Диссертация (1145359), страница 44
Текст из файла (страница 44)
4.18 демонстрирует этот эффект для двух группмоделей с разным вкладом балджа: модели 52 и 51 с µ = 0.5 и модели 43 и 42(µ = 0.875). Различия в толщине более ярко проявляются в моделях с небольшой относительной массой сфероидальной составляющей. Когда µ увеличивает-286Рис. 4.18. Радиальный профиль толщины галактики (2z1/2 ) на момент временимоделей, неустойчивых относительно роста бар-моды (QTи модель 51 (µb= 0.25);(б) — модель 43 (µbполутолщина для всех моделей= 0)= 1.5):t = 3000(а) — модель 52 (µbи модель 42 (µb= 0.25);для= 0)начальнаяz0 = 0.1.ся, то, как и следовало ожидать, диск становится очень тонким, и его толщинаперестает зависеть от того, как распределена масса между гало и балджем.ЗаключениеСопоставление выводов, следующих из линейного анализа, с результатамичисленных экспериментов по моделированию трехмерных дисков показывает,что в отличие от однородных моделей в неоднородных дисках возможно возникновение глобальных изгибных мод с длиной волны больше характерного масштаба изменения плотности в диске.
Если в процессе развития неустойчивостиамплитуда волн значительно возрастает, то они существенным образом разогревают диск в вертикальном направлении. Наиболее неустойчивыми в плане ростаизгибных возмущений оказываются горячие диски. Фактором, способствующимстабилизации изгибных возмущений, является дополнительная сфероидальнаяподсистема, например, темное гало.Проведенный нами дополнительный качественный анализ дисперсионного287уравнения для неоднородных моделей привел нас к новым выводам относительно условий стабилизации изгибных мод в звездных дисках. Эти выводы былиподтверждены в численных экспериментах.1.
Поскольку наиболее неустойчивыми являются центральные области диска(особенно если диск горячий), условия, при которых рост возмущенийподавлен, определяются не только массой сферического компонента, но ираспределением плотности в нем. При увеличении концентрации к центруподавляющий эффект усиливается.2. Присутствие в галактике компактного и не очень массивного балджа эффективно препятствует росту изгибных возмущений.
В недавней работе [330] для UGC 7321, видимой с ребра сверхтонкой галактики без каких-либо следов балджа, был сделан неожиданный вывод. Оказалось, чторавновесие звездного диска совместимо только с наличием у галактикикомпактного темного гало. Наши выводы не противоречат выводам работы [330], а, наоборот, поддерживают их, поскольку в своих экспериментах мы рассматривали сферические подсистемы как внешние, и потенциал компактного балджа можно трактовать и как потенциал компактноготемного гало.3.
Из анализа всей совокупности представленных нами результатов следует,что требуется более корректный подход к процедуре оценки массы темного гало по наблюдаемому значению относительной толщины звездногодиска z0 /h в спиральных галактиках.2884.1.3. Изгибная неустойчивость в галактических дисках: защиталинейной теорииОсновные результаты этого раздела опубликованы в статье [28].Главная цель исследования, результаты которого приводятся в этом разделе, — до конца понять эффективность нагрева дисков за счет изгибной неустойчивости. Мы также подробно обсуждаем численные эффекты, возникающиепри моделировании эволюции N -body моделей тонких дисковых галактик.В нашей статье [9] (см.
также раздел 4.1.1) мы утверждали, что в численных моделях реалистичных звездных дисков уровень насыщения изгибнойнеустойчивости выше, чем значение 0.3−0.37, предсказанное линейной теорией,т.е. диск может быть неустойчив даже при σz /σR > 0.3. Авторы работ [313, 331]пришли к аналогичному выводу.
Например, в работе [313] были представленырезультаты N -body экспериментов с дисками конечной толщины, которые подтвердили неустойчивость дисков даже при анизотропии скоростей больше критического значения. Ниже мы приводим результаты более рафинированных экспериментов, чем те, которые проводились прежде, и показываем, что уровеньнасыщения изгибной неустйчивости в реальных звездных дисках очень близокк линейному критерию.В работе [9] мы рассмотрели изначально тонкие модели и изучили процессы, которые вызывают вертикальный нагрев звездных дисков у изолированныхгалактик (см. также раздел 4.1.1). Были выявлены следующие механизмы вертикального нагрева.(i) “Начальная” изгибная неустойчивость, которая развивается и насыщаетсяна довольно короткой шкале времени — примерно миллиард лет.(ii) Нагрев за счет роста осесимметричных мод в центральных областях горячих дисков без баров, ведущий к формированию X-образных структур вцентре галактик.289(iii) Изгибная неустойчивость баров, которая также вызывает появлениеX-образных структур.В численных экспериментах с массивным темным гало мы наблюдали ещемедленный вертикальный нагрев, который мы попытались связать с рассеяниемзвезд на возникающих неоднородностях в вертикальной структуре дисков.Два из этих механизмов (ii и iii) вызывают вертикальный нагрев звездногодиска до уровня σz /σR ≈ 0.8.
Оба приводят к образованию ящико-/арахисо- подобных структур (X-структур) в центральной части диска. Костяк этих структур составляют звезды на устойчивых периодических орбитах. Семейство этихорбит ответвляется от x1 семейства орбит в плоскости, когда в системе присутствует вертикальный резонанс [320]. Существование вертикального резонансав диске не зависит от моды возмущения m = 2, так что X-образная структураможет появиться и в почти осесимметричном случае (ii).
Следует отметить, чтоX-образные структуры вначале выглядят асимметрично по отношению к основной плоскости галактики (рис. 4.3), и на начальных стадиях они проявляютсякак мода m = 0 крупномасштабного изгиба.Два обстоятельства важны для понимания дальнейшего. Во-первых, механизмы ii и iii могут быть связаны с неустойчивостью орбит [320, 332], а нес изгибной неустойчивостью. Таким образом, уровень нагрева диска за счетэтих механизмов может быть никак не связан с линейным критерием изгибной неустойчивости. Во-вторых, с наблюдательной точки зрения ящико- (илиарахисо-) подобные структуры в центральной части галактики могут представлять собой псевдобалдж, а не диск.
И если мы говорим о диске, то с точкизрения критерия изгибной неустойчивости должны рассмотреть области внеэтих структур.Ниже мы покажем, что, в отсутствие ящико-/арахисо- подобных структуризгибная неустойчивость нагревает звездный диск до значения σz /σR ≈ 0.3,которое предсказывается линейной теорией. В присутствии ящико-/арахисо-290подобных структур последнее утверждение верно для областей за пределамиэтих структур (в случае моделей с баром — вне бара).В работе [9] не обсуждались области вне ящико-/арахисо- подобных структур для динамически горячих моделей или за пределами бара для моделей сбарами. Но из данных той работы следует, что в этих областях σz /σR ≈ 0.35 (см.также рис.
4.5), т.е. уровень насыщения изгибной неустойчивости был близкимк линейному критерию. Ниже этот результат будет подтвержден для моделейс “живым” гало.Также будет показано, что медленный вертикальный нагрев в моделяхс массивным темным гало является во многом численным эффектом, и прииспользовании достаточно большого числа частиц эффективность нагрева засчет этого механизма резко падает даже в присутствии “живого” гало.Численная модельМы рассмотрели четыре семейства моделей. Все наши модели имеют двеподсистемы: звездный диск и темное гало. Использовалось два типа гало: относительно массивные гало (тип “A”) и легкие гало (тип “B”).Гало для моделей первого семейства описывалось через статический потенциал гало (эти модели являются аналогами модели 9_1 в работе [9], см.
такжетаблицу 4.1 на стр. 247) Обозначим это семейство как “AR”.Второе семейство было идентично первому, но все модели имели “живое”,т.е. самогравитирующее гало. Мы обозначили это семейство как “AL”.Модели третьего семейства (“ATL”) были похожи на модели семейства“AL”, но имели изначально толстый звездный диск, в котором мы не ожидали развития изгибной неустойчивости.Модели четвертого семейства (“BL”) включали “живое” гало “B” типа.В каждом семействе мы рассмотрели по три модели с одинаковыми параметрами, но с различным числом частиц в диске (т.е. модели с разным пространственным разрешением): 2 × 105 , 106 и 5 × 106 .
В моделях с “живым” гало291на гало приходилось по 5 × 105 , 2.5 × 106 и 5 × 106 частиц, соответственноколичеству частиц в диске.Мы обозначаем модели по имени их семейства, добавляя к нему номер,соответствующий числу частиц в диске. Например, AR.5M — это модель изсемейства AR с числом частиц в диске 5 миллионов.Начальные равновесные модели строились итерационным методом [13, 17](см.
также раздел 1.2.2).Распределение плотности в диске описывалось формулой (1.30) (стр. 49)с параметрами: Md — полная масса диска, h — радиальный масштаб распределения вещества, z0 — вертикальный масштаб. Для всех, построенных намимоделей, Md = 5 × 1010 M , h = 3 кпк. Диски всех моделей, кроме моделейиз семейства ALT, имели z0 = 0.01 кпк, т.е начальные диски были экстремально тонкими.
Мы сознательно взяли нереалистичные значения толщины, таккак нашей целью было изучение изменения толщины дисков за счет изгибнойнеустойчивости. Для “толстых” моделей семейства ALT мы брали z0 = 0.1 кпк.При построении начальных равновесных моделей профиль дисперсии скоростей σR использовался как входной кинематический ограничитель [17]. Радиальный профиль σR вместе с профилем плотности в диске определяли профильпараметра Тумре QT [79]. Изначально мы подбирали профиль σR так, чтобыпрофиль QT имел широкий минимум в области 2 − 8 кпк с минимальным значением QT ∼ 1.5.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
