Влияние звездообразования на крупномасштабные процессы в галактиках тема автореферата и диссертации по астрономии, 01.03.02 ВАК РФ

Завершая введение к диссертации, кратко суммируем основные положения и результаты, выносимые автором на защиту:

1. Показано, что учет циклических процессов массообмена между диском и гало в звездно-облачно-газовых системах приводит к развитию периодических колебаний темпа звездообразования, наблюдательно проявляющихся как вспышки звездообразования. Выявлены условия, определяющие возникновение незатухающих колебаний темпа звездообразования.

2. Установлено, что распространяющаяся радиально от центра галактики кольцевая волна индуцированного звездообразования воспроизводит наблюдаемые во внешнем кольце галактики А0035-335 "Тележное Колесо" радиальные профили поверхностных яркостей в линии На и полосе R.

3. Показано, что величина наблюдаемого в кольцевых галактиках сдвига между максимумами излучения в На и К находится в прямой зависимости от скорости волны звездообразования.

4. Найдено, что цвета B-V/V-K звездных населений, рожденных кольцевыми волнами звездообразования распространяющимися в газовом диске, определяются химсоставом звездообразующего газа и скоростью волны звездообразования, причем зависимость от химсостава значительно сильнее, чем от скорости волны. Найдено, что упорядоченное покраснение цветов B-V/V-K за волной звездообразования имеет место только для волны распространяющейся в чисто газовом диске с металличностью значительно ниже солнечной.

5. Показано, что наблюдаемые в галактике "Тележное Колесо" радиальные градиенты цветов B-V/V-K нельзя объяснить кольцевой волной звездообразования, распространяющейся в чисто газовом диске. Для объяснения наблюдаемых радиальных градиентов цветов B-V/V-K необходимо присутствие в диске "Тележного Колеса" старого звездного населения, характерного для нормальных спиральных галактик.

6. Показано, что пространственное разделение сверхновых первого и второго типа в кольцевых волнах звездообразования приводит к формированию радиального градиента относительной распространенности [Fe/O] в дисках кольцевых галактик. Установлена зависимость этого градиента от массы звезд-прародительниц сверхновых первого типа.

В целом совокупность результатов, выносимых автором на защиту, расширяет систему теоретических знаний о влиянии звездообразования на такие крупномасштабные процессы в галактиках, как периодические вспышки звездообразования и формирование кольцевых структур.

Научная новизна диссертации состоит в том, что:

1. Найдено, что циркуляция газа между диском и гало при определенных условиях может приводить к развитию периодических колебаний темпа звездообразования в галактиках.

2. Выполнено моделирование образования кольцевых галактик самораспространяющейся волной индуцированного звездообразования, порожденной околоцентральным столкновением галактики со своим спутником. Проведен сравнительный анализ данной модели образования кольцевых галактик и модели волны плотности.

3. Показано, что фотометрические свойства галактики "Тележное Колесо" могут быть хорошо объяснены кольцевой волной звездообразования, распространяющейся по звездно-газовому диску с металличностью ниже солнечной и звездной компонентой характерной для нормальных спиральных галактик.

4. Показано, что кольцевые галактики могут быть использованы для определения роли сверхновых первого типа в обогащении межзвездной среды химическими элементами и определения природы звезд-прародительниц сверхновых первого типа.

Научная и практическая ценность диссертации определяется рядом результатов, расширяющих представления о природе и эволюции галактик. Полученные в диссертации результаты теоретического исследования периодических колебаний темпа звездообразования в галактиках могут быть использованы для объяснения наблюдаемого темпа рождения звезд в галактиках позднего типа. Результаты моделирования фотометрических свойств кольцевых галактик могут применяться для изучения истории звездообразования в данных галактиках. Результаты исследования химической эволюции кольцевых галактик могут пролить свет на природу звезд-прародительниц сверхновых первого типа и роль последних в обогащении межзвездной среды химическими элементами.

Результаты, составившие основу диссертации, докладывались на различных

I Вспышки звездообразования, вызванные массообменом между диском и гало.

Уже с первых дней межгалактической астрономии было признано, что галактики являются сложными многокомпонентными системами. Согласно Шо и Феррини [56] обычно выделяют три основных компоненты: диффузный газ, молекулярные облака и звезды. Каждая их компонент не является обособленной и необходимость учета постоянных фазовых превращений между ними делает задачу описания галактической эволюции схожей с подобными задачами химической кинетики, когда несколько реагирующих химических элементов испытывают взаимные превращения пропорциональные темпу соответствующих реакций. Для составления соответствующих уравнений баланса рассмотрим кратко каждую из компонент, ее физические характеристики и фазовые взаимопревращения с другими галактическими компонентами. а) Диффузный газ. Под диффузным газом принято понимать гравитационно устойчивый газ, прозрачный для межзвездного поля излучения. Его плотность и температура может варьироваться в широких пределах. Диффузный газ имеет несколько различных источников. Во-первых, это горячий газ, теряемый звездами за счет звездного ветра. Во-вторых, это испарение за счет теплопроводности холодных оболочек, окружающих остатки вспышек сверхновых [27]. Получающийся таким образом горячий газ смешивается с остатками сверхновых и выбрасывается в гало, где остывает и по прошествии порядка 107 — 108 лет падает на галактический диск в виде диффузного газа. Кроме этого, источником диффузного газа является прямое разрушение молекулярных облаков ультрафиолетовым излучением молодых массивных звезд в очагах звездообразования.

Диффузный газ состоит из нескольких компонент. Наиболее холодная компонента - прозрачные перистые облака - имеет температуру Т < 100 К и плотность п < 104 см"3. Эти облака в основном состоят из атомов и молекул водорода с небольшой примесью таких молекул как СО и СЭ. Скорее всего, эти облака гравитационно устойчивы и не являются очагами звездообразования, а представляют собой промежуточную фазу между теплым нейтральным газом и большими молекулярными облаками.

Теплый нейтральный газ не имеет молекулярной составляющей, его средняя температура Т ~ 1000К и концентрация п ~ 1 — 100 см-3. Он наблюдается по высокой дисперсии скорости нейтрального водорода и не играет прямой роли в звездообразовании. Равенство давлений между этими наблюдаемыми компонентами диффузного газа указывает на существование причинно-следственных связей между ними. б) Молекулярные облака. Благодаря доступности в наблюдении молекулярная фаза галактики является наиболее изученной. Большинство молекулярного газа сосредоточено в так называемых гигантских молекулярных облаках со средней концентрацией молекул водорода 102 — 103 см-3 и температурой Г < 20 К. Гигантские молекулярные облака в Млечном Пути были подробно исследованы Клеменсоном и др. [64]. Эта фаза является наиболее важной для процесса звездообразования потому, что именно в самых плотных и холодных частях молекулярных облаков образуются звезды. В свою очередь, звезды разрушают молекулярные облака посредством ультрафиолетового излучения, звездного ветра и взрывов сверхновых. в) Звезды. Основным положением теории индуцированного звездообразования является то, что звезды управляют эволюцией галактик. Это проявляется в разнообразном действии звезд на молекулярные облака и газ. Звезды ответственны за индуцирование звездообразования, разрушение облаков и динамику движения диффузного газа. Обычно различают два звездных населения: маломассивные, долгоживущие звезды, действующие как "склад" материи и возвращающие лишь небольшую часть массы в межзвездную среду, и массивные звезды, служащие очагами нуклеосинтеза и, умирая, возвращающие большую часть своей массы в межзвездную среду.

1.1 Основные уравнения, описывающие массообмен между диском и гало.

Модель, описывающая процессы самоорганизации в звездных системах, должна учитывать все вышеупомянутые процессы перераспределения массы между этими тремя фазами, а также время запаздывания в переходе горячего газа в диффузную фазу. Будем считать, что звездно-облачно-газовая система в процессе взаимодействия остается все время однородной. Это упрощающее предположение позволяет сформулировать задачу, в которой время является единственной независимой переменной. Рассмотрим следующую систему уравнений, описывающую массообмен между диффузным газом, молекулярными облаками и массивными звездами:

-гМ3 + к1(аМ8МН2 + ЬЛГ|2),

-(аМ,МЯ2 + ЪМ2Н2) + В/(М3)МН1 - Й!Мн2, (1.1) агМ3{1 -Т)+ к2(аМ8МН2 + ЬМ2Н2) + к3(аМ8{1 - Т)МН2[г - Т) + ЪМ2Н2(1 - Г)) - В/(М8)МН1 + А.

Здесь М3 и Мн2 - полные массы массивных звезд и молекулярных облаков, а Мш - полная масса диффузного газа. Массивные звезды эволюционируют на временном масштабе г-1, выбрасывая часть своей начальной массы а в межзвездную среду в виде звездного ветра. Каналы образования массивных звезд могут быть различными. Молекулярные облака подвержены неупругим столкновениям, результатом которых является рождение звезд. Темп образования массивных звезд, обусловленный этим каналом, пропорционален массе облаков в степени п Константа пропорциональности Ь является типичным темпом данной реакции спонтанного образования массивных звезд при столкновении облаков друг с другом. Показатель степени п является феноменологическим параметром, и согласно исследованиям [65] колеблется в пределах 1 < п < 2.

Природа индуцированных механизмов звездообразования может быть различной. В любом случае, благоприятные условия для звездообразования создаются в результате воздействияь предыдущего поколения массивных звезд на облака, не подвергшиеся ранее влиянию других звезд. Такое взаимодействие облаков и звезд позволяет считать темп индуцированного рождения массивных звезд пропорциональным полной массе облаков и массивных звезд Мн2М8). Константа пропорциональности а определяет темп данной реакции индуцированного образования звезд.

Молекулярные облака образуются из диффузного газа с темпом В/(М3)Мн1 и в свою очередь производят маломассивные звезды с темпом (1\Мн2- Коэффициенты к\, к2 и /с3 представляют собой долю облаков превращенных в процессе звездообразования в массивные звезды, диффузный газ и горячий газ, соответственно. Горячий газ, выброшенный звездами в процессе их эволюции и полученный при размывании холодных молекулярных облаков ультрафиолетовым излучением массивных звезд и сверхновыми, возвращается в систему в виде диффузного газа через время запаздывания Т. Предполагается, что механизмом запаздывания является выброс горячего газа в гало, где он позднее охлаждается и возвращается в галактический диск как диффузный газ [27]. Характерное время такого процесса ~ 3 — 5 х 107 лет [28]. Детальные гидродинамические вычисления дают значительно больший разброс характерного времени циркуляции вещества через гало в зависимости от конкретных условий на границе диска и гало: 3 х 107 — 109 лет [66].

Принято, что система получает приток массы в виде диффузного газа за счет аккреции с темпом А. Добавление этого слагаемого делает систему фундаментально незамкнутой и открывает возможность для различных сложных поведений. Приток вещества гарантирует, что будет добавочный материал взамен потребляемого при образовании маломассивных звезд. Аккреция, таким образом, гарантирует поддержание процесса звездообразования.

Согласно Парравано и др. [26], был принят следующий механизм, регулирующий фазовый переход диффузного газа в молекулярные облака: при превышении плотностью излучения массивных звезд некоторого критического значения, фазовый переход диффузного газа в молекулярные облака считается запрещенным в однозонных моделях. Однако реальные галактики являются многозонными системами. В многозонных моделях, плотность энергии в отдельной зоне определяется не только ультрафиолетовыми фотонами, произведенными в этой зоне, но и теми фотонами, которые достигли данной зоны из других зон. Только в тех случаях, когда масса звезд во всех зонах осциллирует в фазе, происходит мгновенный фазовый переход к запрещенной ситуации в превращении диффузного газа в молекулярные облака. Однако в реальности масса звезд имеет сильную тенденцию осциллировать вне фазы. Тогда даже в случае, если полная масса массивных звезд превышает соответствующую критической плотности излучения критическую массу массивных звезд Мзрр, будут существовать зоны с разрешенным переходом диффузного газа в молекулярные облака. Другими словами, в системе как целом фазовый переход от диффузного газа к молекулярным облакам происходит постепенно, а не мгновенно. Величина Д введена для обеспечения плавности перехода от состояния, когда фазовый переход разрешен, к состоянию, когда фазовый переход запрещен. Соответствующее выражение для коэффициента саморегуляции выглядит следующим образом:

Г 1 если М3 < М8рр - |,

Ма) = ^^ + 0.5 если Мзрр - | < М$ < Мзрр + |, (1.2) I 0 если Мя > Мзрр + |.

Величина А рассматривается как свободный параметр, и ограничена сверху как Д < 2Мзрр, т.к. когда М3 = 0 фазовый переход диффузного газа в молекулярные облака всегда разрешен.

1.2 Равновесное решение.

Рассмотрим эволюцию системы, в которой процесс индуцированного звездообразования играет основную роль, т.е. будем полагать в расчетах а Ь. Заметим, что если вклад спонтанного звездообразования является преобладающим а -С 6, вспышки звездообразования не развиваются, и система остается стабильной [16]. Система 1.1 имеет динамическое положение равновесия, характеризуемое некоторым равновесным количеством звезд, молекулярных облаков и диффузного газа, если фазовый переход диффузного газа в молекулярные облака не запрещен, т.е. ¡(М3) Ф 0: о А - г(11/{ак1) г(1 - а) ' о г{6г + аМ^) тш ~

В/(М°)к1а

Равновесное решение можно использовать для оценки параметров модели и для исследования устойчивости системы 1.1. Заметим, что равновесное решение существует только если темп аккреции вещества достаточно высок для компенсации потери массы за счет образования маломассивных звезд.

Коэффициенты системы 1.1 можно оценить применительно к нашей галактике, предполагая, что она находится в состоянии, близком к равновесному. Полная масса молекулярного водорода в Галактике равна 3 х 109 М0. Масса ОВ звезд может быть оценена, если мы знаем частоту вспышек сверхновых в Галактике. Частота вспышек сверхновых выражается через массу ОВ звезд как: га£е(5Л0 и ^М™ т где Мов это масса массивных звезд и т - средняя масса массивных звезд. Принимая темп вспышек сверхновых в Галактике равным гаЬе(8Ы) — 0.05 лет"1 [67] и среднюю массу массивных ОВ звезд равной 20 М0, получаем Мов ~ Ю7 М©. Доля массы, выбрасываемая в течение эволюции звезды, принята равной а = 0.7.

Обычно, в процессе звездообразования от 10% до 30% молекулярных облаков превращается в звезды, а остальная часть испаряется ультрафиолетовым излучением молодых массивных звезд [68]. Из Солпитеровской начальной функции масс следует, что масса массивных ОВ звезд составляет около 10% от полной массы звезд, рожденных в данном очаге звездообразования. Следовательно, около 1 — 3% молекулярного облака превращается в ОВ звезды и коэффициент ку приблизительно равен 0.01-0.03. В дальнейших вычислениях принято кг = 0.03.

Предполагая темп аккреции в Галактике равным 3 М0 в год и характерное время эволюции массивных звезд равным 107 лет, можно получить безразмерные коэффициенты системы (1.1) используя уравнения системы (1.3) и принимая в качестве единицы времени и массы 107 лет и 107 М© соответственно: кг = 0.03, г = 1, а = 0.1,

1 = 0.008, А = 3.

Параметры къ и /с3 являются свободными и связаны с параметром к\ следующим соотношением: к\ + к2-\-к3 — 1- Целью следующей главы является исследование стабильности системы 1.1 для различных значений этих параметров.

1.3 Анализ устойчивости

Рассмотрим поведение системы 1.1 в окрестности положения равновесия. Для этого представим переменные М3, Мн2 и Мн1 в виде: ма{г) = мв° + мв(*),

МнЛЪ = М°2 + Мя2(*).

Мш{1) = +

Пусть малые отклонения от равновесных величин М5(£), МН2{Ь) и Мя/(0 ~ ехрЛ*. Аналитически рассмотрим случай /(М,) — 0 и Ь = 0. Более общий случай будет рассмотрен численно позднее. Для нахождения собственных значений системы 1.1 получаем следующее уравнение:

Л3 + А2 + (Я ~£е"ЛГ) * + Р " ) = 0, (1.4) где X = Х/П и Т — Т(Л. Характерная частота П определяется как: аМ° + ^ + В.

Другие коэффициенты определены как:

Н = аМ°{В + г) + (11В-к2аМ°В, Р = к3аМ°В,

В = гВаМ°(1-^ = гЪаМ^аЬ + кз)^-3.

Уравнение (1.4) имеет счетное множество комплексных решений [69]. Используя критерий Раусса-Гурвица можно показать, что уравнение 1.4 не имеет корней с положительной реальной частью, если время запаздывания Т равно нулю. Из устойчивости системы 1.1 при Т = 0 следует, что при достаточно малых Т все корни характеристического уравнения 1.4 лежат в левой половине комплексной плоскости А(Т) = 7(Т) +ш(Т). Отыскание всех комплексных решений уравнения 1.4 представляет аналитически неразрешимую задачу. Можно, однако, обойти эту трудность, определив критические значения Т — Тс, при которых существуют чисто мнимые решения Ас = ш(Тс). Минимальное значение критического времени запаздывания Т™гп определяет границу устойчивости, если выполнено условие:

Подставляя Ас = гш(Тс) в уравнение 1.4 и разделяя мнимую и действительную части получаем:

Возводя оба уравнения системы 1.5 в квадрат и складывая получаем бикуби ческое уравнение для определения ш.

Мнимые решения Ас = гш(Тс) существуют, если существуют положительные корни си2 бикубического уравнения 1.6. Следовательно, и критическое время запаздывания Тс, при котором система 1.1 становится неустойчивой, существует, если существуют положительные корни ш2 уравнения 1.6. Для нахождения критического времени запаздывания выразим соз{юТс) из системы уравнений 1.

Ю2Р2 П

Уравнение 1.6 можно использовать для исследования стабильности системы 1.1. Рисунок 1 показывает область неустойчивости на плоскости А — при фиксированных остальных параметрах г = 1, а = 0.1, к\ — 0.03, В = 2 и 0.008. Пунктирные линии отделяют область неустойчивости (слева) от области устойчивости звездно-газовой системы 1.1 для соответствующих времен запаздывания Т (в единицах 107 лет). При увеличении времени запаздывания, область неустойчивости стремится к своему максимальному значению, очерченному сплошной линией на рисунке 1. Интервал значений аккреции А, при которых развиваются незатухающие нелинейные осцилляции, тем больше чем меньше величина к2 или, соответственно, чем больше кз. Система 1.1 становится более неустойчивой для больших значений кз. Другими словами, чем больше доля массы, вовлеченной в массобмен между диском и гало, тем более неустойчива звездно-газовая система к развитию периодических нелинейных осцилляций.

Рисунок 2 иллюстрирует влияние более быстрой эволюции звезд (г = 2) и более высокой эффективности звездообразования ОВ звезд на устойчивость звездно-газовой системы 1.1. Как видно, в этом случае уменьшается критическое время запаздывания и увеличивается интервал аккреций, при которых развиваются устойчивые нелинейные осцилляции.

1.4 Численные результаты

Система уравнений 1.1 решалась численно с помощью стандартного метода Рунге-Кутта с автоматическим выбором шага по времени, что позволило достичь приемлемой точности расчета осцилляторного поведения звездно-газовой трехкомпонентной галактической системы с двумя механизмами запаздывания. Такие системы имеют значительно более богатые динамические свойства по сравнению с ранее исследованными двух- и трехкомпонентными системами [44].

Согласно Парравано и др. [26] система 1.1 является стабильной, если эффективность звездообразования к] мала и не учитывается процесс испарения облаков в процессе звездообразования (кз = 0). Численные расчеты подтверждают этот результат. Однако при учете процесса испарения облаков и времени запаздывания в производстве диффузного газа из испаренных в процессе звездообразования облаков, система 1.1 проявляет осцилляторное поведение даже при очень маленькой эффективности звездообразования к\ = 0.03, как показано на рисунке 3.

Рисунки 4-6 показывают результат эволюции системы с саморегулированием процесса фазового перехода диффузного газа в молекулярные облака, описанного уравнением (1.2). Рисунок 4 демонстрирует развитие нелинейных ос-цилляций звездообразования, когда критическая масса массивных звезд Мзрр, выше которой фазовый переход запрещен, в два раза больше равновесной массы массивных звезд Сравнение рисунков 3 и 4 показывает, что затухание принебрежимо мало и система осциллирует с той же амплитудой, как и в случае без саморегуляции.

Механизм саморегуляции влияет на поведение системы только в том случае, когда критическая масса звезд Мэрр близка к равновесному значению массы ОВ звезд (рисунки 5 и 6). Тем не менее, хорошо развитые осцилляции могут наблюдаться даже в случае МдРР = (рис. 6). Заметим, что во всех случаях величина Д в формуле (1.2) бралась равной своему максимальному значению Д = 2М®, при котором согласно Парравано и др. [26] осцилляции наименее вероятны.

Таким образом, механизм саморегуляции звездообразования, предложенный Парравано и др. [26] эффективен, когда критическая масса массивных звезд Мзрр практически равна или больше равновесной массы массивных звезд М5°. Величина рр может существенно зависеть от процессов нагрева и охлаждения межзвездной среды, прозрачности межзвездной среды, металличности и других параметров системы. Неопределенность в нашем знании всех этих процессов и большой разброс параметров в галактиках позволяет предположить и большой разброс в величине критической массы массивных звезд Мзрр, что свидетельствует в пользу важности процессов запаздывания в генерации периодических вспышек звездообразования в галактиках.

Рис. 3: Роль процессов запаздывания в производстве диффузного газа из горячей фазы (к2 = 0.1, к3 = 0.87). Мэ, Мс и М\\гв обозначают массу массивных звезд, молекулярных облаков и диффузного газа, соответственно. Остальные параметры такие же как и для рис. 1.

Рис. 4: Нелинейные осцилляции темпа звездообразования с учетом механизма саморегуляции для Мзрр — 2М3о и Д = 2Мз0. Затухание мало и система осциллирует с той же амплитудой, что и в случае без саморегуляции. М$, Мс и Му/й обозначают массу массивных звезд, молекулярных облаков и диффузного газа, соответственно.

Рис. б: Система по-прежнему проявляет осцилляторное поведение в случае сильной регуляции звездообразования при Мзрр = М8о и Д = 2М3о. М$, Мс и Му/с обозначают массу массивных звезд, молекулярных облаков и диффузного газа, соответственно.

1.5 Астрофизические применения

Идея о том, что в галактиках могут проходить процессы циркуляции вещества между диском и гало была впервые высказана Шапиро и Филдом [70]. Они предположили, что горячий газ, как продукт вспышек сверхновых, может подниматься на 1 кпс над галактической плоскостью. Горячий газ затем охлаждается и, конденсируясь в облака, падает на галактический диск.

Дальнейшее развитие этой идеи было предпринято Икеучи [28] и Норманом и Икеучи [71]. Эти авторы отметили, что если массивные звезды рождаются кластерами, то массообмен между диском и гало должен осуществляться через так называемые "печные трубы", полученные в результате расширения и выхода в гало остатков вспышек групп сверхновых. Норман и Икеучи [71] оценили количество таких "печных труб" для Галактики равным приблизительно одной тысяче.

В пункте 1.1 на основе темпа звездообразования в Галактике была оценена масса ОВ звезд Мов ~ Ю7 Полная светимость Галактики в голубом диапазоне Ьв ~ 2 х Ю10 Ье дает близкое значение массы ОВ звезд. С другой стороны, плотность массивных ОВ звезд в окрестности Солнца ~ 10~3 Ме/рс3 [71]. Оценка полной массы ОВ звезд по Галактике в предположении постоянной объемной плотности дает большее значение ~ 108 Мд. Это означает, что звездообразование в Галактике происходит в звездных кластерах и ассоциациях, что указывает на важность процессов массообмена между диском и гало.

Как было найдено Кенникаттом [73], звездообразование имеет различный характер для разных Хаббловских типов галактик. Так в галактиках раннего типа, массивные звезды образуются малыми группами в несколько звезд. В галактиках позднего типа наблюдается противоположная картина, когда большая часть излучения в На приходит от гигантских областей НИ, образованных большими кластерами и ассоциациями ОВ звезд. Это свидетельствует в пользу важности процессов массообмена между диском и гало для Галактики, принадлежащей по классификации Хаббла к позднему типу галактик.

Кенникатт [74] также нашел, что отношение текущего темпа звездообразования к усредненному темпу звездообразования в прошлом b = SFB,now/ < SFR >Past различно для разных Хаббловских типов галактик. Рисунок 7 является репродукцией рисунка 3 Кенникката [75] и показывает эквивалентные ширины На + [Nil] и b для различных Хаббловских типов галактик. Так для Sa галактик "темп рождения звезд" b ~ 0.01 — 0.3 со средним значением < b >~ 0.1, что указывает на текущий спад активности звездообразования по сравнению с темпом звездообразования в прошлом. С другой стороны, для Se галактик b ~ 0.1 -3 со средним значением < b 1. Широкий разброс параметра b около среднего значения может отражать осцилляторный характер звездообразования в галактиках позднего типа, когда мы наблюдаем часть галактик в фазе активного звездообразования (b > 1), часть галактик в фазе пониженного звездообразования (b < 1), а часть вблизи динамического положения равновесия (b = 1).

Интересно отметить, что для галактик позднего типа наиболее вероятное значение "темпа рождения звезд" 6max ~ 0.5 не совпадает со средним значением < b 1 [74]. Этот наблюдательный результат также может быть объяснен в предположении осцилляторной природы галактик позднего типа. Действительно, как видно из рисунков 3-5, время, которое звездно-газовая система 1.1 проводит в фазе активного звездообразования всегда меньше, чем время, проводимое между вспышками звездообразования, т.е. в неактивной фазе. Подобное поведение звездно-газовой системы найдено и в работе [44]. Результатом такого поведения будет смещение максимума плотности вероятности bmdX по отношению к среднему значению < b > в сторону меньших значений параметра 6, что и наблюдается для Se галактик [74].

Процессы запаздывания в виде циркуляции газа через гало могут влиять на временное поведение и на эволюцию галактик в целом. Следует заметить, что поведение систем с процессами запаздывания сильно зависит от времени запаздывания. В пункте 1.3 найдено, что критическое время запаздывания, при котором развиваются периодические вспышки звездообразования, сравнимо или меньше чем характерное время циркуляции газа через гало [66, 76]. Время циркуляции согласно Ли и Икеучи [66] определяется энергией выбрасываемого газа, которая зависит от степени кластерирования звездообразования в диске. Как уже отмечалось, именно в галактиках позднего типа и неправильных

РОССИЙСКАЯ. [

II Численное моделирование распространения звездообразования в в кольцевых галактиках: I. Сравнение теоретических и наблюдаемых радиальных профилей поверхностных яркостей в На, В, И, и К.

11.1 Радиальное распределение поверхностных яркостей в кольцевых галактиках

Согласно модели предложенной Линдсом и Тумре [34], кольцевые галактики являются результатом специфического столкновения двух галактик, при котором менее массивная проходит через центр более массивной вдоль оси вращения последней. Результирующее гравитационное возмущение в диске галактики-мишени приводит к дифференциальным радиальным осцилляциям звезд и газа, проявляющим себя в виде распространяющихся радиально кольцевых волн плотности звезд и газа. Предполагается, что в месте своего нахождения волна плотности газа инициирует активное звездообразование, если поверхностная плотность газа превышает пороговое значение, определяемое критерием Тумре.

Изучая поверхностные яркости некоторых кольцевых галактик в полосе К и линии На, Марстон и Эпплтон [41] попытались определить расположение старого звездного населения по отношению к очагам текущего звездообразования. Рисунок 8, являясь репродукцией рисунка 12 Марстона и Эпплтона [41], показывает нормированные профили поверхностных яркостей четырех кольцевых галактик в К и На. Влияние ядра и спутников галактик было исключено из этих радиальных профилей. Расстояние нормировано на положение максимума излучения в На. Наиболее важной особенностью данного графика является то, что максимум в линии На систематически опережает максимум излучения в полосе К для всех 4 галактик. Максимум излучения в На отслеживает очаги текущего звездообразования, а максимум в полосе К согласно Марстону и Эпплтону [41] указывает на положение волны плотности звезд.

11.2 Математическое представление модели образования кольцевых галактик самораспространяющейся волной индуцированного звездообразования

В данной главе рассмотрены математические и численные аспекты моделирования кольцевых галактик. Согласно примененной в данной диссертации модели, кольцевые галактики являются проявлением индуцированной волны звездообразования, распространяющейся в звездно-облачной среде [44]. Эти волны были возбуждены недавним столкновением массивной галактики с менее массивной, но позднее превратились в самораспространяющуюся волну звездообразования, свойства которой стали определяться в основном параметрами самой галактики-мишени. Расширяющаяся область звездообразования ЬМС4 в Большом Магеллановом Облаке и связанная с ней оболочка нейтрального водорода могут служить примером самораспространяющейся волны звездообразования на меньших чем в кольцевых галактиках масштабах [31].

Индуцирование звездообразования может происходить на различных масштабах [77]. Наблюдения кольцевой галактики "Тележное Колесо" в линии На [40] показали наличие комплексов НН низкой светимости сразу за внешним кольцом. Они были интерпретированы как вторичные комплексы НИ индуцированные ударными волнами или звездным ветром от ярких звездообразую-щих областей во внешнем кольце галактики. Таким образом, наблюдательные данные указывают на то, что индуцированное звездообразование в галактике "Тележное Колесо" принадлежит к так называемому крупномасштабному индуцированию в соответствии с классификацией Элмегрина [77]. Образование огромных расширяющихся оболочек горячего газа, вызванное воздействием предыдущего поколения массивных звезд, является одним из возможных механизмов генерации звездообразования на больших масштабах [78].

Распространение звездообразования в звездно-газовой среде с начальной поверхностной плотностью р может быть описано системой уравнений баланса масс в галактическом диске [45]:

В + карс(г, t -Т) /(¿г7(г-г>Дг',*-Т), (Н.1) = —арс(г,£) У с?г'/(г — г')р5(г',

Уравнение II. 1 описывает темп изменения поверхностной плотности звезд. Первое слагаемое в правой части уравнения II. 1 представляет собой темп смерти звезд, а второе слагаемое описывает увеличение плотности звезд за счет индуцированного звездообразования. Параметр Т учитывает время, необходимое для индуцирования звездообразования ударными волнами или звездным ветром в близлежащих к очагам интенсивного звездообразования холодных газовых облаках. Функция /(г — г') учитывает основную особенность индуцированного процесса образования звезд - его нелокальность, когда звезды могут эффективно влиять на процесс рождения новых звезд только в некоторой своей окрестности. Таким образом, функция влияния отлична от нуля внутри некоторого радиуса влияния Ь и обращается в ноль за его пределами. Параметр к - это эффективность звездообразования, т.е. доля массы газа переходящего, в конечном счете, в звезды в процессе распространения волны звездообразования. По наблюдательным данным эта доля составляет от нескольких до десяти процентов от начальной массы звездообразующего газа.

Радиус влияния Ь и время запаздывания Т определяют предельную скорость распространения волны звездообразования и выбраны в пределах 1 кпс и 107 лет, соответственно. Эти величины согласуются с параметрами звездо-образующих супероболочек, порожденных излучением массивных звезд [79]. В качестве начальной поверхностной плотности газа выбрана типичная величина для галактик позднего типа рс ~ 1.5 х 1О70/кпс2 [80].

Наблюдения и теоретические результаты подтверждают предположение, что начальная функция масс является универсальной степенной функцией, которая не зависит от времени или местоположения области звездообразования. Для вычислений был выбран Солпитеровский показатель начальной функции масс а = 2.35 в интервале масс звезд 0.5М& < пг8 < 50М0.

Параметр а можно оценить из физических характеристик галактики только приблизительно. Так, область активного звездообразования в галактике "Тележное Колесо" расположена между 16.0 и 17.5 кпс, что дает поверхностную плотность звезд при скорости волны звездообразования V = 90/сск и темпе звездообразования 67 х 106Ме/106 лет р&внои

§ ~ 0.7 х 1О7М0/кпс2. Поверхностная плотность атомарного водорода в окрестности внешнего кольца по наблюдениям Хигдона [37] составляет в среднем 1О7М0/кпс2. Оценим параметр а с помощью уравнения II. 1 положив в нем £> = 0 и выбрав для простоты функцию влияния в виде:

Тогда dps/dt дает темп звездообразования деленный на площадь внешнего кольца и а может быть оценена как: где рс - поверхностная плотность атомарного водорода и М3 - масса звезд в кольце радиуса Ь < 1 кпс - характерный радиус влияния при крупномасштабном индуцировании звездообразования [77]. Выбрав за единицы измерения массы, времени и площади соответственно Ю'А/д, 106 лет и 1 кпс получим безразмерное значение а ~ 0.65. Конкретное значение а варьировалось в пределах 0.5 — 1. Численные расчеты показывают, что величина а определяет скорость волны звездообразования, так что при а —> 0, V = 0 и при а —>■ оо скорость волны звездообразования стремится к своему предельному значению V Ь/Т. Однако зависимость у (а) при а > 0.1 слаба и становится существенной только при низких значениях а < 0.1, так что у(а) = а(0.75) ~ 0.8Ь/Т. Параметр о также определяет профиль волны звездообразования. Однако существенные изменения профиля наблюдаются, если а варьировать на два и более порядка величины [44]. Наблюдательные данные исключают такую большую степень неопределенности.

Поскольку для определения интегральной светимости необходима детальная информация о количестве звезд, их распределении по массам и возрастам, выбор темпа смерти звезд типа Б = —ар3 не подходит, поскольку он дает информацию только о полной массе звезд. Используя начальную функцию масс, можно определить какая масса звезд рождается в интервале [тп, тп + Дт] за

1, если г — г' < L 0, если г — г' > L d r^j ——— kpcMs'

II.3) время Д£ на площади Д5 : тп} а ¡' Ы Д5 щ-карс(г,г- Т) / ¿г'/(г - т')р8(т',1- Т)

Ет1-« J где Т1\\ и Ш2 равны соответственно 0.5М0 и 5ОМ0. Следовательно, масса звезд умерших в интервале масс [т, т + Лт] за время на площади АЯ: где суммирование берется по всему интервалу масс О.5М0 < т < 50М&.

Систему интегро-дифференциальных уравнений 11.1, II.2 и 11.4 можно решить только численно. Главную трудность в численном решении представляет вычисление интеграла. Поскольку целью данной работы является моделирование радиального распределения поверхностных яркостей галактик, примем приближение осевой симметрии, т.е. рс(г,£) = рс(г,2) и р3(г,£) = рДг, Тогда поверхностный интеграл в уравнениях II.1,11.2,11.4 переходит в двойной интеграл по радиусу г и углу ф и его можно легко вычислить на каждом шаге по времени одним из численных методов, например методом Симпсона.

Разбивая галактический диск на радиальные зоны, количество звезд с массой т и возрастом £ в каждой зоне площадью 5г(г) в момент времени £о можно вычислить по формуле: где тт - возраст звезды с массой т.

Тогда темп смерти звезд можно записать как:

1 — а п(тп, г, г, ¿о) = < г+Ь Ф{т) х I I рДЛ ¿о — I - Т)с1фс1г', если I < г, г-Ь -ф{г) 0, если t > тг где рц и рс поверхностные плотности звезд и атомарного газа в соответствующей радиальной зоне радиуса г, а ф(г) - угол между осью абсцисс и лучом проведенным из начала координат в точку пересечения окружностей х2 + у2 = г2 и х - г)2 + у2 = /Я

Интегральная светимость каждой радиальной зоны г в момент времени ¿0 может быть тогда вычислена как: где 1(т,Ь) - светимость звезды массы т и возраста полученная с помощью модели звездной эволюции Шаллера [81] и атмосферной модели Курутса [82]. Вычисления проводились для металличности г = г0/2О, что согласуется с низкой металличностью внешнего кольца галактики "Тележное Колесо" [37, 52]. Для вычисления интегральной светимости каждой радиальной зоны автор использовал программу популяционного синтеза Майа [48, 49]. Эта программа специально разработана для молодых звездных населений Т < 1 млрд. лет и наиболее подходит к данной задаче. Сравнительный анализ данной программы с другими программами популяционного синтеза дан Чарлоттом [83].

II.3 Математическое представление модели волны плотности

Для сравнения автором был также рассмотрен и механизм образования кольцевых галактик волной плотности. В данной модели недавнее околоцентральное столкновение более массивной галактики с менее массивной генерирует распространяющуюся радиально от центра кольцевую волну плотности. Предполагается, что волна плотности вызывает активное звездообразование в месте своего нахождения, при этом темп звездообразования пропорционален квадрату уплотнения газа, распространяющемуся со скоростью V радиально от центра в газовом диске:

С (г - Ы) = А(г) е^^Т^, (Н.6) где Ь -полуширина волны плотности. Амплитуда уплотнения газа А(г) зависит от интенсивности волны плотности. В идеализированном случае предполагается, что кольцевая волна плотности распространяется без затухания с постоянной амплитудой А(т) = const. В реальности, кольцевая волна плотности неизбежно затухает по мере продвижения от центра к периферии, что может быть смоделировано экспоненциально убывающим профилем амплитуды уплотнения газа.

Баланс поверхностной плотности звезд на расстоянии г от центра галактики в момент времени t можно представить как:

D + а С (г - vt),

11.7)

J^m1 "Q "ii c2(r-v(t-rm))

Параметры а и L являются свободными параметрами и выбраны так, чтобы воспроизвести наблюдаемый в галактике "Тележное Колесо" профиль поверхностной яркости в На, а = 0.005 и L = 1 кпс.

Теперь, количество звезд с массой m и возрастом t в каждой зоне площадью Si(r) в момент времени t0 можно вычислить по формуле: n(m,r,t,t0) At - v(t0 - t)), если t < т„

I 0, если t > тт, и далее воспользоваться программой популяционного синтеза [48, 49] для нахождения интегральных светимостей по методике предыдущего пункта.

11.4 Радиальные распределения поверхностных яркостей звездных населений, рожденных волной индуцированного звездообразования

В данной главе даны результаты теоретического моделирования профилей поверхностных яркостей в линии На, полосе В, И и К на основе модели образования кольцевых галактик самораспространяющейся волной индуцированного звездообразования (уравнения II. 1 и 11.2). На рисунке 9 показаны радиальные профили поверхностных яркостей в линии На и полосе В как функции галактического радиуса, полученные при распространении кольцевой волны индуцированного звездообразования радиально от центра со скоростью V = 90 км/сек по однородному газовому диску с поверхностной плотностью 1.5 х 107М©/ кпс 2. Для сравнения показаны также наблюдаемые профили поверхностных яркостей галактики "Тележное Колесо" [40], откорректированные на величину полной экстинкции Ау = 2т.1, что соответствует Ана = Ац « 1т.6 для закона покраснения Сэвиджа и Маттиса [84]. Следует заметить, что данная величина является весьма приблизительной, поскольку полная экстинкция измерена только для двух областей НИ во внешнем кольце галактики "Тележное Колесо" [52].

На рисунке 10 для сравнения показаны профили поверхностной яркости в линии На и полосе В для быстрой у ~ 140 км/сек и медленной волны звездообразования у ~ 50 км/сек. Из сравнения рисунков 9 и 10 видно, что наилучшее согласование с наблюдениями достигается для скорости волны звездообразования V ~ 90 км/сек.

Таким образом, профиль поверхностной яркости На галактики "Тележное Колесо" хорошо воспроизводится самораспространяющейся волной индуцированного звездообразования. Резкое уменьшение наблюдаемой поверхностной яркости на внутренней грани внешнего кольца совпадает с предсказаниями модели. В то же время наблюдаемый профиль поверхностной яркости в полосе В превышает теоретические значения для В < 10 кпс при любом выборе скорости волны звездообразования. Рисунок 11 показывает остаточный профиль поверхностной яркости В,, полученный путем вычитания теоретического профиля из наблюдаемого (рис. 9, правая панель). За исключением небольшого участка па расстоянии 11.5 кпс, остаточный профиль поверхностной яркости в полосе В постепенно уменьшается при удалении от центра галактики и напоминает наблюдаемое радиальное распределение поверхностной яркости в нормальных дисковых галактиках. Возможно волна звездообразования в галактике "Тележное Колесо" распространяется по старому звездному диску.

Известно, что в очагах активного звездообразования существуют механизмы, регулирующие звездообразующие процессы. Ультрафиолетовое излучение массивных молодых звезд, а также звездный ветер и вспышки сверхновых, подогревают межзвездную среду и разрушают холодные молекулярные облака, вызывая, таким образом, прекращение звездообразования. Для того чтобы воспроизвести этот механизм регулирования было предположено, что в распространяющейся радиально волне процесс звездообразования прекращается сразу за положением максимума плотности массивных звезд (рис. 12). Полученный после введения процесса саморегуляции профиль поверхностной яркости в На показан на рисунке 13 для тех же параметров как и на рисунке 9. Для Солпи-теровского показателя начальной функции масс а — 2.35 результат не меняется при введении механизма саморегуляции звездообразования. Однако различия становятся заметными для более пологого показателя начальной функции масс а = 1.5. Сравнение левой и правой панелей на рисунке 14 показывает, что введение механизма саморегуляции звездообразования приводит в данном случае к более крутому профилю поверхностной яркости в линии На за волной звездообразования и соответственно к лучшему согласованию с наблюдениями.

В длинноволновой части спектра А «з 22000А профиль поверхностной яркости зависит в значительной степени от продолжительности процесса звездообразования, т.е. от скорости волны звездообразования, распространяющейся вдоль галактического диска. На рисунке 15 показаны профили поверхностных яркостей В, Д, К, На звездных населений, рожденных волной индуцированного звездообразования распространяющейся со скоростью V — 14,28,45,63 км/сек. Видно, что поверхностная яркость в полосе К имеет вторичные максимумы за фронтом волны звездообразования. Возраст этих вторичных пиков, определяемый временем распространения волны, равен приблизительно 1.6 х 108 лет и 3.6 х 108 лет. Происхождение этих вторичных пиков излучения обусловлено взаимодействием начальной функции масс, возраста и светимости звезд с массой 3 — 4М© достигших фазы красных гигантов после 1.6 — 3.4 х 108 лет. Максимум излучения в полосе К, следовательно, не отслеживает положение волны плотности звезд, как предполагается в кинематической модели образования кольцевых галактик, а скорее представляет собой стареющие звезды за фронтом распространяющейся радиально волны звездообразования.

Вычисления показывают другую важную особенность распределения поверхностной яркости в кольцевых волнах звездообразования. На рисунке 15 можно видеть пространственный сдвиг между максимумами излучения в На и К. Максимум излучения в линии На систематически опережает максимум излучения в полосе К. Этот эффект становится более заметным при увеличении скорости волны звездообразования. Таким образом, наблюдаемый в четырех галактиках 1В\у28, ЬТ41, ПШ4 и \TIZw466 пространственный сдвиг (рис. 8) может быть интерпретирован как результат увеличения скорости волны звездообразования в кольцевых галактиках. На наблюдаемых профилях поверхностной яркости в полосе К галактик 1Кш28, ЬТ41 и ПШ4 хорошо заметны вторичные максимумы, схожие с вторичными максимумами теоретических профилей полученных для скоростей волны у = 14,28 и 45 км/сек, соответственно (рис. 15). В то же время, поверхностная яркость К галактики УП2\у466 постепенно уменьшаются при приближении к центру (рис. 8). Такое поведение согласуется со скоростью распространения волны индуцированного звездообразования у > 60 км/сек. При этом долгоживущие, маломассивные звезды, образующиеся за кольцом, еще не проэволюционировали до стадии красных сверхгигантов и поэтому поверхностная яркость в полосе К постепенно спадает за фронтом волны звездообразования.

До сих пор было предпринято несколько попыток измерения скорости волны звездообразования в кольцевых галактиках. Однако все эти попытки сводились к измерению радиальной скорости движения газа в кольце и не давали достоверной информации об истинной скорости распространения волны звездообразования как таковой, поскольку наблюдаемая скорость физического движения газа в общем случае может и не совпадать со скоростью распространения звездообразования. Так, измеренная из наблюдений нейтрального водорода скорость радиального движения газа в кольце галактики У1К\у466 равна V = 32 км/сек [42]. Эта величина ниже чем скорость, предсказанная моделью образования кольцевых галактик волной индуцированного звездообразования. Измеренная скорость радиального движения газа во внешнем оптическом кольце галактики "Тележное Колесо" V = 53 км/сек также ниже чем скорость волны индуцированного звездообразования V = 90 км/сек (рис. 9), дающая наилучшее согласование с наблюдениями.

II.5 Радиальные распределения поверхностных яркостей звездных населений, рожденных волной плотности

В данной главе приведены результаты теоретического моделирования профилей поверхностных яркостей в линии На, полосе В, R и К на основе модели образования кольцевых галактик распространяющейся радиально от центра волной плотности (ур. III.2). На рисунке 16 точечной линией показан профиль поверхностной яркости в На звездного населения, рожденного волной плотности распространяющейся радиально от центра без затухания с амплитудой уплотнения газа А(г) = 1.5 * 107 М0/кис2.

Для сравнения также дан профиль поверхностной яркости соответствующий волне индуцированного звездообразования (рис. 9). Модель волны плотности достаточно хорошо воспроизводит наблюдаемое распределение поверхностной яркости в галактике "Тележное Колесо". Таким образом, можно заключить, что наблюдаемые профили поверхностной яркости На в галактике "Тележное Колесо" могут быть одинаково хорошо объяснены как в рамках модели волны плотности, так и в предположении формирования кольцевых галактик волной индуцированного звездообразования.

Профили поверхностных яркостей К, R, В и На звездных населений рожденных волной плотности, распространяющейся со скоростью v = 14, 28, 45, 63 км/сек, показаны на рисунке 17. Видно, что эти профили качественно не отличаются от профилей, полученных в рамках модели образования кольцевых галактик распространяющейся радиально волной индуцированного звездообразования. Это подтверждает сделанное ранее предположение, что наблюдаемые в инфракрасном диапазоне кольца не указывают на положение волны плотности звезд, как было предположено Марстоном и Эпплтоном [41], а скорее представляют собой местоположение вспышки звездообразования достигшей стадии красных сверхгигантов.

Расстояние (кпс)

Рис. 16: Радиальные профили поверхностных яркостей в линии На. Точечной линией показана поверхностная яркость звездных населений, рожденных волной плотности распространяющейся со скоростью V = 90 км/сек. Для сравнения пунктирной линией также показан профиль На, соответствующий волне индуцированного звездообразования на рисунке 9.

11.6 Модель волны индуцированного звездообразования против модели волны плотности

Модель волны плотности, позволяющая объяснить формирование кольцевых и серповидных структур и, в частично, поля скоростей газа, в тоже время сталкивается с рядом серьезных трудностей. Одна из таких проблем была впервые поднята Дависом и Мортоном [36], заметившими, что масса любого из спутников галактики "Тележное Колесо" составляет менее 10% от массы самой галактики. Это недостаточно для формирования волны плотности и, следовательно, для образования кольцевой галактики. Дальнейшие численные исследования Атанасулы и др. [38] и Тсучиа и др. [39] подтвердили данный результат. Недавние наблюдения Хигдона [37] показали почти полное отсутствие газа в спицах и ядре "Тележного Колеса", что находится в полном противоречии с результатами численных расчетов модели волны плотности.

В текущей стадии своего развития теория звездообразования не может четко определить взаимосвязь моделей волны плотности и самораспространяющейся волны индуцированного звездообразования. Пролет менее массивной галактики через диск более массивной галактики возбуждает волну плотности, которая в свою очередь вызывает активное звездообразование в местах, где плотность газа превышает критическое значение. С другой стороны, это активное звездообразование должно инициировать дальнейшее звездообразование в близлежащих газовых комплексах, воздействуя, таким образом, и на распределение плотности газа. Другими словами, одновременно могут работать оба механизма формирования кольцевых галактик. Модель волны плотности в настоящее время просто предполагает, что очаги активного звездообразования отслеживают положение волны плотности. Модель волны индуцированного звездообразования, являясь другим крайним случаем, полагает, что распространение звездообразования определяется самим звездообразованием. Сложный вопрос взаимного влияния звездообразования на динамику галактики находится вне рамок данной работы. Однако как показано выше, обе модели хорошо воспроизводят наблюдаемый профиль поверхностной яркости На галактики "Тележное Колесо".

III Численное моделирование распространения звездообразования в в кольцевых галактиках: II. Модельные и наблюдаемые оптические и инфракрасные радиальные градиенты цветов в кольцевых галактиках.

Центральное или почти центральное столкновение спиральной галактики с другой менее массивной галактикой может приводить к распространению кольцевой волны звездообразования вдоль галактического диска. Такая волна оставляет за собой стареющее звездное население. При этом наиболее молодые звезды очерчивают текущее положение волны, которое и представляет собой видимое в оптическом диапазоне яркое кольцо. Таким образом, возраст звездных населений, рожденных кольцевыми волнами звездообразования, обратно пропорционален расстоянию от галактического центра и история звездообразования должна сохраняться в радиальном распределении цветов за фронтом волны звездообразования. Такое радиальное распределение оптических и инфракрасных цветов B-V/V-K было найдено в галактике "Тележное Колесо" Маркумом и др. [53] и показано на рисунке 18. Девятая и восьмая точки на двуцветной диаграмме соответствует внешней и внутренней грани внешнего кольца галактики. Остальные точки соответствует диску, внутреннему кольцу и ядру галактики. Схожие градиенты цветов были также обнаружены в ряде других кольцевых галактик Эпплтоном и Марстоном [50]. Теоретическая интерпретация наблюдаемых градиентов цветов может пролить свет на историю звездообразования в галактике "Тележное Колесо", а также прояснить физические процессы, приводящие к формированию кольцевых структур. 0.4 ш

0.2 0.

Рис. 18: Радиальные градиенты цветов B-V/V-K, наблюдаемые в галактике "Тележное Колесо". Римская нумерация соответствует радиальным кольцевым зонам, начиная с внутреннего кольца "Тележного Колеса" - зона I и кончая внешним кольцом - зоны VIII и IX. Данный рисунок является репродукцией рис. 3 Маркума и др. [53]. i i i i i i i i i

- IX VIII

III. 1 Теоретическое моделирование наблюдаемых радиальных градиентов оптических и инфракрасных цветов B-V/V-K галактики " Тележное Колесо" на основе модели волны индуцированного звездообразования

Первые попытки интерпретации наблюдаемых в "Тележном Колесе" градиентов цветов основывались на упрощенных моделях постоянного темпа звездообразования [54] или одиночной вспышки звездообразования [55]. Эти модели не учитывали пространственного характера процессов звездообразования. Теоретические цвета звездного населения в определенный момент времени t сравнивались с наблюдаемыми цветами той точки галактического диска, где предположительно находилось внешнее кольцо время t назад [53]. Однако такой однозонный подход не мог объяснить наблюдаемые цвета в галактике "Тележное Колесо".

Для успешного моделирования наблюдаемых градиентов цветов необходимо построение физически реалистичных моделей образования кольцевых галактик, учитывающих распространяющийся характер звездообразования. Такая модель образования кольцевых галактик сформулирована в пункте II.2. Согласно этой модели столкновение галактики со своим спутником вызывает распространение вдоль диска галактики самоорганизующейся волны индуцированного звездообразования, описываемой уравнениями II. 1, II.2 и II.4:

Данная система уравнений решалась численно, используя методику и параметры пункта 11.2. Весь диск галактики "Тележное Колесо" был разбит на

JL = —D + kapc(r,t — T) J dr'f(v — r')ps(r',t — Т) ~ = -apc(r,t)Jdv'f(r-r')ps(r',t), где слагаемое D определяет темп смерти звезд:

10 фотометрических колец, согласно методу, использованному в работе Марку-ма и др. [53]. Околоцентральное столкновение "Тележного Колеса" со своим спутником инициировало распространение кольцевой волны индуцированного звездообразования. По прошествии ¿0 ~ 200 млн. лет, когда волна звездообразования достигала текущего положения внешнего кольца галактики "Тележное Колесо" И и 17 кпс, в каждом из колец подсчитывалось количество звезд с данной массой т и данного возраста £ согласно формуле II.5: п(т, г, г, ¿о) дг$(г) Г У р3{г', ¿о — £ — Т)с1фс1г', г~Ь —ф(г) если Ь < тт 0, если t > гт, где 5г(г) в данном случае представляет собой площадь ьго кольца согласно нумерации Маркума и др. [53].

Интегральная светимость каждого кольца г в момент времени ¿о может быть вычислена тогда как:

Ык, г) = ^ ^ г(т> ¿о), где - светимость звезды массы т и возраста полученная с помощью модели звездной эволюции Шаллера [81] и атмосферной модели Курутса [82]. Для вычисления интегральной светимости каждого кольца автор использовал программу популяционного синтеза Майа [48, 49], позволяющую рассчитывать интегральные светимости для пяти различных металличностей г = 2г®/20, г = г0/5, г = г0/2.5, г = и г = 2г0. Эта программа специально разработана для молодых звездных населений Т < 1 млрд. лет и наиболее подходит к данной задаче.

Показатели цвета в каждом кольце могут быть найдены по формуле:

V -К = ~2.Ыод ШЛ + грук, где Zpвv = 0.699 и Zpvк = 3.397 - соответствующие смещения согласно Майа [48].

III.2 Радиальные градиенты цветов звездных населений, рожденных волной индуцированного звездообразования

В данной главе даны результаты теоретического моделирования радиальных градиентов оптических и инфракрасных цветов В-У/У-К звездных населений, рожденных распространяющейся радиально от центра галактики кольцевой волной индуцированного звездообразования. Рассмотрено четыре возможных скорости волны звездообразования V = 25, 55, 90, и 120 км/сек и пять начальных металличностей звездообразующего газа ге/20, г0/5, г0/2.5, и 2г0, где 20 = 0.02. На рисунках 19-22 показаны градиенты цветов В-У/У-К звездных населений в момент времени, когда кольцевая волна звездообразования, распространяющаяся по однородному газовому диску с поверхностной плотностью 107 М©/ кпс2, достигает текущего положения внешнего кольца галактики "Тележное Колесо". Из анализа данных рисунков можно заключить, что показатели цвета В-У/У-К зависят как от скорости волны звездообразования, так и от металличности звездообразующего газа, причем зависимость от металличности значительно сильнее, чем от скорости волны. Звездные населения имеют выраженный градиент цветов В-У/У-К по направлению к красной части спектра, подобный наблюдаемому в галактике "Тележное Колесо", если металличность звездообразующего газа приблизительно на порядок меньше, чем солнечная. Регулярное покраснение цветов В-У/У-К не наблюдается для металличности газа равной солнечной и выше.

Согласно главе II наилучшее соответствие теоретических и наблюдаемых профилей поверхностной яркости в линии На достигается для волны индуцированного звездообразования, распространяющейся со скоростью V = 90 км/сек по однородному газовому диску низкой металличности г = ;г0/20. Однако, как видно из рисунка 23, соответствующие цвета существенно сдвинуты в синюю часть спектра по сравнению с наблюдаемыми в галактике "Тележное Колесо". Причин такого несоответствия может быть несколько:

Рис. 23: Сравнение модельных (темные кружки) и наблюдаемых (темные треугольники) радиальных градиентов цветов В-У/У-К. а) во-первых, однородный газовый диск является первым приближением при моделировании галактик. Применение более реалистичного начального распределения поверхностной плотности газа может повлиять на теоретические градиенты цветов. Несмотря на то, что показатели цвета не зависят непосредственно от плотности звездообразующего газа, скорость волны индуцированного звездообразования будет переменной в диске с экспоненциальным распределением газа. А скорость волны звездообразования, как показано выше, влияет на показатели цвета В-У/У-К; б) во-вторых, наблюдаемые цвета галактики "Тележное Колесо" откорректированы только на галактическое поглощение и не откорректированы на внутреннее поглощение [53]. Величина же последнего может быть достаточно существенной согласно Фосбери и Хавардену [52] и Хигдону [40], что может и вызывать сильное смещение наблюдаемых цветов в красную часть спектра; в) в-третьих, волна индуцированного звездообразования может распространяться по старому звездному диску, существовавшему в галактике "Тележное Колесо" до столкновения с другой галактикой. Учет этого старого звездного населения может существенно сдвинуть теоретические цвета в красную часть спектра.

Рассмотрим каждую из причин подробнее. III.2.1 Неоднородный газовый диск

В галактике "Тележное Колесо" практически отсутствует балдж [92]. Это указывает на то, что до столкновения эта галактика, скорее всего, относилась к позднему типу галактик согласно классификации Хаббла. Для галактик позднего типа характерен экспоненциальный профиль поверхностной плотности газа. Поэтому предположим, что начальное распределение газа в галактике "Тележное Колесо" имеет вид: рс(г) = А ехр(—г/Ь). ■ (Ш.1)

В качестве амплитуды и показателя экспоненты выбраны величины, характерные для позднего типа галактик А = 108 М©/кпс2 и Ь = 6.5 кпс [86].

По экспоненциальному газовому диску волна индуцированного звездообразования будет распространяться с переменной скоростью. Однако изменение скорости не велико и для параметров, принятых выше, составляет 100 — 80 км/сек, со средним значением < V 90 км/сек. На рисунке 24 показаны градиенты цветов звездных населений, рожденных волной индуцированного звездообразования распространяющейся по экспоненциальному газовому диску со средней скоростью < V >~ 90 км/сек. Учет неравномерности начального распределения поверхностной плотности газа не приводит к желаемому результату. Теоретические градиенты цветов по-прежнему сильно смещены в синюю часть спектра по сравнению с наблюдаемыми.

III.2.2 Селективное ослабление света пылью

Наблюдаемые градиенты цветов галактики "Тележное Колесо", показанные па рисунках 18 и 23, откорректированы только на величину галактической экс-тинкции Л в = О771.22 [87]. Для непосредственного сравнения теоретических и наблюдаемых цветов необходимо откорректировать последние также и на величину внутренней экстинкции. Однако полная экстинкция до сих пор измерена только для двух ярких областей внешнего кольца "Тележного Колеса" и равна согласно Фосбери и Хавардену [52] Ау1 = 2т.\. Сильно неоднородное радиальное и азимутальное распределение атомарного водорода не позволяет применить эту величину для всей галактики [40].

Существуют свидетельства в пользу наличия холодной и теплой пыли в галактике "Тележное Колесо". Фотографии галактики, сделанные на Хабблов-ском телескопе, показывают присутствие сложной сети пылевых прожилок в области ядра и внутреннего кольца. Наблюдения в среднем инфракрасном диапазоне указывают на наличие теплой пыли практически во всем диске галактики, с максимумами во внешнем кольце, внутреннем кольце и ядре [88]. Однако из наличия теплой пыли еще не следует высокая величина экстинкции. Действительно, за инфракрасное излучение в ¡л = 6.7 мк и ¡л = 15 мк, измеренное в работе Чармандариса и др. [88], ответственны так называемые полициклические ароматические углеводороды и "очень маленькие пылинки". И те, и другие не вносят большого вклада в общую массу пыли и, следовательно, в величину экстинкции в оптическом диапазоне [88].

Хорошо известно, что распределение пыли тесно коррелирует с распределением атомарного и молекулярного водорода [90]. Попробуем оценить градиент внутренней экстинкции галактики "Тележное Колесо" по известным наблюдениям атомарного и молекулярного водорода. Атомарный водород сосредоточен во внешнем кольце со средней поверхностной плотностью < 16.5 М0/ пс 2. Небольшое количество атомарного водорода также найдено в области между внешним и внутренним кольцами < 4.5 М0/ пс 2 [40]. Практически весь молекулярный водород сосредоточен во внутреннем кольце и ядре с поверхностной плотностью Ен2 в пределах 23 - 90 М0/ пс 2 [89]. Однако данные о молекулярном водороде получены в наблюдениях с низким разрешением и нуждаются в дальнейшем уточнении. Соответствующие величины внутренней экстинкции Ау, без учета возможного вклада от молекулярного водорода, равны 0т.32 и Г".2 для области между внешним и внутренним кольцами и внешнего кольца, соответственно. Для внутреннего кольца и ядра примем Ау = 0т.32.

Из оценки градиента внутренней экстинкции в галактике "Тележное Колесо" можно сделать два вывода: б) во-первых, коррекция на внутреннюю экстинкцию наблюдаемых показателей цвета галактики "Тележное Колесо" не решает проблемы несоответствия наблюдаемых и теоретических градиентов цветов. Действительно, откорректируем наблюдаемые показатели цвета центральной области (кольца 1-У11 и ядро) и внешнего кольца на величины внутренней экстинкции Ау = 0т.32 и Ау = 1т.2, соответственно, используя формулы:

V - К)сог = (V - К)оЫ - 0.89 Ау,

В-У)сог = (В-У)оЬ8-0МАу, где (У — К)0ь$ и (В — \/Г)оЬв - наблюдаемые цвета, а (У — К)сог и (В — У)сог -откорректированные на покраснение цвета. На рисунке 25 показан результат такой коррекции наблюдаемых показателей цвета. Видно, что по-прежнему не удается достичь хорошего согласования теории и наблюдений;

Рис. 25: Результат коррекции наблюдаемых радиальных градиентов цветов на внутреннюю экстинкцию Av = lm.2 (кольца VIII и IX) и Av = 0m.32 (кольца I-VII и ядро). Сплошной линией показан градиент цветов в модели волны индуцированного звездообразования (рис. 21, верхняя левая панель). Цвета одиночной вспышки звездообразования [55] показаны пунктирной линией. Коррекция внешнего кольца на — 1т.94 приводит к неправдоподобно низкому значению B-V (кольца VIH' и IX'). в) во-вторых, коррекция внешнего кольца галактики "Тележное Колесо" на наблюдаемую величину внутренней экстинкции Ау = Ау1 — Ау1 = 1"\94 (на галактическую экстинкцию Ау1 = 0т.16 наблюдаемые цвета уже откорректированы) приводит к неправдоподобно низкому значению показателя цвета В-У. Откорректированные показатели цвета В-У (точки IX' и VIII' на рис. 25) уходят дальше в синюю часть спектра даже по сравнению с соответствующим показателем цвета одиночной вспышки звездообразования (точечная линия на рис. 25). По-видимому, необходимо применять азимутально усредненную величину внутренней экстинкции.

К сожалению, слишком мало известно о величине азимутально усредненной экстинкции во внешнем кольце "Тележного Колеса". Заметим, что величина полной экстинкции Ау4 = 2т.1 больше, чем соответствующая величина, наблюдаемая для других внегалактических областей НИ. Например, Кауфман и др. [91] определили усредненную величину полной экстинкции для 42 областей НИ в М81 равной < Ау >м= 1т.1 ± 0т.4. Таким образом, азимутально усредненная величина полной экстинкции во внешнем кольце "Тележного Колеса" может быть меньше, чем наблюдаемая для двух ярких областей НИ, что находится в согласии с вышеизложенными теоретическими оценками экстинкции на основе распределения поверхностной плотности водорода.

III.2.3 Старое звездное население

В диске многих спиральных галактик наблюдаются градиенты цветов. Так на рисунке 26 показаны градиенты цветов В-У/У-К шести ближайших галактик согласно данным де Йонга [51]. Наиболее красные цвета соответствуют центру галактики, а наиболее голубые - ее периферии. Эти цвета сдвинуты в красную часть спектра по сравнению с цветами, наблюдаемыми в галактике "Тележное Колесо". Учет этих градиентов цветов, т.е. старого звездного населения, возможно существовавшего до столкновения галактики "Тележное Колесо" с другой галактикой, может привести к лучшему согласованию теории с наблюдениями.

Предположим, что кольцевая волна звездообразования в галактике "Тележное Колесо" распространяется но звездно-газовому диску с низкой металлич-ностью газа z — 20 и со старым звездным населением, характерным для галактик показанных на рисунке 26. Для получения интегральных показателей цвета молодого звездного населения, рожденного текущей волной звездообразования, и старого звездного населения, существовавшего до прохождения волны, воспользуемся следующей методикой.

Как известно, интегральные показатели цвета (B — V)int и (V — K)int старого и молодого звездных населений можно найти по формулам:

В - V)mt = -2.5 log^fi + ZpBV, (HI-2)

V - K)mt = -2.5 + ZpVK, (III.3)

ГДе Lfnt = Lold + Lnew> Lvnt = Ldd + Lnew И Lmt = Lold + Lnew " ИНТеграЛЬные светимости в полосах В, V и К, соответственно, т.е. суммы светимостей старого звездного населения Lgld, L^ld, L^ld, предположительно существовавшего до столкновения галактики "Тележное Колесо" со своим спутником, и светимостей молодого звездного населения L^ew, L^ew, L^ew, рожденного распространяющейся по чисто газовому диску кольцевой волной индуцированного звездообразования.

Для того чтобы воспользоваться формулами III.2 и III.3 необходимо знать светимости старого звездного населения L^ld. L^ld галактического диска, поскольку в "Тележном Колесе" практически отсутствует балдж [92]. Из наблюдений де Ионга [51] известны только поверхностные яркости в звездных величинах на угловую секунду в квадрате цв, f^v и /лк некоторых нормальных галактик, чьи значения могут быть использованы в качестве поверхностных яркостей старого звездного населения. Из этих величин необходимо исключить влияние балджа. Для этого предположим, что закон распределения интенсивности излучения старого звездного населения галактического диска в полосе V имеет вид: Iyexp(-r/R0), где 1у - интенсивность в центре диска в erg/s/cm2. Перейдя от интенсивности к поверхностной яркости ц по формуле //у = —2.5 1од(1у) получаем: v = lA + 1.086г/д0, (III.4) где /iy - поверхностная яркость в звездных величинах на угловую секунду в квадрате и ру - поверхностная яркость в центре галактического диска. В качестве fly и Ro выберем характерные для галактических дисков величины [93] fj°y = 22™.О и R0 = 5 кпс.

Теперь для нахождения распределения поверхностных яркостей /iß и рк старого звездного населения галактического диска в двух других полосах В и К воспользуемся наблюдаемыми показателями цвета B-V и V-K галактики UGC 01305 - типичной галактики Sbc типа с выраженным градиентом оптических и инфракрасных цветов B-V/V-K (рис. 26). Поскольку "Тележное Колесо" до столкновения, скорее всего, относилось к галактикам позднего типа без перемычки [92], то автором была выбрана эта Sbc галактика с выраженным градиентом оптических и инфракрасных цветов B-V/V-K и радиусом, близким к радиусу "Тележного Колеса".

Далее, перейдем от известных поверхностных яркостей ц в звездных величинах на угловую секунду к светимостям в единицах светимости солнца. Сперва найдем отношение между поверхностными яркостями SB в Ь&/рс2 и erg/s / cm2/arcsec2 :

L{Lq) F(erg/s/cm2) inr2(cm) F(erg/s/cm2) An 9 x 1036 1 S(pc2) = T& S(pc2) = 4 x 1033 Q(rad2) '

Переводя радианы в угловые секунды, окончательно получаем:

SB(LQ/pc2) = 7Г 38.25 x 1013 SB(erg/s/cm2/arcsec2).

Пользуясь известной формулой S В (er g / s/cm2/arcsec2) = Ю-0,4^--2^ получаем формулу перехода от поверхностной яркости ¡i в звездных величинах на угловую секунду к светимости L(L&): log(SB) = logiix 38.25 x 1013) - 0.4(/i - Zp), (III.5)

L(LQ) = SB(LQ/pc2)*Sl(pc2), (III.6) где St{pc2) - площадь i-ro фотометрического кольца галактики "Тележное Колесо"

Используя формулы III.5, III.6 можно найти светимости старого звездного населения L^ld каждого фотометрического кольца площадью Si по известным показателям цвета галактики UGC 01305 (рис. 26). Светимости молодых звездных населений L^ew, L^ew, рожденных кольцевой волной индуцированного звездообразования, находится с помощью программы попу-ляционного синтеза и уравнений II. 1, II.2 и II.4. И окончательно, интегральные показатели цвета (В — V);nt, (V — К)¡nt старого и молодого звездных населений находятся по формулам III.2 и III.3.

На рисунке 27 светлыми квадратами показаны интегральные показатели цвета B-V/V-K звездных населений рожденных волной индуцированного звездообразования, распространяющейся со скоростью v = 90 км/сек по звездно-газовому диску низкой металличности z — 2Q/20 и с постоянной поверхностной плотностью газа р = 1.5 х 107 М&/кпс2. В качестве фотометрических характеристик старого звездного населения галактического диска взяты показатели цвета галактики UGC 01305 (рис. 26). В данном случае интегральные показатели цвета обладают четко выраженным градиентом, с наиболее голубыми цветами соответствующими текущему положению фронта волны и наиболее красными цветами соответствующими центральной области галактики. Видно, что качественное согласование теоретических интегральных показателей цвета (белые квадраты, рис. 27) с наблюдаемыми (черные треугольники, рис. 27) значительно лучше, чем для случая волны звездообразования, распространяющейся по чисто газовому диску (черные круги, рис. 27). Однако слабое количественное совпадение для большинства фотометрических колец требует дальнейшего уточнения модели.

Действительно, для галактик позднего типа, к которым возможно относилось "Тележное Колесо" до столкновения со своим спутником, характерен не однородный профиль поверхностной плотности газа, а экспоненциально убывающий [86]. На рисунке 28 белыми квадратами показан интегральный показатель цвета для случая, когда волна звездообразования распространяется со средней скоростью < v >= 90 км/сек по звездно-газовому диску низкой метал

Рис. 27: Светлыми квадратами показаны цвета смеси старого, достолкнови-телъного звездного населения галактики 1ЮС 01305 (светлые кружки) и молодого, постстолкновителъного звездного населения, рожденного волной индуцированного звездообразования распространяющейся с V = 90 км/сек по однородному газовому диску низкой металличности г = £©/20 (черные кружки). Наблюдаемые в "Тележном Колесе" показатели цвета (черные треугольники) откорректированы на селективное поглощение в соответствии с рис. 25. личности z = Zq¡20 с экспоненциальным профилем поверхностной плотности газа, описываемым уравнением III. 1. В этом случае заметен меньший разброс теоретических интегральных показателей цвета по сравнению со случаем однородного газового диска (светлые квадраты на рис. 28) и удается достичь хорошего соответствия теоретических и наблюдаемых цветов для большей части внутренней области галактики "Тележное Колесо".

Почти точное совпадение теоретических и наблюдаемых цветов большинства фотометрических колец получается при коррекции наблюдаемых цветов внешнего кольца галактики на внутреннюю экстинкцию Ау = 0т.8, вместо максимальной величины Ау = 1т.2. Так на рисунке 29 видно, что для II, III, V, VI, VII и IX фотометрических колец теоретические и наблюдаемые цвета приблизительно совпадают в пределах ошибки. Av = 0т.8 соответствует поверхностной плотности газа 11.3 М0/ пс 2, что находится в пределах наблюдаемых величин поверхностной плотности атомарного водорода 9.5 -16.5 М&/ пс 2 [40]. Однако по-прежнему не удается достичь хорошего согласования цветов для внутреннего кольца и ядра галактики "Тележное Колесо".

До сих пор в качестве фотометрических характеристик старого звездного населения использовались показатели цвета галактики UGC 01305. Покажем, что результат теоретического моделирования наблюдаемых в галактике "Тележное Колесо" градиентов цветов (B-V, V-K) не зависит от конкретного выбора фотометрических характеристик старого звездного населения. На рисунке 30 показаны градиенты цветов звездных населений, рожденных волной индуцированного звездообразования, распространяющейся со средней скоростью < и >= 90 км/сек по звездно-газовому диску низкой металличности г = zq/20 с эспоненциально убывающим профилем поверхностной плотности газа (ур. III. 1). В качестве фотометрических характеристик старого звездного населения галактического диска взяты показатели цвета галактик UGC 00508 и UGC 01719 (рис. 26). Из сравнения рисунков 29 и 30 можно заключить, что результат моделирования наблюдаемых в "Тележном Колесе" градиентов цветов практически не зависит от конкретного выбора галактики, чьи фотометрические характеристики берутся в качестве старого звездного населения.

Согласно рисункам 19 - 22, регулярное покраснение цветов B-V/V-K от

Рис. 31: Тоже, что ирис. 28, только для солнечной металличности звездооб-разующего газа. Наблюдаемые цвета "Тележного Колеса" (темные треугольники) не исправлены на внутреннее поглощение. внешнего кольца галактики по направлению к ядру не наблюдается для ме-талличности звездообразуюгцего газа равной солнечной и выше. На рисунке 31 светлыми квадратами показаны цвета звездных населений рожденных волной индуцированного звездообразования, распространяющейся по экспоненциально спадающему газовому диску с солнечной металличностью и "подложкой" из старых звезд с фотометрическими характеристиками галактики 1ГСС 01305. Видно, что учет старого звездного населения приводит к появлению упорядоченного покраснения цветов, однако, цвета внешнего кольца сильно отличаются от наблюдаемых в галактике "Тележное Колесо". Заметим, что в данном случае наблюдаемые в галактике градиенты цветов В-У/У-К не исправлены на внутреннее поглощение. Учет же ненулевой внутренней экстинкции внешнего кольца приведет к более худшему согласованию наблюдаемых и теоретических цветов.

Таким образом, результаты моделирования находятся в полном соответствии с наблюдаемой низкой металличностью внешнего кольца галактики "Тележное Колесо" [52]. Что же касается области галактики внутри внешнего кольца, то в связи с отсутствием ярких областей НИ металличность газа там не измерена. Результаты численного моделирования (рис. 31) не исключают возможности более высокого, вплоть до солнечного, значения металличности газа в этой области.

Подытоживая результаты теоретического моделирования наблюдаемых градиентов цветов можно заключить, что кольцевая волна звездообразования в галактике "Тележное Колесо" распространяется по звездно-газовому диску низкой металличности (по крайней мере, во внешней его части), со звездным населением характерным для обычных спиральных галактик и экспоненциальным распределением поверхностной плотности звездообразующего газа.

III.3 Теоретическое моделирование наблюдаемых градиентов оптических и инфракрасных цветов B-V, V-K галактики "Тележное Колесо" на основе модели волны плотности

В данной главе даны некоторые результаты теоретического моделирования наблюдаемых в галактике "Тележное Колесо" градиентов цветов B-V/V-K полученные на основе модели волны плотности, сформулированной в пункте II.3.

На рисунке 32 показаны цвета B-V/V-K звездных населений, рожденных кольцевой волной плотности распространяющейся без затухания радиально от центра со скоростью v = 90 км/сек по чисто газовому диску различной метал-личности. Как и в аналогичном случае волны индуцированного звездообразования (рис. 21) показатели цвета зависят существенно от начальной металлич-ности звездообразующего газа. Из сравнения рисунков 32 и 18 также видно, что наблюдаемые цвета галактики "Тележное Колесо" не удается воспроизвести кольцевой волной плотности распространяющейся по чисто газовому диску.

Как и в модели волны индуцированного звездообразования, предположим наличие старого звездного диска, существовавшего до прохождения кольцевой волны плотности. На рисунке 33 показан результат добавления старого звездного населения с фотометрическими свойствами галактики UGC 01305 в соответствии с методикой пункта III.2.3. Для волны плотности, распространяющейся без затухания с амплитудой А = 1.5 х 107 М© кпс 2 по газовому диску с "подложкой" из старых звезд, достигается хорошее качественное согласование наблюдаемых и теоретических градиентов цветов. Приемлемое же количественное согласование для большей части фотометрических колец галактики "Тележное Колесо", как видно из рисунка 34, может быть получено при рассмотрении распространения затухающей волны плотности с амплитудой, описываемой формулой III. 1, по газовому диску с "подложкой" из старых звезд.

Обе модели образования кольцевых галактик, - модель волны плотности и модель волны индуцированного звездообразования, - дают качественно и количественно схожие градиенты цветов (рис. 34, светлые и темные квадраты, соответственно). Таким образом, можно заключить, что цвета звездных населений, рожденных волной звездообразования, почти не зависят от конкретной модели распространения волны звездообразования, а определяются ее скоростью и в еще большей мере - металличностью звездообразующего газа.

III.4 Двухмерное моделирование распространения волны индуцированного звездообразования

Как было показано в предыдущих

главах, распространяющаяся радиально от центра кольцевая волна индуцированного звездообразования достаточно хорошо воспроизводит наблюдаемые радиальные фотометрические характеристики галактики "Тележное Колесо". Однако "Тележное Колесо" не является осе-симметричной галактикой. Наблюдения Хигдона [40] показывают наличие существенной азимутальной вариации поверхностной яркости внешнего кольца в линии На. Это вариация а, следовательно, и вариация темпа звездообразования, возможно, являются результатом нецентрального столкновения "Тележного Колеса" со своим спутником в недавнем прошлом. Несовпадение геометрического центра "Тележного Колеса" с ядром косвенно подтверждает эту гипотезу.

В данной главе выполнено двухмерное моделирование распространения волны индуцированного звездообразования для случая нецентрального столкновения галактики "Тележное Колесо" со своим спутником и с учетом реалистичной кривой вращения. Уравнения 11.1, II.2, II.4 решались численно в цилиндрических координатах р(^) = р(\г\,ф). Кривая вращения галактики "Тележное Колесо" была измерена дважды. Из наблюдений нейтрального водорода Хигдон [37] нашел, что форма кривой вращения "Тележного Колеса" близка к твердотельной (рис. 35, пунктирная линия). Однако более поздние измерения кривой вращения по кинематике ионизованного водорода показали наличие существенного дифференциального вращения в диске галактики (рис. 35, сплошная линия).

В принципе, форма волны индуцированного звездообразования должна быть чувствительна к типу кривой вращения. Дифференциальное вращение стремиться исказить и разрушить кольцевую волну звездообразования при условии, что последняя распространяется не от центра галактики. Поэтому двухмерное моделирование распространения волны индуцированного звездообразования по дифференциально вращающемуся диску может служить тестом на реалистичность предложенной автором модели образования кольцевых галактик и дать ответ на вопрос: "Может ли инициированная нецентральным столкновением кольцевая волна звездообразования распространиться на расстояние порядка 20 кпс не потеряв при этом своей кольцевой структуры"?

На рисунке 36 показан контурный график поверхностной плотности массивных (М > 7М0) звезд, полученный в результате распространения волны индуцированного звездообразования по экспоненциальному газовому диску (ур. III.1) с почти твердотельной кривой вращения (рис. 35, пунктирная линия). Звездообразующая волна инициирована Т й 2.4 х 108 лет назад в результате слегка нецентрального (г=2 кпс) столкновения галактики "Тележное Колесо" со своим спутником. Точка удара показана светлым треугольником на рисунке 36, в то время как динамический центр галактики указан крестиком. Как видно из рисунка 36, волна звездообразования сохраняет кольцевую форму с максимальным азимутальным изменением величины поверхностной плотности массивных звезд порядка 2.5 раза. Однако, как видно из рисунка 37, волна индуцированного звездообразования остается кольцевой и в более "неблагоприятном" для модели "огня в лесу" случая существенно дифференциальной кривой вращения (рис. 35, сплошная линия).

Для того чтобы сравнить результаты численных расчетов с наблюдениями необходимо знать положение динамического центра галактики "Тележное Колесо". Амрам и др. [85] нашли, что динамический центр галактики, определяемый как геометрическая точка по обе стороны которой кривая вращения симметрична, совпадает с геометрическим центром внешнего кольца "Тележного Колеса". Рисунок 38 является суперпозицией карты "Тележного Колеса" в линии На [40] и контурного графика поверхностной плотности массивных звезд (рис. 36), спроектированного с учетом угла наклона галактики. Наблюдаемое во внешнем кольце "Тележного Колеса" азимутальное изменение поверхностной яркости в линии На больше, чем теоретически найденная азимутальная вариация поверхностной плотности массивных звезд (М > 7М0). Тем не менее,

IV Численное моделирование распространения звездообразования в кольцевых галактиках. Градиенты относительной распространенности [Fe/O] в кольцевых галактиках

Теоретическое моделирование градиентов распространенности тяжелых элементов является важным инструментом для понимания галактической эволюции. Однако модели химической эволюции на Хаббловских временах сталкиваются со значительными проблемами. Сформулированные в однозонном приближении с постулированным темпом аккреции и законом звездообразования, эти модели обычно не учитывают таких глобальных гидродинамических процессов перераспределения вещества в галактических дисках, как спиральные волны плотности, вязкость и циркуляция вещества между галактическим диском и гало.

Применительно к кольцевым галактикам, все вышеупомянутые гидродинамические процессы несущественны в связи с тем, что характерное время прохождения кольцевой волны звездообразования через галактический диск значительно меньше Хаббловского времени. Следовательно, химическая эволюция в быстрых волнах звездообразования определяется небольшим числом параметров, которые можно измерить или оценить, и кольцевые галактики являются редким объектом, к которому может быть корректно применена современная теория химической эволюции.

IV. 1 Модель химической эволюции

Рассмотрим химическую эволюцию кольцевых галактик на основе сформулированной в главе II модели волны индуцированного звездообразования. В этом сценарии столкновение галактики со своим спутником играет роль детонатора, стимулирующего распространение самоорганизующейся кольцевой волны индуцированного звездообразования вдоль галактического диска. Скорость волны индуцированного звездообразования выбрана равной значению, дающему наилучшее согласование с наблюдениями v — 90 км/сек. Показатель начальной функции масс выбран равным Солпитеровскому а = 2.35 с интервалом масс звезд 0.5М© <М3< 50М0.

Основные идеи модели химической эволюции, использованной для нахождения градиентов химической распространенности в кольцевых галактиках, взяты из работы Тенорио-Тэгла [27]. Процесс обогащения межзвездной среды химическими элементами выглядит следующим образом. Свежесинтезированные химические элементы выбрасываются вспышками сверхновых во внутрь горячих каверн, образованных звездным ветром или высвободившейся энергией при взрыве одной или группы сверхновых. Эти новые элементы успевают смешаться с частью испаренного вещества из холодных оболочек, окружающих горячие каверны, до того как быть выброшенными в галактическое гало в виде горячего газа. Затем этот горячий, обогащенный новыми химическими элементами газ остывает в гало и падает на галактический диск, таким образом, завершая цикл обогащения химическими элементами межзвездной среды.

Недавние наблюдения подтверждают эту картину. Кобулники [94], не обнаружив обогащения тяжелыми элементами окрестности скоплений молодых звезд, пришел к выводу, что выброшенное звездами вещество находится в горячей фазе Т ~ 106К. Элмегрин [95], рассматривая взаимодействие межзвездной среды со спиральной волной плотности нашел, что смешивание синтезированных химических элементов отсутствует на временных масштабах до нескольких х107 лет.

Рассмотрим основные процессы, определяющие пространственное распределение тяжелых элементов после прохождения быстрой волны индуцированного звездообразования. Основные этапы химической эволюции в быстрых волнах звездообразования схематически показаны на рисунке 39. а) Звездная эволюция. Новообразованные звезды наследуют распространенность элементов от газового диска и, таким образом, не могут служить показателем производства тяжелых элементов в текущей вспышке звездообразования. Хиллебрандт [96] нашел, что одиночные звезды с массой 8М& < т < 12М0, испытывая коллапс, оставляют свежесинтезированные тяжелые элементы внутри ядра, не внося вклада в обогащение межзвездной среды металлами. Предположено, что высвобождающийся на стадии красных гигантов газ имеет ту же распространенность элементов, что и газ, из которого были образованы эти

Таблица

Mstar Mo MFe

MQ) (MQ) (MQ)

12 0.145 0.

13 0.29 0.

15 0.555 0.

18 0.994 0.

20 1.52 0.

22 2.12 0.

25 2.9 0.

30 4.11 0.

35 3.10 0.

40 2.72 0.

R(m) =

IV.l) звезды. Доля массы звезды R(m), возвращающаяся в межзвездную среду в виде газа, взята из [97]: 0, для т < 0.7 0.42т, для 0.7 < т < 1.0 1.0 - WD(m)/m, для 1.0 < т < 4.8 1.0 - 1.4/т, для 4.8 < т, где WD(m) = 0.2т + 0.43 - масса белых карликов, взятая из

Звезды с массой т > 12М0 вспыхивают как сверхновые второго типа, высвобождая свежесинтезированные тяжелые элементы в межзвездную среду. Автором были использованы две модели производства кислорода и железа сверхновыми второго типа: модель Вусли и Вивера [57] и модель Номото и др. [99] (в дальнейшем сокращенно "модель Номото"). Таблица 1 дает выход кислорода и железа в массах солнца для модели Вусли и Вивера. Таблица 2 дает выход кислорода и железа в массах солнца для модели Номото.

Сверхновые первого типа (CHI) вспыхивают в двойных системах с массой основной звезды < 8М& в результате быстрого сгорания (дефлаграции) угле

Таблица

Mstar Mo MFe

MQ) (Mo) (MG)

13 0.15 0.

15 0.355 0.

18 0.792 0.

20 1.52 0.

25 2.99 0.

40 9.11 0.

70 21.0 0. рода в белых карликах. Существуют две теории, объясняющие вспышки сверхновых первого типа. Согласно первой теории, CHI вспыхивают в результате аккреции вещества со звезды главной последовательности или красного гиганта на белый карлик. При этом белый карлик достигает Чандрасекаровской массы, что вызывает коллапс, дефлаграцию углерода и последующий взрыв. Брэнч [60, 61] оценил массу звезды главной последовательности в данном сценарии равной 1 — 3.5М&. Этот сценарий имеет известные трудности, связанные с тем, что звездный ветер от основной звезды и термоядерные взрывы на поверхности белого карлика препятствуют достижению последним Чандрасекаровской массы. Согласно второй теории, вспышки CHI происходят при слиянии двух белых карликов, теряющих свою энергию орбитального вращения на излучение гравитационных волн [64]. Тутуков и Юнгелсон [62] и Брэнч [60] нашли, что начальная масса звезд-прародительниц CHI в данном сценарии может быть в пределах ~ 2.5 — 8М0. Однако до сих пор не удалось обнаружить достаточно тесных систем двух белых карликов, которые могли бы слиться за время порядка возраста вселенной.

Выход железа (Fe56 + Fe54) и кислорода при вспышке сверхновой первого типа взят из модели W7 Тильмана и др. [100] равным Мре = 0.672М0 и Мо = 0.133MQ соответственно. Доля двойных систем принята равной fsni =

0.04 - величина, наилучшим образом воспроизводящая химическую эволюцию в окрестности Солнца [101]. б) Испарение. Источником поступления необогащенного газа во внутрь горячих каверн, образованных вспышками сверхновых, является теплопроводность, приводящая к испарению приблизительно 1О3М0 из холодной плотной оболочки, окружающей горячую каверну и смешиванию этого испаренного газа с продуктами вспышек сверхновых.

Масса испаряемого за счет теплопроводности газа при вспышке одной сверхновой может быть записана как [102]:

М{1) = 1590М0Х27/35по 2/3541/35^02/7,

1У.2) где ¿6 - время, отсчитываемое от вспышки сверхновой в единицах 106 лет, щ -концентрация окружающего газа, Ь - выделение энергии при вспышке сверхновой в единицах 1038 эрг/сек и /с0 ~ 0.5-масштабирующий фактор, учитывающий возможное влияние магнитного поля.

Полагая выход энергии при вспышке сверхновой 1051 эрг и время расширения оболочки сверхновой £ = 106 лет, уравнение IV.2 можно переписать как:

МЦ) = 0.7 х Ю3п0:2/35Ме

Принебрегая слабой зависимостью от концентрации щ^' , можно сказать, что каждая сверхновая испаряет за счет теплопроводности приблизительно 574 М0 окружающего необогащенного газа. Для принятой металличности го/5, 574 М0 окружающего газа содержит 574х5.2х10~4 = О.ЗМ0 железа и 574x2.72х 10~3 = 1.56М0 кислорода. Эти величины должны быть добавлены к выходам тяжелых элементов при вспышке сверхновой. Тогда отношение произведенной массы железа к массе звезды в модели химического обогащения можно записать как: г°РеЯ(т), для т < (0.672 + 0.3)/яп1/т + 2°еД(т)( 1 - /вп1), для < т < М^ г°ге11{т), для М^ < т < 8 г°Ре11(т) + 0.3/т, для 8 < т < 12 . (Таблица 1,2) + 0.3/т для т > 12,

КР£{т)

1У.З)

А отношение произведенной массы кислорода к массе звезды можно переписать как: где Ми М™$хг - это нижний и верхний пределы массы основной звезды двойной системы в выбранной модели вспышки сверхновой первого типа, соответственно. Zpe = р%е/р°с - отношение начальной плотности кислорода к начальной плотности газа до прохождения волны звездообразования. с) Охлаждение. Горячий обогащенный газ устремляется в гало и градиенты распространенности химических элементов определяются одновременно процессами охлаждения и диффузии. Используя Раймондовский коэффициент охлаждения [103] находим, что эффективное время охлаждения горячего, излучающего в рентгеновском диапазоне газа с температурой « 106К, плотностью 10~2 — 10~3см~3 и солнечной металличностью го = 0.02 равно приблизительно ¿е// ^несколькох (107 — 108) лет, что сравнимо со временем прохождения кольцевой волны индуцированного звездообразования по диску галактики " Тележное Колесо". В интервале температур, характерных для излучающего в рентгене газа, ионы тяжелых элементов и в особенности ионы железа вносят основной вклад в процесс охлаждения - до 3/4 от полного темпа охлаждения [103]. Распространенность тяжелых элементов в "Тележном Колесе" приблизительно в 10 раз ниже, чем в туманности Ориона [52], что увеличивает характерное время охлаждения. Таким образом, можно предположить, что охлаждение не играет существенной роли за время вспышки звездообразования в этой галактике ~ 108 лет. д) Диффузия. Примеси ионов тяжелых элементов диффундируют в горячей водородной плазме гало, сглаживая градиенты распространенности, вызванные вспышками сверхновых. Диффузия ионов легких элементов существенна на характерных временах вспышки звездообразования [27], но несущественна для

Д(га), для т < М^7}

0пу111), дли иь \

0.133 + 1.56)!8п1/т + ЗДт)( 1 - /яп1), для <т<

1У.4)

Д(т), для М^ < т < 8 г°0П(т) + 1.56/т, для 8 < т < 12 , (Таблица 1,2) -1- 1.56/т для т > 12, ионов тяжелых элементов с высокой степенью ионизации. Так в плазме с температурой 106 К кислород будет ионизован до OVI и железо до FelX — FeXI. Длина свободного пробега в полностью ионизованной плазме:

3.2 х 106 Т где Zi п Z2 - зарядовые числа, Ne - концентрация электронов и /пЛ - кулонов-ский логарифм, определяемый как: 1.3 х 104 Т3/

Длина свободного пробега ионов кислорода и железа в плазме с температурой

5 х 106 К и концентрацией 10~3 будет порядка 50 пс и 12 пс соответственно, что дает коэффициент диффузии D0 = 5 х 10~3 кпс2/106 лет и Дре =

6 х 10~4кпс2/106 лет. Характерное время диффузии на расстояние I равно tf/f = l2/D, что дает t(0)f/f = 5 х 109 лет и t(Fe)f/f = 4.2 х Ю10 лет для I = 5 кпс. Эти характерные времена диффузии значительно больше характерного времени распространения волны звездообразования по галактическому диску ~ 108 лет, что позволяет предположить несущественную роль диффузии в процессе сглаживания распространенностей тяжелых элементов. Проделанные автором численные расчеты подтверждают это предположение.

С другой стороны, характерное время диффузии внутри горячих каверн (7 < 100 пс), образованных вспышками сверхновых, t(0)fff = 2 х 106 лет и t{Fé)^jj = 1.6 х 107 лет, что меньше или сравнимо с характерным временем жизни каверны, включая выброс газа в гало í^j ~ 10' лет [27]. Таким образом, диффузия достаточно эффективно смешивает испаренный необогащенный газ оболочки с продуктами вспышки сверхновой и неэффективна на галактических масштабах, не приводя к заметному сглаживанию градиентов распространенности тяжелых элементов в гало за время прохождения волны звездообразования по диску галактики. е) Образование ядер пылинок. Для давлений, типичных в выброшенном сверхновыми газе, процесс конденсирования ядер пылинок проходит эффективно при температурах ниже 103 К [104]. Таким образом, распространенность тяжелых элементов, сформированная во время вспышки звездообразования, будет оставаться неизменной в горячем газе гало за время прохождения волны звездообразования по диску галактики.

Учитывая все вышесказанное, уравнения описывающие распределение поверхностной плотности кислорода ро(г, £) и железа pFe(л в горячем газе гало, когда продукты вспышек сверхновых смешиваются с частью испаренной оболочки и затем выбрасываются в гало по мере прохождения кольцевой волны звездообразования по диску галактики, можно записать как: дроЫ) ка ^

01 £ т1-а т иъ £ т1~а х I сгг'/(г - г>(г', í - Т - тт)Кре{т)йт + где До и Н-Ре определяются из уравнений IV.3 и IV.4. Первое слагаемое в правой части уравнений IV.5 и IV.6 представляют собой производство кислорода и железа в результате смерти звезд, описываемой уравнением II.4. Второе слагаемое в правой части уравнений IV.5 и IV.6 описывает диффузию кислорода и железа, соответственно. Уравнения IV.5 и IV.6 решаются совместно с системой уравнений II.1, II.2, II.4 используя значения параметров и методику, описанную в главе II и начальные условия р°Ре = 0, р°0 = 0, означающие отсутствие горячего газа до прохождения волны звездообразования.

IV.2 Пространственное разделение сверхновых первого и второго типа в кольцевых волнах звездообразования

Распространяющаяся радиально от центра кольцевая волна звездообразования оставляет позади себя стареющее звездное население. Вспышки сверхновых первого и второго типа вносят вклад в обогащение межзвездной среды тяжелыми элементами, а-элементы и кислород в основном производятся массивными звездами и выбрасываются в межзвездную среду во время вспышек сверхновых второго типа [57]. С другой стороны, железо Fe56 и его изотопы в основном поступают в межзвездную среду во время вспышек сверхновых первого типа, как результат эволюции тесных двойных звезд [58].

Время эволюции звезды в стадию сверхновой первого типа больше, чем в стадию сверхновой второго типа, что приводит к пространственному разделению CHI и СН2 в кольцевых волнах звездообразования, показанному на рисунке 40. Сверхновые второго типа вспыхивают сразу за фронтом волны звездообразования, в то время как сверхновые первого типа взрываются далеко позади фронта волны. Такое пространственное разделение CHI и СН2 приводит к замедлению обогащения межзвездной среды железом по сравнению с кислородом и «-элементами и, следовательно, к формированию радиального градиента относительной распространенности [Fe/О] в галактиках с кольцевыми волнами звездообразования. Величина этого градиента зависит только от нескольких таких параметров, как скорость волны звездообразования, показатель начальной функции масс, доля двойных звезд и масса звезд-прародительниц сверхновых первого типа.

IV.3 Радиальные градиенты распространенности [Fe/О] в галактике "Тележное Колесо"

Природа сверхновых первого типа до сих пор не ясна и различные сценарии предсказывают массы звезд-прародительниц в интервале 1 — 8 М0 [60, 61]. В связи с этим рассмотрено три интервала звезд-прародительниц и предположено, что вспышки CHI происходят в двойных системах с массой основной звезды 2.5 — 8 Mq, 2.5 — 6 MQ и 1 — 3.5 Л/0. Первых два интервала соответствуют вспышке CHI при слиянии двух белых карликов, а последний интервал - вспышке CHI при аккреции вещества со звезды главной последовательности или красного гиганта на белый карлик.

На рисунке 41 показаны теоретические профили относительной распространенности [Fe/О) полученные после прохождения кольцевой волны индуцированного звездообразования по диску галактики " Тележное Колесо". Положение волны звездообразования в момент времени t = 200 млн. лет соответствует текущему положению внешнего кольца "Тележного Колеса". Верхние и нижние панели соответствуют интервалу масс основных звезд 2.5 — 8 М0 и 2.5 — 6 А/0. Сплошная линия на рисунке 41 показывает случай, когда выброшенный сверхновыми горячий газ смешивается с частью испаренной оболочки, окружающей горячую каверну вокруг сверхновой, и затем выбрасывается в гало. Для сравнения, показаны также профили относительной распространенности найденные только для синтезированных сверхновыми кислорода и железа (пунктирная линия, рис. 41). Большие градиенты [Fe/O] на фронте волны звездообразования, вызванные вспышками сверхновых второго типа, сменяются медленным ростом величины [Fe/O] при приближении к центру галактики, по мере того как сверхновые первого типа начинают вносить вклад в обогащение железом межзвездной среды. Градиент величины [Fe/O] за фронтом волны наиболее заметен для чистых выбросов сверхновых (пунктирная линия, рис. 41). Смешивание уменьшает градиент, хотя он и остается довольно заметным ~ 0.05 dex (сплошная линия, рис. 41).

Из анализа рисунка 41 следует, что если масса звезд-прародительниц СН1 находится в пределах 2.5 — 8 М0, то отношение [Fe/O] имеет радиальный градиент за фронтом кольцевой волны звездообразования, величина которого зависит от частоты вспышек сверхновых первого типа, скорости волны звездообразования и показателя начальной функции масс.

На рисунке 42 показаны профили относительной распространенности [Fe/О) для случая, когда массы основных звезд двойных систем лежат в пределах 1 — 3.5Mq. В этом случае время жизни основных звезд больше чем время распространения волны Т ~ 200 млн. лет и двойные системы не успевают дойти до стадии сверхновых первого типа. Обогащения межзвездной среды железом не происходит, что выражается в отсутствии градиента [Fe/О] за фронтом волны звездообразования.

Таким образом, можно сделать некоторые заключения о природе сверхновых первого типа по теоретическим градиентам относительной распространенности [Fe/O] таких кольцевых галактиках как "Тележное Колесо". Если работает сценарий вспышек CHI при слиянии двух белых карликов, то сверхновые первого типа играют важную роль в обогащении межзвездной среды тяжелыми элементами, что находит свое выражение в радиальном градиенте относительной распространенности [Fe/О] внутри кольца. Если же реализуется сценарий вспышек CHI при аккреции вещества со звезды главной последовательности на белый карлик, то градиент [Fe/О] внутри кольца отсутствует, поскольку за время прохождения волны звездообразования по галактическому диску двойные системы в данном сценарии не успевают дойти до стадии CHI.

Распространенности элементов во внешнем кольце галактики "Тележное Колесо" были измерены Фосбери и Хаварденом [52]. Однако эти распространенности в соответствии с вышеупомянутой моделью обогащения межзвездной среды химическими элементами относятся к распространенности тяжелых элементов до прохождения волны звездообразования. Следовательно, требуются измерения распространенности тяжелых элементов во внутренних областях галактики " Тележное Колесо", что представляет определенную трудность в связи с отсутствием ярких областей HII внутри внешнего кольца.

Межзвездные распространенности можно найти, используя рентгеновское излучение горячего газа гало. Запуск рентгеновского телескопа AXAF (the Advanced X-ray Astrophysics Facility) с пространственным разрешением ~ 0.5" позволит измерить распространенности тяжелых элементов в кольцевых галактиках.

Если горячий газ все же имеет достаточно времени для охлаждения после прохождения волны звездообразования, свежесинтезированные элементы находятся в теплой ионизованной или холодной фазе. Тогда распространенности можно измерить в линии поглощения металлов по направлению к ярким фоновым звездам. Линии поглощения кислорода лежат в ультрафиолетовой части спектра в отличие от железа, чьи линии поглощения основного и первого возбужденного состояний наряду с очень немногими другими тяжелыми элементами лежат в оптическом диапазоне. Следовательно, потребуются наблюдения со спутников. С запуском космического телескопа Хаббла, межзвездные распространенности сейчас измерены для многих атомов, в том числе О, N, С, Мд и др. альфа элементов.

В других галактиках измерения распространенности элементов возможно при наличии фоновых источников излучения. Таковыми наиболее часто являются квазары, используя которые были измерены распространенности в гало различных галактик [105]. В недавней работе Гонзалес-Делгадо [106] с помощью космического телескопа Хаббла обнаружили межзвездные линии поглощения по направлению к яркому ядру галактики NGC 7714. Следовательно, когда существуют фоновые источники, современные технологии позволяют наблюдать межзвездные линии поглощения в других галактиках. В кольцевых галактиках измерения распространенности тяжелых элементов зависит от наклона кольца к лучу зрения. В случаях, когда кольцо благоприятно наклонено, спектр ядра и областей НИ в кольце, возможно, может содержать межзвездные линии поглощения.

Существует и другой способ определения межзвездной распространенности тяжелых элементов в других галактиках - это поиск узких линий поглощения в спектрах сверхновых в их яркой фазе [107]. Это требует вспышки сверхновой в кольцевой галактике, вероятность которой значительно выше, чем в нормальных галактиках из-за высокого темпа звездообразования. Так, например, в кольцевой галактике "Тележное Колесо" темп звездообразования во внешнем кольце равен 67 М0/год [40]. В соответствии с предложенным сценарием образования кольцевых галактик, внутренние области "Тележного Колеса" имели приблизительно такой же темп звездообразования в прошлом. Следовательно, можно ожидать высокий темп вспышек сверхновых внутри внешнего кольца, что дает возможность наблюдательного подтверждения наших результатов.

1. Tarafdar, S.P., Prasad, S.S., Huntress, W.T.Jr., Viellere, K.R., к Black, D.C. Chemistry in dynamically evolving clouds. // 1985, Astrophys. J., 289, 220.

2. Tarafdar, S.P., Ghosh, S.K., Heere, K.R., к Prasad, S.S. Some salient features of evolving models of interstellar clouds. // 1989, in Highlights Astr., 8, 345.

3. Prasad, S.S., Heere, K.R. к Tarafdar, S.P. Dynamical evolution and molecular abundances of interstellar clouds. // 1991, Astrophys. J., 373, 123.

4. Shu, F.H., Adams, F.C., к Lizano, S. Star formation in molecular clouds: observation and theory. // 1987, ARA& A, 25, 23.

5. Evans II, N.J. Star formation: observations, //in Frontiers of stellar evolution, ASP conference series, 1991, vol. 20.

6. Toomre, A., к Toomre, J. Galactic bridges and tails. // 1972, Astrophys. J., 178, 623.

7. Kennicutt, R.C., Keel, W.C., van der Hulst, J.M., Hummel, E., Roettiger, K.A. The effects of interactions on spiral galaxies. II. Disk star-formation rates. // 1987, Astron. J., 93, 1011.

8. Barnes, J.E. к Hernquist, L. Dynamics of interacting galaxies. // 1992, Annu. Rev. Astron. Astrophys., 30, 705.

9. Devereux, N. The spatial distribution of 10 micron luminosity in spiral galaxies. // 1987, Astrophys. J., 323, 91.

10. Sersic, J.L. к Pastoriza M. Properties of galaxies with pecular nuclei. // 1967, PASP, 79, 152.

11. Athanassoula, E. The existence and shapes of dust lanes in galactic bars. // 1992, Month. Not. R. Astron. Soc., 259, 345.

12. Kennicutt, R.C. Star formation in galaxies along the Hubble sequence. // 1998, astro-ph/9807187

13. Bodifee, G., & De Loore, C. Oscillations in star formation and contents of a molecular cloud complex. // 1985, Astron. Astrophys., 142, 297.

14. Shore, S.N. The effect of induced star formation on the evolution of the galaxy. // 1981, Astrophys. J., 249, 93.

15. Щекинов, Ю.А. Об индуцированном звездообразовании. // Письма в астрой. ж., 1987, 13, 862.

16. Korchagin, V.I., Korchagin, P.I., & Ryabtsev, A.D. Nonlinear oscillations in star-forming systems. // 1988, Astrophys. and Space Sci., 141, 55

17. Opik, E.J. Stellar associations and supernovae. // 1953, Irish. Astron. J., 8, 212.

18. Krebs, J., & Hillebrandt, W. The interaction of supernova shock fronts and nearby interstellar cloud. // 1983, Astron. Astrophys., 128, 411.

19. Elmegreen, B.G., & Lada, C.J. Sequential formation of subgroups in OB associations. // 1977, Astrophys. J., 214, 725.

20. Chandler, C.J., & Carlstrom, J.E. Star formation in the NGC 2024 molecular ridge. // 1996, Astrophys. J., 466, 338.

21. Fukuda, Т., & Hanawa, S. Triggered star formation in filamentary molecular clouds, //in Star Formation 1999, ed. T. Nakamoto, 1999, 226.

22. Klein, R.I., Sandford II, M.T., & Whitaker, R.W. Star formation within OB subgroups: implosion by multiple sources. // 1983, Astrophys. J., 271, L69.

23. Sugitani, K., Tamura, M., & Ogura, K. Small scale sequational star formation in bright-rimmed clouds, //in Star Formation 1999, ed. T. Nakamoto, 1999, 243.

24. Марри, Дж., Нелинейные дифференциальные уравнения в биологии. Лекции о моделях. М., Мир, 1983. - С. 383-394.

25. Seiden, RE., к Gerola, Н. Propagating star formation and the structure and evolution of galaxies. // 1982, Fundamentals of Cosmic Phys., 7, 241.

26. Parravano, A., Rosenzweig, P., & Teran, M. Galactic evolution with self-regulated star formation: stability of a simple one-zone model. // 1990, Astrophys. J., 356, 100.

27. Tenorio-Tagle, G. Interstellar matter hydrodynamics and the dispersal and mixing of heavy elements. // 1996, AJ, 111, 1641

28. Ikeuchi, S. 1987, in: T.X. Thuan, T. Montmerle & J. Tran Than Van (eds.), Starbursts and Galaxy Evolution, Singapore, 27.

29. Korchagin, V.I., Ryabtsev, A.D., & Vorobyov, E.I. Bursts of star formation caused by disk-halo mass exchange. // 1994, Astrophys. and Space Science, 220, 115.

30. Blaauw, A.O. Associations in the solar neighbourhood. // 1984, Annu. Rev. Astron. Astrophys., 2, 213.

31. Dopita, M.A., Mathewson, D.S. k Ford, V.L. Sharpley constellation III: a region of self-propagating star formation. // 1985, ApJ, 227, 599.

32. Freeman, K. and De Vaucouleurs, G. An interpretation of ring galaxies and the properties of intergalactic gas clouds. // 1974, Astrophys. J., 194, 569.

33. Theys, J.C. and Spiegel, E.A., Ring galaxies. I. // 1976, Astrophys. J., 208, 650.

34. Lynds, R. and Toomre, A., On the interpretation of ring galaxies: the binary ring system IIHz4. // 1976, Astrophys. J., 209, 382.

35. Few, J.M.A., and Madore, B.F. Ring galaxies II. Classification and statistics. // 1986, Mon. Not. R. Astr. Soc., 222, 673

36. Davies, R.L. and Morton, D.C. A mass estimate for the companion to the "Cartwheel" galaxy. // 1982, Mon. Not. R. Astr. Soc., 201, 69P

37. Higdon, J.L. Wheels of fire. II. Neutral hydrogen in the Cartwheel ring galaxy. // 1996, Astrophys. J., 1996, 467, 241

38. Athanassoula, E., Puerari, I., and Bosma, A. Formation of rings in galactic disks by infalling small companions. // 1997, Mon. Not. R. Astr. Soc., 286, 284

39. Tsuchiya, Т., Korchagin, V.I., & Keiichi, W. Formation of plumes in head-on collisions of galaxies. // 1998, Astrophys. J., 505, 607.

40. Higdon, J.L. Wheels of fire. I. Massive star formation in the Cartwheel ring galaxy. // 1995, Astrophys. J., 455, 524

41. Marston, A.P. and Appleton, P.N. Multiwavelenght observations of ring galaxies. II. Global star formation in ring galaxies. // 1995, Astron. J., 109, 1002

42. Appleton, P.N., Charmandaris, V. and Struck,C. The head-on collision between two gas-rich galaxies: neutral hydrogen debris from the centrally smooth ring galaxy VII Zw 4666. // 1996, Astrophys. J., 468, 532

43. Korchagin, V.I., Mayya, Y.D., Vorobyov, E.I. and Kembhavi, A.K. Surface brightness gradients produced by the ring waves of star formation. // 1998, Astrophys. J., 495, 757

44. Корчагин, В.И. Волновые и автоколебательные процессы в галактиках. // 1991, Докторская диссертация

45. Korchagin, V., Kembhavi, А.К., Mayya, Y.D., and Prabhu, Т.P. Are nuclear hot spots in galaxies sites of sequential star formation? // 1995, ApJ, 446, 574

46. Korchagin, V.I., Vorobyov, E.I., and Mayya, Y.D. Chemical abundance gradients in the star-forming ring galaxies. // 1999, Astrophys. J., 522, 767

47. Korchagin, V.I., Mayya, Y.D., and Vorobyov, E.I. Optical color gradients in star-forming ring galaxies // 2001, Astrophys. J., 554, 0-0

48. Mayya, Y.D. Embedded clusters in giant extragalactic HII regions. II. Evolutionary population synthesis model. // 1995, Astron. J., 109, 2503

49. Mayya, Y.D. Use of red supergiant spectral features as age indicators in starburst regions. // 1997, Astron. J., Astrophys. J. Let., 482, L149

50. Fosbury, R. and Hawarden, T. A0035 'the Cartwheel' a large southern ring galaxy. // 1977, Mon. Not. R. Astr. Soc.,178, 473

51. Marcum, P.M., Appleton, P.N., and Higdon, J.L. Large infrared and optical gradients in the Cartwheel ring galaxy: evidence for the first epoch of star formation in the wake of an expanding ring. // 1992, Astrophys. J. 399, 57

52. Struck-Marcell, C., and Tinsley, B.M. Star formation rates and infrared radiation. // 1978, Astrophys. J., 221, 562

53. Charlott, S., and Bruzual, A. Stellar population synthesis revisited. // 1991, Astrophys. J., 367, 126

54. Shore, S.N. and Ferrini, F. On star formation diseases, ecosystems, and galaxies: stimulated star formation and nonlinear multipopulation models for galactic evolution. // 1995, Fundam. Cosm. Phys., 16, 1

55. Woosley, S.E. and Weaver, T.A. The evolution and explosion of massive stars. II. Explosive hydrodynamics and nucleosynthesis. // 1995, Astrophys. J. Suppl. S., 101, 181

56. Tsujimoto, T., Nomoto, K., Yoshii, Y., Hashimoto, M., Yanagida, S., and Thielemann, F.-K. Relative frequencies of Type la and Type II supernovae in the chemical evolution of the galaxy, LMC and SMC. // 1995, Mon. Not. R. Astr. Soc., 277, 945

57. Gibson, B.K., Loewenstein, M., and Mushotsky, R.F. Supernovae Types Ia/II and intercluster medium enrichment. // 1997, Mon. Not. R. Astr. Soc., 290, 623

58. Branch, D. Type la supernovae and the hubble constant. // 1998, ARA& A, 36, 17

59. Branch, D., Livio, M., Yungelson, L.R., Boffi, F.R., к Baron, E. In search of the Progenitors of Type la supernovae. // 1995, PASP, 107, 1019

60. Tutukov, A.V. and Yungelson, L.R. Merging of binary white dwarfs, neutron stars and black holes under the influence of gravitational wave radiation. // 1994, Mon. Not. R. Astron. Soc., 268, 871.

61. Засов А.В. и Моисеев А.В. Поверхностная VRI-фотометрия и структура "запыленной" галактики NGC 972 // 1998, Письма в АЖ, 24, 9, 677

62. Clemens, D.P., Sanders, D.B., к Scoville, N.Z. The large-scale distribution of molecular gas in the first galactic quadrant. // 1988, Astrophys. J., 327, 139

63. Franco, J., к Shore, S.N. The Galaxy as a self-regulated star formation system: the case of the OB associations. // 1984, Astrophys. J., 285, 813

64. Li, F., к Ikeuchi, S. Formation of a giant galactic gaseous halo: metal absorption lines and high-velocity clouds. // 1992, Astrophys. J., 390, 405

65. Richter, O.-G. к Rosa, M. Supernova rates and bursts of star formation. // 1988, Astron. к Astrophys., 206, 219.

66. Turner, B.E. How stars form: a synthesis of modern ideas. // 1984, Vistas Astron., 27, 303

67. Bellman, R., and Cooke, K. 1963, Differential Difference Equations, AcademicPress

68. Shapiro, P.R., and Field, G. Consequences of a new hot component of the interstellar medium. // 1976, Astrophys. J., 205, 762

69. Norman, C.A., and Ikeuchi, S. The disk-halo interaction: superbubbles and the structure of the interstellar medium. // 1989, Astrophys. J., 345, 372

70. Allen, C.W. 1976, Astrophysical Quantities, The Athlone Press, London, p. 247

71. Kennicutt, R.C., Edgar, B.K., and Hodge, P.W. Properties of HII region populations in galaxies. II. The HII region luminosity function. // 1989, Astrophys. J., 377, 761

72. Kennicutt, R.C., Tamblyn, P., and Congdon, C.W. Past and future star formation in disk galaxies. // 1994, Astrophys. J., 435, 22

73. Kennicutt, R.C. Star formation in galaxies along the Hubble sequence. // astro-ph9807187

74. Bregman, J.N. The galactic fountain of high-velocity clouds. // 1980, Astrophys. J., 236, 577

75. Elmegreen, B.G. 1992, in Star Formation in Stellar Systems, ed. G.Tenorio-Tagle, M.Prieto, and F.Sanchez (Cambridge University Press), 383

76. Palous, J., Franco, J., and Tenorio-Tagle, G. The evolution of superstructures expanding in differentially rotating disks. // 1990, Astron. and Astrophys., 227, 175

77. Tenorio-Tagle, G. and Bodenheimer, P. Large scale expanding superstructures in galaxies. // 1988, ARA& A, 26, 146

78. Roberts, M.S. and Haynes, M.P. Physical parameters along the Hubble sequence. // 1994, ARA& A, 32, 115

79. Shaller, G., Schaerer, D., Meynet, G., and Maeder, A. New grids of stellar models from 0.8 to 120 M© at z=0.020 and z=0.001. // 1992, Ak AS, 96, 269

80. Kurucz, R.L. 1992, IAU Symp. 149, Stellar Populations of Galaxies, Ed B. Barbuy k A.Renzini (New York: Kluwer), 225

81. Chariot, S. 1996, in ASP Conf. Ser. 98, From Stars to Galaxies1, Ed. C. Leitherer, U.Fritze-v. Alvensleben, k J. Huchra (San Francisco: ASP), 275

82. Savage, B.D., and Mathis, J.S. Observed properties of interstellar dust. // 1979, ARA& A, 17, 73

83. Amram, O., Mendes de Oliveira, C., Boulesteix, J., k Balkowaki, C. The Ha kinematics of the Cartwheel galaxy. // 1998, A& A, 330, 881.

84. Charmandaris, V., Laurent, O., Mirabel, I.F., Gallais, P., Sauvage, M., Vigroux, L., Cesarsky, C., k Appleton, P.N. Dust in the wheel: the Cartwheel galaxy in the mid-IR. // 1999, Astron. and Astrophys., 341, 69.

85. Horellou, G., Charmandaris, V., Combes, F., Appleton, P.N., Casoli, F., k Mirabel, I.F. Molecular gas in the Cartwheel galaxy. // 1998, Astron. and Astrophys., 340, L51.

86. Bohlin, C., Savage, B.D., k Drake, J.F. A servay of interstellar HI from L-alpha absorption measurments. // 1978, Astrophys. J., 224, 132.

87. Kaufman, M., Bash, F.N., Kennicutt, R.C., k Hodge, P.W. Giant HII regions in M81. // 1987, Astrophys. J., 319, 61.

88. Mebold, U., Goss, W.M., k Fosbury, R.A. Neutral hydrogen in the Cartwheel. // 1977, Mon. Not. R. Astron. Soc., 180, IIP.

89. Freeman, K., On the disks of spiral and SO galaxies. // 1970, Astrophys. J., 160, 811.

90. Kobulnicky, H.A. Chemical enrichment from massive stars in starbursts. // 1999, astro-ph/9901260

91. Elmegreen, B.G. Observations and theory of dynamical triggers for star formation. // 1997, astro-ph/9712354

92. Hillebrandt, W. An exploding 10 M0 star: A model for the Crab supernova. // 1982, Astron k Astrophys., 110. L3.

93. Koppen, J., and Arimoto, N. A table of chemical yields of stellar populations. // 1991, A& AS, 87, 109

94. Renzini, A. and Voli, M. Advanced evolutionary stages of intermediate-mass stars. // 1981, Astron. & Astrophys., 94, 175

95. Nomoto, K., Hashimoto, M., Tsujumoto, T., Thielemann, F.-K., Kishimoto, N., Kubo, Y., and Nakasato, N. 1997, Nucl. Phys., A616, 79c

96. Thielemann, F.-K., Nomoto, K., and Hashimoto, M. 1993, in Prantoz N., Vangoni-Flam,E., eds., Origin and evolution of the Elements, Cambridge Univ. Press, Cambridge, p.297

97. Kobayashi, C., Tsujimoto, T., Nomoto, K., Hachisu, I., and Kato, M. Low-metallicity inhibition of Type la supernovae and Galactic and cosmic chemical evolution. // 1998, Astrophys. J. Let., 503, 155.

98. Shull, J.M., and Saken, J.M. Noncoeval star formation, starbursts, and the growth of supershells in OB associations. // 1995, Astrophys. J., 444, 663.

99. Raymond, J.C., Cox, P.D., and Smith, B.W. Radiative cooling of a low-density plasma. // 1976, ApJ, 204, 290.

100. Gail, H.-P., and Sedlmayr, E. The primary condensation process for dust around late M-type stars. // 1986, Astron. and Astrophys., 166, 225

101. Morton, D.C. et al. Absorption lines and ion abundances in the QSO PKS 0528-250. // 1980, Mon. Not. R. Astr. Soc, 193, 399.

102. Gonzales-Delgado, R.M., Garsia-Vargas, M.L., Goldader, J., Leitherer, C., & Pasquali, A. Multiwavelenght study of the starburst galaxy NGC 7714. I: Ultravialet-optical spectroscopy. // 1998, astro-ph/9810331

103. King, D.L. et al. NGC 4526 gas, high velocity clouds and Galactic halo gas: the interstellar medium towards SN 1994D. // 1995, A& A, 300, 881.ОглавлениеВведение.2

104. Вспышки звездообразования, вызванные массообменом между диском и гало. 20

105. Основные уравнения, описывающие массообмен между диском и гало.2112 Равновесное решение.2413 Анализ устойчивости.2614 Численные результаты.31

106. Астрофизические применения.37

107. Численное моделирование распространения звездообразования в в кольцевых галактиках: I. Сравнение теоретических и наблюдаемых радиальных профилей поверхностных яркостей в На, В, Бе, и К. 41

108. Радиальное распределение поверхностных яркостей в кольцевых галактиках.41

109. Математическое представление модели образования кольцевых галактик самораспространяющейся волной индуцированного звездообразования.43

110. Математическое представление модели волны плотности 47

111. Радиальные распределения поверхностных яркостей звездных населений, рожденных волной индуцированного звездообразования .48

112. Радиальные распределения поверхностных яркостей звездных населений, рожденных волной плотности.59

113. Модель волны индуцированного звездообразования против модели волны плотности .62