麦哲伦冕的观测

我们使用了28个哈勃太空望远镜(HST)/宇宙起源光谱仪(COS)背景紫外亮度类星体的光谱样本，它们的角距LMC为45°，对应一个撞击参数ρ_LMC< 35 kpc，跨越LMC初始维里半径的三分之一。其中6条视线线还具有远紫外光谱探测器(FUSE)的档案光谱，具有足够高的信噪比(S/N)来测量O VI吸收。所有光谱的信噪比为每个分辨率单元>7。我们的分析显示，在以LMC为中心的几个相中，无论是在天空上还是在速度上，都普遍存在低离子和高离子吸收，径向速度与银河系不同。C - IV吸收在25 kpc内有78%的高覆盖率，但在25 kpc <ρ_LMC< 35 kpc时，覆盖率为30%。数字1这是两张麦哲伦星系的地图，它们叠加在中性氢的21厘米H I发射图上¹¹，并以C IV柱密度和平均速度彩色标记视线位置。我们将我们对高离子吸收的分析限制在具有以下特性的组件上:(1)不能用光离解释的高离子柱密度;(2)速度v_光敏电阻150公里⁻¹选择麦哲伦气体，避免银河污染^12，13，14；(3)与已知中速和高速云无关的速度^13，15．

光离作用占低离子吸收剂(单电离和双电离种)随温度变化的比例\ ({\ log} _ {10} ({T} _ {{\ rm {e}}} / {\ rm {K}}) = 4.0 {2} _ {-0.04} ^ {+ 0.07} \,, \)密度测井₁₀（n_e/厘米⁻³) =−1.4±0.3和视线云大小\ ({\ log} _ {10} (L / {\ rm {kpc}}) = - \, 1 \。{5}_ {-0.4}^ {+ 0.6}\)．高离子吸收剂的柱密度过高，无法用光离解释，相反，可以用平衡或非平衡(时间依赖性)碰撞电离模型解释¹⁶．C IV/Si IV柱密度比主要产生温度为T≈10^4．9K，但解小于T≈10^4.３K在非平衡条件下对某些金属含量是可能的。然而，测量的O VI/C IV和O VI/Si IV产生更高的温度。相反，我们的电离模型和组分运动学表明，O - VI离子在10附近追踪着一个不同的、更热的气体相^5.5K，其中ovi在碰撞电离中以分数丰度峰值¹⁶．

我们在图中展示了麦哲伦CGM中的C IV, Si IV和O VI柱密度与LMC撞击参数之间的关系。2．C IV和Si IV明显下降，表明气体含量随半径的增大而减小，这是弥漫性CGM的特征特征¹⁷．的小冲击参数的视线ρ_LMC与7 kpc时的视线相比，< 7 kpc时的视线容易出现碰撞电离高离子的不足。ρ_LMC< 12 kpc。这些内部cgm吸收剂更容易受到光离和风的影响，因为它们靠近LMC。当只考虑吸收剂时ρ_LMC> 7 kpc，显著性之间反相关N(Si IV)和ρ_LMC变得更强。O VI也出现了类似的趋势，但由于样本量小，不确定性更大。

对于大约10个⁴K低离子CGM相，模型电离氢柱密度(N_{H II})和影响参数(ρ_LMC)如图所示。3．电离氢柱密度约为10^4．9由C IV和Si IV追踪的K CGM相，由平衡和非平衡碰撞电离模型导出¹⁶如图所示3 b．低离子和高离子气体都有相似的径向分布，除了一条视线线外，所有被观察到的高离子吸收也显示出低离子吸收。用线性回归模型求出了这两相内的电离氢质量ρ_LMC< 35 kpc，使用测量的[Z/H] =−0.67的光离气体和假设的[Z/H] =−1的高离子气体的金属丰度。我们发现总电离氢的质量在大约10⁴K相位\ ({\ log} _ {10} ({M} _ {{\ rm {H}} {\ rm{二}},{\ rm{照片}}}/ {M} _ {\ odot}) = 8.7 {} _ {-0.1} ^ {+ 0.2} \)．对于大约10个^4．9K相，我们得到一个类似的总电离氢质量log₁₀（米_{H II,情商}/米_⊙) = 8.5±0.1，而等等值线非平衡模型的结果为log₁₀（米_{H II, Non-Eq}/米_⊙) = 8.6±0.1。如果这个高离子气体的温度更低，大约10度^4.３K，在等合唱模型中，质量会增加一个数量级。

对于大约10个^5.5由O VI追踪的K CGM相，我们再次假设金属丰度[Z/H] =−1，并在观察到O VI为对数的LMC冲击参数范围内推导出电离氢质量₁₀（米_{H II}/米_⊙)≈8.3±0.1为平衡和对数₁₀（米_{H II}/米_⊙)≈8.5±0.1为等合唱非平衡模型。由于我们不期望任何高离子气相保持碰撞电离平衡，非平衡的情况更有可能发生。结合不同相，我们估计了log的电离麦哲伦CGM气体总质量₁₀（米_{H II, CGM}/米_⊙)≈9.1±0.2。

我们认为对LMC附近含C iv和Si iv气体的三种可能解释。它可能存在于:(a)弥散的麦哲伦日冕中，大约10⁵K， (b)紊流或导电界面^18，19介于凉爽的低离子气体云和较热的弥散麦哲伦冕之间，温度约为10^5.5K或(c)冷、低离子气体云和热气体云(约10⁶K)气态银河晕。数字4显示这三种场景的卡通示意图。考虑到我们所有的观察结果，我们得出结论，civ存在于大约10个冷却器之间的界面⁴K个云，大约10个^5.5K麦哲伦电晕(模型b)。这个模型解释了高离子的径向剖面，因为LMC附近有更多的冷云，每个冷云都有跟踪低离子运动的界面。它还解释了O VI的存在，它显示了速度偏移，并直接跟踪约10^5.5K电晕，但其中一些电晕可能存在于界面中。线宽也是一致的，Si IV线宽比Si II线宽，正如界面所预期的那样(尽管C IV和C II线宽之间没有高显著性差异)。替代模型不太受欢迎，因为它们要么导致了热不稳定的日冕，无法解释O VI(模型a)，要么无法解释依赖于与LMC的距离(而不是与银河系的距离)的径向轮廓(模型c)。

作为麦哲伦流调查的一部分，我们对样本中的几条视线进行了研究¹⁰，其中一些高离子吸收可能归因于与银河系中Seyfert耀斑相关的光离^20.，21或者休克瀑布²²．然而，模拟的Seyfert耀斑只影响我们样本外一个相对较小的电离锥内的气体。与该流相关的气体可能有助于我们样本中其他几条视线测量到的吸收，但总的来说，潮汐剥离流气体不太可能是麦哲伦CGM的主要贡献因素，因为它不能很容易地解释在低离子和高离子中看到的径向剖面。在远离该气流的视线中也可以看到径向轮廓，进一步证明我们的观测没有受到潮汐剥离气体的影响。与之前对43个低质量CGM的调查相比，这个径向轮廓似乎被截断了，z< 0.1的矮星系(cos - dwarf)²³或者在质量更大的仙女座星系M31周围看到的轮廓。²⁴)，尽管维里半径估计的巨大不确定性使这种比较变得困难(见扩展数据图。2 b)．

尽管在我们的样本中，一些视线距离SMC比LMC更近，但这两个星系的共同历史应该会导致一个由LMC主导的麦哲伦电晕，其质量大约是LMC的10倍⁸．虽然孤立的smc质量星系质量不足以容纳自己的热冕，但它们可以在其光晕中容纳冷气体²³．然而，LMC和银河系之间强烈的相互作用在SMC的坠落过程中强烈地破坏了这样一个冷的光晕，所以一个由LMC主导的麦哲伦日冕占优势。

通过河外快速射电暴的射电观测中产生的麦哲伦电晕色散测量，可以探测到麦哲伦电晕²⁵，因为它含有很高的自由电子柱密度。LMC周围这种普遍的日冕的存在支持了本星系群等级演化的图像，在本星系群中LMC和SMC作为一个更大的矮星系系统麦哲伦星系群的一部分积累到银河系上^26，27，28，不是孤立的。早期的工作已经探测到与麦哲伦星系群相关的(超暗)星系^29，30.；我们对麦哲伦CGM和Corona的证据表明，我们现在已经探测到了它的气体，这是它重子预算的重要组成部分。这提供了对本地组内重叠和共同进化的生态系统的更完整的理解。

这项工作使用档案HST/COS和FUSE光谱显示麦哲伦电晕的证据。在这里，我们描述了我们的数据简化，Voigt轮廓拟合和电离建模方法。在整个研究过程中，除非另有说明，所有报告的值和不确定性都是中位数和68%的置信区间。

冲击参数和投影效果

与河外系统的CGM研究不同的是，本工作只关注LMC周围距离的CGMD= 50 kpc (ref;³¹)．这种接近意味着背景类星体与LMC的角度分离较大，θ，对应相对较小的物理分离。冲击参数，ρ_LMC，使用ρ_LMC=Dsin (θ)．在θ> 45°时，该假设不再产生现实的冲击参数估计，我们将需要气体吸收器位置的真实3D模型来计算气体吸收器和LMC之间的物理分离。此外，在视线范围内θ，则很难从运动学上区分LMC和银河系的吸收线。只有更多地依靠模型和模拟来确定气体吸收体的三维位置，才能更大规模地了解麦哲伦电晕和多相CGM。为了使这项工作更加专注于观测得出的结果，因此我们的分析严格限制在距离LMC 45°以内的视线范围内，对应的冲击参数为35 kpc。

HST / COS的观察

我们设计的样本由背景类星体的HST/COS远紫外观测组成，使用G130M和G160M光栅，波长范围分别为约1,150-1,450 Å和约1,405-1,775 Å。这些光栅的组合使我们能够检查以下吸收线:O Iλ1302, n iλλ1199, 1200, 1200.7, c iiλ1334年，艾尔二世λ1670，斯二世λλ1260, 1193, 1190, 1526, 1304, Si IIλλ1250, 1253, 1259, Fe IIλλ1608, 1144, Si IIIλ1206, c ivλλ1548, 1550和Si IVλλ1393年,1402年。COS光谱的处理遵循先前开发的定制约简和波长校准方法^10，32根据calcos的原始产品³³数据简化管道。清除O I的日冕气辉污染λ1302和Si IIλ第1304号，我们使用第二次calcos还原数据，只使用夜间轨道观测。

COS远紫外观测的原始像元大小为2.5 km s⁻¹光谱分辨率(全宽半最大值)约为20千米⁻¹大约15公里⁻¹分别为G130M和G160M谱。我们对所有的光谱进行了分类，使得到的光谱在每个分辨率元素上用两个像素进行奈奎斯特采样。

保险丝的观察

对于我们样本中的15条视线，档案FUSE光谱也可用来分析，以搜索O VIλ1031, 1037吸收。然而，只有6条视线线具有足够高的信噪比来进行测量。这些波长落在FUSE LIF1通道上，光谱分辨率约为20 km s⁻¹而原生像素大小为2 km s⁻¹，我们将其归类到每个分辨率元素两个像素的Nyquist样本中。这些FUSE数据按照类似于用于HST/COS光谱的定制方法进行精简和对齐^34，35．O VIλ可能有分子污染H₂吸收在λ1032.356，相当于约130公里⁻¹在O VI坐标系中。然而，由于视线在银河系的高纬度，这种污染的预期贡献是非常小的，在大多数情况下，可以忽略不计。

吸收线测量

我们使用开源的Python软件VoigtFit³⁶，用G130M和G160M光栅对HST/COS观测到的几种离子的吸收进行Voigt曲线拟合。这个过程使用最小二乘优化器³⁷使用最近的原子数据^38，39，40并将福格特曲线与高斯曲线的近似仪器曲线进行卷积，高斯曲线的全宽半最大值对应于观测到的光栅分辨率。虽然这种仪器剖面的高斯近似不是一个精确的表示，但它对弱高速分量的拟合结果的影响几乎可以忽略不计²¹．对于所有的离子拟合，我们使用三阶多项式拟合感兴趣的吸收线周围的连续统来归一化光谱。吸收光谱中被高红移吸收成分污染的区域被标记以避免拟合。

我们首先同时拟合所有低离子和中间离子(O I, N I, C II, C II*， Si II, Si III, Al II, Fe II)的吸收，当它们表现出普遍一致时，允许跨离子连接组分线中心。C II*线总是在+250 km s时污染C II吸收的测量⁻¹．当在这个速度下有混合的C II组分时，我们将C II*柱密度固定为恒定值10^13.8厘米⁻²这是基于之前研究的平均测量结果得出的⁴¹但是，在这些情况下，测量到的C II柱在+250 km s附近⁻¹不在我们的分析中使用。Si IIIλ1206过渡经常是饱和的，要求线宽与合适的Si II线宽相匹配。最小允许的线宽为9公里⁻¹在仪器分辨率的基础上应用，最大线宽仅作为高度混合组件的约束，如果它们需要收敛到最佳拟合。

C IV和Si IV按照同样的程序同时拟合，但独立于低离子结果，以避免对我们的分析产生偏差，因为高离子组分的结构可能不同。当数据可用且可以确定合理的连续时，FUSE的O VI吸收也可以独立拟合。如果低离子和高离子的组分结构匹配，则在拟合过程后标记它们，以便在后续步骤中比较它们的柱密度、线宽和线中心。此外，根据观测光谱的信噪比，我们计算了没有看到吸收的任何跃迁的上限^42，43．最后，将银河系或已知的中速或高速云的拟合成分标记出来，以避免污染我们的分析。我们注意到，一些来自固定模式噪声的污染仍然存在于我们的简化光谱中，这可能会影响我们测量的柱密度，并没有在我们的估计误差中考虑。

总的来说，在28条视线范围内，我们初步确定了112个独特的速度分量，它们可能属于麦哲伦星系。然后我们施加一个速度阈值，只考虑在v_光敏电阻150公里⁻¹以避免与银河系有关的吸收物的污染⁴⁴．速度阈值为150 km s⁻¹是通过结合观测到的分量速度和麦哲伦星系的模拟来确定的⁷；它代表了最好地分离银河系和麦哲伦分量的值，并且与之前麦哲伦吸收的运动学研究一致^12，14．此外，这个速度阈值得到了动力学论证的支持:给定LMC质量，维里定理预测麦哲伦气体的速度色散为50 km s⁻¹中心为280公里的LMC速度⁻¹这意味着95%的麦哲伦气体应该在180公里范围内⁻¹和380 km s⁻¹．结果，我们的最终样本有52个独特的麦哲伦速度分量，在它们的运动学和光电离模型的基础上进一步分析。这些52 civ和Si IV组件的Voigt剖面模型参数在扩展数据表中给出110个独特的麦哲伦O VI吸收组分见扩展数据表2．扩展数据图1这是我们测量的C IVλ1548和O VIλ样品的1031吸收线光谱。扩展数据图2显示了麦哲伦吸收剂中几个低离子和高离子的总测量HST/COS柱密度v_光敏电阻150公里⁻¹作为LMC冲击参数的函数。所有低离子都呈现下降的径向分布，与高离子的关系相似(图1)。2)．

我们观测到的径向轮廓与cos - dwarf调查中看到的比较²³和M31(参考。²⁴)见扩展数据图。2 b．我们将这些调查的影响参数测量归一化，其半径是平均超密度的200倍，R₂₀₀，在CGM研究中常被用作维里半径的测量。在这些观测和我们的工作重叠的径向区域，LMC的下降剖面更加集中，可能是截断的剖面。因为LMC光晕已经在银河系的维里半径内，预计它会被潮汐截断，因此预计会出现这样一个截断的剖面。然而，估算的不确定性R₂₀₀在cos - dwarf和M31调查中估计为50%，我们使用的LMC值为R₂₀₀= 115±15 kpc。

我们的光谱可以在Barbara A. Mikulski空间望远镜档案(MAST)上公开访问。我们的拟合参数的完整表，以及最佳拟合的概要图，可以在GitHub上访问https://github.com/Deech08/HST_MagellanicCorona．

电离模型

我们使用1D Cloudy⁴⁵用辐射传递模型模拟吸收气体的物理条件。我们的Cloudy模型需要四个关键输入来运行:(1)外部辐射场，(2)观察到的柱密度测量，(3)达到收敛的指定停止条件，(4)气相金属丰度。所有模型都假定平面平行几何结构和恒定的气体密度。

多云的入射辐射场需要形状和强度。我们采用银河系逃逸辐射场模型来设定辐射场的形状，假设来自LMC和SMC的辐射场具有相同的光谱形状^10，46，47．朝向每个视线的辐射场的强度是由氢电离光子通量设定的Φ_H这是根据已发表的电离模型确定的，其中包括LMC、SMC和银河系的贡献^20.．我们在三维空间中重构该模型，插值一个初始值Φ_H任何指定的位置。在我们的模型中，我们允许Φ_H为自由参数，因为与吸收材料的精确距离是未知的。我们还包括来自河外紫外线背景的持续贡献⁴⁸宇宙射线背景⁴⁹．

我们使用Cloudy内置的“优化”命令来改变我们的自由参数，并找到最优参数来解释我们观察到的柱密度和上限^45，50．优化模型最多使用三个可能的自由参数:(1)氢电离光子通量，Φ_H(2)总氢数密度，n_H，为待模拟等离子体的离子、原子和分子氢密度之和;(3)中性氢柱密度(N_H我)停止状态。对于有H I或O I检测的视线线，观察到的H I或O I柱密度测量作为停止条件，模型只使用前两个自由参数(Φ_H而且n_H)．对于没有H I或O I的视线，我们使用所有三个自由参数(Φ_H，n_H而且N_H我)．一旦Cloudy的优化方法找到了参数的可能解决方案，我们在指定的最优参数下运行一个最终Cloudy模型，以生成离子柱密度和气体温度的预测，包括对高离子(Si IV, C IV, O VI)柱密度的预测。为了确保Cloudy在优化过程中不会停留在局部极小值，我们使用了从log10(n_H/厘米⁻³) =−3到1和电离通量Φ_H在模型预测值周围3 dex的范围内D= 50 kpc，但仍发现总氢密度范围较窄(n_H)、电离气体温度(T_e)、中性氢原子柱(N_H我)和电离氢原子与中性氢原子的比率N(H II) /N(H I)跨越所有视线和速度分量。此外，我们还在更大的自由参数范围内运行了一个粗网格，以帮助确认我们的解决方案确实是最优的，而不是局部极小值。

虽然星际介质的气相金属率已经在LMC、SMC、麦哲伦桥中测量过⁵¹和麦哲伦流^{52，53，54，55}，麦哲伦CGM的金属丰度高度不确定。为了估计气体金属丰度，我们使用样品中HE 0226-4110方向的视线，该视线与最近发表的FUSE光谱分析重叠，以测量中性氢柱密度⁵⁶．朝向这条视线的两个吸收分量可能属于麦哲伦日冕v_光敏电阻= +174公里⁻¹+202 km s⁻¹，提供测量的中性氢柱密度设置为在阴天的停止条件。不幸的是，在COS或FUSE数据中都没有检测到O I吸收，因此使用Cloudy优化模型(如上所述)计算金属丰度，允许总氢密度、氢电离光子通量和金属丰度变化。Cloudy模型是根据所有可用金属离子的COS柱密度和未检测到吸收时的任何上限进行优化的。这两个组件的结果是log₁₀（Φ_H/光子s⁻¹) = 5.06, log₁₀（n_H/厘米⁻³) =−1.58和[Z/H] =−0.72v_光敏电阻= +174公里⁻¹组件和日志₁₀（Φ_H/光子s⁻¹) = 4.95, log₁₀（n_H/厘米⁻³) =−1.91和[Z/H] =−0.62v_光敏电阻= +202公里⁻¹组件。在这些结果的基础上，我们采用平均[Z/H] =−0.67作为光电离气体的气相金属丰度。对于界面和日冕中较热的气体，我们假设气相金属丰度为[Z/H] =−1，因为我们预计这种更原始的气体的金属丰度较低。

我们的最佳云模型集为单相光电离气体的高离子Si IV, C IV和O VI的预期柱密度提供了预测。然而，观测到的高离子柱比光离预测的要大得多(数量级)。在所有可能与麦哲伦体系相关的视线和吸收组分中，我们发现72%的Si IV和84%的C IV吸收组分都小于10%的光电离。我们使用这个10% (1-dex)阈值来定义我们的麦哲伦吸收剂样品，这些麦哲伦吸收剂没有被光离化(见图中阴影部分)。2)．这些C - IV和Si - IV吸收剂可能出现在范围内的界面中T= 10^{4.3 - -4.9}K。

观察到的三电离麦哲伦吸收可以用平衡或非平衡碰撞电离模型很好地描述¹⁶．在这两种情况下，我们可以根据C IV和Si IV柱密度的比值推断出电子温度，因为C IV和Si IV线的轮廓非常相似，表明这两个离子是共空间的。此柱密度比与温度之间的模型关系，对于平衡模型和等压和等欢时依赖模型显示在扩展数据图中。3.对于一系列的金属度。然后用推断出的温度来确定C IV电离分数，从中计算总电离氢(H II)柱密度，得到如图所示的测量结果。3 b．总的来说，光离和碰撞电离气体的温度分布如图扩展数据图所示。4 b．在我们测量O VI吸收的视线中，我们发现O VI吸收气体需要比C IV和Si IV吸收气体更高的温度，这表明O VI出现在一个单独的，更热的相中。虽然在我们观测到的高金属丰度的柱密度比的低温溶液是可能的，但在麦哲伦日冕气体预期的较低金属丰度(低于0.1太阳)时，情况并非如此。

我们还考虑了最近的碰撞电离模型，包括来自银河系外背景的光离⁵⁷．然而，这些模型不包括模拟银河系和LMC附近的云所必需的非各向同性辐射场，只提供使用一般背景辐射场的近似预测。相反，在这项工作中，我们只考虑完全光电离或完全碰撞电离的两种情况，但请注意，全面的情况需要同时考虑来自银河系和麦哲伦云的碰撞电离和光电离。

结果的统计学意义

在这里，我们描述了我们用来支持我们的显著性声明的统计检验。在整个研究过程中，我们采用了显著性阈值P价值的P= 0.05。

速度结构

在我们的Voigt剖面拟合过程中，基于它们的近似质心速度，单个组分最初在低离子和高离子之间配对。这种配对过程本身就存在偏差，因为它假设离子间的成分在物理上是相互联系的，从而导致我们分析时速度质心的差异尽可能小。然而，对于低离子和高离子，速度结构在质量上是相互匹配的，吸收组分在两种情况下的速度相似。对于O VI吸收线质心，这种对应关系就不那么清楚了，因此以同样的方式匹配O VI分量就更加不确定了。结合较低的信噪比(≈10)和中等的速度分辨率(20 km S)⁻¹)，我们无法完全分辨所有吸收组分。因此，我们发现，比较低离子和高离子的运动性质通常是不确定的。然而，运动学仍然与我们的初步结论一致，C IV和Si IV出现在冷云和麦哲伦电晕之间的界面，因为在界面模型中，低离子和高离子的速度结构应该是连接的。当考虑O VI时，我们计算了从其他离子(Si III或C IV)中最接近的吸收组分的速度偏移量，发现速度偏移量分布的宽度具有标准差\({\σ}_ {{\ rm {O}} {\ rm {VI}} - {\ rm {Si}} {\ rm{3}}} = 2{2} _{4} ^结构为{+ 7}\,rm{公里}}{\ \,{{\ rm{年代}}}^ {1}\)而且\({\σ}_ {{\ rm {O}} {\ rm {VI}} - {\ rm {C}} {\ rm {4}}} = 2 {2} _ {6} ^ {+ 10} \, rm{公里}}{\ \,{{\ rm{年代}}}^ {1}\),分别。这是\ ({7} _ {8} ^ {+ 12} \, rm{公里}}{\ \,{{\ rm{年代}}}^ {1}\)低离子的速度差分布宽度较大，与C IV的匹配方式相同，支持了O VI存在于不同相的结果。

线宽

我们在扩展数据图中展示了配对的(基于Voigt轮廓拟合过程中它们的速度匹配)分量线宽的差异。5．配对线宽的差异无统计学意义。然而，当考虑我们的线宽测量的总体时，我们确实发现单电离C和Si的线宽分布与三电离C和Si的线宽分布之间存在统计学上的显著差异(见扩展数据图中的分布)。4 c, d)．单电离线宽和三电离线宽来自同一基本总体的零假设的Anderson-Darling统计检验通常可以被拒绝P- C和Si的值阈值为0.05。我们对10000个引导样本进行了测试，以解释线宽的测量误差。civ和cii线宽返回aP的值(68%的置信区间)\ ({P} _ {{\ rm {C}}} = 0.00 {8} _ {-0.007} ^ {+ 0.08} \)78%的bootstrap样本低于我们的P-值阈值为0.05。类似地，Si IV和Si II线宽返回P值的\ ({P} _ {{\ rm {Si}}} = 0.00 {1} _ {-0.0} ^ {+ 0.01} \)93%的引导样本低于我们的显著性阈值。

径向剖面下降

我们用Kendall’s检验了C IV和Si IV与LMC冲击参数之间的反相关的统计显著性τ带有审查的秩相关系数，它提供了一个鲁棒度量两个变量之间的单调关系^58，59．麦哲伦电晕的系数分布为C IV和Si IV均为负值，平均值为τ=−0.4±0.1和τ= - 0.3±0.1，如图扩展数据图所示。6．的P-值允许无相关性的原假设在97%的bootstrap样本的0.05水平被拒绝，而P考虑到我们所有的数据，Si IV的-值只能被拒绝73%。当只考虑吸收剂时ρ_LMC> 7 kpc, Si IV反相关显著性变强，与P在10,000个bootstrap样本中，89%为< 0.05，平均值为τ=−0.4±0.1，但C IV的变化可以忽略不计。采用马尔科夫链蒙特卡罗分析方法，考虑了上限值和测量误差，找到了反相关的最佳拟合线⁶⁰．O VI的测量是肯德尔的τ等级相关系数不太可靠，因为我们只有6个数据点，并不是结论性的。

麦哲伦冕与带界面的潮剥流对比

以前的模拟已经能够通过潮汐剥离来解释大部分与麦哲伦流有关的电离气体，而不存在日冕⁶¹．如果这种情况是这样的，并且该流是电离气体的主要来源，我们可以预期看到C IV柱密度作为距离麦哲伦流(麦哲伦流绝对纬度)的函数比作为LMC撞击参数的函数更强的相关性。我们使用部分斯皮曼秩序相关检验来评估我们测量的离子柱密度与LMC撞击参数或麦哲伦流绝对纬度之间的相关性强度，同时去除另一个的影响。我们注意到，对于这个测试，我们只考虑碰撞电离的C IV和Si IV列，但考虑所有观察到的低离子列。相关系数和P-在扩展数据表中给出无相关性的零假设检验的值3.．对于大多数离子，在去除麦哲伦流绝对纬度的影响后，与LMC冲击参数的相关性显著增强。然而，Fe II的偏相关检验不确定，O I的偏相关检验表明与麦哲伦流绝对纬度有较强的相关性。这些测试与我们测量的气体吸收体的麦哲伦电晕和CGM起源一致，但O I除外，它可能更倾向于追踪麦哲伦流中较冷的潮汐剥离气体。

在扩展数据图。7，我们在麦哲伦坐标系下的麦哲伦系地图上展示了我们对碰撞电离的C IV柱的测量，以及之前对麦哲伦流的调查中对所有C IV吸收的测量¹⁰．当考虑到所有的C IV时，表面密度分布沿麦哲伦流的方向延伸得更多，但随着我们采用的速度阈值和光电离气体的去除，以LMC为中心的径向分布是明显的，特别是当考虑到我们的样品和前一个样品的视线重叠时。

在先前的工作中，大部分观测到的C - IV吸收被解释为来自于潮汐剥离周围的界面，来自LMC的较冷气体具有大约10⁶K银河日冕。这一结论的基本前提在我们的样本中仍然有效，但以LMC为中心的强径向轮廓表明，相互作用形成界面的较热气体也应该以LMC为中心，而不是银河系。因此，麦哲伦日冕大概在10度^5.5K可以解释我们观测到的径向分布和观测到的C - IV吸收。

质量估计

我们对麦哲伦CGM每个相的质量的估计是从电离氢柱密度和LMC撞击参数之间的关系推导出来的。对于每个阶段(大约10⁴K，大约10^4．9K和大约10^5.5K)，拟合最佳线性回归模型对电离氢柱拟合为的函数ρ_LMC．然后计算各相的电离氢质量

在这米_p质子的质量是f_浸是覆盖分数。

对于大约10个⁴K气体，电离氢柱在各个方向上的密度直接由Cloudy模型推导，带有覆盖分数f_浸= 0.82，因为在我们的样品中，低离子在23/28方向的麦哲伦速度下被检测到。然而，我们注意到低离子的覆盖分数随着LMC冲击参数的变化而减小，但使用恒定的覆盖分数作为近似。

对于10人来说^4．9根据碰撞电离模型的C - IV柱密度和最佳拟合温度，推导出各视距内的总电离氢柱密度¹⁶使用

在这f_C四世C≡^{3 +}为最佳拟合温度下三电离碳的比例，[Z/H] = 0.21[Z/H]_⊙是金属丰度。对于C IV，覆盖分数设为f_浸= 0.78ρ_LMC< 30 kpc和f_浸= 0.3ρ_LMC根据我们样品中C IV吸收的观察检出率≥30 kpc。导出的柱密度和LMC冲击参数之间的关系允许我们的质量计算约为10⁴K和大约10^4．9K气体收敛，改变最多0.1 dex如果我们相反的积分到500 kpc。

对于大约10个^5.5K气体，质量是在碰撞模型中O - VI吸收柱的基础上再次发现的，使用

使用与10号的覆盖分数校正相同的方法^4．9K气体。这里我们用最大值f_O六世每个碰撞模型的值，其峰值接近10^5.5K在f_O六世≈0.2。该相位的最佳拟合线不收敛，因此径向轮廓的积分高度依赖于考虑的径向范围。相反，我们只在观察的边界之间进行积分(6.7 kpc <ρ_LMC< 32.5 kpc)，仅在该区域出现近似的日冕质量。