Диссертация (1149373), страница 19
Текст из файла (страница 19)
Отмечу, что существуют болееточные новые способы перевода в поверхностные плотности с использованиемИК-данных 3.6µm, как например [121].Дисперсии скоростей звезд Восстановление даже одной компоненты эллипсоида скоростей звезд σR из наблюдений на луче зрения, как было показанов Главе 1, крайне сложная задача [7, 17]. В случае двумерных карт есть некоторые отличия от метода, использованного в Главе 2. Три компоненты SVE σφ ,100σz , σR в азимутальном, вертикальном и радиальном направлениях связаны с наблюдаемой величиной дисперсии скоростей на луче зрения σlos для двумерныхкарт соотношением 1.1:[()]σ2zσ2φ222222σlos = σR sin θ + 2 cos θ sin i + 2 cos i ,σRσRгде θ обозначает угол между положением щели и большой осью звездного диска. Для нахождения ограничений на величину радиальной дисперсии скоростейзвезд были использованы те же ограничения на компоненты эллипсоида скоростей, что в Главе 2.
Кратко напомню их. Отношение σφ /σR находится изусловия равновесия диска σ2φ /σ2R = 0.5 (1 + ∂ ln vc /∂ ln R) [39], где производнаявычисляется численно из приближения vc . В отличие от Главы 2, производнаяполучается гладкой и устойчивой, поскольку приближение кривой вращениядля NGC 628 достаточно гладкое. Отношение σz /σR ограничено неравенствами0.3 ⩽ σz /σR ⩽ 0.7 [18], где нижняя оценка следует из условия устойчивости диска относительно изгибной неустойчивости [44], а верхняя получена изнаблюдений [11, 13, 17, 38].
Подставив ограничения на оба отношения в уравнение выше, можно получить верхнюю и нижнюю оценку радиальной дисперсииminскоростей σR (обозначенные как σmaxR и σR ) для каждой точки с известной величиной σlos . Карта наблюдений σlos из обзора VENGA, как и другие данныеиз этого обзора, была получена по личному запросу (см. рисунок 16 в [158]).Угол θ измеряется от положения большой оси P.A. = 21◦ . Сравнение проведенной процедуры извлечения информации о σR с подходом, используемым в L08,проведено в разделе 3.4.Темп звездообразования В L08 было впервые предложено использоватьУФ данные совместно с интенсивностью в линии 24µm в качестве меры темпазвездообразования.
Здесь используется исправленная за поглощение пыли картав линии Hα из работы [169]. Эта карта имеет то же самое пространственноеразрешение и размер, что кубы данных VENGA. Для перевода интенсивностейв величины темпа звездообразования используется формула (2) из работы [179]:SFR[M⊙ год−1 ] = 5.37 × 10−42 LHα [эрг с−1 ].Сравнение с картой темпа звездообразования из [169], сделанной по данным УФи 24µm, показывает хорошее согласие с величинами на карте Hα, но с худшимразрешением. В L08 также было продемонстрировано, что оба метода пересчетасовпадают с хорошей точностью.101maxРисунок 3.3 –– Карты параметра Q для двухкомпонентной с σminR (сверху), σR (посередине)и одножидкостной (внизу) моделей. Области звездообразования обозначены на уровнеΣSFR > 0.007 M⊙ год−1 кпк−2 и нанесены красными контурами.
Желтым показанымаскированные звезды. Эффективный радиус балджа (розовая прерывистая линия) илогарифмические спирали (прозрачная синяя кривая, параметры взяты в [180]) также показаны.102Азимутальные профили Азимутально усредненные профили используемых данных приведены на Рис. 3.2. Величина ошибки в этих профилях былаσrmsпосчитана с использованием выражения (E1) из L08 √, гдеNpix,ring /Npix,beamσrms равно одному стандартному отклонению данных в усредняемом кольце, аNpix,ring и Npix,beam равны числу пикселей в кольце и в одном пространственнымэлементе для данных VENGA соответственно.
Из рисунка видно, что относительный разброс в поверхностных плотностях меньше, чем для дисперсийскоростей. Отмечу, что профили Σ находятся в хорошем согласии с таковыми в L08, за исключением HI. Профиль радиальных дисперсий скоростей σRиз L08 следует нижней границе σminR , используемой в данной работе. Стоит отметить, что все данные при R > 55′′ усредняются не по полному кольцу из-запрямоугольной формы исследуемой области. Возможно в этом причина ростадисперсии профилей на больших расстояниях.Метод Из всех кубов данных были извлечена та же область, что и дляданных VENGA (см. рисунок 1 в [158]). После этого были найдены координаты центров пикселей сетки 155 × 55 в данных VENGA и для каждого пикселябыли собраны все необходимые для анализа величины (ΣHI , σHI , ΣH2 , Σs , σmaxR ,σminR , ΣSFR , κ).
В последующем анализе неустойчивости пиксели, отмеченныекак звезды фона в данных VENGA, не участвовали. Для того чтобы избежатьвлияния балджа были также исключены все пиксели ближе, чем эффективныйрадиус балджа re,b = 15′′ (найдено в [47, 88, 168]). Наконец, все внешние области дальше, чем R > 140′′ также не рассматривались в анализе, поскольку вних заметно возрастают ошибки.Анализ неустойчивости Критерий двухкомпонентной гравитационнойнеустойчивости рассматривался в форме, предложенной Рафиковом [6]. В этомкритерии необходимо найти безразмерный эффективный параметр Qeff из{}]212 1[k̄21 − e−k̄ I0 (k̄ 2 ) +≡ maxs,(3.1)QeffQQg 1 + k̄ 2 s2k̄s k̄где Qg ≡ κ cg /π G Σg и Qs ≡ κ σR /π G Σs как и ранее, представляют собой безразмерные параметры Тумре для газового и звездного дисков, Σg =1.36 × (ΣHI + ΣH2 ), cg = σHI скорость звука в газе, s ≡ cg /σR , I0 модифицированная функция Бесселя первого рода, k̄ ≡ k σR /κ безразмерное волновоечисло.
Уравнение (3.1) написано в приближении бесконечно тонкого диска.Справедливость этого предположения обсуждается ниже. В простом случае осесимметричных возмущений Qg и Qeff сравниваются с 1, и в случае, если они103меньше, то такой газовый или двухкомпонентный диск полагается неустойчивым относительно гравитационных возмущений. В более реалистичном случаенеосесимметричных возмущений система в целом становится менее устойчивой, и порог неустойчивости равен 2 − 3. Подробное описание применениякритерия двухжидкостной неустойчивости и теория описаны в Главе 2 и работе[18], а также в работах по ссылкам в них.3.4РезультатыНа Рис.
3.3 показаны результаты применения критерия гравитационнойнеустойчивости к галактике NGC 628. Двухкомпонентная модель с меньшимирадиальными дисперсиями скоростей Qmineff показывает хорошее согласие наблюдаемых областей звездообразования с неустойчивыми регионами Qmineff < 2 − 3на всем протяжении исследуемой области. С другой стороны, параметр Тумретолько для газового диска Qg способен дать объяснение лишь удаленным областям звездообразования при R > 80′′ , а ближе указанного расстояния показываетустойчивый с большим запасом диск.
Двухкомпонентная модель с большимирадиальными дисперсиями Qmaxeff представляет собой промежуточный случаймежду двумя упомянутыми. Неустойчивые области следуют спиральному узору в галактике, который согласно [181] не является триггером звездообразованиясам по себе, а лишь собирает бо́льшие количества газа.3.4.1 Ошибки методаКорректность и устойчивость полученных результатов была проверенанесколькими различными способами.
Проведенный анализ справедлив только вкоротковолновом приближении, что требует проверки. Наиболее неустойчивыедлины волн показаны на Рис. 3.4. Даже если принять во внимание, что в некоторых областях длина волны для максимума выражения 3.1 составляет λ ≈ 3 кпк,104Рисунок 3.4 –– Наиболее неустойчивая длина волны λ в кпк для модели Qmineff . Показаны триразличных уровня λ вплоть до 3 кпк.
Белые области обозначают звезды фона или области, гдеλ > 3 кпк. Черный прерывистый контур показывает области звездообразования. Отрезок влевом нижнем углу показывает линейный масштаб в 1 кпк.из рисунка видно, что размер соответствующей области звездообразования всегда имеет больший размер хотя бы в одном из направлений. Рисунок приведендля модели Qmineff , в остальных случаях ситуация аналогична.Во-вторых, были измерены ошибки определения Q, получаемые изнеопределенности в данных.
Для H2 и σlos величина ошибки приведена вотдельных кубах данных. Для ΣHI в качестве ошибки был взят предел чувствительности обзора THINGS, равный 1 M⊙ пк−2 . Кривая вращения меняласьв пределах 7%, чтобы учесть разницу в скоростях приближающейся и удаляющейся частей галактики (закрашенная область на Рис. 3.1). Неопределенность вповерхностной плотности звездного диска была получена изменением отношения массы к светимости в полосе K в пределах 0.48 − 0.6 M⊙ /L⊙ , как показанов L08. В результате учета всех ошибок итоговый результат может считаться темже самым, величина среднеквадратической ошибки в определении Q составила около 15%.
Стоит отметить, что азимутальное усреднение ведет к гораздобольшей величине ошибки (см. ниже).Общим недостатком всех подобных работ является применение постоянного коэффициента перевода XCO наблюдений в линии CO в массу молекулярного водорода, поскольку он может значительно меняться [182, 183]. Учесть этотэффект достаточно сложно. К счастью, галактика NGC 628 одна из немногих,для которых была сделана попытка изучить изменение XCO вдоль диска [169,105184]. Была сделана проверка полученных уровней неустойчивости с использованием результатов, приведенных в работе [169].
В ней авторы предупреждают онекорректных поверхностных плотностях молекулярного газа, полученных прииспользовании постоянного XCO , и о больших ошибках в работе [184], с которой по этой причине дальше я не работаю. Оба приведенных в [169] профиляXCO практически совпадают в пределах погрешностей на исследуемых расстояниях, поэтому использовать можно любой. Изменение коэффициента переводасоставляет в максимуме около 50%, становясь меньше в центральных областяхи возрастая к периферии (см.
непрерывную кривую на Рис. 3.2 слева). Несмотряна значительное изменение ΣH2 , учет изменяющегося профиля XCO не влияетна полученные результаты уровней Q, лишь немного уменьшая их в удаленныхобластях. Следующий параграф проясняет этот результат.Как было показано в Главе 2, толщина диска может оказывать значительный стабилизирующий эффект, делая газовый диск более устойчивым [60,66]. Для того, чтобы учесть этот эффект, как и раньше была рассмотрена приближенная трехкомпонентная модель с отдельным молекулярным и атомарнымгазовыми дисками как в уравнении (19) в [66]. Это приближение, как было показано авторами и проверено в Главе 2, имеет хорошую точность [18].
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
