---

<< 3.3 Гравитационная устойчивость ... | Оглавление | 3.5 Построение устойчивых ... >>

Разделы

• 3.4.1 Рассеяние на ГМО
• 3.4.2 Коллективные процессы
• 3.4.3 Влияние газа на развитие бар-моды
• 3.4.4 Почему встречаются тонкие звездные диски?

---

3.4 Релаксационные процессы в звездном диске

Обсуждению причин, которые могли бы объяснить наблюдаемую корреляцию между возрастом, дисперсией скоростей звезд и их шкалой высот, посвящено множество работ (см., например, монографию Марочника и Сучкова [7] и ссылки там; разд. 1.1). В данном разделе обсудим результаты только некоторых численных экспериментов, которые могли бы приблизить нас к пониманию природы связи между кинематическими параметрами и их эволюцией.

Наблюдения свидетельствуют об эволюции функции распределения скоростей звезд. В то же время звездно-звездные сближения в этом смысле заведомо неэффективны. Изменение скорости звезды в результате рассеяния пропорционально величине рассеивающей массы. Поэтому гигантские молекулярные облака (ГМО) могут служить важным фактором, влияющим на динамику звездного диска. Большие массы и размеры ГМО (см. разд. 1.2) позволяют эффективно рассеиваться на них звездам, что приводит к релаксационным процессам, увеличивая эффективную температуру звездного населения. Рассеяние на массивных неточечных объектах (например, ГМО) как возможный механизм изменения распределения скоростей звезд неоднократно обсуждался [295-299]. Его можно условно назвать механическим в отличие от описанного в разд. 2.5, где уже рассматривалась проблема анизотропии в распределении скоростей звезд и с точки зрения коллективных процессов -- устойчивости относительно изгибных мод. Ниже обсудим эти два механизма подробнее.

3.4.1 Рассеяние на ГМО

Приведем некоторые результаты численного моделирования динамики звездного диска с учетом ГМО, следуя работам Вилумсена [244,245]. Рассматривалась следующая модель. Распределение плотности звездного населения диска выбиралось в виде [ср. с (2.1.45)]

а в гало

Распределению плотности вещества в ГМО

соответствует потенциал

Взаимодействие между звездами и ГМО учитывалось, только если расстояние между ними не превышало кпк. ГМО в начальный момент образовывали экспоненциальный диск с . Значения параметров выбирались в приложении к Галактике: , кпк, кпк, , кпк, общая масса ГМО -- . В расчетах варьировались начальные значения дисперсий и параметры ГМО. Число звезд и ГМО не превышало 4000 для каждой из подсистем, так что .

На рис. 3.7 показана динамика трех компонент дисперсии скоростей звезд. В конце моделирования получается следующее отношение этих компонент для произвольной радиальной координаты:

Представляет интерес сравнение данных Вилумсена с результатами Ласея [297], который получил следующее уравнение, описывающее эволюцию величины дисперсии ( ) вследствие столкновений с ГМО:

где , -- поверхностная концентрация ГМО; -- известная функция. Так как , то, следуя Ласею, ; и для условий экспериментов Вилумсена . Запишем решение (3.4.6):

Для полной экспериментальной дисперсии скоростей (см. рис. 3.7) и теоретической зависимости (3.4.7) в случае можно записать

В табл.3.1 приведены значения теоретической величины и экспериментальной для разных [245] с учетом того, что зависит от радиальной координаты. Как видим, в среднем различие между и составляет 50%.

В связи с наблюдаемой зависимостью толщины звездного диска от возраста звезд упомянем также о возрастании со временем в экспериментах Вилумсена величины :

В моделях Ясумоту и Фудзимото [299] варьировались в широких пределах параметры, описывающие подсистему ГМО, помимо которых в рассмотрение включались спиральные волны плотности. В начале экспериментов звездные диски задавались холодными и на первом этапе наблюдался резкий рост дисперсии скоростей, затем, начиная с лет, наблюдалась зависимость с . К моменту времени лет в разных моделях получено c км/с. Для и спиральной волны с углом закрутки дисперсия достигала максимального значения ( км/с). Получено, что характер пространственного распределения ГМО слабо влияет на темп роста дисперсии скоростей звезд^3.7.

Временная зависимость дисперсии в солнечной окрестности Галактики, по данным Вилена [54], имеет вид , (вывод сделан исходя из данных наблюдений для различных спектральных классов звезд). Как видим, достигнутые в экспериментах значения меньше наблюдаемых для - и -типов звезд величин км/с.

Следует сказать о том, что еще в 1961 г. Кузминым [296] были получены весьма близкие результаты. В рамках предположения, что гравитационное взаимодействие звезд с облаками диффузной материи должно приводить к росту как радиальной, так и вертикальной компонент дисперсии скоростей звезд, в равновесном пределе ( const) была получена следующая величина анизотропии:

Нетрудно видеть, что в невращающихся слоях и в твердотельно вращающихся дисках , а в дифференциально вращающемся, как в окрестности Солнца ( ), диске должно быть .

Итак, если эволюция функции распределения скоростей звезд определяется процессом рассеяния звезд на массивных облаках газа, то для подсистемы наиболее старых звезд диска . Следует, однако, помнить, что рассмотренные выше модели достаточно грубо учитывают реальное распределение в пространстве рассеивающих объектов и их динамику на временах, сравнимых со временем жизни Галактики. В то же время надежные наблюдаемые значения величины относятся только к достаточно малой окрестности Солнца.

3.4.2 Коллективные процессы

В данном пункте обсудим проблему анизотропии дисперсии скоростей звезд без привлечения массивных рассеивающих объектов. Мы уже видели, что согласно условию устойчивости относительно мелкомасштабных изгибных возмущений (п. 2.5.2). Заметим, что этот результат получен в рамках модели однородного невращающегося звездного слоя без учета влияния сферической подсистемы, а учет этих факторов требует численного моделирования. Для изучения проблемы анизотропии дисперсии скоростей была поставлена серия экспериментов [300], в которых менялись начальное отношение и параметры гало и в (3.1.5) с . Рассматривалось "рыхлое" ядро сферической подсистемы () и "точечное" ядро (). В качестве начальных условий принималось отношение , что соответствует наблюдаемому в Галактике по всем звездам.

В системах с "рыхлым" ядром гало в течение первого полуоборота происходят быстрое убывание и медленный рост , что приводит исследуемые модели на границу устойчивости диска относительно изгибных возмущений. Уже после первого оборота диска во всех моделях с величина . При этом оказывается в среднем ближе к верхней из указанных границ в моделях с не очень массивным гало ( ) и ближе к нижней в системе с . Еще ярче это различие между моделями с различными массами сферических подсистем проявилось в случае концентрированного ядра (). Так, в моделях с в среднем выполнялось , причем чем ближе к центру диска и чем гало маломассивнее, тем с большим запасом выполняется критерий устойчивости. Отклонение в большую сторону величины от критического значения может быть связано с неоднородностью диска по -координате. Действительно, критерий (2.5.18) получен в модели однородного звездного слоя с резкими границами. Поэтому при приближении к вертикальная компонента скорости стремится к нулю и тем самым величина -дисперсии оказывается меньше, чем в моделях неоднородного диска, в которых . В противоположность этому учет массы гало может привести к уменьшению маргинального значения .

Сходные результаты были получены в [290], численный эксперимент которых включал достаточно массивное () и "рыхлое" ( ) гало. В большей части диска ( ) на протяжении всего эксперимента отношение оставалось практически постоянным. В то же время на далекой периферии наблюдалось некоторое уменьшение данного параметра, вплоть до . Последний эффект, по-видимому, обусловлен тем, что в этой области ( ) поверхностная плотность изменяется очень резко -- масштаб уменьшается от кпк до кпк. Такая сильная неоднородность диска требует для стабилизации гравитационной неустойчивости высоких значений дисперсии радиальных скоростей , так что величина в области кпк практически перестает падать с ростом .

3.4.3 Влияние газа на развитие бар-моды

В газовом самогравитирующем диске, как и в звездном, может развиваться бар-мода^3.8. Однако из-за столкновительности газа неустойчивость (а она имеет гравитационную природу) проще стабилизировать, в отличие от бесстолкновительного звездного диска [см. (3.2.4)] достаточно выполнения [287]. Вандервоорт [303] в рамках линейного анализа устойчивости твердотельно вращающегося однородного звездно-газового сфероида показал, что критическое значение лежит в пределах в зависимости от параметров модели и прежде всего от доли массы газа в системе .

Как мы знаем, галактический газ является сильно неоднородной на малых масштабах средой. Наблюдается целая иерархия газовых облаков, различающихся своими размерами и массами. В предыдущих пунктах мы уже видели, что на массивных газовых облаках (ГМО и более крупномасштабных образованиях -- ассоциациях) происходит эффективное рассеяние, переводящее орбитальное движение звезд и газа в тепловое. Таким образом, облачная структура газа является важным фактором стабилизации глобальных мод. Характерные времена образования и жизни облаков сравнимы со временем образования бара ( лет). Поэтому для выяснения роли газа в подавлении бар-моды необходимо детальное рассмотрение процессов образования облаков, их динамику и звездообразования. Вклад в нагрев диска дает и динамическое трение: при движении тяжелых газовых облаков легкие звезды испытывают гравитационную фокусировку, образуя повышенную концентрацию за облаком.

Недавние численные эксперименты, учитывающие вышеперечисленные эффекты, наглядно продемонстрировали чрезвычайно важную роль газа в динамике звездного диска [304,305]. Оказалось, что газ может стабилизировать бар-моду, если он составляет всего несколько процентов от общей массы. Разумеется, критическое значение величины зависит от многочисленных параметров модели, однако, по-мнению авторов вышеперечисленных работ, для типичных галактик можно принять (здесь следует учитывать газ и звезды, находящиеся в области формирования бара).

Обсудим подробнее этот результат. Для распределения поверхностной плотности в диске критерий устойчивости по порядку величины можно записать в виде [306]

здесь , , -- средняя скорость вращения, -- дисперсия радиальных скоростей на радиусе, где достигает максимума. Учет столкновительности газа эффективно уменьшает массу диска на величину . Однако более существенным фактором является разогрев звездной компоненты на массивных газовых облаках, что приводит к росту параметра со временем в соответствии с формулой (3.4.7). Характерный размер гигантских газовых облаков определяется гравитационной неустойчивостью и величина пропорциональна поверхностной плотности газового диска (см. п. 4.3.1). Учитывая, что масса облака , для параметра можно записать

Как видим, нагрев звездной подсистемы весьма сильно зависит от плотности газового диска и, как показывают численные эксперименты, в случае крупномасштабная гравитационная неустойчивость полностью стабилизируется. Следует не забывать, что к такому результату приводит совокупное самосогласованное действие фрагментации газа, звездообразования и всех релаксационных процессов.

3.4.4 Почему встречаются тонкие звездные диски?

Как отмечалось в п. 1.1.2, типичные значения полутолщины звездного диска составляют кпк. Причем достаточно многочисленны наблюдаемые с ребра галактики с отношением видимых полуосей . Относительную толщину звездного диска естественно определить отношением . В случае распределения объемной плотности (см. разд. 1.1) можно принять [104]. Тем самым для тонких звездных дисков ( ) считаем . Следуя работе [104], определим условия, при которых стационарные звездные диски могут иметь такую толщину.

Стационарная система должна быть, во-первых, гравитационно устойчива относительно возмущений, лежащих в плоскости диска, что накладывает ограничения на дисперсию радиальных скоростей

Во-вторых, устойчивость относительно мелкомасштабных изгибных возмущений требует выполнения условия (пп. 2.5.2, 3.4.2)

В свою очередь полутолщина диска зависит от величины [см. (2.1.42)]. Считая, что система находится на границе устойчивости, из (3.4.10), (3.4.11), (2.1.41) и (2.2.42) получаем

Круговая скорость в диске определяется распределением вещества в плоской и сферической подсистемах, поэтому запишем

Для экспоненциального профиля плотности (1.1.2) масса диска , и в области скорость вращения близка к своему максимальному значению . Примем, что (масса гало находится внутри ). В результате для скорости вращения имеем

Для плоской кривой вращения и для относительной толщины диска можем записать [104]

где -- численный коэффициент (), . Прежде всего заметим, что для параметр в области слабо зависит от радиуса, что не противоречит наблюдениям.

Из (3.4.15) видно, что с увеличением массы гало полутолщина звездного диска уменьшается. Для уточнения данного соотношения обратимся к результатам численных экспериментов, представленным на рис. 3.8 [104]. Отличие зависимости (3.4.15) от экспериментальной для , по-видимому, связано с плохим выполнением эпициклического приближения ( ), которое лежит в основе критерия устойчивости, а следовательно, соотношения (3.4.15).

Как видим, диск без гало () имеет . Для существования тонких галактик ( ) необходимо присутствие сферической компоненты с . Для наиболее тонких ("иглообразных") галактик с имеем .

---

<< 3.3 Гравитационная устойчивость ... | Оглавление | 3.5 Построение устойчивых ... >>

Публикации с ключевыми словами: аккреционный диск - диск, галактический - гидродинамика - спиральная структура Публикации со словами: аккреционный диск - диск, галактический - гидродинамика - спиральная структура
См. также: Аккреционный диск черной дыры: визуализация Дважды искривленный мир двойных черных дыр Спиральный диск вокруг черной дыры В центре спиральной галактики NGC 3521 Массивная черная дыра разрывает пролетающую звезду Ультрафиолетовые кольца M31 Близкая массивная спиральная галактика NGC 2841 Все публикации на ту же тему >>