Arquivo do trabalho - IAG - USP

Revisão Teórica2.2.1 A inclusão do campo magnético na nuvemComo mencionado anteriormente (Cap. 1), medições Zeeman indicam que as razõesmassa-fluxo magnético em núcleos densos de nuvens moleculares são próximas ou poucomaiores do que o valor crítico (e.g., Crutcher 1999, 2005, 2008), enquanto que nuvens neutrasdifusas são subcríticas. Em outras palavras, o campo magnético médio típico destasnuvens (∼ 6µG - 10µG) é maior do que o valor mínimo (B cr ≃ 2πG 1/2 N, onde N é a densidadesuperficial da nuvem) necessário para a pressão magnética equilibrar a gravidade,de modo que a nuvem isolada em principio não deve colapsar gravitacionalmente (Heiles& Troland, 2005; Crutcher et al., 2010b). O impacto com um RSN irá comprimir o campomagnético atrás do choque aumentando-o ainda mais. Isto devera afetar a evolução domaterial chocado e portanto, suas condições para o colapso gravitacional. Em particular,o campo magnético tenderá a reduzir a força do impacto.Vamos considerar uma nuvem difusa neutra magnetizada. Por simplicidade, vamosadmitir que seu campo magnético é inicialmente uniforme e, para maximizar os efeitos docampotambémassumiremos queesteéinicialmentenormalàvelocidadedepropagaçãodochoque do RSN no momento do impacto. Os campos magnéticos devem estar distribuídosde forma randômica, o que significa que somente uma fração de sua força será de fatonormal à velocidade do choque e trabalhará contra o impacto. Veremos a seguir quequando tomamosumvalorefetivo paraocampomagnéticodanuvem B c ≃ 1µG,seuefeitosobre os diagramas de formação estelar não é tão relevante. Contudo, quando escolhemosvalores ∼ 5−10 µG, o domínio permitido para a formação estelar nos diagramas diminuiconsideravelmente.As relações de Rankine-Hugoniot para um choque forte radiativo em presença decampo magnético (com M ≥ 10) (veja por exemplo Draine & McKee 1993), sãoT c,sh = T c (2.26)n c,sh,B = y n c (2.27)24