Диссертация (1149373), страница 20
Текст из файла (страница 20)
Былотакже протестировано два случая σHI = σH2 и σHI = 1.5 × σH2 , из которыхвторой соответствует более холодному молекулярному диску. Сравнение значений QRF , полученных для трехкомпонентного приближения с толстым диском,с выведенными ранее Qeff для тонкого диска показывает заметную разницу.Учет эффекта толщины делает значения QminRF похожими на таковые для модеmaxли Qmaxeff , а модель QRF становится близка к однокомпонентной модели Qg дляобоих рассмотренных случаев соотношения скоростей звука.
На Рис. 3.9 частично показан этот результат, нанесены уровни QminRF для нижней оценки радиальнойдисперсии и σHI = 1.5 × σH2 . Тем не менее, как и в Главе 2, стоит упомянуть,что стабилизирующий эффект толщины дисков может быть частично компенсирован диссипацией [73], а в крайних случаях даже полностью. К сожалению,эффект диссипации тяжело учесть. Важным результатом также является то, чтоиспользованное приближение из [66] может показать, какая подсистема из трехявляется наиболее неустойчивой. В центральных частях NGC 628 этой подсистемой оказывается звездный диск, а во внешних областях R > 80′′ динамическийстатус галактики определяется почти полностью молекулярным газом. По этойпричине в далеких областях хорошо работает одножидкостная модель Qg .
Также106Рисунок 3.5 –– Эмпирические законы звездообразования. Все рисунки представляют собойкарты плотности по 50 бинам вдоль каждой из осей. На левом рисунке проиллюстрированзакон Кенникатта-Шмидта, наклон прямой равен 1.48. Центральный рисунок показывает ту жезависимость для молекулярного газа, прерывистая линия соответствует постоянному времениисчерпания газа, равному τdep = 2 млрд. лет. На правом рисунке показана зависимость,предложенная в [185], наклон прямой равен 1.Рисунок 3.6 –– Время исчерпания молекулярного газа по сравнению с областямизвездообразования.
Закрашенные области соответствуют уровню темпа звездообразованияΣSFR > 0.007 M⊙ год−1 кпк−2 . Заштрихованные области соответствуют времени исчерпанияτdep < 2 млрд. лет. Черный отрезок в левом нижнем углу показывает линейный масштаб в 1 кпк.это служит объяснением наблюдаемого поведения Q, описанного в предыдущемпараграфе, где учет изменения коэффициента XCO не влиял на устойчивость центральных областей.1073.4.2 Сравнение с законами звездообразованияСправедливость некоторых хорошо известных соотношений и фактов озвездообразовании была также проверена [186]. Первый из них, так называемый закон звездообразования Кенникатта-Шмидта [1, 3], описывает связь междутемпом звездообразования и полной плотностью газа в галактике в форме степенного закона ΣSFR ∝ ΣNg , где показатель степени N = 1.3 − 1.4 [3].
Это идругие соотношения показаны на Рис. 3.5. Закон Кенникатта-Шмидта приведенслева. Видно, что закон выполняется, но данные показывают большой разбросвокруг лучшего приближения для N = 1.48. Заметно также, что данные демонстрируют более сложную форму, отклоняясь от линейной при высоких темпахзвездообразования.В центральной части на Рис. 3.5 показана зависимость между темпом звездообразования и молекулярным газом, где значения ΣH2 исправлены за наличиегелия и тяжелых элементов.
Из сравнения с левым рисунком видно, что формазакона Кенникатта-Шмидта в NGC 628 определяется почти полностью молекулярным газом. Ожидаемое отсутствие корреляции между поверхностнымиплотностями атомарного водорода и темпом звездообразования также выполняется [187]. Как отчасти видно из Рис. 3.2, ни в одном из пикселей значениеΣHI не превышало величины 10 M⊙ пк−2 , которое обычно считается порогомначала молекуляризации водорода.Из-за больших ошибок и разброса в показателе степени классическогозакона Кенникатта-Шмидта было предложено множество альтернативных зависимостей в современных работах.
Они были сформулированы как эмпирически,например ΣSFR ∝ Σg1.13±0.05 Σs0.36±0.04 [188], ΣSFR ∝ (Σs0.5 Σg )1.09 [189], так иследовали из теоретических предпосылок, например ΣSFR ∝ Σg Σ0.5s [185] илиΣSFR ∝ Σg Σs (см. ссылки в [190]). Была проверена зависимость, предложенная Евой Острайкер с соавторами в модели из работы [185], в которой вкладзвездного диска в изменение гравитационного потенциала в вертикальном направлении играет важную роль.
Полученная зависимость приведена справа наРис. 3.5. Видно, что она хорошо выполняется и демонстрирует гораздо меньшийразброс, нежели проверенный ранее закон Кенникатта-Шмидта в классическойформе. Эта зависимость также находила подтверждение в других сравнениях с108наблюдениями, например в работе [63]. Она напрямую перекликается с исследуемой гравитационной неустойчивостью, еще раз показывая, что вклад звездногодиска влияет на темп звездообразования и пренебрегать им нельзя.Последним проверялось время истощения молекулярного газа в галактике. По определению время истощения (depletion time) равно количеству молекулярного газа, деленному на темп звездообразования τdep = ΣH2 /ΣSFR .
Во многихработах, таких как [186, 191] и в работах по ссылкам в них, было показано чтовремя истощения в большом количестве галактик является почти постоянными равно τdep = 2 млрд. лет. Это значение сейчас является общепринятым, хотяявного объяснения не имеет.
Мной сравнивались области текущего звездообразования (об их выборе смотри ниже) с показателями τdep , и, как следует изРис. 3.6, было найдено хорошее соответствие именно с таким общепринятымзначением времени истощения. Однако полученный результат позволяет сделать вывод только о том, что в выбранных областях молекулярный газ будетизрасходован не более чем за 2 млрд. лет, если текущий темп звездообразованияостанется постоянным. Постоянный уровень τdep = 2 млрд. лет также приведенна центральном рисунке на Рис. 3.5.3.4.3Азимутальное усреднение и его последствияВсе проведенные проверки демонстрируют, что полученная двухкомпонентная модель является корректной и показывает хорошее согласие областейзвездообразования с неустойчивыми частями галактики на уровне Q ≈ 2 − 3.Однако это неверно для азимутально усредненных данных.
Такая процедураусреднения имеет физическое обоснование из предположения о равновесии вдиске и часто используется в работах. Стоит отметить, что неравномерное распределение газа мало влияет на состояние равновесия, поскольку газ обладаетсравнительно малой массой. В то же время области с большей плотностьюгаза могут быть более неустойчивы с точки зрения исследуемого критерия.Именно по этой причине пространственные карты параметра Q являются полезным дополнением в анализе неустойчивости и могут помочь лучше прояснитьсвязь исследуемого критерия и звездообразования. Например, с помощью карт109Рисунок 3.7 –– Азимутально усредненные профили Q, в которых прерывистая линияпоказывает среднюю величину, а закрашенная область соответствует уровнюнеопределенности, полученному для ошибки в одно стандартное отклонение в данных.Усреднение проводилось по кольцам размером 10′′ .
Вертикальный отрезок на оси абсцисспоказывает размер последнего полного круга (55′′ ), помещающегося в исследуемой области.Непрерывные линии с точками показывают профили Q из работы L08 для одножидкостной(круги, выше) и двухкомпонентной (квадраты, ниже) моделей.возможно обнаружение локальных минимумов Q, которые были подавлены процедурой азимутального усреднения, что и демонстрируется ниже.minНа Рис. 3.7 показаны результаты для моделей Qeff, Qmaxeff и Qg , полученные после применения процедуры азимутального усреднения данных. Отмечу,что все диски устойчивы даже внутри радиуса 55′′ , где круги формировалиськорректно и усреднение шло по всем углам. Исключение составляют самыецентральные области для модели Qmineff и массивные спирали на расстоянии приблизительно 90′′ .
Неопределенность в параметрах Q мала и не может повлиятьна сделанные выводы об устойчивости. Настолько устойчивые диски делаютневозможным корректное предсказание положения областей звездообразованияв случае усредненных профилей.Показанные профили согласуются с полученными в работе L08, но двухкомпонентные уровни Qeff в L08 получаются систематически меньше. Единственное значимое различие в подходах заключается в использовании другихзначений величины радиальной дисперсии σR .
В L08 авторы не использовалинаблюдательные данные о дисперсиях скоростей звезд в анализе. Вместо этого110Рисунок 3.8 –– Графики наилучшего соответствия между уровнями темпа звездообразованияи гравитационной неустойчивости. Слева показана контурная карта величины меры F1 длямодели Qmineff . На центральном рисунке изображена величина метрики правильности (accuracy,непрерывные кривые) и полноты (recall, прерывистые линии) для порогового значения Qlim = 3(детали см. в тексте).
Модели обозначены тем же значком, что и на правом рисунке. Справаприведены величины метрики F1 для уровня Qlim = 3 и различных моделей.рассматривалось предположение о постоянном отношении σz /σR = 0.6 и постоянном вертикальном масштабе звездного диска, что приводит к выражению√12πGls ΣsσR =,(3.2)0.67.3где множитель 7.3 обоснован из наблюдений галактик, видимых с ребра, в работе [192], а ls = 2.3 кпк представляет собой экспоненциальный масштаб звездногодиска. Полученные с помощью уравнения (3.2) величины радиальной дисперсии скоростей σR приведены справа на Рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
