恒星形成中磁性超临界的早期过渡

　　在2019年8月至11月之间进行了五天
，总体整合时间为7.6 h，对L1544的Hinsa柱密度峰进行了快速的Zeeman观测。使用L波段19束接收器的中央光束获得HINSA光谱31 。中央光束的平均系统温度为24 K ，主梁效率为0.63
，半功率点为2.9'的主梁直径为7.9'
。19梁接收器具有正交线性极化进料，然后是温度稳定的噪声注入系统和低噪声放大器 ，以产生两个极化路径的X和Y信号。然后
，使用每个极化中的65,536个光谱通道的Roach后端同时记录信号的XX，YY ，XY和YX相关性 。光谱带宽为32.75 MHz
，以H 21-CM线的频率为中心，用于500 Hz的通道间距 ，而在这项工作中呈现的V（V）光谱均经过hanning平滑
，从而产生了0.21 km s-1的光谱分辨率
。 　　数据降低，包括两种极化路径的增益和相位校准 ，四个相关光谱的带通校准以及极化校准，以生成Stokes I
，Q，U和V光谱 ，使用C. heiles和T. Robishaw编写的IDL RHSTK软件包进行了
，该速记和T. Robishaw编写了T. Robishaw，该软件被广泛用于arecibo and arecibo and arecibo and arecibo and arecibo和gbt偏光数据。相对于赤道纬度线 ，19束接收器可从-80°旋转至 +80° 。极化校准在旋转角度使用-60°
，-30°，0° ，0°
，30°和60°的旋转角度对连续源3C286进行了漂流扫描，其围绕其转运率
。参考文献中提供了极化校准程序的细节。32 。我们在观测过程中每月进行一次极化校准
。三个时期的3C286的校准极化为8.9％±0.1％ ，8.7％±0.2％和9.0％±0.1％的极化程度和9.4°±0.3°
，33.8°±0.5°和29.4°±0.3°±0.3°的极化角度。考虑到电离层可以在L Band33处产生1°–3°的Faraday旋转，我们的结果与在1,450 MHz时的内在极化度为9.5％ ，3C286的极化角度为3C286（参考 。34）。除了L1544和3C286的极化观测值外，我们观察到了循环极化的OH MASER源IRAS02524+204635
，以验证我们的程序是否产生了一致的BLOS，包括磁场的符号或方向 ，如先前所获得的
。 　　Stokes V Beam的侧面的卷积与stokes i发射的空间梯度可能会在V Spectrum27中产生错误的曲线。为了检查我们的Zeeman检测的可信度
，我们测量了快速的Stokes V光束，并与L1544的Galactic Arecibo l频段饲料阵列（Galfa）stokes I Cube 36卷曲 。卷曲的V频谱显示出类似于I光谱的形状 ，强度小于I光谱的强度
，与观察到的V光谱中的“ S曲线
”模式不同
。同时，在L1544观测的三个时期中 ，将19束接收器旋转至-45°
，0°和45°，并且三个时期的所有时期在V光谱中显示出“ S曲线”模式 ，表明我们的Zeeman结果是真实检测的。 　　尽管在我们的观察结果中同时采用了快速L波段接收器的19光束的数据
，但仅在写作时才委托中央光束的极化 。在这项工作中表示的结果是仅指向图1中的Hinsa柱密度峰的中央光束
。将来将发表18个外部束的Zeeman结果。 　　我们采用具有辐射转移的多个高斯人的最小二乘拟合26将I（v）分解为HINSA，CNM和WNM组件 。I（v）的预期曲线由多个CNM组件组成 ，提供不透明度和亮度温度以及仅提供亮度温度的WNM组件： 　　ICNM（V）是N CNM组件的组件 　　其中，具有其关联的光学深度曲线τm（v）的下标M表示位于云n前面的每个M CNM云
。ITH组件的光学深度是 　　其中τ0代表HINSA仅提供不透明度
，没有亮度温度。对于背景中的WNM 　　因此，i（v）的拟合产生了组件的固有峰值发射（ipeak） ，τ
，v0和高斯分散（σv）的固有峰值的值 。 　　我们考虑右圆极化（RCP）和左圆极化（LCP）的辐射转移
。Zeeman效应指出，随着BLOS的存在 ，RCP的频率从其原始频率ν0转移到ν0+νz
，而LCP的频率则以νz=（z/2）×blos转移到ν0 - νz，其中z是Zeeman拆分因子（2.8Hzμg-g 21-cm for H 21-Cm for H 21-CM）。由于RCP和LCP是辐射的正交成分 ，因此RCP和LCP的辐射转移过程彼此独立 。对于RCP
，等式（1）变为 　　对于ITH组件，τrcp ，i是RCP辐射中的光学深度
，将方程式（3）中的τi代替为Blos，imem的i ，i的i，v0和σv的参数保持不变。同样
，对于LCP 　　与和
。该拟合的拟合，其中包括c术语 ，核算I（V）泄漏到V（V）中
，因此产生了组件Blos的值。在扩展数据表1中，我们列出了从最小二乘拟合I（V）和V（V）获得的组件的参数 。我们的Hinsa Zeeman观测值为C = 0.034％
。 　　L1544是金牛座分子云配合物中的低质量prestell核 ，距离约为140 pc。核心的大小约为0.1 PC（参考文献37）
，大概是由parsec长的细长分子脊形成的，为简单起见 ，我们称之为分子包膜 。我们在图1a中显示了L1544的HINSA和H2柱密度图
，并使用H2柱密度图在表1中快速和Arecibo观察的光束处计算信封和核心的NH2
。HINSA柱密度图是图8的修订。4 。为了得出H2柱密度图，我们使用Spire Instrument38检索了处理的级别2.5 ，以250μm/350μm/500μm拍摄的档案赫尔切尔图像（观察ID 1342204842）
。我们将Herschel图像平滑为36英寸梁以500μm的共同角度分辨率
，并将图像重新制成至相同的像素大小为6英寸。我们进行了最小二乘拟合的拟合250μm/350μm/500μm光谱能量分布，由测得的噪声水平的平方加权加权 ，以得出尘埃温度TD和尘埃深度深度的像素到像素的分布，使用sν
，其中sν是pix n is pix n is pix ens pixs beant is pix pix pix pix pix pix pix pix pix pix pix pixpem bux pixp ext pixp ext b y是pix fixp of pix fixpk y是pix emω（pix） 。TD，粉尘不透明度指数为1.8
。接下来 ，我们获得了H2色谱柱密度
，其中G = 100是气体与盘状质量比，κ230= 0.09 cm2 g-2（参考文献39）是230 GHz时的粉尘不透明度 ，μm= 2.8是平均分子量
，MH是原子氢的MH。为了估计H2柱密度中的不确定性，我们使用了蒙特卡洛技术 。对于每个像素 ，我们通过添加带有正常分布的误差的原始通量密度来考虑测得的通量的不确定性
，而SPIRE40中的校准不确定性的不确定性，则创建了人工250μm/350μm/500μm通量密度。然后 ，我们估计每个像素的不确定性
，1H2柱密度的000配件
。表1中的NH2及其不确定性是从H2柱密度图的卷积和不确定性图的卷积中获得的。 　　请注意，CNM1的等效H2柱密度NH2是从H数据衍生而成的3C132和3C133 ，这是一种与L1544信封的NH2不同的方法，这些方法源自灰尘发射 。因此
，除了表1中列出的统计错误外，从两种方法得出的NH2之间也存在系统的差异
。考虑到通过灰尘发射所追踪的政权可能与Hinsa或OH所追踪的方案不同 ，这与图1A中的灰尘和HINSA的不同空间范围尤为明显
，我们希望系统差异可能与几个因素一样大。由于CNM1和L1544之间的λ值至少在13上是不同的，因此两种方法之间的系统差异不应改变这项工作的定性结论 。 　　在图1A中 ，Hinsa柱密度的峰似乎从L1544的中心转移了0.15 PC
，而Hinsa柱柱密度的70％和90％轮廓不包含L1544
。我们注意到，Prestellar Cores41中其他密集的气体示踪剂也已经看到了这种偏移。核心几何形状可能不像理想化的理论中所设想的那样简单 ，其中密集的核心位于低密度分子包膜的中心附近 。特别是
，L1544核心似乎位于细长的分子（和灰尘）脊的一端，该脊与HINSA所追踪的区域大致相吻合
。这样的偏移可能是由于化学和形成历史的复杂性而导致的 ，但不影响这项工作的主要科学结果
，即Hinsa Zeeman探测了当前分子脊的磁场，这是密集核心的祖细胞。 　　我们采用了最大似然的分析18 ，以研究L1544包膜中磁场的均匀性 。Assuming that the true Blos follows a Gaussian distribution with mean B0 and intrinsic spread σ0, the likelihood lj for a single observation in a set of N measurements (j = 1, ..., N) to measure Bj with Gaussian error σj is proportional to the convolution of the probability for the magnetic field to have a true value of B with the probability of observing a value Bj of the field.因此，LJ是磁场的所有可能真实值不可或缺的积分 　　尽管一组观察结果的总体可能性是观测值的个体可能性的产物
，但可以通过最大程度地提高可能性来估算B0和σ0
。在执行公式（7）和一些代数操作中的集成之后 　　扩展数据图1分别通过沿B0轴和σ0轴进行集成，显示了B0和σ0的AS函数的分布以及B0和σ0的概率分布。B0的概率分布类似于平均值+4.1μg ，标准偏差为1.6μg的正态分布 。σ0的概率分布高度不对称
，因为σ0的值不能为负。σ0分布的第一，第二和第三四分位数为0.6μg ，1.2μg和2.4μg
。因此
，我们怀疑L1544包膜中的Zeeman测量值可以通过B0 = +4.1±1.6μg的磁场来解释。 　　鉴于L1544和CNM1包膜中磁场的均匀性受到最大似然分析的限制，因此相干BLOS表明 ，CNM1和L1544包膜中磁场的倾斜角度可能是相似的
，或者可能是跨多个磁场的特殊磁场结构的特殊磁场结构 。相反，L1544包膜和核心的Blos差异为2.6
。Hinsa和OH Zeeman测量之间的2.6倍差异有两个物理解释。首先 ，OH的测量可能比HINSA测量值采样了更密集的气体
，因为沿OH视线的柱密度是沿HINSA视线的两倍（表1） 。由于分子云中的磁场强度倾向于随数量密度15而增加，因此在较密集的核心中自然会预期更强的场
。或者 ，L1544核心磁场的倾斜角可能与相干场的倾斜角可能有很大不同。由于我们不能排除第二种可能性，因此需要在L1544包膜和核心中具有相似倾斜角的假设来计算λ的相对值 。 　　我们注意到
，灰尘极化观察可能会提供一些线索，因为灰尘极化迹象轨迹磁场的天平成分的位置角度
。L154442的近红外极化观测表明 ，磁场与Arecibo Beam的核心位置的平均位置角为29.0°–36.9°
，并且磁场的平均位置角与GBT梁的四个封装位置的平均位置角度为30.5°–55.8°。因此，核心和信封之间的位置角度差异约为10°–20° 。 　　我们执行蒙特卡洛模拟43来研究L1544包膜和核心BLO之间的2.6倍差异是否可以通过不同的倾斜角度来解释
。模拟在三个维度上随机生成两个单位向量 ，然后测量倾斜角与两个向量的位置角之间的差之间的差。一个矢量的视线长度比另一个矢量大2.6倍的情况的概率约为0.19 。对于这些情况
，倾斜角与两个向量的位置角度之间的平均差之间的平均差分别约为38°和45°。由于模拟位置角之间的概率为0.19，差异约为45° ，大约比观测到的位置角度之间的差异约为10°–20°的两倍到四倍
，因此L1544信封和核心Blos之间的2.6次差异的可能性较小
。 　　参考。20报道，在TMC-1的致密核心中 ，CCS Zeeman检测为117±21μg
，估计的H2色谱柱密度为3×1022 cm-2，比Oh Zeeman测量值高四倍 ，比L1544的OH Zeeman测量值高，并且比我们的Hinsa测量值高的数量级高 。It appears to provide further support to the evolutionary scenario suggested by our HINSA measurements: namely, once the gas loses its magnetic support during the transition from the CNM to the molecular envelope (or ridge) and becomes magnetically supercritical, there is no longer any need to lose magnetic flux further (relative to the mass) for a piece of the envelope/ridge to condense into a (magnetically supercritical) core (for example, theL1544核心由OH）和核心通过增加其色谱柱密度进一步发展（例如
，CCS探测的TMC-1核心）
。 　　从技术上讲，我们注意到 ，CCS结果中不包括频移显着不确定性的一个潜在不确定性的潜在来源
，即光束斜视的不确定性，这可能会影响显着性水平。相比之下 ，HINSA测量是可靠的
，具有大于10σ的显着性，而梁的斜视和速度梯度则通过将快速Stokes V Beam与L1544的Stokes I Cube进行卷积（请参阅方法减少数据中数据减少部分的第三段） 。