الفلك

هل هذه العلاقة بين كتلة الثقب الأسود والكتلة النجمية للمجرة تنطبق على المجرات منخفضة الكتلة للغاية؟

هل هذه العلاقة بين كتلة الثقب الأسود والكتلة النجمية للمجرة تنطبق على المجرات منخفضة الكتلة للغاية؟


We are searching data for your request:

Forums and discussions:
Manuals and reference books:
Data from registers:
Wait the end of the search in all databases.
Upon completion, a link will appear to access the found materials.

قرأت نسخة أولية الأسبوع الماضي (Palmese & Conselice 2020) تشير إلى أن الكشف الأخير عن موجات الجاذبية GW190521 قد يكون النتيجة النهائية لدمج مجرتين منخفضتي الكتلة للغاية. كان كل ثقب أسود في الأصل في مركز إحدى المجرتين ، وكان من الممكن أن يتحد الاثنان $ sim4 $ جير بعد الاندماج المجري.

يتطلب السيناريو مجرتين من الكتل فائقة القزم $ M sim10 ^ 5 text {-} 10 ^ 6M _ { odot} $. قام المؤلفون بحساب ذلك باستخدام علاقة قانون القوة بين الكتلة النجمية المجرية م _ * دولار وكتلة الثقب الأسود $ M _ { text {BH}} $ وجد تجريبياً بواسطة Reines & Volonteri 2015: $$ log (M _ { text {BH}}) = alpha + beta log (M _ * / 10 ^ {11} M _ { odot}) $$ ومع ذلك - كما هو الحال مع بعض الافتراضات الأخرى التي يقدمها Palmese & Conselice - تم اشتقاق قانون القوة هذا من خلال النظر إلى المجرات الأكثر ضخامة ، مع سقوط الغالبية العظمى في النطاق 10 دولارات ^ {9.5} مليون _ { odot}<>. حتى أقل مجرة ​​كتلة في تلك العينة تقع في الأسفل بقليل $ sim10 ^ {9.5} مليون _ { odot} $.

سؤالي ، إذن ، هو هذا: هل يمكننا استقراء هذا النوع من النتائج التجريبية البحتة للمجرات منخفضة الكتلة للغاية التي كان من الممكن أن تشارك في الاندماج؟ تخميني ليس بالضرورة ، وقد استخدم المؤلفون هذا النموذج فقط بسبب النقص الهائل في البيانات التي تتضمن مجرات منخفضة الكتلة ذات ثقوب سوداء مركزية منخفضة الكتلة للغاية - يبدو من الصعب ، إن لم يكن من المستحيل ، اكتشاف الثقوب السوداء 60 دولارًا نص {-} 90 مليون _ { odot} دولار في المجرات منخفضة الكتلة والتي يُفترض أنها قاتمة جدًا خارج الكون المحلي.


أقوم ببحث حول علاقة الكتلة المركزية SMBH بالمجرة. من خلال بحثي ، صادفت العديد من الأوراق حول الملاحظات حول هذه العلاقة. كان لكل منهم تقريبًا نطاق واسع من $ ~ 10 ^ {10} M_ odot إلى ~ 10 ^ {13} M_ odot $ ككتلة هالة DM. في حين كانت كتلة SMBH في نطاق $ ~ 10 ^ {6} M_ odot إلى ~ 10 ^ {11} M_ odot $ في الكون المحلي.

فيما يلي بعض النقاط التي يجب ملاحظتها:

  1. هناك قيود رصدية حتى في الكون المحلي. في الكون المحلي ، ليس لدينا الكثير من البيانات حول هالة SMBH-DM منخفضة الكتلة. (هذا لا يعني أنه لا توجد العديد من هالات SMBH-DM منخفضة الكتلة للدراسة. أنا أتحدث فقط عن الكون المحلي.)
  2. هذه العلاقة الجماعية لها اعتماد على الانزياح نحو الأحمر ، والذي يمكن رؤيته عندما نلاحظ وجود SMBH في انزياحات حمراء عالية.

لذلك ، بسبب هذين الشرطين ، لا يمكننا إثبات علاقة الكتلة بين المجرات منخفضة الكتلة و BHs المركزية منخفضة الكتلة للغاية. إذا حاولنا دراسة انزياحات حمراء عالية ، فلدينا قيود رصدية (من الصعب للغاية اكتشاف كتلة BH منخفضة الكتلة) واعتماد الانزياح الأحمر على العلاقة المحلية.

من الممكن استقراء علاقة قانون القوة حتى بالنسبة للنظام منخفض الكتلة ولكن هناك أيضًا احتمال أن تتبع الأنظمة ذات الكتلة المنخفضة اتجاهًا مختلفًا تمامًا. لا توجد طريقة لإثبات ذلك بالملاحظة (على الأقل في الوقت الحالي). ربما يساعد تحسين تقنية موجات الجاذبية في المستقبل.

Ferrarese L. 2002 Shimasaku K. 2019 Kormendy and Ho 2013 باسم M. Sabra 2015

هناك العديد من الأوراق الأخرى التي أشار إليها مؤلفو هذه الأوراق. بعض هذه الأوراق نالت استحسانًا كبيرًا ولها 2000 اقتباس.


وفقًا لنظرية اللا شعر ، يمكن للثقب الأسود أن يكون له ثلاث خصائص أساسية فقط: الكتلة والشحنة الكهربائية والزخم الزاوي (الدوران). يُعتقد أن الثقوب السوداء التي تكونت في الطبيعة لها بعض الدوران. يرجع دوران الثقب الأسود النجمي إلى الحفاظ على الزخم الزاوي للنجم أو الأشياء التي أنتجه.

الانهيار التثاقلي للنجم هو عملية طبيعية يمكن أن ينتج عنها ثقب أسود. إنه أمر لا مفر منه في نهاية حياة نجم كبير ، عندما يتم استنفاد جميع مصادر الطاقة النجمية. إذا كانت كتلة الجزء المنهار من النجم أقل من حد تولمان - أوبنهايمر - فولكوف (TOV) للمادة المتحللة بالنيوترونات ، فإن المنتج النهائي هو نجم مضغوط - إما قزم أبيض (للكتل التي تقل عن حد Chandrasekhar) أو نجم نيوتروني أو نجم كوارك (افتراضي). إذا تجاوزت كتلة النجم المنهار حد TOV ، فسوف يستمر الانهيار حتى يتم الوصول إلى حجم الصفر وتشكيل ثقب أسود حول تلك النقطة في الفضاء.

الكتلة القصوى التي يمكن أن يمتلكها النجم النيوتروني (دون أن يصبح ثقبًا أسود) ليست مفهومة تمامًا. في عام 1939 ، قُدرت الكتلة الشمسية بـ 0.7 كتلة ، تسمى حد TOV. في عام 1996 ، وضع تقدير مختلف هذه الكتلة العليا في نطاق من 1.5 إلى 3 كتل شمسية. [4]

في نظرية النسبية العامة ، يمكن أن يوجد ثقب أسود بأي كتلة. كلما انخفضت الكتلة ، يجب أن تكون كثافة المادة أعلى لتكوين ثقب أسود. (انظر ، على سبيل المثال ، المناقشة في نصف قطر Schwarzschild ، نصف قطر الثقب الأسود). لا توجد عمليات معروفة يمكن أن تنتج ثقوبًا سوداء بكتلة أقل من بضعة أضعاف كتلة الشمس. إذا كانت الثقوب السوداء صغيرة موجودة ، فهي على الأرجح ثقوب سوداء بدائية. حتى عام 2016 ، كان أكبر ثقب أسود نجمي معروف هو 15.65 ± 1.45 كتلة شمسية. [5] في سبتمبر 2015 ، تم اكتشاف ثقب أسود دوار كتلته 62 ± 4 كتلة شمسية بواسطة موجات الجاذبية حيث تشكلت في حدث اندماج لثقبين أسودين صغيرين. [6] اعتبارًا من يونيو 2020 [تحديث] ، تم الإبلاغ عن النظام الثنائي 2MASS J05215658 + 4359220 [7] لاستضافة أصغر ثقب أسود معروف حاليًا للعلم ، كتلته 3.3 كتلة شمسية وقطر يبلغ 19.5 كيلومترًا فقط.

توجد أدلة رصدية لنوعين آخرين من الثقوب السوداء ، وهما أضخم بكثير من الثقوب السوداء النجمية. إنها ثقوب سوداء متوسطة الكتلة (في مركز العناقيد الكروية) وثقوب سوداء فائقة الكتلة في مركز مجرة ​​درب التبانة ومجرات أخرى.

الثقوب السوداء النجمية في الأنظمة الثنائية القريبة يمكن ملاحظتها عندما تنتقل المادة من نجم مصاحب إلى الثقب الأسود ، فإن إطلاق الطاقة في الخريف باتجاه النجم المضغوط يكون كبيرًا جدًا لدرجة أن المادة ترتفع درجة حرارتها إلى عدة مئات من ملايين درجة وتشع في X -أشعة. وبالتالي ، يمكن رؤية الثقب الأسود في الأشعة السينية ، في حين يمكن ملاحظة النجم المرافق باستخدام التلسكوبات البصرية. إن إطلاق الطاقة للثقوب السوداء والنجوم النيوترونية لهما نفس الحجم من حيث الحجم. لذلك يصعب تمييز الثقوب السوداء والنجوم النيوترونية.

ومع ذلك ، قد يكون للنجوم النيوترونية خصائص إضافية. إنها تظهر دورانًا تفاضليًا ، ويمكن أن يكون لها مجال مغناطيسي وتظهر انفجارات موضعية (رشقات نووية حرارية). عندما يتم ملاحظة هذه الخصائص ، يتم الكشف عن الكائن المضغوط في النظام الثنائي كنجم نيوتروني.

تأتي الكتل المشتقة من ملاحظات مصادر الأشعة السينية المدمجة (تجمع بين بيانات الأشعة السينية والبيانات الضوئية). جميع النجوم النيوترونية التي تم تحديدها لها كتلة أقل من 3.0 كتلة شمسية ، ولا تعرض أي من الأنظمة المدمجة التي تزيد كتلتها عن 3.0 كتلة شمسية خصائص النجم النيوتروني. إن الجمع بين هذه الحقائق يجعل من المرجح أكثر فأكثر أن فئة النجوم المدمجة التي تزيد كتلتها عن 3.0 كتلة شمسية هي في الواقع ثقوب سوداء.

لاحظ أن هذا الدليل على وجود الثقوب السوداء النجمية ليس رصديًا بالكامل ولكنه يعتمد على النظرية: لا يمكننا التفكير في أي جسم آخر لهذه الأنظمة المدمجة الضخمة في الثنائيات النجمية إلى جانب الثقب الأسود. سيكون الدليل المباشر على وجود ثقب أسود إذا لاحظ المرء بالفعل مدار جسيم (أو سحابة من الغاز) يسقط في الثقب الأسود.

المسافات الكبيرة فوق مستوى المجرة التي حققتها بعض الثنائيات هي نتيجة الركلات الوليدة للثقب الأسود. يبدو توزيع سرعة الركلات الوليدة للثقب الأسود مشابهًا لتوزيع سرعات ركل النجم النيوتروني. ربما كان المرء يتوقع أن يكون العزم هو نفسه مع الثقوب السوداء التي تتلقى سرعة أقل من النجوم النيوترونية نظرًا لارتفاع كتلتها ولكن لا يبدو أن هذا هو الحال ، [8] والذي قد يكون بسبب السقوط- الجزء الخلفي من المادة المطرودة بشكل غير متماثل مما يزيد من زخم الثقب الأسود الناتج. [9]

تنبأت بعض نماذج التطور النجمي بأن الثقوب السوداء ذات الكتل في نطاقين لا يمكن أن تتشكل مباشرة عن طريق الانهيار التثاقلي للنجم. يتم تمييزها أحيانًا بالفجوات الكتلية "الدنيا" و "العليا" ، وتمثل تقريبًا النطاقات من 2 إلى 5 ومن 50 إلى 150 كتلة شمسية (M )، على التوالى. [10] المدى الآخر للفجوة العليا هو 52 إلى 133 م . [11] 150 م تم اعتباره الحد الأعلى للكتلة للنجوم في العصر الحالي للكون. [12]

انخفاض فجوة الكتلة تحرير

يُشتبه في وجود فجوة كتلة أقل على أساس ندرة المرشحون المرصودون بكتل ضمن بضع كتل شمسية أعلى من الحد الأقصى المحتمل لكتلة النجم النيوتروني. [10] الوجود والأساس النظري لهذه الفجوة المحتملة غير مؤكد. [13] قد يكون الموقف معقدًا بسبب حقيقة أن أي ثقوب سوداء موجودة في هذا النطاق الكتلي ربما تكون قد نشأت عن طريق دمج أنظمة النجوم الثنائية النيوترونية ، بدلاً من الانهيار النجمي. [14] أبلغ تعاون LIGO / Virgo عن ثلاثة أحداث مرشحة من بين ملاحظات موجات الجاذبية في المدى O3 مع كتل المكون التي تقع في فجوة الكتلة المنخفضة هذه. تم الإبلاغ أيضًا عن ملاحظة لنجم عملاق لامع وسريع الدوران في نظام ثنائي مع رفيق غير مرئي لا يصدر أي ضوء ، بما في ذلك الأشعة السينية ، ولكن كتلته 3.3 +2.8
−0.7 كتلة شمسية. يتم تفسير هذا على أنه قد يكون هناك العديد من الثقوب السوداء منخفضة الكتلة التي لا تستهلك حاليًا أي مادة وبالتالي لا يمكن اكتشافها من خلال توقيع الأشعة السينية المعتاد. [15]

تحرير فجوة الكتلة العلوية

يتم توقع فجوة الكتلة العلوية من خلال نماذج شاملة لتطور النجوم في المرحلة المتأخرة. من المتوقع أنه مع زيادة الكتلة ، تصل النجوم فائقة الكتلة إلى مرحلة يحدث فيها مستعر أعظم ثنائي غير مستقر ، حيث يتم إنتاج الزوج ، وإنتاج الإلكترونات والبوزيترونات الحرة في الاصطدام بين النوى الذرية وأشعة جاما النشطة ، مما يقلل مؤقتًا من الضغط الداخلي الداعم. قلب النجم ضد الانهيار الثقالي. [16] هذا الانخفاض في الضغط يؤدي إلى انهيار جزئي ، والذي بدوره يتسبب في احتراق متسارع إلى حد كبير في انفجار نووي حراري ، مما يؤدي إلى تفجر النجم تمامًا دون ترك بقايا نجمية خلفه. [17]

لا يمكن أن تحدث المستعرات الأعظمية الزوجية غير المستقرة إلا في النجوم ذات الكتلة الكتلية من حوالي 130 إلى 250 كتلة شمسية (M. ) (والمعدنية المنخفضة إلى المعتدلة (وفرة منخفضة من العناصر بخلاف الهيدروجين والهيليوم - وهي حالة شائعة في نجوم المجموعة الثالثة)). ومع ذلك ، من المتوقع أن تمتد هذه الفجوة الكتلية إلى حوالي 45 كتلة شمسية من خلال عملية فقدان الكتلة النبضية الزوجية ، قبل حدوث انفجار سوبر نوفا "عادي" وانهيار النواة. [18] في النجوم غير الدوارة ، قد يصل الحد الأدنى لفجوة الكتلة العليا إلى 60 مترًا . [19] إمكانية الانهيار المباشر في الثقوب السوداء للنجوم ذات الكتلة الأساسية & gt 133 M تتطلب كتلة نجمية إجمالية تبلغ 260 م تم أخذها في الاعتبار ، ولكن قد تكون هناك فرصة ضئيلة لملاحظة بقايا مستعر أعظم عالي الكتلة ، أي أن الحد الأدنى لفجوة الكتلة العلوية قد يمثل قطعًا جماعيًا. [11]

تم تفسير ملاحظات نظام LB-1 لنجم ورفيق غير مرئي في البداية من حيث الثقب الأسود بكتلة حوالي 70 كتلة شمسية ، والتي سيتم استبعادها من خلال فجوة الكتلة العليا. ومع ذلك ، فقد أضعفت التحقيقات الإضافية هذا الادعاء.

يمكن أيضًا العثور على الثقوب السوداء في فجوة الكتلة من خلال آليات أخرى غير تلك التي تنطوي على نجم واحد ، مثل اندماج الثقوب السوداء.

تحتوي مجرتنا درب التبانة على العديد من الثقوب السوداء المرشحة للنجوم (BHCs) والتي هي أقرب إلينا من الثقب الأسود الهائل في منطقة مركز المجرة. معظم هؤلاء المرشحين هم أعضاء في الأنظمة الثنائية للأشعة السينية التي يسحب فيها الجسم المضغوط المادة من شريكه عبر قرص تراكم. تتراوح الثقوب السوداء المحتملة في هذه الأزواج من ثلاثة إلى أكثر من اثني عشر كتلة شمسية. [20] [21] [22]

تحرير خارج المجرة

المرشحون من خارج مجرتنا يأتون من اكتشافات موجات الجاذبية:

خارج مجرتنا
اسم كتلة BHC
(الكتل الشمسية)
كتلة رفيقة
(الكتل الشمسية)
المداري
(أيام)
المسافة من الأرض
(سنوات ضوئية)
الموقع [23]
GW150914 (62 ± 4) م 36 ± 4 29 ± 4 . 1.3 مليار
GW170104 (48.7 ± 5) م 31.2 ± 7 19.4 ± 6 . 1.4 مليار
GW151226 (21.8 ± 3.5) م 14.2 ± 6 7.5 ± 2.3 . 2.9 مليار

قد يكون اختفاء N6946-BH1 بعد فشل مستعر أعظم في NGC 6946 قد أدى إلى تكوين ثقب أسود. [31]


تقديم: الثقب الأسود الهائل

لقب: ثقب أسود هائل في المجرة العدسية المدمجة NGC1277
المؤلفون: فان دن بوش ، وكارل جيبهاردت ، وكيهان جولتكين ، وجلين فان دي فين ، وآرجين فان دير ويل ، وجونيل إل والش
مؤسسة المؤلف الأول و # 8217s: معهد ماكس بلانك لعلم الفلك ، هايدلبرغ ، ألمانيا

الشكل 1: علاقة M-sigma (الخط) وبعض الملاحظات التي تدعمها

إنها مشكلة الدجاج والبيض الكلاسيكية: في كل مكان تنظر إليه في سماء الليل ، يبدو أن المجرات غالبًا ما تأتي مع ثقب أسود فائق الكتلة (SMBH) في مراكزها & # 8211 أو هل تبدو الثقوب السوداء دائمًا وكأنها مجرة؟ لقد أصبح من الواضح بشكل متزايد خلال العقد الماضي أو نحو ذلك أن المجرات و SMBHs مرتبطان ارتباطًا وثيقًا للغاية ، ولكن طبيعة هذه العلاقة أقل وضوحًا. أعظم إنجاز حققه علماء الفلك حتى الآن هو اكتشاف علاقة M-sigma ، والتي تربط بين كتلة المجرة والثقب الأسود الهائل (M) بسرعة تشتت النجوم (سيجما) في المجرة وانتفاخ # 8217 ( لقد كتبنا & # 8217 عن هذه العلاقة قليلاً على Astrobites: هنا وهنا). الفكرة وراء هذه العلاقة هي أن الثقب الأسود ، الموجود في وسط المجرة ، يؤثر على مدارات النجوم القريبة في الانتفاخ. يتوافق الثقب الأسود الهائل جدًا مع توزيع السرعات النجمية المنتشرة بشكل كبير.

تعد علاقة M-sigma مفيدة في تحديد كتل SMBHs في المجرات البعيدة جدًا بالنسبة لقياسات الكتلة المباشرة. كل ما هو مطلوب هو قياس سيجما. ومع ذلك ، فإن العلاقة في شكلها الحالي بها عيوب محتملة. هناك العديد من المجرات التي لا يبدو أن لديها SMBHs في مركزها ، وليس من الواضح ما إذا كانت علاقة M-sigma تسمح بذلك أو ما إذا كانت SMBHs صغيرة جدًا بالنسبة لنا لاكتشافها. هذه هي المشكلة في العلاقات التي تم تحديدها تجريبيًا ، فهي لا تقل جودة عن البيانات التي لديك حتى الآن. ربما تتصرف علاقة M-sigma بشكل مختلف في النهاية ذات الكتلة المنخفضة أو الكتلة العالية للأشياء ، تشير بعض الملاحظات الحديثة إلى أنها قد تكون كذلك.

قام العديد من علماء الفلك بقياس خصائص المجرة NGC 1277 ، وهي مجرة ​​عدسية تقع على بعد 220 مليون سنة ضوئية من درب التبانة في كوكبة فرساوس. كانت مراقبة هذه المجرة جزءًا من مسح مستمر أكبر يُعرف باسم HET Massive Galaxy Survey. حتى الآن ، تم تحليل حوالي 700 ملاحظة. برزت ست مجرات على وجه الخصوص للمؤلفين على أنها تمتلك بعض الخصائص الغريبة. ما لفت انتباه المؤلفين هو أن هذه المجرات لها أنصاف أقطار فعالة أقل من 3 كيلوبت في الثانية وتشتت سرعتها أكبر من 350 كم / ثانية. في الأساس ، فهي صغيرة جدًا ، ولكن يبدو أنها تحتوي على SMBH كبير جدًا بداخلها.

من بين هؤلاء الستة ، كانت NGC 1277 هي الأكثر إثارة للإعجاب. باستخدام التصوير عالي الدقة للمجرة من تلسكوب هابل الفضائي وبيانات الحركية النجمية التي تم جمعها في المسح (تم تفصيل هذه العملية في Astrobite سابق) ، تمكن المؤلفون من تحديد كتلة SMBH في NGC 1277 لتكون 17 ± 3 × 10 ^ 9 م⊙. هذا الاكتشاف جدير بالملاحظة لعدة أسباب. ليس فقط أنه من المحتمل جدًا أن يكون أكبر ثقب أسود تم رصده على الإطلاق ، ولكنه أيضًا يقع داخل مجرة ​​صغيرة ومضغوطة نوعًا ما. تمثل كتلة هذا الثقب الأسود العملاق 14٪ من كتلة المجرة و # 8217s و 59٪ من كتلة الانتفاخ وكتلة # 8217s. وبالمقارنة ، فإن معظم الثقوب السوداء تشكل 0.1٪ فقط من الانتفاخ وكتلة # 8217s. وصلت الأوزان الثقيلة الأخرى فقط إلى 11٪ (NGC 4486B). 59٪ رائع حقًا. سمكة كبيرة في بركة صغيرة ، الثقب الأسود في NGC 1277 حصل على اللقب ثقب أسود هائل من قبل المؤلفين.

NGC 1277 كما يراها تلسكوب هابل الفضائي. في وسط هذه المجرة يقع الثقب الأسود & # 8220 over-mass & # 8221 ، الذي يزن 17 مليار كتلة شمسية ويشكل 14٪ من إجمالي كتلة المجرة # 8217s.

إذا كان الثقب الأسود & # 8217t جديرًا بالملاحظة بالفعل ، فإن غموضه يتعمق عند وضعه في سياق علاقة M-sigma. تتنبأ العلاقة بأن NGC 1277 يجب أن تستضيف SMBH مركزيًا بكتلة 2.4 × 10 ^ 9 M⊙. يتجاوز SMBH ذلك بمعامل سبعة. وحش الثقب الأسود هذا لا يلعب بعلاقة & # 8220rules & # 8221 M-sigma. إنه & # 8217s ليس الوحيد أيضًا! أظهرت الدراسات السابقة أن NGC 4486B و Henize 2-10 يتجاوزان أيضًا تنبؤات M-sigma بهامش كبير. حتى أن هناك بعض المجرات التي تقل عن الكتلة التي تنبأت بها علاقة M-sigma.

الآثار المترتبة على هذا ليست واضحة. هل يمكن أن تكون علاقة M-sigma & # 8217t لا تنطبق على SMBHs الكبيرة أو الصغيرة نسبيًا؟ ربما تكون العلاقة صحيحة ، والثقوب السوداء المعنية ليست سوى قيم متطرفة ، تقع في ذيول التوزيع. لا توجد طريقة لمعرفة ذلك حتى الآن. يعترف المؤلفون: للإجابة على هذا السؤال ، هناك حاجة إلى مزيد من قياسات الثقب الأسود ، بدءًا من الحالات الخمس الأخرى المثيرة للاهتمام التي حددوها ، لكنهم لم يدرسوا بالتفصيل بعد.

بغض النظر ، ليس هناك شك في أن SMBHs والمجرات المضيفة لها علاقة حميمة. قد يؤدي فهم هذه العلاقة في النهاية إلى فهم أفضل لكيفية تطور المجرات وما هو الدور ، إن وجد ، الذي لعبته SMBHs في هذا التطور. وبالتالي فإن السؤال لا يزال قائما: أيهما أتى أولاً ، المجرة المضيفة أم SMBH؟ وكيف تؤثر مجرة ​​و SMBH على تطور الآخر؟ إنه & # 8217s لغز كبير وقد تم العثور على العديد من القطع. الحيلة هي تركيبهم معًا.


ابحث في هذه المدونة

الكتلة هي كمية أساسية. ما هي كمية الأشياء التي يحتويها الجسم الفلكي؟ بالنسبة للمجرة ، يمكن أن تعني الكتلة العديد من الأشياء المختلفة: تلك الخاصة بنجومها ، وبقايا النجوم (على سبيل المثال ، الأقزام البيضاء ، والنجوم النيوترونية) ، والغاز الذري ، والسحب الجزيئية ، والبلازما (الغاز المتأين) ، والغبار ، وكريات بوك ، والثقوب السوداء ، والكواكب الصالحة للسكن. ، الكتلة الحيوية ، الحياة الذكية ، الصخور الصغيرة جدًا & # 8230 هذه كلها أرقام مختلفة جدًا لنفس المجرة ، لأن المجرات تحتوي على الكثير من الأشياء المختلفة. هناك شيئان استقر عليهما العديد من العلماء باعتبارهما مهمين للغاية وهما الكتلة النجمية للمجرة وكتلة هالة المادة المظلمة.

كتلة المجرة وهالة المادة المظلمة # 8217s غير معروفة جيدًا. توفر معظم القياسات حدودًا أقل فقط ، حيث تتلاشى أدوات التتبع قبل الوصول إلى أي نهاية واضحة. وبالتالي ، فإن الكتلة & # 8220total & # 8221 هي كمية افتراضية إلى حد ما. لذلك اعتمدنا & # 8217 كمتعارف على الكتلة M.200 محتواة في كثافة زائدة تبلغ 200 مرة كثافة الكون الحرجة. هذا خيار مدفوع بنظرية سابقة تتطلب مشاركة كاملة لشرحها بطريقة غير مرضية ، لذلك لا تشكك في الاتفاقية: كل الخيارات سيئة ، لذلك نتمسك بها.

إحدى المشاكل التي طال أمدها في نموذج المادة المظلمة الباردة هي أن وظيفة لمعان المجرة يجب أن تكون شديدة الانحدار ولكن يُلاحظ أنها ضحلة. يوضح هذا الرسم التخطيطي القضية الأساسية. من المتوقع أن تكون كثافة عدد هالات المادة المظلمة كدالة للكتلة قانونًا للقوة & # 8211 قانونًا محددًا جيدًا بمجرد معرفة علم الكونيات واعتماد اتفاقية للكتلة. التوقع الواضح هو أن وظيفة لمعان المجرة يجب أن تكون مجرد نسخة مقلوبة من دالة كتلة الهالة: مجرة ​​واحدة لكل هالة ، مع كتلة نجمية تتناسب مع كتلة الهالة. كان هذا افتراضًا واضحًا [كونه توفيرًا (1) لتشكيل المجرة الكنسي في LCDM] أنه لم يتم استجوابه بجدية لأكثر من عقد من الزمان. (نقطة ثانوية: يمكن أن يُعزى الانقلاب في نهاية الكتلة العالية إلى أوقات تبريد الغاز: لم يكن لدى الكون الوقت الكافي لتبريد وتجميع مجرة ​​فوق كتلة عتبة معينة ، ولكن الأشياء الأصغر لديها متسع من الوقت ليبرد الغاز و تشكل النجوم.)

كثافة عدد المجرات (الزرقاء) وهالات المادة المظلمة (الحمراء) كدالة لكتلتها. توقعنا الأصلي على اليسار: يجب أن تكون وظيفة كتلة المجرة نسخة مقلوبة من دالة كتلة الهالة ، حتى حد تبريد الغاز. توضح الخطوط الرمادية المتقطعة تطابق المجرات مع هالات المادة المظلمة ذات الكتلة النسبية: M.* = مد م200. على اليمين الصورة الحالية لمطابقة الوفرة مع الخطوط الرمادية التي تربط المجرات بهالات المادة المظلمة ذات الكثافة الكونية المتساوية التي من المفترض أن تعيش فيها. في الواقع ، نجعل عامل التناسب مد عامل فدج متداول يعتمد على الكتلة.

لا تبدو وظيفة لمعان المجرة كإصدار متحرك من دالة كتلة الهالة. لها ميل خاطئ عند النهاية الباهتة. لا يساوي حجم التحول في أي وقت ما يتوقعه المرء من كتلة الباريونات المتاحة. عامل التناسب مد صغير جدًا وهذا ما يسمى أحيانًا بمشكلة التبريد المفرط ، حيث يجب أن يبرد عدد أكبر من الباريونات لتشكيل النجوم أكثر مما حدث على ما يبدو. لذا ، وبغض النظر عن الشكل والتطبيع ، فهي تطابق رائع.

نحن مهووسون بهذه المشكلة طوال & # 821790s. في مرحلة ما ، ظننت أنني قد حللت ذلك. تم تمثيل المجرات ذات السطوع المنخفض للسطح تمثيلاً ناقصًا في مسوحات المجرات. لم يتم تفويتهم تمامًا ، ولكن يمكن الاستهانة بجماهيرهم بشكل منهجي. قد يكون هذا مهمًا جدًا لأن تصحيحات الحجم المرتبطة ضخمة. سوف يتم تكبير كتلة منهجية صغيرة إلى كتلة كبيرة من حيث الكثافة. للأسف وبعد فترة وجيزة من التفاؤل اتضح أن هذا لا يمكن أن يحل المشكلة برمتها التي لا تزال قائمة.

Circa 2000 ، أصبحت نسخة محلية من المشكلة معروفة بمشكلة الأقمار الصناعية المفقودة. هذه نسخة مقلوبة من عدم التطابق بين وظيفة لمعان المجرة ووظيفة كتلة الهالة التي تسود الكون بأسره: لوحظ عدد قليل من المجرات الصغيرة حيث يُتوقع الكثير منها. لإعطاء الحياة البصرية للأرقام التي نتحدث عنها ، إليك صورة للمادة المظلمة في محاكاة لمجرة بحجم مجرة ​​درب التبانة:

المادة المظلمة في محاكاة Via Lactea (Diemand et al.2008). المنطقة المركزية هي المادة المظلمة الرئيسية التي تحتوي على مجرة ​​كبيرة مثل درب التبانة. جميع النقط الصغرى هي سوبهالوس. يجب أن تحتوي هالة المادة المظلمة النموذجية بحجم المجرة على العديد ، عديدة سوبهالوس. بسذاجة ، نتوقع أن يحتوي كل subhalo على مجرة ​​قزمة تابعة. البنية خالية من المقاييس في آلية التنمية النظيفة ، لذا يجب أن تبدو المجرات الكبرى مثل عناقيد مجرات مصغرة.

في المقابل ، تحتوي المجرات الحقيقية على عدد أقل من الأقمار الصناعية التي تلتقي بالعين:

بحلول عام 2010 ، ألقينا & # 8217d في المنشفة ، وقررنا فقط قبول أن هذا الجانب من الكون معقد للغاية بحيث لا يمكن التنبؤ به. القصة الآن هي أن التغذية المرتدة تغير شكل وظيفة اللمعان في كل من النهايات الخافتة والمشرقة. كيف يعتمد بالضبط على من تسأل ، لكن وظيفة كتلة الهالة المتوقعة مقدسة لذلك يجب أن تكون هناك عمليات فيزيائية تجعلها كذلك. (هذا مثال على تطبيق مبدأ Frenk.)

في ظل عدم وجود نظرية تنبؤية ، توصل المنظرون بدلاً من ذلك إلى خدعة ذكية لربط المجرات بهالات المادة المظلمة. أصبح هذا يُعرف باسم مطابقة الوفرة. نقيس كثافة عدد المجرات كدالة للكتلة النجمية. نحن نعلم ، من الناحية النظرية ، ما يجب أن تكون كثافة عدد هالات المادة المظلمة كدالة لكتلة الهالة. ثم نقوم بمطابقتهما: المجرات ذات الكثافة المحددة تعيش في هالات من الكثافة المقابلة ، كما هو موضح في الخطوط الأفقية الرمادية في اللوحة اليمنى من الشكل أعلاه.

كان هناك الآن عدد من الجهود لتحديد ذلك. تم إعطاء أربعة أمثلة في الشكل أدناه (انظر هذه الورقة للمراجع) ، جنبًا إلى جنب مع تقديرات الكتلة الحركية.

نسبة الكتلة النجمية إلى كتلة الهالة كدالة لكتلة هالة المادة المظلمة. تمثل الخطوط علاقات المطابقة الوفرة المشتقة من خلال تخصيص المجرات لهالات المادة المظلمة بناءً على وفرتها الكونية. النقاط عبارة عن تقديرات كتلة هالة مستقلة تعتمد على الحركية (McGaugh et al. 2010). يمثل الخط الأفقي المتقطع أقصى كتلة نجمية يمكن أن تنتج إذا كانت كلها متوفرة تحولت الباريونات إلى نجوم. (رياضيا ، يحدث هذا عندما mد يساوي جزء الباريون الكوني ، حوالي 15٪).

علاقات المطابقة الوفرة لها ذروة حول كتلة هالة تبلغ 10 12 م وتسقط على الجانبين. هذا يتوافق مع الركبة في وظيفة لمعان المجرة. لأي سبب من الأسباب ، يبدو أن هالات هذه الكتلة هي الأكثر كفاءة في تحويل الباريونات المتاحة إلى نجوم. شكل هذه العلاقات يعني أن هناك علاقة غير خطية بين الكتلة النجمية وكتلة الهالة. في نهاية الكتلة المنخفضة ، يتم ضغط نطاق كبير من الكتلة النجمية إلى نطاق صغير في كتلة الهالة. يحدث العكس في الكتلة العالية ، حيث يُفترض عمومًا أن تكون المجرات الأكثر ضخامة هي & # 8220central & # 8221 مجرة ​​من مجموعة مجرات. نقوم بتعيين الهالات الأكثر ضخامة للمجرات الكبيرة ، مع إدراك أنها قد تكون محاطة بالعديد من subhalos ، كل منها يحتوي على مجرة ​​عنقودية.

في نفس الوقت تقريبًا ، قمت بعمل مخطط مماثل ، لكن باستخدام القياسات الحركية لتقدير كتل الهالة. كلتا الطريقتين محفوفتان بالمنهجيات المحتملة ، لكن يبدو أنهما يتفقان بشكل معقول & # 8211 على الأقل على النطاق الموضح أعلاه. يصبح المراوغة فوق وتحت ذلك. الاتفاق جيد بشكل خاص للمجرات ذات الكتلة الأقل. يبدو أن هناك خروجًا عن أضخم المجرات الفردية ، ولكن لماذا تقلق بشأن ذلك عندما يكون الزجاج ممتلئًا 3/4؟

تخطي عقدًا من الزمان ، ويعتقد بعض الناس أننا & # 8217ve قد حللنا مشكلة القمر الصناعي المفقود. أحد المكونات الرئيسية لهذا الحل هو أن مجرة ​​درب التبانة تكمن في هالة تقع في الطرف الأدنى من نطاق الكتلة التي تم تقديرها تقليديًا لها (1 إلى 2 × 10 12 م.). هذا يساعد لأن عدد حراشف subhalos ذات الكتلة: العناقيد هي هالات كبيرة بها الكثير من الهالات بحجم المجرة ، مجرة ​​درب التبانة هي هالة بحجم المجرة مع الكثير من subhalos الأصغر. الواقع لا يبدو هكذا ، لكن وجود كتلة أقل يعني عددًا أقل من subhalos ، وهذا يساعد. لا يكفي. يجب علينا استدعاء تأثيرات التغذية الراجعة لجعل العلاقة بين الضوء والكتلة غير خطية. عندئذٍ ، قد تكون الأقمار الصناعية ذات الكتلة الأقل قاتمة جدًا بحيث لا يمكن اكتشافها: يجب أن تؤدي تأثيرات الاختيار الكثير من العمل. كما أنه يساعد على افتراض أن توزيع الأقمار الصناعية متناحي الخواص ، وهو ما يبدو صحيحًا في المحاكاة ، ولكن ليس كثيرًا في الواقع حيث تحتل الأقمار الصناعية القزمة توزيعًا مستويًا. نحتاج أيضًا إلى حل مشكلة أكبر من أن تفشل بطريقة ما ، حيث يبدو أن سوبهالوس الأكثر ضخامة لا تشغلها المجرات المضيئة على الإطلاق. بالنظر إلى كل ذلك ، يمكننا نوعًا ما الوصول إلى الملعب الصحيح. كندة ، نوعًا ما ، شريطة أن نعيش في مجرة ​​تكون كتلة هالتها أقرب إلى 10 12 م من 2 × 10 12 م.

في اجتماع IAU في شنغهاي (في يوليو 2019 ، قبل قيود السفر) ، تمت مناقشة موضوع كتلة درب التبانة بإسهاب. لكونها مجرتنا الأصلية ، هناك العديد من الطرق التي يمكن من خلالها تقييد الكتلة ، وبعضها يستفيد من المتتبعين الذين يذهبون إلى مسافات أكبر مما يمكننا الحصول عليه في أي مكان آخر. استخدم مكبر الصوت بعد المتحدث طرقًا مختلفة للوصول إلى نتيجة مماثلة ، مع التحوط الإجماعي على الجانب المنخفض (تقريبًا 1 & # 8211 1.5 × 10 12 م). والنتيجة الجيدة هي أن مشكلة القمر الصناعي المفقود قد لا تكون مشكلة بعد الآن.

المجرات بشكل عام ودرب التبانة على وجه الخصوص هي حقول فرعية مختلفة ومتميزة إلى حد كبير. تمت دراسة البيانات المختلفة من قبل أشخاص مختلفين ذوي ثقافات مميزة. في المناقشة في نهاية الجلسة ، أشار بيتر فان دوكوم إلى أنه من منظور المجرات الأخرى ، يجب أن تتبع كتلة الهالة من مطابقة الوفرة ، والتي يجب أن تكون مجرة ​​مثل مجرة ​​درب التبانة أشبه بـ 3 × 10 12 م، أكثر بكثير مما اقترحه أي شخص ، ولكن يصعب استبعاده لأن معظم هذه الكتلة يمكن أن تكون على مسافات بعيدة عن متناول أدوات التتبع المتاحة.

لم يكن هذا استقبالا حسنا.

تبعت الجلسة استراحة لتناول القهوة ، ووجدت نفسي أقف في الصف بجانب بيتر. كنت ما زلت أعالج تعليقه ، وقررت أنه كان على حق & # 8211 من وجهة نظر معينة. لذلك تحدثنا عن ذلك ، وانتهى بنا الأمر إلى إنشاء الحبكة أدناه ، والتي تظهر في مذكرة بحثية قصيرة. (بالنسبة لأولئك الذين يعرفون هذا المجال ، قد يُفترض أن بيتر وأنا نكره بعضنا البعض. هذا ليس صحيحًا ، لكننا نختلف كثيرًا ، لذا فإن حقيقة أننا فعل توافق على هذا الأمر في حد ذاته جدير بالملاحظة.)

المجموعة المحلية ومجرتاها الأكثر ضخامة ، مجرة ​​درب التبانة وأندروميدا (M31) ، في مستوى كتلة الهالة النجمية. الخطوط هي علاقات المطابقة الوفرة من الأعلى. راجع McGaugh & amp van Dokkum لمزيد من التفاصيل. المجرات المتبقية من المجموعة المحلية تقع جميعها على حافة هذه المؤامرة ، ولا تضيف ما يصل إلى أي شيء قريب من مجرة ​​درب التبانة أو أندروميدا وحدهما.

مجرة درب التبانة وأندروميدا هما 10 12 م غوريلا المجموعة المحلية. هناك العشرات من المجرات القزمية ، لكن لا يمكن مقارنة أي منها في الكتلة ، حتى مع التعزيز الذي توفره العلاقة غير الخطية بين الكتلة واللمعان. للدقة الفلكية ، من حيث الكتلة ، درب التبانة بالإضافة إلى المرأة المسلسلة نكون المجموعة المحلية. هناك العديد من القيود المتميزة ، على كل مجرة ​​كفرد ، وعلى المجموعة المحلية ككل. بأي طريقة نقوم بتقسيمها ، فإن جميع الكيانات الثلاثة تقع بعيدًا عن العلاقة المتوقعة من مطابقة الوفرة.

هناك عدة طرق يمكن للمرء أن يأخذها من هنا. قد يفترض المرء أن مطابقة الوفرة صحيحة ، وقد قللنا من تقدير الكتلة مع القياسات الأخرى. يحدث هذا طوال الوقت مع منحنيات الدوران ، والتي لا تمتد عادةً بعيدًا بدرجة كافية في الهالة لإعطاء قيد جيد على الكتلة الكلية. يصعب الحفاظ على هذا بالنسبة للمجموعة المحلية ، حيث لدينا الكثير من أدوات التتبع في شكل أقمار صناعية قزمة ، وهناك قيود على حركة المجرات على نطاقات أكبر. علاوة على ذلك ، فإن الكتلة الكبيرة ستكون مأساوية لمشكلة الأقمار الصناعية المفقودة.

قد يتخيل المرء بدلاً من ذلك أن هناك بعض التشتت في علاقة الوفرة المطابقة ، ويصادف أننا نعيش في مجرة ​​ذات كتلة منخفضة إلى حد ما بسبب لمعانها. هذا معقول تقريبًا بالنسبة لمجرة درب التبانة ، حيث يوجد بعض التداخل بين تقديرات الكتلة الحركية وتوقعات مطابقة الوفرة. لكن مشكلة القمر الصناعي المفقود تتكرر مرة أخرى إلا إذا كنا بعيدين جدًا عن القيمة المركزية لعلاقة مطابقة الوفرة. يجب أن تسقط المجرات الأخرى الشبيهة بدرب التبانة على الطرف الآخر من الطيف ، مع المزيد من الكتلة والمزيد من الأقمار الصناعية. يُجرى الكثير من العمل للبحث عن أقمار صناعية حول الحلزونات الأخرى ، وهو عمل شاق (انظر NGC 6946 أعلاه). هناك بالتأكيد تبعثر في عدد الأقمار الصناعية من نظام إلى آخر ، ولكن ما إذا كان هذا منطقيًا من الناحية النظرية أو كافياً لتفسير مجرتنا درب التبانة ليس واضحًا بعد.

هناك ميل في الأدبيات لاستدعاء التشتت متى وأينما دعت الحاجة. هنا ، من المهم أن تضع في اعتبارك أن هناك القليل من التشتت في علاقة Tully-Fisher. This is a relation between stellar mass and rotation velocity, with the latter supposedly set by the halo mass. We can’t have it both ways. Lots of scatter in the stellar mass-halo mass relation ought to cause a corresponding amount of scatter in Tully-Fisher. This is not observed. It is a much stronger than most people seem to appreciate, as even subtle effects are readily perceptible. Consequently, I think it unlikely that we can nuance the relation between halo mass and observed rotation speed to satisfy both relations without a lot of fine-tuning, which is usually a sign that something is wrong.

There are a lot of moving parts in modern galaxy formation simulations that need to be fine-tuned: the effects of halo mass, merging, dissipation, [non]adiabatic compression, angular momentum transport, gas cooling, on-going accretion of gas from the intergalactic medium, expulsion of gas in galactic winds, re-accretion of expelled gas via galactic fountains, star formation and the ensuing feedback from radiation pressure, stellar winds, supernovae, X-rays from stellar remnants, active galactic nuclei, and undoubtedly other effects I don’t recall off the top of my head. Visualization from the Dr. Seuss suite of simulations.

A lot of effort has been put into beating down the missing satellite problem around the Milky Way. Matters are worse for Andromeda. Kinematic halo mass estimates are typically in the same ballpark as the Milky Way. Some are a bit bigger, some are lower. Lower is a surprise, because the stellar mass of M31 is clearly bigger than that of the Milky Way, placing it is above the turnover where the efficiency of star formation is maximized. In this regime, a little stellar mass goes a long way in terms of halo mass. Abundance matching predicts that a galaxy of Andromeda’s stellar mass should reside in a dark matter halo of at least 10 13 M. That’s quite a bit more than 1 or 2 x 10 12 M, even by astronomical standards. Put another way, according to abundance matching, the Local Group should have the Milky Way as its most massive occupant. Just the Milky Way. Not the Milky Way plus Andromeda. Despite this, the Local Group is not anomalous among similar groups.

Words matter. A lot boils down to what we consider to be “close enough” to call similar. I do not consider the Milky Way and Andromeda to be all that similar. They are both giant spirals, yes, but galaxies are all individuals. Being composed of hundreds of billions of stars, give or take, leaves a lot of room for differences. In this case, the Milky Way and Andromeda are easily distinguished in the Tully-Fisher plane. Andromeda is about twice the baryonic mass of the Milky Way. It also rotates faster. The error bars on these quantities do not come close to overlapping – that would be one criterion for considering them to be similar – a criterion they do not meet. Even then, there could be other features that might be readily distinguished, but let’s say a rough equality in the Tully-Fisher plane would indicate stellar and halo masses that are “close enough” for our present discussion. They aren’t: to me, the Milky Way and M31 are clearly different galaxies.

I spent a fair amount of time reading the recent literature on satellites searches, and I was struck by the ubiquity with which people make the opposite assumption, treating the Milky Way and Andromeda as interchangeable galaxies of similar mass. Why would they do this? If one looks at the kinematic halo mass as the defining characteristic of a galaxy, they’re both close to 10 12 M, with overlapping error bars on M200. By that standard, it seems fair. Is it?

Luminosity is observable. Rotation speed is observable. There are arguments to be had about how to convert luminosity into stellar mass, and what rotation speed measure is “best.” These are sometimes big arguments, but they are tiny in scale compared to estimating notional quantities like the halo mass. The mass M200 is not an observable quantity. As such, we have no business using it as a defining characteristic of a galaxy. You know a galaxy when you see it. The same cannot be said of a dark matter halo. Literally.

If, for some theoretically motivated reason, we want to use halo mass as a standard then we need to at least use a consistent method to assess its value from directly observable quantities. The methods we use for the Milky Way and M31 are not applicable beyond the Local Group. Nowhere else in the universe do we have such an intimate picture of the kinematic mass from a wide array of independent methods with tracers extending to such large radii. There are other standards we could apply, like the Tully-Fisher relation. That we can do outside the Local Group, but by that standard we would not infer that M31 and the Milky Way are the same. Other observables we can fairly apply to other galaxies are their luminosities (stellar masses) and cosmic number densities (abundance matching). From that perspective, what we know from all the other galaxies in the universe is that the factor of

2 difference in stellar mass between Andromeda and the Milky Way should be تسربت in terms of halo mass. If it were anywhere else in the universe, we wouldn’t treat these two galaxies as interchangeably equal. This is the essence of Pieter’s insight: abundance matching is all about the abundance of dark matter halos, so that would seem to be the appropriate metric by which to predict the expected number of satellites, not the kinematic halo mass that we can’t measure in the same way anywhere else in the universe.

That isn’t to say we don’t have some handle on kinematic halo masses, it’s just that most of that information comes from rotation curves that don’t typically extend as far as the tracers that we have in the Local Group. Some rotation curves are more extended than others, so one has to account for that variation. Typically, we can only put a lower limit on the halo mass, but if we افترض a profile like NFW – the standard thing to do in LCDM, then we can sometimes exclude halos that are too massive.

Abundance matching has become important enough to LCDM that we included it as a prior in fitting dark matter halo models to rotation curves. على سبيل المثال:

The stellar mass-halo mass relation from rotation curve fits (Li et al 2020). Each point is one galaxy the expected abundance matching relation (line) is not recovered (left) unless it is imposed as a prior (right). The data are generally OK with this because the amount of mass at radii beyond the end of the rotation curve is not strongly constrained. Still, there are some limits on how crazy this can get.

NFW halos are self-similar: low mass halos look very much like high mass halos over the range that is constrained by data. Consequently, if you have some idea what the total mass of the halo should be, as abundance matching provides, and you impose that as a prior, the fits for most galaxies say “OK.” The data covering the visible galaxy have little power to constrain what is going on with the dark matter halo at much larger radii, so the fits literally fall into line when told to do so, as seen in Pengfei‘s work.

That we can impose abundance matching as a prior does not necessarily mean the result is reasonable. The highest halo masses that abundance matching wants in the plot above are crazy talk from a kinematic perspective. I didn’t put too much stock in this, as the NFW halo itself, the go-to standard of LCDM, provides the worst description of the data among all the dozen or so halo models that we considered. Still, we did notice that even with abundance matching imposed as a prior, there are a lot more points above the line than below it at the high mass end (above the bend in the figure above). The rotation curves are sometimes pushing back against the imposed prior they often don’t want such a high halo mass. This was explored in some detail by Posti et al., who found a similar effect.

I decided to turn the question around. Can we use abundance matching to predict the halo and hence rotation curve of a massive galaxy? The largest spiral in the local universe, UGC 2885, has one of the most extended rotation curves known, meaning that it does provide some constraint on the halo mass. This galaxy has been known as an important case since Vera Rubin’s work in the 󈨊s. With a modern distance scale, its rotation curve extends out 80 kpc. That’s over a quarter million light-years – a damn long way, even by the standards of galaxies. It also rotates remarkably fast, just shy of 300 km/s. It is big و massive.

(As an aside, Vera once offered a prize for anyone who found a disk that rotated faster than 300 km/s. Throughout her years of looking at hundreds of galaxies, UGC 2885 remained the record holder, with 300 seeming to be a threshold that spirals did not exceed. She told me that she did pay out, but on a technicality: someone showed her a gas disk around a supermassive black hole in Keplerian rotation that went up to 500 km/s at its peak. She lamented that she had been imprecise in her language, as that was nothing like what she meant, which was the flat rotation speed of a spiral galaxy.)

That aside aside, if we take abundance matching at face value, then the stellar mass of a galaxy predicts the mass of its dark matter halo. Using the most conservative (in that it returns the lowest halo mass) of the various abundance matching relations indicates that with a stellar mass of about 2 x 10 11 M, UGC 2885 should have a halo mass of 3 x 10 13 M. Combining this with a well-known relation between halo concentration and mass for NFW halos, we then know what the rotation curve should be. Doing this for UGC 2885 yields a tragic result:

ال extended rotation curve of UGC 2885 (points). The declining dotted line is the rotation curve predicted by the observed stars and gas. The rising dashed line is the halo predicted by abundance matching. Combining this halo with the observed stars and gas should result in the solid line. This greatly exceeds the data. UGC 2885 does not reside in an NFW halo that is anywhere near as massive as predicted by abundance matching.

The data do not allow for the predicted amount of dark matter. If we fit the rotation curve, we obtain a “mere” M200 = 5 x 10 12 M. Note that this means that UGC 2885 is basically the Milky Way and Andromeda added together in terms of both stellar mass and halo mass – if added to the M*م200 plot above, it would land very close to the open circle representing the more massive halo estimate for the combination of MW+M31, and be just as discrepant from the abundance matching relations. We get the same result regardless of which direction we look at it from.

Objectively, 5 x 10 12 M is a huge dark matter halo for a single galaxy. It’s just not the yet-more massive halo that is predicted by abundance matching. In this context, UGC 2885 apparently has a serious missing satellites problem, as it does not appear to be swimming in a sea of satellite galaxies the way we’d expect for the central galaxy of such high mass halo.

UGC 2885 appears to be pretty lonely in this image from the DSS. I see a few candidate satellite galaxies amidst the numerous foreground stars, but nothing like what you’d expect for dark matter subhalos from a simulation like the via Lactea. This impression does not change when imaged in more detail with HST.

It is tempting to write this off as a curious anecdote. Another outlier. Sure, that’s always possible, but this is more than a bit ridiculous. Anyone who wants to go this route I refer to Snoop Dog.

I spent much of my early career obsessed with selection effects. These preclude us from seeing low surface brightness galaxies as readily as brighter ones. However, it isn’t binary – a galaxy has to be extraordinarily low surface brightness before it becomes effectively invisible. The selection effect is a bias – and a very strong one – but not an absolute screen that prevents us from finding low surface brightness galaxies. That makes it very hard to sustain the popular notion that there are lots of subhalos that simply contain ultradiffuse galaxies that cannot currently be seen. I’ve been down this road many times as an optimist in favor of this interpretation. It hasn’t worked out. Selection effects are huge, but still nowhere near big enough to overcome the required deficit.

Having the satellite galaxies that inhabit subhalos be low in surface brightness is a necessary but not sufficient criterion. It is also necessary to have a highly non-linear stellar mass-halo mass relation at low mass. In effect, luminosity and halo mass become decoupled: satellite galaxies spanning a vast range in luminosity must live in dark matter halos that cover only a tiny range. This means that it should not be possible to predict stellar motions in these galaxies from their luminosity. The relation between mass and light has just become too weak and messy.

And yet, we can do exactly that. Over and over again. This simply should not be possible in LCDM.


شكر وتقدير

K. Gebhardt and J.L.W. are supported by the US National Science Foundation (NSF-0908639, AST-1102845). K. Gültekin acknowledges support provided by the US National Aeronautics Space Administration (GO0-11151X, G02-13111X) and the Space Telescope Science Institute (HST-GO-12557.01-A). The Hobby-Eberly Telescope is a joint project of the University of Texas at Austin, the Pennsylvania State University, Ludwig-Maximilians-Universität München and Georg-August-Universität Göttingen. The Hobby-Eberly Telescope is named in honour of its principal benefactors, William P. Hobby and Robert E. Eberly.


Properties of low-mass black holes

In addition to measuring the fraction of low-mass galaxies that contain black holes, it is of interest to determine whether black holes with lower-mass emit a different spectrum than more massive accreting black holes. For instance, one naively expects that the accretion disk will get physically smaller and thus hotter as the black hole mass decreases. In turn, gas in the vicinity of the black hole will be heated by more energetic photons. Predictions of the impact of low-mass black holes on the gas conditions in the early Universe require empirical measurements of the radiation from low-mass black holes.

In practice, as accretion disk emission around supermassive black holes peaks in the ultraviolet, it is difficult to unambiguously measure changes in the disk temperature with mass 62 . We have measured a few intriguing properties of the radiation from low-mass black holes, although thus far we have studied only the most luminous of them. First, they appear to have a very-low incidence of jet activity 63 . Second, we see indirect evidence that they have hotter accretion disks than their more massive cousins 64,65,66 , as expected from basic disk models 67 . As the accretion disk gets hotter, its impact on the surrounding gas will grow. Thus, growing black holes may well impact the formation of the first stars and galaxies 6 .

Accretion onto a central black hole has been found in low-mass galaxies of all shapes and with all levels of ongoing star formation. Miller وآخرون. 51 have found accreting black holes in galaxies comprised predominantly of old stars, while Izotov and Thuan 47 , Reines وآخرون. 59 , and Jia وآخرون. 60 have reported evidence of accreting black holes in vigorously star-forming galaxies. Some host galaxies are round 41 , while others are pure disks 40 . We display the variety of host galaxy morphologies in Fig. 3.

The ratio of black hole mass to bulge mass is constant for bulge-dominated galaxies, as shown by the solid red line in the upper right 81 . To guide the eye, this relationship is extrapolated down to lower black hole masses by the dotted red line. However, in disk-dominated galaxies, particularly at low mass, there is no tight correlation between مBH and properties of the galaxy. We illustrate the wide range of galaxy types hosting low-mass black holes, roughly placed in accordance with galaxy and black hole mass. However, note that only NGC 404 (ref. 33) has a direct dynamical black hole mass measurement. In all other cases, the black hole masses are very approximate, as illustrated by the error bar to the left. Blue denotes galaxies with ongoing star formation, while red denotes those galaxies with little ongoing star formation. See ref. 43 for information on the discovery of GH08. Image of NGC 4395 (ref. 40) taken from the NASA/IPAC Extragalactic Database. Image of Henize 2–10 from ref. 59. Image of POX 52 from ref. 82, reproduced with permission from the American Astronomical Society (AAS). Image of NGC 404 courtesy of NASA/STScI.

Supermassive black holes in bulge-dominated galaxies obey remarkably tight correlations between black hole mass and the properties of the host galaxy. For a long time it was simply unknown whether the correlations seen for bulges apply to disk-dominated galaxies dynamical black hole mass measurements in disk galaxies are severely compromised by the presence of dust and young stellar populations. Early on, based on very indirect arguments, we saw evidence that the relationship between black holes and galaxies extended to low-mass and even bulgeless systems 68 . However, as the number of available dynamical black hole masses in disk galaxies grows, it becomes increasingly clear that disk-dominated galaxies do not obey tight scaling relations with the central supermassive black hole 69,70,71 . Apparently the physical process that builds galaxy bulges (the merging of galaxies, we think), is also instrumental in growing black holes and establishing the scaling relations between black holes and bulges 72 .


5 DISCUSSION

5.1 The growth of BHs for different AGN populations

The results presented in the previous sections lead to the following global picture of our cosmological, interaction-driven model for the BH accretion. The relative growth speed of SMBHs compared to the stellar mass is characterized by a large spread in the galaxy population, with an overall trend for a faster BH growth compared to galaxies at high redshifts ض≳ 3 this is basically due to the fact that BH grow only when interactions are effective, i.e. at high redshifts ض≳ 3, while star formation proceeds not only through impulsive bursts (at high redshifts) but also through quiescent star formation which continues to build up stellar mass at ض≲ 2, though at a lower rate [see Fig. 2(a)]. In terms of the ratio Γ(ض) such a global behaviour is represented in Fig. 7, where the distribution of Γ is shown by the coloured contours as a function of redshift for the entire galaxy population (i.e. for all galaxies containing BH with masses م≥ 10 5 M). A striking feature of such a distribution is the modest increase of Γ(ض) for ض≲ 3 as opposed to its rapid upturn at higher redshifts ض≳ 4 such a mild increase of the global Γ at low-intermediate redshifts is in agreement with that derived by Merloni et al. (2004) and Hopkins et al. (2006) by comparing the observed integrated BH and stellar mass densities at such redshifts.

The predicted evolution of the BH to stellar mass ratio Γ for the whole galaxy population in our Monte Carlo simulation the colour code represents, at any redshift ض, the fraction of objects with excess Γ(ض). The average values of Γ derived from observations of SMGs ( Alexander et al. 2008), BL AGNs ( Merloni et al. 2010) and high-redshift QSOs (see Maiolino et al. 2007 and Appendix A) are shown as shaded areas covering their observed redshift range and observational uncertainties.

The predicted evolution of the BH to stellar mass ratio Γ for the whole galaxy population in our Monte Carlo simulation the colour code represents, at any redshift ض, the fraction of objects with excess Γ(ض). The average values of Γ derived from observations of SMGs ( Alexander et al. 2008), BL AGNs ( Merloni et al. 2010) and high-redshift QSOs (see Maiolino et al. 2007 and Appendix A) are shown as shaded areas covering their observed redshift range and observational uncertainties.

Note that the overall predicted trend for larger values of Γ with increasing redshift is associated with an increasing spread in the distribution. This constitutes a quantitative prediction for the ض-dependence of the Lauer et al. (2007) bias. In this respect, the Γ distributions shown in Figs 3–5 can be interpreted as a quantitative evaluation of the incidence of such a bias in differently selected samples at different redshifts. In fact, Fig. 7 shows that the different observations we compared with in the previous sections are not fully representative of the global behaviour since they refer to specific populations selected according to different criteria which sample only a portion (in the case of SMG actually a minor fraction) of the whole galaxy population.

5.2 Model predictions and downsizing

A major result of our previous sections is that the evolution of Γ(ض) is a strong function of the BH mass. Such a strong mass dependence of Γ(ض) is illustrated by Fig. 8 (left-hand panel), where we show with the contours the معدل values Γ(ض) as a function of the final (ض= 0) BH mass (represented in the ذ-axis) and of redshift the average runs over all paths leading to the final BH mass (and hence over all the possible main progenitors at a given redshift). The figure illustrates that indeed for massive objects مBH≥ 10 9 M at high redshifts ض≳ 4 large values of Γ > 3 are expected, since such BH formed in the most biased regions of the density field where high-redshift interactions were favoured values of Γ≳ 1.5–2 are also natural for BH at intermediate redshifts 1 ≤ض≤ 2, while the low values of Γ observed in SMG at 2 ≤ض≤ 3 are not representative of the whole AGN population at such redshifts (the average Γ represented in Fig. 8 is ≈1.5), but instead only apply to a population originated by peculiar star formation histories (see Section 4.3).

Left-hand panel: the average values of Γ at different redshifts (x-axis) corresponding to BH with a given final mass (ذ-axis) are represented as contours. The average is taken over all main progenitors in our Monte Carlo merging histories leading to the a given final mass. Right-hand panel: the fraction of paths leading to local massive galaxies with م*≥ 10 12 M as a function of log Γ is shown for two redshift bins: 4 ≤ض≤ 5 (shaded region) and 1 ≤ض≤ 3 (solid line).

Left-hand panel: the average values of Γ at different redshifts (x-axis) corresponding to BH with a given final mass (ذ-axis) are represented as contours. The average is taken over all main progenitors in our Monte Carlo merging histories leading to the a given final mass. Right-hand panel: the fraction of paths leading to local massive galaxies with م*≥ 10 12 M as a function of log Γ is shown for two redshift bins: 4 ≤ض≤ 5 (shaded region) and 1 ≤ض≤ 3 (solid line).

An immediate implication of the above is that massive local galaxies and their BHs have formed preferentially through paths (in the م*مBH plane) passing above the local م*مBH relation this is illustrated in Fig. 8 (right-hand panel) where we show the fraction of paths characterized by a given Γ (in two redshift bins) leading to local galaxies with mass م*≥ 10 12 M. The paths with Γ > 1 dominate the statistics not only at high-redshift ض= 4–5 but also – though to a lower extent – at ض= 1–3. As a consequence, in the merging-driven scenario, SMGs do not represent typical paths leading to local massive galaxies, but rather correspond to peculiar paths in the tail of the distribution, namely those selected as to lead to gas-rich galaxies at ض= 1–3 this interpretation is supported by the consistency of the predicted number density of such peculiar paths with the observed number densities of SMGs, shown and discussed at the end of Section 4.3.

The above mass dependence of Γ(ض) has straightforward implications for the so-called AGN downsizing, i.e. the faster building-up of luminous AGNs compared with those with lower luminosities which is indicated by observations (see, e.g. Marconi et al. 2004) such a downsizing effect is also characterizing the faster drop (2.5 dex) from ض≈ 2 to the present of luminous (إلX≥ 10 45 erg s −1 ) AGNs compared to the low-luminosity population (إلX≤ 10 43 erg s −1 ), which is observed to follow only a gradual decrease (less than 1 dex in the number density) from ض= 2 to 0 (see, e.g. Fiore et al. 2003 Hasinger, Miyaji & Schmidt 2005 La Franca et al. 2005). In fact, the mass dependence of Γ(ض) represented in Fig. 8 implies that the massive BH actually grows faster than the low-mass BHs. This is illustrated by Fig. 9 (left-hand panel), where the contours represent the fraction of BH mass formed at a given redshift (in the x-axis), for different values of the BH final mass in our model any given fraction of the final mass is assembled at lower redshift for the less massive objects with مBH≲ 10 8 M with respect to more massive objects. We also reproduce, as a sequence of points, a similar contour plot produced by Marconi et al. (2004) based on the ملاحظ mass and luminosity evolution of AGNs, under the assumption of fixed Eddington ratio λ= 1, and that galaxy merging does not affect the growth of SMBHs. Although both assumptions are not hold in our model, it is interesting to note that the representation of downsizing naturally arising from the interaction-driven model resembles that extrapolated from observations.

Left-hand panel: the predicted growth histories of BH with different final mass. For any final BH mass (represented in the ذ-axis), the 10 filled contours correspond to different values of the average fractional mass مBH(ض)/مBH(ض= 0) of the progenitor BH: مBH(ض)/مBH(ض= 0) = 0.05, 0.1, 0.2, 0.3, 0.4, 0.5, 0.6, 0.7, 0.8 and 0.9, from the lightest to the darkest contour. We have highlighted with thick black contours the levels corresponding to values 0.9, 0.5 and 0.05, to compare with points obtained by Marconi et al. (2004). These were obtained from the analysis of the evolution of the observed AGN luminosity function ( Ueda et al. 2003), under the assumption of constant Eddington ratio λ= 1. For such observational points, the symbols squares, diamonds and circles, mark the contour levels corresponding to the growth of 90, 50 and 5 per cent of the final BH mass, respectively. Right-hand panel: we plot as continuous contours the same growth histories from the analysis by Merloni (see text), assuming that accretion at low to be radiatively inefficient. The dashed contours show the same growth history but assuming for all AGNs the same radiative efficiency (8 per cent) independently of λ.

Left-hand panel: the predicted growth histories of BH with different final mass. For any final BH mass (represented in the ذ-axis), the 10 filled contours correspond to different values of the average fractional mass مBH(ض)/مBH(ض= 0) of the progenitor BH: مBH(ض)/مBH(ض= 0) = 0.05, 0.1, 0.2, 0.3, 0.4, 0.5, 0.6, 0.7, 0.8 and 0.9, from the lightest to the darkest contour. We have highlighted with thick black contours the levels corresponding to values 0.9, 0.5 and 0.05, to compare with points obtained by Marconi et al. (2004). These were obtained from the analysis of the evolution of the observed AGN luminosity function ( Ueda et al. 2003), under the assumption of constant Eddington ratio λ= 1. For such observational points, the symbols squares, diamonds and circles, mark the contour levels corresponding to the growth of 90, 50 and 5 per cent of the final BH mass, respectively. Right-hand panel: we plot as continuous contours the same growth histories from the analysis by Merloni (see text), assuming that accretion at low to be radiatively inefficient. The dashed contours show the same growth history but assuming for all AGNs the same radiative efficiency (8 per cent) independently of λ.

The general observed trend of larger assembled fraction for increasingly massive BH is quite well accounted by our interaction-driven model, although the model seems to show a bending in correspondence of the 50 per cent contour level at ض≈ 1.5 for masses above 10 9 M which is not present in the data this might constitute a true model inadequacy or simply result from the simple assumptions of constant λ adopted in the derivation of the data points by Marconi et al. (2004) from the analysis of the local BH mass function and the evolution of the AGN luminosity functions. To clarify this issue, we reproduce in Fig. 9(b) the results from an improved version (Merloni, in preparation) of the Merloni & Heinz (2008) analysis, based on updated AGN luminosity functions. Such an analysis is similar in methodology to that by Marconi et al. (2004), but avoids the assumption λ= 1 by deriving phenomenological, physically motivated relations between the accretion rate, the BH mass and the AGN luminosity, and solving for a continuity equation for the SMBH mass function evolution. Beyond the details concerning the exact values of the assembled mass fraction derived from the observed luminosity functions (which is still largely affected by uncertainties, as shown by the differences among the results obtained under different assumptions, see caption to Fig. 9), the comparison with the Merloni & Heinz (2008) approach shows (i) that the BH growth inferred from the evolution of the AGN luminosity functions generally yields a stronger downsizing effect at large masses compared with our model, and (ii) that such an effect is probably not due to the assumptions on λ adopted to derive the BH growth histories from the observed luminosity functions. Thus, the discrepancy is likely to be due to the assumption (common to all the approaches based on the observed luminosity functions) that the BH growth is always dominated by accretion, and that the BH growth due to merging is negligible at any ض.

This conclusion is not unexpected when one considers the basic features of the hierarchical clustering picture. Indeed, in all approached based on hierarchical scenarios, the merging sector of the models predicts massive objects to form later such a trend is inverted when one consider how and when baryons are converted into stars or accreted into SMBHs. The overall downsizing effect in hierarchical models thus results from the balance between the two effects above the downsizing trend resulting at low-intermediate masses in our model means that accretion largely dominates over merging up to very large final BH masses مBH≥ 10 9 M.

While the comparison performed in Fig. 9 is just a first step towards a detailed observational testing of the downsizing properties of cosmological models for the growth of SMBHs, the global picture emerging from the interaction-driven model for the growth of SMBHs seems to consistently account for a wide set of independent observations concerning the growth of SMBHs these range from the distant QSOs to the intermediate-ض BL AGNs, to the extreme population constituted by the SMGs at ض≈ 2, to the average growth histories estimated from the observed luminosity functions, extending over a wide range of redshifts 0 ≲ض≲ 4 and BH masses 10 7 ≲مBH/M≲ 10 9 .


Processes at Play

To test whether the current SFR of a galaxy depends on the accretion history of its dark matter halo, the authors define z1/2 , the redshift at which a halo formed half its current mass. Dark matter halos are gravitationally bound regions where galaxies form and evolve most halos are continually accreting matter, matter that includes the gas that can eventually cool to form stars. The value z1/2 can be considered a proxy for the formation time of the dark matter halo, with high values corresponding to halos that formed earlier in the history of the Universe.

Both Figure 2 and Figure 3 display the specific star formation rate (sSFR) for a sample of star-forming EAGLE galaxies, plotted against their stellar mass. The sSFR is defined in the same way as the SFR but is also divided by the stellar mass of the galaxy. The authors note that the sSFR is displayed rather than the SFR purely to aid with visualisation of their results, and that the same results are obtained for the SFR.

الشكل 2: sSFR by Mنجمة, colour bar indicates the redshift that the halo formed half its current mass, a proxy for halo formation time. Galaxies with a SFR=0 are displayed as having a SFR = 10 -3 M⊙/yr for visualisation purposes. Figure 11 in the paper.

Figure 2 shows that the scatter in the sSFR is strongly related to halo formation time for galaxies of Mنجمة < 10 10 M⊙ , with halos that form earlier tending to have a present day sSFR below the median value. This connection between a galaxy’s SFR and the formation time of the halo highlights that the observable properties of galaxies are fundamentally intertwined with the underlying large scale structure of the Universe. While this connection is important in explaining the diversity in sSFRs at low stellar masses, no relationship between sSFR and z1/2 is seen at higher stellar masses, indicating that other processes may be dominating at Mنجمة > 10 10 M⊙ .

الشكل 3: sSFR by Mنجمة, colour bar indicates the change in BH mass relative to halo mass, a proxy for accumulated AGN feedback energy. Galaxies with a SFR=0 are displayed as having a SFR = 10 -3 M⊙/yr for visualisation purposes. Figure 15 in the paper.

Based on previous work with the EAGLE simulation, the authors go on to propose that the effect of active galactic nuclei (AGN) feedback may be responsible for the scatter in the Mنجمة > 10 10 M⊙ regime, such that galaxies that have experienced relatively large amounts of AGN feedback may be more likely to exhibit lower present-day sSFRs due to the effect of quenching. The efficiency of black hole growth is used as a proxy for the total accumulated energy due to AGN feedback (see Figure 3). While this relationship seems to hold for galaxies in the 10 9.5 M⊙ < Mنجمة < 10 10.5 M⊙ mass range, the relationship doesn’t extend to galaxies of low or high Mنجمة . In the case of low stellar mass galaxies, the absence of this relationship is expected since AGN feedback is unlikely to play a significant role in quenching low mass galaxies, compared to mechanisms such as supernovae-driven feedback. The authors suggest that at Mstar > 10 10.5 M⊙ , most galaxies are already quenched, which may be why no significant trend can be seen.

In summary, today’s paper uses the EAGLE simulation to identify the physical reasons for the scatter in the MS. A clear mass dependence on the processes that drive the scatter is discovered, with the assembly history of dark matter halos being relevant for lower stellar mass galaxies, and the effects of AGN feedback becoming more important at intermediate to high galaxy stellar masses. Ultimately, the results of today’s paper imply that the majority of scatter in the MS can be explained by physical processes that occur over long timescales, highlighting that a galaxy’s past can have a significant effect on its present day observable properties.


Extended Data Figure 1 The مBH/σ correlation.

The black-hole masses, مBH, and host-galaxy velocity dispersions, σه, of the 21 core galaxies (red dots, with 1σ error bars) shown in Figs 3 and 4. The dashed, dotted and solid lines show recent fits (from refs 10, 11 and 12, respectively) to the مBHσ correlation for all early-type galaxies (including both cored and coreless galaxies) and classical bulges with dynamically measured مBH. The black hole in NGC 1600 is ten times more massive than would be expected given the galaxy’s velocity dispersion (σه = 293 km s −1 ).

Extended Data Figure 2 Surface brightness profile of NGC 1600.

أ, The circularized surface brightness distribution of NGC 1600 (filled circles) and the best-fit core-Sérsic model (red line the best-fit parameters of the core-Sérsic function are quoted). The blue dotted line indicates the inward extrapolation of the outer Sérsic component. From the integrated difference between the blue and the red curves, we derive a ‘light deficit’ of إلdef = 9.47 × 10 9 إل . ب, The difference between the data points in panel أ and the core-Sérsic fit. Surface brightnesses are given in mag arcsec −2 in the R-band.

Extended Data Figure 3 Best-fit مBH values for NGC 1600 and confidence intervals.

The relative likelihood of different مBH values, marginalized over م /إل, صDM و الخامسDM (shaded area the likelihood is arbitrarily scaled). The best-fit values and confidence intervals are derived from the cumulative likelihood distribution 43 and indicated by the vertical lines. The red line shows , where χ 2 (مBH) is the minimum of all models with the same مBH, but different م /إل, صDM و الخامسDM is the minimum of χ 2 (مBH) over مBH.

Extended Data Figure 4 Stellar velocity data and best-fit dynamical model.

These data are shown for NGC 1600 (filled grey and orange circles, with 1σ error bars), together with the best-fit model (smoothed over 0.05 dex in log radius solid red curves). Observed LOSVDs of galaxies are approximately Gaussian and are commonly parameterized by a Gauss–Hermite series expansion 62,63 . The mean stellar velocity الخامس (in أ) and velocity dispersion σ (in ب) correspond to the centre and the width, respectively, of the best Gaussian approximation. Higher-order Hermite coefficients حن (in جF) quantify deviations from a pure Gaussian LOSVD. Most data points at ص < 4 arcsec came from our GMOS IFS observations (orange dots). Data at larger radii came from our Mitchell IFS observations (grey dots).

Extended Data Figure 5 The enclosed mass of NGC 1600.

أ, The enclosed stellar mass (م , blue), dark-halo mass (مDM, red), black-hole mass (مBH, grey) and combined total mass (black) obtained in our model from the smallest resolved radius (point-spread-function, PSF, size) out to 20 kpc (Mitchell IFU size). ب, An illustration of the excessive م /إل gradient (dotted pale blue curve) that would be required for a hypothetical population of unresolved central dwarf stars to explain 10% of NGC 1600’s measured مBH. The stellar mass-to-light ratio would have to increase by about a factor of ten (dotted pale blue curve) over our best-fit constant value (dashed blue curve). Observations of other galaxies suggest that extreme populations of dwarf stars can increase م /إل by a factor of up to three.

Extended Data Figure 6 The anisotropy of stellar orbits in core galaxies.

In NGC 1600 (red line) and similar galaxies with cores 12,18 (grey lines), the stellar velocity distribution is anisotropic. The anisotropy parameter, , is positive when most of the stars move along radially stretched orbits, and negative when the stellar orbits are predominantly tangential. Inside the diffuse, low-surface-brightness core region (صصب), tangential motions dominate. The shaded area indicates the range of anisotropies found in numerical ن-body simulations of the core scouring mechanism 58,64 .


شاهد الفيديو: إلا بسلطان - الثقوب السوداء - الخنس - الدكتور خالد العبيدي (قد 2022).