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here we investigate that question and answer in the negative .	この質問は否定的な答えで調べる
the model does lead to a highly unconventional picture of the origin of x - ray emission in clusters of galaxies , and some readers will regard this as intrinsically problematic because they believe the phenomenon to be well understood .	銀河団におけるX線放射の起源について非常に異なった見方を示し問題を抱えていると考える人もいるでしょう
however , in both the proposed picture and the conventional one , x - ray emission arises from a two - body collision process acting in an isothermal gas in virial equilibrium in the cluster potential ; consequently the two theories are degenerate in many respects , as will be evident in 3 .	しかし, 提案された図と従来の図の両方で, X線放射は, 群集電位におけるバイリアルの均衡状態にある同熱ガスの中で作用する 2つの体の衝突プロセスから生じる; その結果, 2つの理論は, 3で明らかになるように, 多くの点で退化している.
one aspect of the new theory is , however , so strikingly different from the accepted interpretation that there will be no difficulty in deciding between the two , once new data are acquired .	しかし,新しい理論の1つの側面は,既知の解釈と非常に異なっており,新しいデータを得たとき,両者の間を決めるのに困難は無いでしょう.
because of the simplicity with which this issue will be decided , no attempt is made here to model anything other than the fundamental properties of the x - ray emission .	この問題を簡単に解決するため X線放射の基本的な性質以外はモデル化しようとしません
these properties are consistent with existing data and , bearing in mind that the new theory has no free parameters , it seems appropriate to accept the model as a bona fide alternative for the time being , pending the outcome of the test described in 4 .	これらの性質は既存のデータと一致しており,新しい理論には自由パラメータがないことを考慮すると,第4項に記載されたテストの結果が明らかになるまで,このモデルを現時点では正当な代替案として受け入れることが適切であると考えられます.
we follow w99 in modelling dark halos as isothermal spheres which are entirely composed of dense gas clouds ; we adopt a maxwellian distribution function , and for simplicity we assume that all clouds have the same mass and radius .	濃いガス雲から成る完全同熱球体としてダークハロをモデル化しますマクスウェル分布関数で単純化のために全ての雲の質量と半径が同じだと仮定します
the expected properties of the emission are presented in the next section .	放射の期待される性質は次のセクションで示されています.
because the predicted luminosity is a steep function of halo velocity dispersion , we then ( 3 ) focus on the application to clusters of galaxies , where intense x - radiation is expected .	予測された光度がハロ速度の分散の急な関数であるため,我々は (3) 強いX線が予想される銀河団への応用に焦点を当てます.
implications of the theory and ways in which it can be tested are given in 4 .	理論の含意とテスト可能な方法については 4 章で説明します.
in order to calculate the emissivity , @xmath6 , of a halo we need to estimate the rate at which kinetic energy is dissipated in collisions between clouds .	雲同士の衝突で運動エネルギーが散らばる速さを推定する必要があります.
essentially all collisions are highly supersonic , so we can apply conservation of momentum to each element of area , @xmath7 , of the two colliding clouds , with local surface density @xmath8 ( these surface densities being measured parallel to the relative velocity vector ) .	衝突は全て超音速なので衝突する2つの雲の面積 @xmath7 と表面密度 @xmath8 (表面密度が相対速度ベクトルと並行して測定される) にモメンタムの保存を適用できます
if each cloud has speed @xmath9 , in the frame of the centre - of - mass , before the collision , then for a fully inelastic collision the final speed is just @xmath10 .	衝突前の質量の中心のフレームで @ xmath9 の速度がある場合,完全に非弾性衝突の最終速度は @ xmath10 です.
the change in kinetic energy in each elemental area is thus @xmath11 .	基本領域の運動エネルギーの変化は,したがって @xmath11 です.
if we define @xmath12 to be the total kinetic energy dissipated as a fraction of the total initial kinetic energy ( in the centre - of - mass frame ) , then we have @xmath13 where @xmath14 is mass of a cloud .	雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath13 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath12 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath13 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath13 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath13 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath13 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14
evidently @xmath15 is a function of impact parameter , @xmath16 , for the collision , and depends on the density profile within the cloud .	明らかに @ xmath15 は衝突のパラメータ @ xmath16 の関数で, 雲内の密度プロファイルに依存しています.
we shall be primarily concerned with the average value @xmath17 : @xmath18 where @xmath19 is the cloud radius .	雲の半径が @ xmath19 である場合, @ xmath17: @ xmath18 の平均値に注目します.
we have evaluated @xmath17 for polytropic cloud models of indices @xmath20 , with the results @xmath21 respectively .	複数の多熱雲のモデルで @xmath17 を評価し @xmath20 を評価し @xmath21 を評価した.
a firm model for the density profile of the putative dark clouds has not yet been constructed .	暗雲の密度プロファイルに関する確固たるモデルはまだ作られていない
wardle & walker ( 1999 ) suggest that solid molecular hydrogen plays a key rle in their thermal regulation , in which case most of the radiative losses are likely to occur from a thin surface layer because the precipitation / sublimation balance is very temperature sensitive .	ウォードルとウォーカー (1999) は,固体分子水素が熱調節に重要な役割を果たすことを示唆している. この場合,降水 / 昇華バランスが非常に温度に敏感であるため,ほとんどの放射性損失は薄い表面層から発生する可能性が高い.
beneath this radiative layer the dominant cooling is expected to come from spectral lines which are very optically thick , and we anticipate that these regions are thus unstable to convection ( clarke & pringle 1997 ) .	この放射性層の下では主要な冷却は光学的に非常に厚いスペクトル線から来るものと予想され,これらの領域はコンベクションに不安定であると予想されます (Clarke & Pringle 1997).
we therefore adopt a polytropic model with @xmath22 as an approximation to the likely cloud density structure , leading to @xmath23 .	雲の密度構造の近似として @ xmath22 を用いてポリトロピックモデルを採用し @ xmath23 に導きます.
in deriving the rate of collisions between clouds , @xmath24 , we assume that the cloud population follows a maxwellian velocity distribution with total density @xmath25 , leading to ( w99 ) @xmath26 ( @xmath27 is henceforth the average surface density of a cloud ) , with a mean kinetic energy of @xmath28 dissipated per collision .	雲 @xmath24 の衝突率を導き出すとき, 雲の集団はマックスウェル速度分布に従って合計密度 @xmath25 を (w99 ) @xmath26 に導いて (これからは @xmath27 が雲の平均表面密度である) 衝突ごとに散去される平均運動エネルギー @xmath28 を仮定します.
( note that the numerical coefficient in eq .	(この数値係数は,q の
3 differs slightly from w99 s eq .	3はw99s eqとわずかに異なる.
1 , because we have specified a maxwellian distribution function .	1, マクスウェルの分布関数で指定したからです.
similar , slight differences will be evident when comparing some of our subsequent results with those of w99 . )	比較結果も同様で,後の結果と1999年の結果を比較すると,わずかな違いが明らかになる.
it is now trivial to determine the local emissivity of the halo : @xmath29 .	ローカル放射性を決定するのは微妙なことです @xmath29
we employ w99 s eq .	雇用はW99SEです
3 for the halo density distribution implicitly assuming that the dark halo is entirely made up of cold clouds whence the intensity @xmath30^{1/2}{{1}\over{(1+x^2)^{3/2}}}\,,\hfill\eqno(4)\ ] ] where @xmath31 is the projected distance of the line - of - sight from the centre of the halo , in units of the core radius , @xmath32 , and @xmath33 .	3は,暗黒のハロは完全に冷たい雲からできていると仮定し,その強度は,ハロの中心から視線の予測距離である.
here @xmath34 is the time which has elapsed since the halo virialised ; we adopt @xmath35 gyr , corresponding to halos which virialised at redshifts @xmath36 .	ここで @xmath34 はハロがウイルス化した時から経過した時間です; @xmath35 バイアスを採用し,赤偏移 @xmath36 でウイルス化したハロに対応します.
the total luminosity can be found simply by integrating eq .	総光度は,単に eq を積分することによって見つけることができます.
4 , leading to @xmath37^{1/2}\,.\hfill\eqno(5)\ ] ] this result may also be written as @xmath38 , where @xmath39 , emphasising the connection with the pseudo - tully - fisher relation derived by w99 .	4, @xmath37^{1/2}\,.\hfill\eqno(5) \ ] ] に導くと,この結果は @xmath38 と書ける.ここで,w99 から導かれた偽 - タリー - フィッシャー関係との関係を強調する @xmath39 と書ける.
the average column density of the individual clouds can be measured by fitting the theoretical relation @xmath40 to data for spiral galaxies ( w99 ) ; for our maxwellian distribution function this yields @xmath41 for @xmath42 gyr .	個々の雲の平均列密度は,理論的関係 @xmath40 を渦巻銀河 (w99 ) のデータに合わせることで測定できます; マクスウェル分布関数では,これは @xmath41 を @xmath42 gyr に与えます.
we can now evaluate eq .	評価は可能になりました
5 numerically : @xmath43 where @xmath44 ; this implies very luminous halos for clusters of galaxies ( @xmath45 ) .	5 位: @xmath43 位 @xmath44 位; これは銀河団 (@xmath45 ) の非常に明るいハロを意味する.
the equality @xmath38 is important because it demonstrates a close tie between the predicted luminosity and the observed tully - fisher relation .	予測された光度と観測されたタリー-フィッシャー関係との間の密接な結びつきを証明しているので @ xmath38 の等式は重要です.
that is , if w99 s theory is a correct explanation for the tully - fisher relation , then a result very similar to equation ( 6 ) must follow for the bolometric luminosity of the halo ; this is independent of the value of @xmath27 , or the number density and spatial distribution of the clouds .	つまり,w99の理論がタリー-フィッシャー関係に正しい説明であるならば,ハロのボロメトリック光度について,式 (6) に非常に類似した結果が得られることになる. これは @xmath27の値,または数密度,および雲の空間分布とは関係ありません.
what about the spectrum of the radiation ?	放射線のスペクトルはどうなる?
for the present it suffices to note two general points .	現在のところは2つの一般的な点を指摘するだけで十分です.
first , the radiation is thermal ; and secondly , a fiducial temperature for the radiation is that of the shocked gas .	放射は熱的であり, 放射の基本温度は衝撃を受けたガスと同じである.
this temperature can be estimated from the jump conditions for a strong shock : @xmath46 , where @xmath47 is the mean molecular mass .	この温度は強い衝撃のジャンプ条件から推定できます: @xmath46, ここで @xmath47は平均分子量です.
there is no unique value of the shock speed , @xmath9 , but @xmath48 so @xmath49 kev , and this gives us a crude measure of the typical photon energy .	衝撃速度の単一の値はありませんが, @xmath9, @xmath48, @xmath49 kev, これは典型的な光子のエネルギーの粗略な測定値です.
in this way we see that the halos of dwarf galaxies ( @xmath50 ) should emit mostly in the optical and near - ir ; this radiation is observable in principle , but we note the low luminosities implied by eq .	このように,矮星銀河 (xmath50) のハロは,主に光学および近距離で放射されるはずである. この放射は,原則として観測可能であるが,qによって示唆される低い輝度には注意する.
6 ( @xmath51 ) .	じゃあ,この2つをやってみよう.
normal and giant - galaxy halos should emit mainly far- and extreme - uv , which is not ordinarily observable because of the large opacity of the galactic interstellar medium in these bands .	銀河系間の銀河媒体の不透明性のために通常観測できない極紫外線を主として放出します
the halos of clusters of galaxies should emit x - radiation which is both observable and at a level which is easy to detect .	観測可能なX線を放射し検出しやすいレベルで放射するはずです
consequently we expect that clusters offer the best prospects for testing our theory , and we now focus our attention on these systems .	理論を検証する最良の機会を提供してくれると考えていますそして今注目しているのはこれらのシステムです
the first question we must address is whether the predicted luminosity is consistent with the data for clusters .	予測された光度がクラスターのデータと一致するかどうかです
conventionally the observations are interpreted in terms of two components : one due to hot gas spread throughout the cluster , and another due to a central `` cooling flow '' ( e.g.	観測は通常2つの要素で解釈されます: 1つは熱いガスがクラスタ全体に広がることによるもので, もう1つは中央の冷却流動によるものです (例えば,
fabian 1994 ) .	フレディ・フェイブアン 1994年)
cooling flows introduce a large scatter in the observed luminosity - temperature correlation ( fabian et al 1994 ) .	温度と明るさの相関は,冷却流によって大きく分散する (fabian et al. 1994).
our model involves x - ray emission arising from cloud collisions throughout the cluster , not just the central regions , and must be compared with the cluster - wide component ; it is this component which is meant henceforth when we refer to the data .	クラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるので
the systematic trend of luminosity with x - ray spectral temperature , @xmath52 , has been the subject of several recent studies ( markevitch 1998 ; arnaud & evrard 1999 ; reichart , castander & nichol 1999 ) , with very similar results : @xmath53 ( reichart et al 1999 ) .	x線スペクトル温度 @xmath52 との照明の系統的な傾向は,最近いくつかの研究 (markevitch 1998, arnaud & evrard 1999, reichart, castander & nichol 1999) の対象となっており,非常に類似した結果を得ている: @xmath53 (reichart et al 1999).
in our model all temperatures scale with @xmath54 , so eq .	モデルでは全ての温度が @ xmath54 でスケールされるので eq.
5 implies a close parallel with the data : @xmath55 .	5はデータと密接なパラレルを示しています: @xmath55
we note also the study of wu , xue & fang ( 1999 ) which , although it did not exclude the cooling flow contribution to @xmath56 , employed such a large sample of clusters that the deduced correlation was nevertheless very precisely determined : @xmath57 , in agreement with the theory we have presented .	また, wu, xue & fang (1999) の研究にも注目します. この研究では, @xmath56 に冷却流の寄与は排除されなかったが, クラスタのサンプルが非常に多く, 推論された相関は, @xmath57 と一致して非常に正確に決定されました.
for clusters which have detailed optical spectroscopy in addition to the x - ray data , we can assess the dependence of @xmath58 directly on @xmath59 , as measured from cluster galaxy velocity dispersions .	詳細な光学スペクトル検査を施した銀河団の場合は, 銀河団の速度分散を測定した @ xmath58 の @ xmath59 への依存を直接評価できます.
contamination by field galaxies , small sample sizes , sub - clustering and anisotropic velocity distributions all mean that measuring @xmath59 is not easy .	銀河の汚染,サンプルサイズが小さい,サブクラスタリング,アニソトロピック速度分布は, @xmath59を測定するのは簡単ではないことを意味します.
girardi et al ( 1996 ) have made careful estimates of @xmath59 in 38 rich clusters ; their sample has 13 and 6 clusters in common with the samples of markevitch ( 1998 ) and arnaud & evrard ( 1999 ) , respectively .	girardi et al (1996年) は38の富裕クラスターで @xmath59 を慎重に推定した. 彼らのサンプルにはそれぞれ,markevitch (1998年) と arnaud & evrard (1999年) のサンプルと13と6のクラスターが共通している.
taking bolometric luminosities ( for @xmath60 ) from the latter data sets , and the velocity dispersions determined by girardi et al ( 1996 ) , we arrive at the points shown in figure 1 .	後者のデータセットからボロメトリックの光度 (xmath60の) とギラディ等 (1996年) によって決定された速度分散を採ると,図1に示された点に到達する.
also shown is the theoretical prediction given by eq .	理論上の予測は eq によって示されています
6 , from which we see that the data are all consistent with or in excess of the prediction .	6,そこから,我々はすべてのデータが予測と一致しているか超えていることを確認します.
in the context of our model , a measured luminosity which is significantly in excess of the prediction must be interpreted in one of two ways : as emission from diffuse hot gas , spread throughout the cluster ( see 4 ) , or as a halo which virialised relatively recently ( cf .	予測を大幅に上回る測定光度が, モデルの中で2つの方法で解釈される: 散乱熱気体からの放射として, 星団全体に広がる (見 4), または比較的最近にウイルス化したハロ (見 4),
5 ) , e.g.	5 ) を参照してください.
in a cluster merger event .	クラスター合併のイベントで
is the spatial distribution of emission within clusters consistent with our theory ?	クラスター内の放射の空間分布は我々の理論と一致する?
our model has a mean intensity profile ( eq .	平均強度プロファイル (Eq.
4 ) which is identical to the standard model profile ( e.g.	標準モデルプロファイルと同一である (例えば,
sarazin 1988 ) @xmath61 with @xmath62 ; this is an adequate approximation for many clusters ( jones & forman 1984 ) .	sarazin 1988 ) @xmath61 と @xmath62; これは多くのクラスターにとって適切な近似値である (Jones & Forman 1984).
exact agreement should not be expected because an isothermal sphere is only a crude approximation to the likely dark halo density distribution .	絶対的な一致は期待できないなぜなら極熱球は暗黒光の密度分布の粗末な近似にすぎないからです
a more realistic model distribution might include many smaller halos , perhaps associated with individual cluster galaxies ( cf .	もっと現実的な分布モデルには複数の小さなハロが含まれるかもしれません恐らく個々の銀河団と関連しているのかもしれません
moore et al 1999 ) and these would give local enhancements in the mean x - ray intensity , with modest attendant spectral changes .	平均X線強度が局所的に改善され,それに伴うスペクトル変化もわずかに増加する.
an important aspect of the present model is that it predicts a graininess in the intensity profile , at any instant , because the total cluster emission is contributed by a large number of discrete sources .	クラスターの総排出量には多数の分離された源が寄与しているため,このモデルの重要な側面は, 濃度プロファイルにおける粒度性を予測する点です.
this feature is fundamental to the theory and admits an unequivocal test with high resolution imaging data , as discussed in 4 .	この特性は理論にとって根本的なものであり, 4 節に述べられたように高解像度画像データで明確なテストを認める.
attempting to predict the spectra resulting from cloud collisions is a formidable task .	雲の衝突によるスペクトルを予測するのは難しい課題です
consider first that the unshocked gas ( density @xmath63 , and temperature of several kelvin ) is , initially , entirely opaque to x - rays as a result of the bound - free opacities of hydrogen and helium .	まず, 衝撃を受けていないガス (密度 @xmath63, 温度数ケルビン) は, 初めは, 水素とヘリウムの無結合の不透明性の結果, X線に完全に不透明であることに注意してください.
because of the high temperature of the shocked gas , the resultant photons ionise the upstream material ( cf .	衝撃を受けたガスの高温のため,その結果生成した光子は上流物質をイオン化する (cf.
shull & mckee 1979 ) , thus erasing the principal source of opacity .	シャールとマッキーは 1979年) を作成し,それによって主要な不透明性の源を消去した.
for collisions occurring in clusters the mean energy dissipated per unit cloud mass is so large , roughly @xmath64 times the total chemical binding energy of the cold gas , that we expect the ionisation fronts to break out of the clouds very quickly .	クラスターで発生する衝突では雲質量単位あたり散らばる平均エネルギーは寒いガスの化学結合エネルギーの 64倍ほどで雲から離子化フロントが急速に抜け出すと予想されます
thereafter the primary opacity presented by the unshocked gas is due to electron scattering .	電子の散乱が原因です. 電子の散乱は,電子の散乱によって引き起こされます.
each x - ray photon is expected to scatter hundreds of times before escaping , with a few ev exchanged between electron and photon on each scattering .	電子と光子間の交換はわずかですが散らばるたびに
thus , although the thermal coupling is loose , in total there is a significant exchange of energy between the escaping photons and the upstream gas .	熱結合が緩やかですが逃逸した光子と上流ガスの間で重要なエネルギー交換が起こります
add to this the complex , time - dependent geometry associated with shocks in a pair of colliding clouds , and we see that it will not be easy to arrive at reliable quantitative predictions of the spectra even for single collisions .	衝突する雲の2つの衝撃に伴う複雑で時間依存の幾何学を足すと衝突の単一の場合でも信頼性の高い定量的なスペクトルの予測を達成するのは容易ではないことがわかります
the observed spectrum is , of course , a sum of the spectra of a large number of collisions , with a spread in collision speed ; but this aspect of the calculation is more straightforward , as the cloud kinetics are likely to be reasonably well approximated by a maxwellian distribution function .	観測されたスペクトルは,もちろん,衝突速度の差が大きい多数の衝突のスペクトルの和である; しかし,この計算の側面は,マクスウェル分布関数によって雲の運動が十分に近似される可能性が高いため,より直接的です.
it is beyond the scope of this paper to attempt a prediction of the spectrum , instead we confine our attention to a single qualitative point : the observed spectra should exhibit a strong low - energy component .	この論文ではスペクトルの予測を試みるのではなく単一の質的点に注意を向けます観測されたスペクトルは強い低エネルギー成分を示すべきです
one can easily see that such a component should be present because the post - shock gas cools as it flows downstream , and emission from this gas will be predominantly in the soft x - ray and euv bands .	衝撃後のガスが流れ下ろすにつれて冷却され, このガスの放射は主に柔らかいX線とEUV帯域に存在するからです.
to illustrate this point we have calculated an idealised spectrum which neglects radiative transfer through the upstream gas .	流上ガスを経由して放射能の移転を無視した理想的なスペクトルを計算しました.
this calculation assumes : a maxwellian cloud distribution function ; the strong shock limit ( cold upstream gas ) ; pure bremsstrahlung emission ; and the optically thin limit .	この計算では,マクスウェルの雲分布関数, 強い衝撃の限界 (冷たい上流ガス), 純粋なブレーキ放射の放射, 光学的に薄い限界を想定しています.
the resulting spectral form is given by @xmath65 { \cal s\/}(p)\,,\hfill\eqno(7)\ ] ] where @xmath66 , @xmath67 , @xmath68 , @xmath69 and @xmath70 the spectrum of eq .	配列のスペクトル形式は @xmath65 { \ cal s\/} ((p) \,,\ hfill\ eqno ((7) \)) で,ここで @xmath66, @xmath67, @xmath68, @xmath69, @xmath70 は eq のスペクトルである.
7 is shown in figure 2 , along with a bremsstrahlung spectrum from isothermal gas with @xmath71 , representing the conventional theory of cluster x - ray emission .	図2に示されているのは, @xmath71 と同熱ガスからのブレーム放射スペクトルで, クラスターX線放射の従来の理論を表しています.
relative to the standard theory it can be seen that this calculation predicts a much broader spectrum which peaks at lower energies , with a much larger fraction of the power emerging at @xmath72 .	標準理論と比べてこの計算はより広いスペクトルを予測していることがわかります低エネルギーでピークに達し,
we emphasise that this calculation is only intended to be illustrative ; the assumptions employed are _ not _ good approximations to the actual physical conditions , and the computed spectrum is therefore not quantitatively correct .	この計算は説明的な目的のみであり, 仮定は実際の物理条件に適した近似ではないので, 計算されたスペクトルは定量的に正確ではないことを強調します.
however , the qualitative point that a high euv luminosity is expected , relative to the x - ray luminosity , should be model independent .	しかし,高euv光度がX線光度に相対的に期待されるという定性点はモデルに左右されない.
this result is of particular current interest as it has recently become apparent that some clusters have euv luminosities which are _ much _ higher than expected on the basis of an isothermal bremsstrahlung model for the x - ray emission ( mittaz , lieu & lockman 1998 ; lieu , bonamente & mittaz 1999 ) .	この結果は特に現在注目される. 最近,いくつかの星団は,X線放射の同熱ブレーム放射モデル (mittaz, lieu & lockman 1998; lieu, bonamente & mittaz 1999) に基づく予想よりも _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _
it is not currently known whether this difficulty extends to all clusters .	この難しさが全てのクラスターに及ぶかどうかは現在では不明です
various models have been proposed specifically to account for these euv data ( e.g.	これらのeuvデータを考慮するために,様々なモデルが提案されています (例えば,
sarazin & lieu 1998 ) , but dark matter in the form of cold clouds may be able to explain this emission without the need for such ad hoc introductions .	寒い雲の形での暗黒物質は,このような特別の導入を必要とせずに,この放射を説明できるかもしれません.
the implication of a relatively large luminosity at low energies raises the question of whether the proposed model is consistent with the known x - ray spectra of clusters , which for the most part are well described by optically thin emission from a single - temperature hot gas .	低エネルギーで比較的大きな輝度が示唆されるのは, 提案されたモデルが, 既知のX線スペクトルと一致するかどうかという疑問を提起する. クラスターは, 一つの温度のある熱いガスからの光学的に薄い放射によってよく記述されている.
in particular , the model demands a somewhat surprising coincidence whereby a complex amalgam of physics leads to apparently simple x - ray spectra .	物理学の複雑な組み合わせが単純に見えるX線スペクトルに導いたという驚くべき偶然をモデルが要求しています

here we investigate that question and answer in the negative .

この質問は否定的な答えで調べる

the model does lead to a highly unconventional picture of the origin of x - ray emission in clusters of galaxies , and some readers will regard this as intrinsically problematic because they believe the phenomenon to be well understood .

銀河団におけるX線放射の起源について非常に異なった見方を示し問題を抱えていると考える人もいるでしょう

however , in both the proposed picture and the conventional one , x - ray emission arises from a two - body collision process acting in an isothermal gas in virial equilibrium in the cluster potential ; consequently the two theories are degenerate in many respects , as will be evident in 3 .

しかし, 提案された図と従来の図の両方で, X線放射は, 群集電位におけるバイリアルの均衡状態にある同熱ガスの中で作用する 2つの体の衝突プロセスから生じる; その結果, 2つの理論は, 3で明らかになるように, 多くの点で退化している.

one aspect of the new theory is , however , so strikingly different from the accepted interpretation that there will be no difficulty in deciding between the two , once new data are acquired .

しかし,新しい理論の1つの側面は,既知の解釈と非常に異なっており,新しいデータを得たとき,両者の間を決めるのに困難は無いでしょう.

because of the simplicity with which this issue will be decided , no attempt is made here to model anything other than the fundamental properties of the x - ray emission .

この問題を簡単に解決するため X線放射の基本的な性質以外はモデル化しようとしません

these properties are consistent with existing data and , bearing in mind that the new theory has no free parameters , it seems appropriate to accept the model as a bona fide alternative for the time being , pending the outcome of the test described in 4 .

これらの性質は既存のデータと一致しており,新しい理論には自由パラメータがないことを考慮すると,第4項に記載されたテストの結果が明らかになるまで,このモデルを現時点では正当な代替案として受け入れることが適切であると考えられます.

we follow w99 in modelling dark halos as isothermal spheres which are entirely composed of dense gas clouds ; we adopt a maxwellian distribution function , and for simplicity we assume that all clouds have the same mass and radius .

濃いガス雲から成る完全同熱球体としてダークハロをモデル化しますマクスウェル分布関数で単純化のために全ての雲の質量と半径が同じだと仮定します

the expected properties of the emission are presented in the next section .

放射の期待される性質は次のセクションで示されています.

because the predicted luminosity is a steep function of halo velocity dispersion , we then ( 3 ) focus on the application to clusters of galaxies , where intense x - radiation is expected .

予測された光度がハロ速度の分散の急な関数であるため,我々は (3) 強いX線が予想される銀河団への応用に焦点を当てます.

implications of the theory and ways in which it can be tested are given in 4 .

理論の含意とテスト可能な方法については 4 章で説明します.

in order to calculate the emissivity , @xmath6 , of a halo we need to estimate the rate at which kinetic energy is dissipated in collisions between clouds .

雲同士の衝突で運動エネルギーが散らばる速さを推定する必要があります.

essentially all collisions are highly supersonic , so we can apply conservation of momentum to each element of area , @xmath7 , of the two colliding clouds , with local surface density @xmath8 ( these surface densities being measured parallel to the relative velocity vector ) .

衝突は全て超音速なので衝突する2つの雲の面積 @xmath7 と表面密度 @xmath8 (表面密度が相対速度ベクトルと並行して測定される) にモメンタムの保存を適用できます

if each cloud has speed @xmath9 , in the frame of the centre - of - mass , before the collision , then for a fully inelastic collision the final speed is just @xmath10 .

衝突前の質量の中心のフレームで @ xmath9 の速度がある場合,完全に非弾性衝突の最終速度は @ xmath10 です.

the change in kinetic energy in each elemental area is thus @xmath11 .

基本領域の運動エネルギーの変化は,したがって @xmath11 です.

if we define @xmath12 to be the total kinetic energy dissipated as a fraction of the total initial kinetic energy ( in the centre - of - mass frame ) , then we have @xmath13 where @xmath14 is mass of a cloud .

雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath13 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath12 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath13 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath13 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath13 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath13 が雲の質量 @ xmath14 が雲の質量 @ xmath14

evidently @xmath15 is a function of impact parameter , @xmath16 , for the collision , and depends on the density profile within the cloud .

明らかに @ xmath15 は衝突のパラメータ @ xmath16 の関数で, 雲内の密度プロファイルに依存しています.

we shall be primarily concerned with the average value @xmath17 : @xmath18 where @xmath19 is the cloud radius .

雲の半径が @ xmath19 である場合, @ xmath17: @ xmath18 の平均値に注目します.

we have evaluated @xmath17 for polytropic cloud models of indices @xmath20 , with the results @xmath21 respectively .

複数の多熱雲のモデルで @xmath17 を評価し @xmath20 を評価し @xmath21 を評価した.

a firm model for the density profile of the putative dark clouds has not yet been constructed .

暗雲の密度プロファイルに関する確固たるモデルはまだ作られていない

wardle & walker ( 1999 ) suggest that solid molecular hydrogen plays a key rle in their thermal regulation , in which case most of the radiative losses are likely to occur from a thin surface layer because the precipitation / sublimation balance is very temperature sensitive .

ウォードルとウォーカー (1999) は,固体分子水素が熱調節に重要な役割を果たすことを示唆している. この場合,降水 / 昇華バランスが非常に温度に敏感であるため,ほとんどの放射性損失は薄い表面層から発生する可能性が高い.

beneath this radiative layer the dominant cooling is expected to come from spectral lines which are very optically thick , and we anticipate that these regions are thus unstable to convection ( clarke & pringle 1997 ) .

この放射性層の下では主要な冷却は光学的に非常に厚いスペクトル線から来るものと予想され,これらの領域はコンベクションに不安定であると予想されます (Clarke & Pringle 1997).

we therefore adopt a polytropic model with @xmath22 as an approximation to the likely cloud density structure , leading to @xmath23 .

雲の密度構造の近似として @ xmath22 を用いてポリトロピックモデルを採用し @ xmath23 に導きます.

in deriving the rate of collisions between clouds , @xmath24 , we assume that the cloud population follows a maxwellian velocity distribution with total density @xmath25 , leading to ( w99 ) @xmath26 ( @xmath27 is henceforth the average surface density of a cloud ) , with a mean kinetic energy of @xmath28 dissipated per collision .

雲 @xmath24 の衝突率を導き出すとき, 雲の集団はマックスウェル速度分布に従って合計密度 @xmath25 を (w99 ) @xmath26 に導いて (これからは @xmath27 が雲の平均表面密度である) 衝突ごとに散去される平均運動エネルギー @xmath28 を仮定します.

( note that the numerical coefficient in eq .

(この数値係数は,q の

3 differs slightly from w99 s eq .

3はw99s eqとわずかに異なる.

1 , because we have specified a maxwellian distribution function .

1, マクスウェルの分布関数で指定したからです.

similar , slight differences will be evident when comparing some of our subsequent results with those of w99 . )

比較結果も同様で,後の結果と1999年の結果を比較すると,わずかな違いが明らかになる.

it is now trivial to determine the local emissivity of the halo : @xmath29 .

ローカル放射性を決定するのは微妙なことです @xmath29

we employ w99 s eq .

雇用はW99SEです

3 for the halo density distribution implicitly assuming that the dark halo is entirely made up of cold clouds whence the intensity @xmath30^{1/2}{{1}\over{(1+x^2)^{3/2}}}\,,\hfill\eqno(4)\ ] ] where @xmath31 is the projected distance of the line - of - sight from the centre of the halo , in units of the core radius , @xmath32 , and @xmath33 .

3は,暗黒のハロは完全に冷たい雲からできていると仮定し,その強度は,ハロの中心から視線の予測距離である.

here @xmath34 is the time which has elapsed since the halo virialised ; we adopt @xmath35 gyr , corresponding to halos which virialised at redshifts @xmath36 .

ここで @xmath34 はハロがウイルス化した時から経過した時間です; @xmath35 バイアスを採用し,赤偏移 @xmath36 でウイルス化したハロに対応します.

the total luminosity can be found simply by integrating eq .

総光度は,単に eq を積分することによって見つけることができます.

4 , leading to @xmath37^{1/2}\,.\hfill\eqno(5)\ ] ] this result may also be written as @xmath38 , where @xmath39 , emphasising the connection with the pseudo - tully - fisher relation derived by w99 .

4, @xmath37^{1/2}\,.\hfill\eqno(5) \ ] ] に導くと,この結果は @xmath38 と書ける.ここで,w99 から導かれた偽 - タリー - フィッシャー関係との関係を強調する @xmath39 と書ける.

the average column density of the individual clouds can be measured by fitting the theoretical relation @xmath40 to data for spiral galaxies ( w99 ) ; for our maxwellian distribution function this yields @xmath41 for @xmath42 gyr .

個々の雲の平均列密度は,理論的関係 @xmath40 を渦巻銀河 (w99 ) のデータに合わせることで測定できます; マクスウェル分布関数では,これは @xmath41 を @xmath42 gyr に与えます.

we can now evaluate eq .

評価は可能になりました

5 numerically : @xmath43 where @xmath44 ; this implies very luminous halos for clusters of galaxies ( @xmath45 ) .

5 位: @xmath43 位 @xmath44 位; これは銀河団 (@xmath45 ) の非常に明るいハロを意味する.

the equality @xmath38 is important because it demonstrates a close tie between the predicted luminosity and the observed tully - fisher relation .

予測された光度と観測されたタリー-フィッシャー関係との間の密接な結びつきを証明しているので @ xmath38 の等式は重要です.

that is , if w99 s theory is a correct explanation for the tully - fisher relation , then a result very similar to equation ( 6 ) must follow for the bolometric luminosity of the halo ; this is independent of the value of @xmath27 , or the number density and spatial distribution of the clouds .

つまり,w99の理論がタリー-フィッシャー関係に正しい説明であるならば,ハロのボロメトリック光度について,式 (6) に非常に類似した結果が得られることになる. これは @xmath27の値,または数密度,および雲の空間分布とは関係ありません.

what about the spectrum of the radiation ?

放射線のスペクトルはどうなる?

for the present it suffices to note two general points .

現在のところは2つの一般的な点を指摘するだけで十分です.

first , the radiation is thermal ; and secondly , a fiducial temperature for the radiation is that of the shocked gas .

放射は熱的であり, 放射の基本温度は衝撃を受けたガスと同じである.

this temperature can be estimated from the jump conditions for a strong shock : @xmath46 , where @xmath47 is the mean molecular mass .

この温度は強い衝撃のジャンプ条件から推定できます: @xmath46, ここで @xmath47は平均分子量です.

there is no unique value of the shock speed , @xmath9 , but @xmath48 so @xmath49 kev , and this gives us a crude measure of the typical photon energy .

衝撃速度の単一の値はありませんが, @xmath9, @xmath48, @xmath49 kev, これは典型的な光子のエネルギーの粗略な測定値です.

in this way we see that the halos of dwarf galaxies ( @xmath50 ) should emit mostly in the optical and near - ir ; this radiation is observable in principle , but we note the low luminosities implied by eq .

このように,矮星銀河 (xmath50) のハロは,主に光学および近距離で放射されるはずである. この放射は,原則として観測可能であるが,qによって示唆される低い輝度には注意する.

6 ( @xmath51 ) .

じゃあ,この2つをやってみよう.

normal and giant - galaxy halos should emit mainly far- and extreme - uv , which is not ordinarily observable because of the large opacity of the galactic interstellar medium in these bands .

銀河系間の銀河媒体の不透明性のために通常観測できない極紫外線を主として放出します

the halos of clusters of galaxies should emit x - radiation which is both observable and at a level which is easy to detect .

観測可能なX線を放射し検出しやすいレベルで放射するはずです

consequently we expect that clusters offer the best prospects for testing our theory , and we now focus our attention on these systems .

理論を検証する最良の機会を提供してくれると考えていますそして今注目しているのはこれらのシステムです

the first question we must address is whether the predicted luminosity is consistent with the data for clusters .

予測された光度がクラスターのデータと一致するかどうかです

conventionally the observations are interpreted in terms of two components : one due to hot gas spread throughout the cluster , and another due to a central `` cooling flow '' ( e.g.

観測は通常2つの要素で解釈されます: 1つは熱いガスがクラスタ全体に広がることによるもので, もう1つは中央の冷却流動によるものです (例えば,

fabian 1994 ) .

フレディ・フェイブアン 1994年)

cooling flows introduce a large scatter in the observed luminosity - temperature correlation ( fabian et al 1994 ) .

温度と明るさの相関は,冷却流によって大きく分散する (fabian et al. 1994).

our model involves x - ray emission arising from cloud collisions throughout the cluster , not just the central regions , and must be compared with the cluster - wide component ; it is this component which is meant henceforth when we refer to the data .

クラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるのでクラスター全体に X線放射が含まれるので

the systematic trend of luminosity with x - ray spectral temperature , @xmath52 , has been the subject of several recent studies ( markevitch 1998 ; arnaud & evrard 1999 ; reichart , castander & nichol 1999 ) , with very similar results : @xmath53 ( reichart et al 1999 ) .

x線スペクトル温度 @xmath52 との照明の系統的な傾向は,最近いくつかの研究 (markevitch 1998, arnaud & evrard 1999, reichart, castander & nichol 1999) の対象となっており,非常に類似した結果を得ている: @xmath53 (reichart et al 1999).

in our model all temperatures scale with @xmath54 , so eq .

モデルでは全ての温度が @ xmath54 でスケールされるので eq.

5 implies a close parallel with the data : @xmath55 .

5はデータと密接なパラレルを示しています: @xmath55

we note also the study of wu , xue & fang ( 1999 ) which , although it did not exclude the cooling flow contribution to @xmath56 , employed such a large sample of clusters that the deduced correlation was nevertheless very precisely determined : @xmath57 , in agreement with the theory we have presented .

また, wu, xue & fang (1999) の研究にも注目します. この研究では, @xmath56 に冷却流の寄与は排除されなかったが, クラスタのサンプルが非常に多く, 推論された相関は, @xmath57 と一致して非常に正確に決定されました.

for clusters which have detailed optical spectroscopy in addition to the x - ray data , we can assess the dependence of @xmath58 directly on @xmath59 , as measured from cluster galaxy velocity dispersions .

詳細な光学スペクトル検査を施した銀河団の場合は, 銀河団の速度分散を測定した @ xmath58 の @ xmath59 への依存を直接評価できます.

contamination by field galaxies , small sample sizes , sub - clustering and anisotropic velocity distributions all mean that measuring @xmath59 is not easy .

銀河の汚染,サンプルサイズが小さい,サブクラスタリング,アニソトロピック速度分布は, @xmath59を測定するのは簡単ではないことを意味します.

girardi et al ( 1996 ) have made careful estimates of @xmath59 in 38 rich clusters ; their sample has 13 and 6 clusters in common with the samples of markevitch ( 1998 ) and arnaud & evrard ( 1999 ) , respectively .

girardi et al (1996年) は38の富裕クラスターで @xmath59 を慎重に推定した. 彼らのサンプルにはそれぞれ,markevitch (1998年) と arnaud & evrard (1999年) のサンプルと13と6のクラスターが共通している.

taking bolometric luminosities ( for @xmath60 ) from the latter data sets , and the velocity dispersions determined by girardi et al ( 1996 ) , we arrive at the points shown in figure 1 .

後者のデータセットからボロメトリックの光度 (xmath60の) とギラディ等 (1996年) によって決定された速度分散を採ると,図1に示された点に到達する.

also shown is the theoretical prediction given by eq .

理論上の予測は eq によって示されています

6 , from which we see that the data are all consistent with or in excess of the prediction .

6,そこから,我々はすべてのデータが予測と一致しているか超えていることを確認します.

in the context of our model , a measured luminosity which is significantly in excess of the prediction must be interpreted in one of two ways : as emission from diffuse hot gas , spread throughout the cluster ( see 4 ) , or as a halo which virialised relatively recently ( cf .

予測を大幅に上回る測定光度が, モデルの中で2つの方法で解釈される: 散乱熱気体からの放射として, 星団全体に広がる (見 4), または比較的最近にウイルス化したハロ (見 4),

5 ) , e.g.

5 ) を参照してください.

in a cluster merger event .

クラスター合併のイベントで

is the spatial distribution of emission within clusters consistent with our theory ?

クラスター内の放射の空間分布は我々の理論と一致する?

our model has a mean intensity profile ( eq .

平均強度プロファイル (Eq.

4 ) which is identical to the standard model profile ( e.g.

標準モデルプロファイルと同一である (例えば,

sarazin 1988 ) @xmath61 with @xmath62 ; this is an adequate approximation for many clusters ( jones & forman 1984 ) .

sarazin 1988 ) @xmath61 と @xmath62; これは多くのクラスターにとって適切な近似値である (Jones & Forman 1984).

exact agreement should not be expected because an isothermal sphere is only a crude approximation to the likely dark halo density distribution .

絶対的な一致は期待できないなぜなら極熱球は暗黒光の密度分布の粗末な近似にすぎないからです

a more realistic model distribution might include many smaller halos , perhaps associated with individual cluster galaxies ( cf .

もっと現実的な分布モデルには複数の小さなハロが含まれるかもしれません恐らく個々の銀河団と関連しているのかもしれません

moore et al 1999 ) and these would give local enhancements in the mean x - ray intensity , with modest attendant spectral changes .

平均X線強度が局所的に改善され,それに伴うスペクトル変化もわずかに増加する.

an important aspect of the present model is that it predicts a graininess in the intensity profile , at any instant , because the total cluster emission is contributed by a large number of discrete sources .

クラスターの総排出量には多数の分離された源が寄与しているため,このモデルの重要な側面は, 濃度プロファイルにおける粒度性を予測する点です.

this feature is fundamental to the theory and admits an unequivocal test with high resolution imaging data , as discussed in 4 .

この特性は理論にとって根本的なものであり, 4 節に述べられたように高解像度画像データで明確なテストを認める.

attempting to predict the spectra resulting from cloud collisions is a formidable task .

雲の衝突によるスペクトルを予測するのは難しい課題です

consider first that the unshocked gas ( density @xmath63 , and temperature of several kelvin ) is , initially , entirely opaque to x - rays as a result of the bound - free opacities of hydrogen and helium .

まず, 衝撃を受けていないガス (密度 @xmath63, 温度数ケルビン) は, 初めは, 水素とヘリウムの無結合の不透明性の結果, X線に完全に不透明であることに注意してください.

because of the high temperature of the shocked gas , the resultant photons ionise the upstream material ( cf .

衝撃を受けたガスの高温のため,その結果生成した光子は上流物質をイオン化する (cf.

shull & mckee 1979 ) , thus erasing the principal source of opacity .

シャールとマッキーは 1979年) を作成し,それによって主要な不透明性の源を消去した.

for collisions occurring in clusters the mean energy dissipated per unit cloud mass is so large , roughly @xmath64 times the total chemical binding energy of the cold gas , that we expect the ionisation fronts to break out of the clouds very quickly .

クラスターで発生する衝突では雲質量単位あたり散らばる平均エネルギーは寒いガスの化学結合エネルギーの 64倍ほどで雲から離子化フロントが急速に抜け出すと予想されます

thereafter the primary opacity presented by the unshocked gas is due to electron scattering .

電子の散乱が原因です. 電子の散乱は,電子の散乱によって引き起こされます.

each x - ray photon is expected to scatter hundreds of times before escaping , with a few ev exchanged between electron and photon on each scattering .

電子と光子間の交換はわずかですが散らばるたびに

thus , although the thermal coupling is loose , in total there is a significant exchange of energy between the escaping photons and the upstream gas .

熱結合が緩やかですが逃逸した光子と上流ガスの間で重要なエネルギー交換が起こります

add to this the complex , time - dependent geometry associated with shocks in a pair of colliding clouds , and we see that it will not be easy to arrive at reliable quantitative predictions of the spectra even for single collisions .

衝突する雲の2つの衝撃に伴う複雑で時間依存の幾何学を足すと衝突の単一の場合でも信頼性の高い定量的なスペクトルの予測を達成するのは容易ではないことがわかります

the observed spectrum is , of course , a sum of the spectra of a large number of collisions , with a spread in collision speed ; but this aspect of the calculation is more straightforward , as the cloud kinetics are likely to be reasonably well approximated by a maxwellian distribution function .

観測されたスペクトルは,もちろん,衝突速度の差が大きい多数の衝突のスペクトルの和である; しかし,この計算の側面は,マクスウェル分布関数によって雲の運動が十分に近似される可能性が高いため,より直接的です.

it is beyond the scope of this paper to attempt a prediction of the spectrum , instead we confine our attention to a single qualitative point : the observed spectra should exhibit a strong low - energy component .

この論文ではスペクトルの予測を試みるのではなく単一の質的点に注意を向けます観測されたスペクトルは強い低エネルギー成分を示すべきです

one can easily see that such a component should be present because the post - shock gas cools as it flows downstream , and emission from this gas will be predominantly in the soft x - ray and euv bands .

衝撃後のガスが流れ下ろすにつれて冷却され, このガスの放射は主に柔らかいX線とEUV帯域に存在するからです.

to illustrate this point we have calculated an idealised spectrum which neglects radiative transfer through the upstream gas .

流上ガスを経由して放射能の移転を無視した理想的なスペクトルを計算しました.

this calculation assumes : a maxwellian cloud distribution function ; the strong shock limit ( cold upstream gas ) ; pure bremsstrahlung emission ; and the optically thin limit .

この計算では,マクスウェルの雲分布関数, 強い衝撃の限界 (冷たい上流ガス), 純粋なブレーキ放射の放射, 光学的に薄い限界を想定しています.

the resulting spectral form is given by @xmath65 { \cal s\/}(p)\,,\hfill\eqno(7)\ ] ] where @xmath66 , @xmath67 , @xmath68 , @xmath69 and @xmath70 the spectrum of eq .

配列のスペクトル形式は @xmath65 { \ cal s\/} ((p) \,,\ hfill\ eqno ((7) \)) で,ここで @xmath66, @xmath67, @xmath68, @xmath69, @xmath70 は eq のスペクトルである.

7 is shown in figure 2 , along with a bremsstrahlung spectrum from isothermal gas with @xmath71 , representing the conventional theory of cluster x - ray emission .

図2に示されているのは, @xmath71 と同熱ガスからのブレーム放射スペクトルで, クラスターX線放射の従来の理論を表しています.

relative to the standard theory it can be seen that this calculation predicts a much broader spectrum which peaks at lower energies , with a much larger fraction of the power emerging at @xmath72 .

標準理論と比べてこの計算はより広いスペクトルを予測していることがわかります低エネルギーでピークに達し,

we emphasise that this calculation is only intended to be illustrative ; the assumptions employed are _ not _ good approximations to the actual physical conditions , and the computed spectrum is therefore not quantitatively correct .

この計算は説明的な目的のみであり, 仮定は実際の物理条件に適した近似ではないので, 計算されたスペクトルは定量的に正確ではないことを強調します.

however , the qualitative point that a high euv luminosity is expected , relative to the x - ray luminosity , should be model independent .

しかし,高euv光度がX線光度に相対的に期待されるという定性点はモデルに左右されない.

this result is of particular current interest as it has recently become apparent that some clusters have euv luminosities which are _ much _ higher than expected on the basis of an isothermal bremsstrahlung model for the x - ray emission ( mittaz , lieu & lockman 1998 ; lieu , bonamente & mittaz 1999 ) .

この結果は特に現在注目される. 最近,いくつかの星団は,X線放射の同熱ブレーム放射モデル (mittaz, lieu & lockman 1998; lieu, bonamente & mittaz 1999) に基づく予想よりも _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _

it is not currently known whether this difficulty extends to all clusters .

この難しさが全てのクラスターに及ぶかどうかは現在では不明です

various models have been proposed specifically to account for these euv data ( e.g.

これらのeuvデータを考慮するために,様々なモデルが提案されています (例えば,

sarazin & lieu 1998 ) , but dark matter in the form of cold clouds may be able to explain this emission without the need for such ad hoc introductions .

寒い雲の形での暗黒物質は,このような特別の導入を必要とせずに,この放射を説明できるかもしれません.

the implication of a relatively large luminosity at low energies raises the question of whether the proposed model is consistent with the known x - ray spectra of clusters , which for the most part are well described by optically thin emission from a single - temperature hot gas .

低エネルギーで比較的大きな輝度が示唆されるのは, 提案されたモデルが, 既知のX線スペクトルと一致するかどうかという疑問を提起する. クラスターは, 一つの温度のある熱いガスからの光学的に薄い放射によってよく記述されている.

in particular , the model demands a somewhat surprising coincidence whereby a complex amalgam of physics leads to apparently simple x - ray spectra .

物理学の複雑な組み合わせが単純に見えるX線スペクトルに導いたという驚くべき偶然をモデルが要求しています