АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2014, том 91, № 8, с. 583-591
УДК 524.7-4-857
ВЫБРОС ПЫЛИ ИЗ ГАЛО ТЕМНОЙ МАТЕРИИ ПРИ БОЛЬШИХ КРАСНЫХ СМЕЩЕНИЯХ
© 2014 г. Е. О. Васильев1*, Ю. А. Щекинов2
1Научно-исследовательский институт физики Южного федерального университета,
Ростов-на-Дону, Россия
2Физический факультет Южного федерального университета, Ростов-на-Дону, Россия Поступила в редакцию 13.12.2013 г.; принята в печать 17.03.2014 г.
Исследуются условия, необходимые для выброса пылевых частиц из первичных галактик (гало темной материи). В качестве начальной конфигурации гало задается гало темной материи с профилем модифицированной изотермической сферы; барионы предполагаются равновесными с соответствующей вириальной температурой. При этом профиль плотности барионов рассчитывается в предположении о гидростатическом равновесии. На этом фоне задается звездообразование со скоростью, соответствующей эффективности 10%. Вынос пыли из галактик осуществляется излучением звезд, сосредоточенных в центральных областях. Из-за трения при столкновениях с газом в центральных частях необходима достаточно высокая светимость для того, чтобы радиационное давление было способно выносить пыль из галактик — отношение светимости к полной массе галактики может достигать единицы.
DOI: 10.7868/80004629914080076
1. ВВЕДЕНИЕ
В иерархической теории происхождения структуры во Вселенной первые гравитационно-связанные объекты — гало темной материи, внутри которых возможно рождение звезд, — появляются на красных смещениях z ~ 20 и имеют массы M ~ ~ 107 Mq, включая темную и барионную компоненты [1, 2]. Образование таких гало происходит в результате множественных столкновений и слияний подобных объектов с меньшей массой. Первые звездные объекты, появляющиеся в таких гало имеют, как считается, большие массы и эффективно обогащают газовую составляющую тяжелыми элементами.
Современные наблюдения уверенно демонстрируют присутствие тяжелых элементов в межгалактическом газе уже на красных смещениях z ~ ~ 6 [3] с распространенностями, слабо зависящими от красного смещения в интервале z = 2-6. Это обстоятельство свидетельствует возможно в пользу того, что обогащение межгалактической среды тяжелыми элементами и перемешивание их в ней началось при заметно больших красных смещениях z ^ 10 [4]. Вместе с тем, собственно динамические процессы, обеспечивающие вынос металлов из таких гало темной материи, т.е. из ранних галактик, и
E-mail: eugstar@mail.ru
перемешивание их на больших масштабах в межгалактической среде, остаются неизученными.
Одна из возможностей связывается с выносом из галактик пыли, аккумулировавшей в себе какую-то часть тяжелых элементов радиационным давлением звездного излучения [5, 6]. Однако при этом до сих пор рассмотрение ограничивалось лишь больши ми масштабами, существенно превышающими масштабы собственно темных гало: обычно предполагается, что пылевые частицы уже выметены тем или иным способом из родительских галактик, и при этом они имеют заданную начальную скорость, обычно ^100 км с-1. Лишь в недавней работе [7] рассмотрены некоторые аспекты динамики радиационного выноса пылевых частиц из темных гало — ранних галактик — на "микроскопических" масштабах, т.е. на масштабах внутри гало и в их ближайшей окрестности.
Упомянутые аспекты далеко не тривиальны: способность излучения первых звезд выметать пыль из гало зависит от таких факторов, как распределение газа в гало, скорости звездообразования и потока ультрафиолетового излучения, распределения суммарного гравитационного потенциала, возможного присутствия уже в ранних галактиках ненулевого магнитного поля. Достаточно заметить, что выметание пыли из нашей и других спиральных галактик может быть эффективным
лишь при наличии в галактиках достаточно развитых конвективных движений межзвездного газа вблизи плоскости Н < 200—300 пк [8, 9]. Поэтому вопрос о возможности обогащения межгалактической среды ранней Вселенной (г ~ 6) металлами посредством радиационного выброса из ранних галактик пыли и последующего разрушения пылевых частиц требует детального анализа динамики пыли внутри темных гало и в непосредственной близости от них. В настоящей работе мы описываем особенности такой динамики в зависимости от характеристик собственно самих гало темной материи и их барионной составляющей.
2. РАСПРЕДЕЛЕНИЕ БАРИОНОВ В ГАЛО
На пылинку в межзвездном газе в отсутствие магнитного поля действуют три силы: сила радиационного давления Ег, сила гравитации Ей и сила трения со стороны окружающего газа . Поэтому определяющим является распределение потока излучения (в основном, оптического и ультрафиолетового) в межзвездной среде, зависящего от скорости звездообразования в галактике, распределение гравитирующего вещества и распределение газа. В настоящее время знания об этих распределениях крайне ограничены, а если говорить о распределении барионов в темных гало и скорости звездообразования, то они неизвестны. Поэтому наши оценки могут основываться лишь на теоретических представлениях (в частности, результатах численных экспериментов) и на некоторых общепринятых соотношениях, не противоречащих наблюдательным данным.
Мы будем считать, что вклад барионной компоненты в гравитационный потенциал мал, поэтому последний определяется профилем темной материи в гало: в расчетах мы принимаем модифицированный изотермический профиль [10]
Рс
Рн(г) =
(1)
1 + (г/го )2'
Распределение (1) обрывается при г = г200, определенным как радиус, внутри которого средняя плотность темной материи в 200 раз превосходит критическую плотность. Для вычисления рс и г0 мы используем эмпирическое соотношение [11] для близких галактик, связывающее массу темной материи в ядре гало М0 с радиусом этого ядра г0,
гр л7/3
. 1 КПК/
М0 = 7.2 х 107 (Л—У/3 М©. 1 кпк
(2)
Мы принимаем зависимость пространственных масштабов гало и их плотности от красного смещения, следуя обычным законам преобразования, как это сделано в [12]
го = 8.9 х 10
-6
М/Л
Ме)
1/2
-1/3
(3)
х (1 + г)-1Н1/2 кпк
л = 4.20х10-»(|(4)
х (1 + г)3Н-1/3 г см
3
х (1 + г)-1Н-2/3
кпк,
Но
-, Н0 — постоянная Хаб-
где Н = — л,
100 км с-1 Мпк-1 бла, г — красное смещение, М^ — полная масса гало (включающая барионную и темную компоненты),
П2 =
От(1 + г)3 Пт(1 + г)3 + ПА'
(6)
Гравитационный потенциал такого гало с калибровкой Ф^ (0) = 0 имеет вид
Фн(х) = 4пСрсг° х
1 , /., 2\ arctg х - 1п (1 + х2) +-—
(7)
1
где х = г/г0.
Будем предполагать, что температура барион-ной компоненты устанавливается на уровне ви-риальной температуры, соответствующей полной массе темного гало [ 13],
2/3
Т,Лг = 1.98 х 104 -Р-
и V
Мн
0.6/ V 108Н-1 М&
х (8)
Пт Ас \
П2
^ Ьг
1/3
18тг2 )
1 + г 10
к,
Ас = 18п2 + 82(Пт — 1) — 39(Пт — 1)2, (9)
где V — молекулярный вес. Пространственное распределение барионов внутри гало предполагалось гидростатическим с профилем плотности, описываемым уравнением
(1Р_
йг
йФн
йг '
р-
(10)
где Р = пкТ — давление газа, р — плотность бари-онной компоненты. В итоге
р(х) = ро ехр —с-2 Фн(х)), (11)
где с3 — изотермическая скорость звука в газе, р0 — плотность барионов в центре гало. Результирующие профили плотности показаны на рис. 1; при фиксированных параметрах гало (таких, как масса, радиус) на границе плотность терпит разрыв, так что значение плотности барионов на границе
х
х
т
х
рь, г см 3 10-23
10-24
10-25
10-26
Рис. 1. Распределение плотности барионов в гало с массами Мн = 108 М& (верхний график) и Мн = 2 х 108 М& (нижний график). Кривые отмечены значениями красного смещения.
гало оказывается в 1.5—2 раза больше плотности в окружающей среде. В центральных частях гало шкала радиального распределения барионов составляет около 10 пк и слабо меняется с красным смещением — последнее понятно из того факта, что потенциал Ф^ а р0г^ а (1 + г) изменяется так же, как и температура. Распределение барионов изменяется только вследствие общего расширения, оставаясь подобным.
Легко видеть, что пылевые частицы, произведенные в центральной области гало, будут испытывать сильное трение. Действительно, длина торможения пылинки по порядку величины может быть определена как расстояние, на котором частица испытывает количество столкновений N = тй/тр ~ 1010, где тй и тр — массы пылинки и протона, соответственно. Поскольку лучевая концентрация водорода в центре гало в пределах радиальной шкалы высока N(Н1) ~ ~ 3 х 1020 см-2), типичная пылевая частица (а =
= 0.1 мкм) при движении в этой области будет испытывать г^па2N(Н1) ~ 3 х 1010 столкновений, что примерно в 3 раза превышает количество столкновений на длине торможения.
Естественно ожидать, что поскольку процесс звездообразования, а значит и производства пыли, должен быть ограничен, в основном, центральным (в пределах радиальной шкалы) ядром, то вынос пыли в межгалактическую среду радиационным давлением в таких условиях затруднен. Можно ожидать, впрочем, что активность звезд, в частности вспышки сверхновых и производимые ими сильные течения в масштабах ядра, служат дополнительным фактором перераспределения пылевых частиц за его пределы, где трение слабее. В самом деле, при г ~ 20 пк количество столкновений на радиальной шкале уменьшается в 10 раз, и длина торможения становится равной 2—3 значениям радиальной шкалы распределения барионов, поэтому
за пределами этого радиуса динамика пылинок определяется главным образом гравитацией.
3. ДИНАМИЧЕСКИЕ УРАВНЕНИЯ ДЛЯ ПЫЛИ
В сферически-симметричном случае динамика пылевой частицы описывается уравнением
dv
771(1 M = "Fdr + Ft~ Fg'
(12)
где V — радиальная скорость частицы, ш& — ее масса, — сила трения, действующая на частицу со стороны окружающего газа, — сила радиационного давления, Fg — гравитационная сила. В ионизованной среде на заряженную пылевую частицу действует сила [14]
Fdr = 2na kT х
(13)
ni[Go(si)+z2ф2 ln(A/zi)G2(si)],
где а — радиус пылинки, Т — температура окружающего газа, щ — концентрация частицы г-го сорта окружающего газа, Zi — заряд частицы г-го сорта,
и — электростатический потенциал пылинки, 3 / кТ^ 1/2
Л
(15)
2аеф \nne
ne — к
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.