Kinematic study of the molecular environment in the early phases of massive star formation: ammonia observations and modeling
- Autores: Juan Manuel Mayén Gijón
- Directores de la Tesis: Guillem Anglada Pons (dir. tes.)
- Lectura: En la Universidad de Granada ( España ) en 2016
- Idioma: español
- Tribunal Calificador de la Tesis: Robert Estalella i Boadella (presid.), Ute Lisenfeld (secret.), Mario Tafalla García (voc.), Simon Verley (voc.), Estela Susana Lizano (voc.)
- Materias:
- Enlaces
- Tesis en acceso abierto en: DIGIBUG
- Resumen
Las estrellas se forman a partir del colapso de fragmentos de nubes interestelares de gas molecular. Para entender los procesos físicos que dominan durante las primeras etapas de la formación estelar se requiere un conocimiento detallado de la cinemática de la envolvente de gas y polvo que rodea a la (proto)estrella naciente durante su formación. Sin embargo, el estudio de la cinemática de dicha envolvente es especialmente difícil ya que tanto los movimientos de rotación como los de colapso y de expansión están presentes en las primeras etapas de la formación estelar, y todos ellos pueden presentar características observacionales similares, lo que hace que sea difícil identificarlos correctamente. Esta situación es aún más problemática cuando consideramos la formación de estrellas de alta masa. Esto es debido a que la estrellas de alta masa se encuentran a mayores distancias que las de baja masa y suelen encontrarse formando grupos, lo que hace que el riesgo de confusión sea mayor y que se requiera para su estudio una mejor resolución angular. Además, al encontrarse agrupadas, las interacciones entre ellas son más frecuentes que en el caso de baja masa, dificultando la interpretación de los datos. Puesto que las estrellas muy jóvenes aparecen obscurecidas por el polvo que las rodea, no pueden ser estudiadas en longitudes de onda ópticas. Por todo ello, resulta conveniente contar con improntas características de cada tipo de movimiento que sean observables en longitudes de onda radio y que nos permitan identificar dichos movimientos con la menor ambigüedad posible.
En esta tesis hemos abordado el estudio de la cinemática de las envolventes en colapso de gas y polvo, tanto teórica como observacionalmente. En una primera parte teórica, hemos propuesto nuevos rasgos observacionales que pueden servir para identificar los movimientos de colapso y de colapso con rotación. Además, hemos estudiado cómo se modifican dichos rasgos cinemáticos característicos de acuerdo con los diferentes modelos de colapso existentes en la literatura. Nos hemos centrado especialmente en poder distinguir entre aquellos modelos de colapso que parten de condiciones iniciales de equilibrio y aquellos que parten de condiciones iniciales fuera del equilibrio. En una segunda parte de la tesis, mediante observaciones de la emisión de la molécula de amoniaco, hemos estudiado la cinemática de dos ¿núcleos moleculares calientes¿ (NMC). La fase de NMC se considera una de las primeras etapas de la formación de estrellas de alta masa, en la cual la estrella se encuentra aún profundamente inmersa en su nube parental. Nuestra intención es, además de estudiar en detalle las propiedades físicas de cada NMC, comprobar si los rasgos característicos obtenidos teóricamente en la primera parte de la tesis se pueden identificar observacionalmente en dichos NMCs. Y, en cualquier caso, construir un modelo lo más completo posible que explique las características observadas del NMC.
- Rasgos característicos fundamentales de colapso protoestelar Para el estudio de los rasgos característicos cinemáticos de colapso a partir de los modelos nos hemos basado, especialmente, en el trabajo de Anglada et al. (1991) (en adelante A91). En una condensación que está colapsando para formar una estrella central, definiendo como superficie de isovelocidad a la superficie que forman aquellos puntos de la condensación que tienen la misma componente de velocidad proyectada a lo largo de la línea de visión, A91 muestran que, las superficies de isovelocidad para el modelo de colapso esférico de Larson (1972), cuyo campo de velocidades se comporta como el de caída libre, son superficies cerradas, y están anidadas unas dentro de otras, siendo las de mayor velocidad las más internas, y por lo tanto las más pequeñas. En el caso de una transición molecular ópticamente gruesa, las superficies de isovelocidad cerradas producen mapas de intensidad de línea bien diferenciados entre pares de velocidades simétricamente corridas al rojo y al azul. Por el contrario, las superficies de isovelocidad abiertas presentan mapas de intensidad similares para pares de velocidades simétricamente corridos al rojo y al azul. Para el caso de una envolvente en colapso angularmente resuelta y que se encuentra en la fase de acreción (cuando la protoestrella ya se ha formado), A91 deducen que, para una transición molecular ópticamente gruesa, en los mapas de intensidad de línea a velocidades corridas al azul respecto a la velocidad sistémica de la condensación, la intensidad aumenta abruptamente hacia el centro de la condensación, mientras que, a velocidades corridas al rojo, la distribución de intensidad permanece prácticamente constante. Además, la extensión de la emisión decrece conforme la velocidad se aleja de la velocidad sistémica de la nube. Dicha asimetría fue sugerida como un sello característico de colapso y su potencial deriva de que posee información tanto espacial como espectral.
El sello característico de colapso propuesto por A91, originalmente, se obtuvo adoptando el campo de velocidades que el modelo numérico de colapso de Larson (1972) predecía en las regiones más internas de la condensación. Sin embargo, dicho campo de velocidades no reproduce el comportamiento del campo de velocidades a grandes distancias. En esta tesis hemos recopilado algunos de los modelos de colapso más usados en la literatura, hemos obtenido sus campos de velocidades (y de densidad) a partir de sus desarrollos en variables autosimilares y hemos estudiado cómo varía el sello característico de colapso propuesto por A91 al cambiar el campo de velocidades. En definitiva, hemos realizado el análisis acerca de cómo varía la distribución de intensidad en las imágenes de la emisión a diferentes velocidades, correspondientes a transiciones moleculares ópticamente gruesas. Para ello, se ha utilizado el formalismo de A91. Además, hemos ampliado el estudio del sello característico de colapso propuesto por A91 a modelos que describen el colapso durante la etapa pre-estelar, es decir, antes de la formación de la (proto)estrella.
En lo que respecta a los modelos de la etapa pre-estelar, el modelo de colapso de una esfera de Bonnor-Ebert (BE) (Bonnor 1956, Ebert 1957) parte de una condición inicial de equilibrio y presenta superficies de isovelocidad cerradas. Por otro lado, el modelo LP (Larson 1969, Penston 1969) tiene como condición inicial una configuración fuera de equilibrio y presenta todas sus superficies de isovelocidad abiertas. Durante esta etapa pre-estelar, debido a la ausencia de una fuente de calentamiento interno, y debido al calentamiento externo de los rayos cósmicos, la temperatura decrece hacia el interior de la condensación. En el caso del colapso de una esfera de BE esto hace que los perfiles radiales de intensidad de los canales de velocidades corridas al azul tengan un mínimo de intensidad en la posición central (suponiendo que la emisión está termalizada), mientras que los perfiles en los canales de velocidades corridas al rojo permanecen prácticamente planos. Al integrar sobre toda la condensación, la emisión corrida al rojo resulta ser más intensa que la corrida al azul. Por tanto, los perfiles de las líneas espectrales serán asimétricos, con la parte roja más intensa que la azul. Esto es importante puesto que, comúnmente, se suele usar como identificador de colapso la detección de una mayor intensidad en el lado azul del perfil de línea espectral. Sin embargo, nuestro estudio revela que en la fase pre-estelar, una envolvente en colapso tendría el lado rojo más intenso. En el caso de colapso según el modelo LP, la intensidad, tanto a velocidades corridas al azul como al rojo, muestra un leve decrecimiento hacia el centro de la condensación.
Durante la etapa de acreción principal, los modelos isotermos de colapso con condiciones iniciales de equilibrio como el SIS (Singular Isothermal Sphere; Shu 1977, Shu et al. 1987) o el SLS (Singular Logatropic Sphere; McLaughlin & Pudritz 1996, 1997) predicen la existencia de regiones estáticas en las zonas más externas de la nube. Sin embargo, los modelos isotermos con condiciones iniciales fuera del equilibrio, como el LPH (Larson 1969, Penston 1969, Hunter 1977) y el ¿colapso rápido¿ (Mac Low & Klessen 2004), predicen velocidades radiales supersónicas a grandes distancias del centro de la nube. En las zonas más cercanas a la (proto)estrella, donde se alcanzan las mayores velocidades, ambos tipos de modelos predicen un campo de velocidades similar al de caída libre.
Para obtener los mapas de intensidad de línea como función de la velocidad utilizamos una aproximación que consiste en obtener la estructura dinámica a partir de los modelos isotérmicos de colapso, mientras que la estructura térmica se fija separadamente con una cierta base empírica. Esta aproximación es similar a la utilizada por Zhou et al. (1993) y Gao et al. (2009). La distribución de temperatura dentro de la condensación vendría determinada por el calentamiento interno debido a la acreción y la radiación estelar. En este trabajo se ha utilizado un campo de temperatura similar al que predice el modelo de Larson (1972).
Si consideramos solo la emisión de mayor velocidad (relativa a la sistémica), todos los modelos predicen la presencia del sello de colapso propuesto por A91, tanto aquellos con condiciones iniciales en equilibrio como los de condiciones iniciales fuera de equilibrio. Sin embargo, a menores velocidades existen diferencias entre los modelos que describen un colapso que se inicia desde el equilibrio y los que describen un colapso que nunca pasa por una situación de equilibrio. Los campos de velocidades con valores a grandes radios diferentes de cero (como los de los modelos con condiciones iniciales fuera de equilibrio), producen para esas velocidades superficies de isovelocidad abiertas, mientras que aquellos campos de velocidad que predicen la existencia de una región externa estática (como los de modelos con condiciones iniciales de equilibrio) tienen todas sus superficies de isovelocidad cerradas. Esto implica que, a velocidades bajas respecto de la velocidad sistémica de la condensación, los modelos con condiciones iniciales de equilibrio redicen la existencia del sello característico de colapso propuesto por A91, que consiste en que los perfiles radiales de intensidad (intensidad en función de la distancia proyectada al centro) son distintos para las velocidades corridas al rojo y al azul. Por el contrario, los modelos con condiciones inciales fuera de equilibrio predicen que, a velocidades bajas, los perfiles radiales de intensidad a velocidades corridas al rojo y al azul serían parecidos.
Esto parecería indicar que según se detecte observacionalmente o no el sello característico de colapso propuesto por A91 a bajas velocidades podríamos conocer si las condiciones iniciales del colapso eran o no de equilibrio. Sin embargo, puede suceder que el tamaño de las superficies de isovelocidad cerradas más extensas (las cuales corresponden a las de menor velocidad) sea mayor que el tamaño esperado de la región emisora. En este caso, dichas superficies de isovelocidad estarían incompletas y, por lo tanto, a efectos prácticos se comportarían como superficies abiertas, perdiendo así la capacidad de producir las diferencias en los perfiles radiales de intensidad de los canales de velocidad de signo opuesto. Por lo tanto, ambos tipos de modelos, de equilibrio y fuera de equilibrio, producirían perfiles radiales de intensidad similares. En conclusión, si la asimetría en los perfiles radiales de intensidad se pierde a bajas velocidades, entonces, no podremos discernir entre modelos con condiciones iniciales de equilibrio o fuera de equilibrio, pero si, por el contrario, se observasen las asimetrías de A91 a bajas velocidades, entonces, tales evidencias parecerían apuntar a un modelo de colapso en el cual exista una zona externa estática, como la que predicen los modelos con condiciones iniciales de equilibrio.
Sin embargo, el modelo de colapso LPH, con condiciones iniciales fuera de equilibrio, en su generalización politrópica, y para ciertos valores de su constante politrópica, predice que todas sus superficies de isovelocidad son cerradas, por lo que, aún siendo un modelo de colapso con condiciones iniciales fuera de equilibrio, se comportaría igual que los modelos de colapso que predicen condiciones iniciales de equilibrio. Al contrario que el modelo LPH, el modelo de colapso denominado ¿colapso rápido¿, el cual explica la formación estelar a partir de flujos de gas supersónicos que chocan entre sí estocásticamente, dada su propia formulación, no puede nunca producir superficies cerradas a bajas velocidades y, por lo tanto, no puede presentar la asimetría de A91 a velocidades pequeñas. Así pues, si en una región se observaran las asimetrías de A91 a bajas velocidades indicaría que podríamos descartar el modelo de ¿colapso rápido¿ de entre los posibles escenarios de formación estelar pero, en general, no podríamos descartar unas condiciones iniciales de colapso fuera del equilibrio.
Con un código de transporte radiativo propio se calcularon los perfiles radiales de intensidad que predice cada modelo de colapso. Los resultados obtenidos de este modo confirman los obtenidos a partir del formalismo aproximado de A91. El análisis indica que todos los modelos predicen el sello característico de colapso propuesto por A91 si se consideran velocidades al azul y al rojo relativamente altas. Por lo tanto, concluimos que el sello característico de colapso propuesto por A91 es robusto y que se puede generalizar a un amplio rango de modelos de colapso.
- Rasgos adicionales característicos de colapso y de colapso con rotación Basándonos en el resultado de que el sello característico de colapso propuesto por A91 es robusto, proponemos una nueva impronta cinemática derivada directamente de él. Este nuevo rasgo característico de colapso consiste en el predominio de la emisión corrida al azul hacia el centro de la condensación en los mapas de velocidad promedio (momento de orden 1). Por su apariencia, denominamos a dicha impronta ¿mancha azul central¿ y su principal ventaja frente al sello característico de colapso propuesto por A91 es su fácil identificación.
Tanto la predicción del sello de colapso propuesto por A91, como la ¿mancha azul central¿ se obtienen a partir de modelos de colapso esféricos. Sin embargo, el colapso de una condensación de gas molecular, en realidad, no ocurre radialmente sino que, debido a que la condensación tiene cierto momento angular, las fuerzas centrífugas asociadas a dicho momento angular hacen que el gas caiga sobre un disco de acreción en rotación en lugar de hacerlo directamente sobre la estrella. Dicho disco puede incluso estar soportado centrífugamente. Mediante mecanismos de expulsión de materia en forma bipolar a lo largo del eje de rotación se consigue que una fracción del momento angular se redistribuya hacia el exterior permitiendo a la estrella continuar creciendo en masa. Hemos utilizado el modelo de colapso desarrollado por Terebey, Shu y Cassen (1984) (TSC), que incluye en su formulación la rotación de la envolvente de gas y polvo, para, basándonos en la metodología de A91, calcular los perfiles radiales de intensidad en función de la velocidad en condiciones de alta opacidad. Nuestra intención era comprobar cómo se modifican los rasgos característicos de colapso esférico (en particular los propuestos por A91 y la ¿mancha azul central¿) en presencia de rotación. Encontramos que la rotación no enmascara el rasgo característico de colapso propuesto por A91, sino que lo modifica haciendo que los perfiles radiales de intensidad pierdan su simetría axial. Los perfiles radiales de intensidad correspondientes a velocidades corridas al azul se estiran en la mitad de la condensación donde la rotación tiende a acercar el material al observador, mientras que se encogen en la mitad opuesta, donde la rotación tiende a alejar el material. Lo contrario sucede con los perfiles radiales de intensidad correspondientes a velocidades corridas al rojo. Pero, tal y como sucedía en el caso sin rotación, los perfiles de velocidades corridas al azul continúan siendo intensos y picudos hacia el centro de la condensación, y los corridos al rojo continúan siendo prácticamente planos, por lo que el sello característico de colapso no se pierde en presencia de rotación. El colapso y la rotación pueden identificarse de modo independiente.
Nuestro estudio también indica que la rotación produce mapas de intensidad integrada que no están centrados en el centro geométrico de la condensación, sino que el máximo de emisión está desplazado hacia la mitad de la condensación donde la rotación tiende a acercar el material al observador. También obtenemos como resultado que, en el mapa de velocidad promedio, la rotación aumenta el corrimiento al azul de la ¿mancha azul central¿ respecto del caso sin rotación, y que la desplaza del centro de la condensación hacia la mitad de la condensación donde la rotación tiende a acercar el material al observador. Además, acompañando a la ¿mancha azul¿ en este mapa de velocidad promedio, aparece una ¿mancha roja¿ secundaria, menos prominente que la azul. Ambas ¿manchas¿ están situadas simétricamente respecto del centro de la condensación. De acuerdo con nuestros resultados, estas características se mantienen para inclinaciones del eje de rotación intermedias entre el plano del cielo y la línea de visión, e incluso en presencia de flujos bipolares de alta velocidad. Proponemos que estos efectos producidos por la rotación superpuesta al colapso, como son el desplazamiento del máximo de emisión y de la ¿mancha azul¿ con respecto al centro de la condensación, y/o la orientación del par de manchas ¿azul y roja¿ en el mapa de velocidad promedio, pueden ser utilizados como improntas para determinar la orientación del plano ecuatorial, y en consecuencia la del eje de rotación. La orientación derivada de estas improntas probablemente es más fiable que la que se deriva de los gradientes de velocidad a gran escala que pueden resultar de la combinación de varios tipos adicionales de movimiento (flujos bipolares, precesión del eje de rotación, influencias externas a la envolvente, etc).
- Detección de los rasgos característicos de colapso en el núcleo molecular caliente G31 HMC En la segunda parte de la tesis estudiamos dos NMCs, prestando especial atención a su cinemática. Los NMCs son condensaciones de gas denso y caliente que supuestamente contienen una protoestrella masiva en su interior. El primer NMC que estudiamos se encuentra en las proximidades de la región HII conocida como G31.41+0.31, a 7.9 kpc de distancia de la Tierra. Para su estudio realizamos observaciones de la molécula de amoniaco con el interferómetro Expanded Very Large Array (EVLA). Obtuvimos los perfiles radiales de intensidad para los diferentes canales de velocidad, para las transiciones de inversión de la molécula de amoniaco (2,2), (3,3), (4,4), (5,5) y (6,6). Encontramos que todas ellas presentan evidencia del sello característico de colapso propuesto por A91. Es decir, dado un par de canales con velocidades simétricas respecto de la velocidad sistémica del NMC, en el canal con velocidad corrida al azul la intensidad como función de la distancia proyectada al centro del NMC crece abruptamente hacia el centro, mientras que la emisión en el canal con velocidad corrida al rojo muestra una distribución de intensidad mucho más uniforme en la región emisora. Además, el tamaño de la región emisora disminuye al aumentar la velocidad, indicando aceleración hacia el centro. En los mapas de velocidad promedio encontramos que la región donde se produce el máximo de emisión integrada presenta una velocidad promedio más azul que su entorno. Interpretamos estos resultados como la detección del sello de colapso propuesto por A91 y de la ¿mancha azul central¿, respectivamente. Dicha detección constituye la primera detección observacional de estos rasgos característicos de colapso. Estos rasgos son de difícil confusión con los de otros tipos de movimientos sistemáticos que no sean colapso, por lo que su presencia parecería indicar que los movimientos de colapso están jugando un papel fundamental en la cinemática del gas que conforma el NMC.
Osorio et al. (2009) desarrollaron un modelo de colapso esférico que lograba reproducir la distribución espectral de energía, así como los espectros de la transición de inversión (4,4) del amoniaco observados en G31 HMC. A partir de este modelo hemos calculado los perfiles radiales de intensidad esperados para diferentes canales y transiciones, y los hemos comparado con los observados. Obtenemos que los perfiles observados y teóricos son parecidos, tanto en forma como en valores, lo cual apoya la tesis de que el colapso es el movimiento dominante en la envolvente de G31 HMC. El parecido entre las predicciones del modelo y las observaciones en todas las transiciones es un resultado a destacar puesto que el ajuste del modelo solo se realizó usando la distribución espectral de energía (SED) en el continuo debido al polvo y los espectros de la transición (4,4) del amoniaco.
A pesar de que el colapso sea dominante en la región G31 HMC, se observa un gradiente de velocidad en dirección noreste-suroeste (emisión al azul al suroeste y emisión al rojo al noreste) en todas las transiciones del amoniaco estudiadas aquí. La orientación de dicho gradiente coincide con la del observado por otros autores en otras líneas moleculares. El origen de dicho gradiente ha sido y es un tema de debate, de modo que unos autores defienden que es debido a un flujo molecular bipolar, mientras que otros piensan que es producido por rotación. Hemos estudiado los perfiles radiales de intensidad observados calculando por separado el promedio de la emisión en función de la distancia al centro en la mitad noreste y en la mitad suroeste. Encontramos que en los canales con velocidades corridas al azul la emisión se hace más extensa hacia la parte suroeste y se encoge hacia la mitad noreste, mientras que en los perfiles radiales de intensidad de los canales con velocidades corridas al rojo sucede lo contrario. Este comportamiento es compatible con la presencia de rotación según los resultados teóricos predichos en la primera parte de la tesis.
Encontramos, además, diferentes indicadores que sugieren que el eje de rotación se encuentra en dirección este-oeste, como son: el hecho de que la ¿mancha azul¿ y el máximo de intensidad integrada de las diferentes transiciones de amoniaco aparezcan sistemáticamente al sur de las dos radiofuentes de continuo (que tomamos como el centro del NMC); el hecho de que, en los mapas de velocidad promedio obtenidos con las líneas satélites (las cuales se espera que tracen mejor la parte más interna del NMC, precisamente donde la rotación puede adquirir más importancia) haya indicios de la presencia de la ¿mancha roja compañera¿ al norte de las radiofuentes; y el hecho de que el máximo gradiente de velocidad en el entorno del centro del NMC tenga una dirección norte-sur. La combinación de un movimiento de rotación norte-sur y del flujo bipolar este-oeste, revelado por un reanálisis que hemos realizado de la emisión de la molécula de CO, produciría un gradiente a gran escala noreste-suroeste similar al observado. Por ello, proponemos que G31 HMC es una estructura dominada por el colapso radial hacia el centro pero que presenta además un movimiento de rotación y un flujo molecular bipolar cuyo eje está en dirección este-oeste.
- Estudio cinemático del núcleo molecular caliente W3(H2O) El segundo NMC que estudiamos se denomina W3(H2O), y está en la proximidad de la región HII ultracompacta W3(OH), situada a 2 kpc de distancia de la Tierra. En el NMC hay dos radiofuentes de continuo centimétrico separadas entre sí aproximadamente 1¿ (~2000 UA) en dirección este-oeste. La fuente situada más al este tiene un índice espectral negativo, está alargada en dirección este-oeste y se ha venido interpretando como un jet de emisión sincrotrón. La fuente situada más al oeste se ha interpretado como otro objeto protoestelar. Estas dos fuentes parecerían estar asociadas respectivamente con dos condensaciones de polvo observadas a longitudes de onda submilimétricas. Nuestras observaciones de la transición de inversión (4,4) de la molécula de amoniaco, realizadas con el VLA, muestran que la emisión de amoniaco procede de dos condensaciones, W3(H2O)-E y W3(H2O)-W, que parecen estar asociadas con las condensaciones de polvo observadas en el submilimétrico. Los mapas de intensidad integrada de la emisión de NH3(4,4) muestran que tanto W3(H2O)-E como W3(H2O)-W presentan un doble pico de emisión. En el caso de W3(H2O)-E los dos picos se encuentran a ambos lados del máximo de emisión submilimétrica, mientras en el caso de W3(H2O)-W los dos picos se encuentran a ambos lados de la fuente de radiocontinuo centimétrica. En ambas condensaciones, el doble pico de emisión de amoniaco se observa en los mapas de intensidad integrada tanto de la línea principal como de las satélites, pero la orientación de la estructura de doble pico en uno y otro mapa no coincide. Los mapas de velocidad media presentan gradientes de velocidad complejos, existiendo diferencias de velocidad entre las dos condensaciones (W3(H2O)-E y W3(H2O)-W) y entre los dos picos de emisión dentro de cada condensación, así como gradientes de velocidad en torno a cada pico de emisión. Dichas características observacionales no siguen los patrones simples de rotación o expansión, pero tampoco siguen el patrón de colapso, ni el de colapso con rotación que se estudiaron en la primera parte de la tesis.
Nuestra interpretación de los campos de velocidad y de la morfología de la emisión observada en los mapas de intensidad integrada requiere que el amoniaco, tanto en la condensación W3(H2O)-E como en W3(H2O)-W, esté distribuido formando estructuras toroidales en rotación y en colapso. Para probar dicha hipótesis, modelamos las condensaciones W3(H2O)-E y W3(H2O)-W como envolventes aplanadas de gas molecular utilizando los modelos de colapso con rotación TSC (Terebey, Shu y Cassen 1984) y ¿colapso en láminas¿ (¿sheet collapse¿, Hartmann et al. 1994, 1996), a los cuales les imponemos una condición de abundancia del amoniaco nula en la parte más interna de la envolvente, para así imitar el agujero interno de un toroide. La inclusión de un ¿agujero¿ o vacío de amoniaco en la parte central diferencia a este modelo respecto de los estudiados en la primera parte de la tesis. Nuestro modelo es capaz de reproducir las SEDs, los espectros observados de la transición (4,4) de amoniaco, los mapas de velocidad media, la morfología de doble pico de emisión en los mapas de intensidad integrada, e incluso el cambio de orientación de la estructura de doble pico entre los mapas de la línea principal y los de las satélites, producido por la diferencia de opacidad. El mejor ajuste del modelo predice valores de la masa de las protoestrellas de 2.2 y 6 masas solares, tasas de masa en colapso de 7.4 × 10E-3 y 9.8 × 10E-3 masas solares por año, y masas de las envolventes de 20 y 16 masas solares, para las condensaciones W3(H2O)-E y W3(H2O)-W respectivamente. Mientras que los valores obtenidos para la masa de las protoestrellas son típicos de estrellas de masa intermedia, los valores de las tasas de masa en colapso son altos y son más característicos de las estrellas de alta masa. Nuestra interpretación de dichos resultados es que estamos observando dos estrellas que llegarán a ser masivas, pero que todavía se encuentran en una etapa temprana de su proceso de formación, de modo que aún no han adquirido de las envolventes que las rodean toda su masa final.
Las dos envolventes modeladas resultan tener sus ejes de rotación coincidentes con los ejes de dos flujos bipolares muy colimados, con ángulos de posición PA= ¿ 140° y PA = 15°, observados en CO (Zapata et al. 2011), que parecen originarse en W3(H2O)-E y W3(H2O)-W respectivamente. Nuestro modelo es, además, capaz de predecir el signo de la velocidad (rojo o azul) de los lóbulos del flujo bipolar que sería eyectado en la dirección del eje de rotación de cada una de las envolventes modeladas. La predicción de nuestro modelo para los casos de W3(H2O)-E y W3(H2O)-W coincide con la distribución observada de los lóbulos rojo y azul de los dos flujos bipolares presentes en la región.
También predecimos que al menos dos objetos estelares jóvenes están presentes en la condensación W3(H2O)-E, puesto que concluimos que la fuente excitadora del jet sincrotrón no puede ser la misma que la excitadora del flujo molecular bipolar que se origina en W3(H2O)-E (PA= ¿ 140°). Para llegar a esta conclusión nos basamos en que el origen del jet se encuentra fuera de la estructura trazada por el amoniaco, y en que la dirección del jet no coincide con la dirección del flujo bipolar de CO, cuyo eje coincide con el eje de rotación de la estructura trazada por el amoniaco. Por lo tanto, además de la fuente excitadora del radiojet, debe existir un segundo objeto joven, asociado con la mayor parte de la emisión submilimetrica observada, que se encontraría en el centro de la estructura de amoniaco y sería la fuente excitadora del flujo bipolar de CO.
Nuestros modelos, además, ponen de manifiesto que la morfología de la emisión observada en los mapas de intensidad integrada depende de la profundidad óptica y no tiene por qué reflejar directamente la verdadera orientación de la estructura de densidad donde se origina dicha emisión. También concluimos que, en p
