20 Go a lo largo del mapa [CII]. Usamos un valor de 10 Go para nuestro modelado PDR. Observamos que una distancia más cercana de Cyg OB2 de aproximadamente 1,45 kpc (ref. 52) aumentaría el campo UV a valores entre aproximadamente 10 y 30 Go con poca influencia en el modelado PDR.

El estudio de la autoabsorción de hidrógeno atómico hacia una fuente continua fuerte es una forma de determinar la densidad de la columna atómica frente a la fuente. Seguimos el enfoque de la ref. 40 para derivar la cantidad de HI que absorbe frío frente al DR21, que emite fuertemente en el continuo de 1,4 GHz. Tanto los datos de la línea HI de 21 cm como el continuo provienen del estudio del Plano Galáctico Canadiense27 y tienen una resolución angular de 1\({}^{{\prime} }\). En primer lugar, el método requiere estimar la emisión de HI encontrando una posición mayoritariamente libre de absorción (apagada) como referencia. Para eso, se trazaron 100 espectros de emisión HI alrededor de DR21 dentro de un cuadrado \(2{0}^{{\prime} }\times 2{0}^{{\prime} }\) (Datos ampliados, Fig. 4a) y en comparación con el espectro HI promedio hacia DR21, que muestra absorción en un amplio rango de velocidades. Lo que más nos interesa es el rango v = 4 a 20 km s−1. Todos los espectros apagados muestran un perfil de línea similar con una forma plana que alcanza un máximo a una temperatura de aproximadamente 100 K en la caída de absorción del espectro encendido. Sin embargo, las pequeñas caídas de absorción en los espectros apagados indican que la nube de hidrógeno absorbente también está extendida. Como mejor candidato, elegimos un espectro que muestra las características de menor absorción. La ubicación de este espectro fuera del espectro se representa en la Fig. 5 de datos extendidos, indicada por un círculo azul de radio 1′, que tiene una posición central: acensión recta (J2000) = 20 h 39 min 34,07 s, declinación (J2000) = 42° 29 ′ 38,00″. El espectro apagado se muestra en azul en la figura 4b de datos extendidos, junto con un ajuste gaussiano optimizado para adaptarse a las alas del espectro apagado. Podría representar la emisión HI si todavía se absorbe alguna emisión en nuestra posición de apagado. Calculamos la profundidad óptica resuelta por velocidad para ambas opciones, la fuera del espectro y la ajustada. Esto nos ayuda a evaluar las incertidumbres en la derivación de la densidad de la columna. La profundidad óptica en función de la velocidad v viene dada por

con la temperatura del continuo Tcont (437 K como promedio) para una temperatura HISA THISA. La densidad del número de columnas correspondiente de la capa HI absorbente, NHISA, se puede determinar mediante integración sobre τHISA(v):

Integramos en el rango de velocidades de 4 a 20 km s−1. La densidad del número de columnas HISA dependiente de la temperatura se muestra en la Fig. 6 de datos ampliados tanto para la posición de apagado como para el ajuste gaussiano. Resulta obvio que las diferencias son pequeñas. Para limitar aún más el posible rango de densidad de la columna HISA, determinamos la temperatura máxima de HISA mediante la temperatura en el mínimo de inmersión de absorción en cada espectro del mapa HI:

El mapa de temperatura resultante se muestra en la Fig. 5 de datos ampliados y confirma lo que ya concluimos en la Fig. 4 de datos ampliados, es decir, que la temperatura HISA no puede ser superior a aproximadamente 100 K, lo que da como resultado una densidad de columna HISA NHISA de 3,5. × 1021 cm-2. Para una densidad de 100 cm-3, esto se traduce en una capa HI de 11 pc que se compara bien con otras estructuras moleculares dominantes en Cygnus X, como, por ejemplo, la cresta DR21 con un tamaño de aproximadamente 7 pc.

La región de formación estelar Cygnus X ha sido considerada durante mucho tiempo como un área excepcional porque se encuentra alrededor de l = 90o, donde el brazo galáctico local, el brazo de Perseo y la galaxia exterior se encuentran a lo largo de la misma línea de visión, cubriendo distancias entre 1 y 8 kpc. Dado que las velocidades radiales alrededor del punto tangente en Cygnus X son cercanas a cero, no proporcionan distancias confiables. Esta es la razón por la que durante mucho tiempo se propuso que la región de Cygnus X era una acumulación de nubes a varias distancias a lo largo de los diferentes brazos espirales53. Sin embargo, sobre la base de los datos de CO y los argumentos de la iluminación UV, ref. 17 propusieron que la mayoría de los componentes de velocidad observados en el CO estaban asociados y formaban parte de un único complejo a pesar de las grandes diferencias en las velocidades (alrededor de −5 a 18 km s−1). Las principales regiones de nubes moleculares son DR21 (alrededor de −3 km s−1) y W75N (alrededor de 9 km s−1). En aquel momento, no estaba claro cómo velocidades relativas tan grandes podían coexistir espacialmente y dentro de un único evento de formación estelar. El escenario de un único complejo para Cygnus X17 ha sido confirmado mediante mediciones de paralaje de máser18, obteniendo aproximadamente la misma distancia para DR21 y W75N a pesar de su diferencia de velocidad de aproximadamente 12 km s-1. Nuestro estudio ahora muestra que las nubes atómicas/moleculares W75N y HV están ubicadas frente a DR21 (emisión [CII] y absorción HI) e interactúan entre sí.

Los cubos de datos calibrados y polinominales corregidos con la línea de base [CII] con una resolución de velocidad de 0,2 km s-1 son proporcionados por el archivo IRSA/IPAC y se encuentran en https://irsa.ipac.caltech.edu/applications/sofia en el proyecto nro. 07_0077 (FEEDBACK, los PI son AGGM Tielens y N. Schneider). El conjunto de datos reducido de PCA también estará disponible en el archivo IRSA/IPAC junto con otros conjuntos de datos del programa FEEDBACK como productos de datos de nivel 4.

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Este estudio se basó en observaciones realizadas con NASA/DLR SOFIA. SOFIA es operada conjuntamente por Universities Space Research Association Inc. (USRA), bajo el contrato de la NASA NNA17BF53C, y el Deutsches SOFIA Institut (DSI), bajo el contrato DLR no. 50 OK 0901 hasta la Universidad de Stuttgart. upGREAT es un desarrollo del MPIfR y la Universidad de Colonia, en cooperación con el DLR Institut für Optische Sensorsysteme. La NASA proporcionó apoyo financiero para FEEDBACK en la Universidad de Maryland a través del premio no. SOF070077 emitido por USRA. El proyecto FEEDBACK cuenta con el apoyo del BMWI a través del DLR, proyectos núms. 50 OR 1916 y 50 OR 2217. NS, SB, RS y LB divulgan el apoyo a través del proyecto GENESIS de la subvención del financiador no. ANR-16-CE92-0035-01/DFG1591/2-1. Este trabajo fue apoyado por el proyecto alemán DFG/CRC no. SFB 956. La investigación presentada en este artículo ha utilizado datos del Canadian Galactic Plane Survey, un proyecto canadiense con socios internacionales, apoyado por el Consejo de Investigación de Ingeniería y Ciencias Naturales. LB recibió el apoyo de una beca postdoctoral de la USRA, financiada a través del contrato SOFIA de la NASA no. NNA17BF53C.

Financiamiento de acceso abierto proporcionado por la Universidad de Colonia.

Instituto de Física, Universidad de Colonia, Colonia, Alemania

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

Centro de Ciencias SOFIA, Centro de Investigación Ames de la NASA, Moffet Field, CA, EE. UU.

Lars Bonne

Laboratorio de Astrofísica de Burdeos, Universidad de Burdeos, Pessac, Francia

Sylvain Bontemps y Timea Csengeri

Instituto Max Planck de Radioastronomía, Bonn, Alemania

Oliver Ricken

Departamento de Astronomía, Universidad de Maryland, College Park, MD, EE. UU.

Alexander GGM Tielens

Observatorio de Leiden, Universidad de Leiden, Leiden, Países Bajos

Alexander GGM Tielens

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NS y AGGMT son los investigadores principales (PI) del proyecto FEEDBACK y prepararon la propuesta SOFIA. JS es el PI del GRAN instrumento. MM y OR son GRANDES científicos de instrumentos. RS, CB y NS (más otros miembros del GRAN equipo) realizaron las observaciones y redujeron los datos [CII]. CB desarrolló el método (auto)-PCA. NS, LB y SB dirigieron la interpretación y redacción de los datos. En las discusiones contribuyeron VO-O., SK, AGGMT y TC. SK realizó los cálculos de campo FUV y el estudio HISA y proporcionó gráficos para el cálculo del error. NS y VO-O. aplicó los datos a la caja de herramientas PDR e interpretó los resultados.

Correspondencia a Nicola Schneider o Lars Bonne.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Nature Astronomy agradece a los revisores anónimos por su contribución a la revisión por pares de este trabajo.

Nota del editor Springer Nature se mantiene neutral con respecto a reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

El ruido se agrupa en contenedores de 0,01 K para todos los píxeles del mapa en CII (azul) y CO (naranja). Los picos de las distribuciones gaussianas están en 0,34 K y 0,64 K, respectivamente.

El agrupamiento de la función de distribución de probabilidad es 0,02 K km/s para el ruido rms y 0,04 K km/s para la intensidad CII, respectivamente. Los píxeles W75N se indican en gris oscuro, el rango HV en gris claro y el rms en azul.

a, El campo FUV a gran escala en escala logarítmica en unidades Habing Go, determinado a partir de un censo de las estrellas O y B del cúmulo Cyg OB2 que se indican en el panel. El cuadro gris describe el área que se muestra en el panel b. La emisión CII observada está superpuesta con contornos negros, correspondientes a 50 K km/s a 210 K km/s por 40 K km/s. b, El campo FUV en la región DR21 y W75N en una escala lineal con los contornos CII idénticos a los del panel a.

a, El espectro de absorción HI se muestra en negro, los 100 espectros de colores representan la emisión HI dentro de un cuadrado de \(2{0}^{{\prime} }\times 2{0}^{{\prime} }\ ) alrededor de DR21 en una cuadrícula de \({1}^{{\prime} }\). b, La curva negra es nuevamente el espectro HI de absorción hacia DR21, la curva azul es el espectro de emisión HI (apagado) y la curva naranja muestra el ajuste gaussiano al espectro apagado azul.

La fuerte fuente continua DR21 se destaca como un punto rojo con altas temperaturas de 175 K. En general, la temperatura HISA oscila entre 90 y 120 K con un promedio de 100 K. Los contornos CII superpuestos van del negro al blanco con seis niveles de contorno correspondientes. a 50 K km/s a 210 K km/s por 40 K km/s. El círculo relleno de azul indica la ubicación de la posición de apagado.

La curva azul sólida muestra los resultados para la posición de apagado y la curva naranja sólida para el ajuste gaussiano a la posición de apagado. Las líneas discontinuas azul y naranja indican la densidad de la columna a 100 K para la posición apagada y el ajuste gaussiano, respectivamente.

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Schneider, N., Bonne, L., Bontemps, S. et al. Carbono ionizado como trazador del ensamblaje de nubes interestelares. Nat Astron 7, 546–556 (2023). https://doi.org/10.1038/s41550-023-01901-5

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Recibido: 13 de septiembre de 2022

Aceptado: 20 de enero de 2023

Publicado: 16 de febrero de 2023

Fecha de emisión: mayo de 2023

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

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