Астрономия

Верно ли соотношение массы черной дыры и звездной массы галактики для галактик с чрезвычайно малой массой?

Верно ли соотношение массы черной дыры и звездной массы галактики для галактик с чрезвычайно малой массой?


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.

На прошлой неделе я прочитал препринт (Palmese & Conselice 2020), в котором говорилось, что недавнее обнаружение гравитационных волн GW190521 могло быть конечным результатом слияния двух чрезвычайно маломассивных галактик. Каждая черная дыра изначально должна была находиться в центре одной из двух галактик, и они слились бы воедино. $ sim4 $ Гыр после слияния галактик.

Сценарий требует двух ультракарликовых галактик масс $ M sim10 ^ 5 text {-} 10 ^ 6M _ { odot} $. Авторы рассчитывают это, используя степенное соотношение между галактической звездной массой. $ M _ * $ и масса черной дыры $ M _ { text {BH}} $ эмпирически установлено Reines & Volonteri 2015: $$ log (M _ { text {BH}}) = alpha + beta log (M _ * / 10 ^ {11} M _ { odot}) $$ Однако, как и некоторые другие предположения Пальмезе и Конселиче, этот степенной закон был получен при рассмотрении гораздо более массивных галактик, подавляющее большинство которых попадают в диапазон $ 10 ^ {9.5} M _ { odot}<>. Даже галактика с наименьшей массой в этой выборке находится чуть ниже $ sim10 ^ {9.5} M _ { odot} $.

В таком случае мой вопрос заключается в следующем: можем ли мы экстраполировать такой чисто эмпирический результат на галактики с чрезвычайно малой массой, которые могли быть вовлечены в слияние? Я предполагаю, что это не обязательно, и авторы использовали эту форму только из-за полного отсутствия данных, касающихся маломассивных галактик с чрезвычайно маломассивными центральными черными дырами - кажется трудным, если не невозможным, обнаружить черные дыры $ 60 text {-} 90 млн _ { odot} $ в маломассивных и предположительно очень тусклых галактиках за пределами локальной вселенной.


Я занимаюсь исследованием соотношения масс центральной сверхмассивной чёрной дыры и галактики. В ходе своих исследований я наткнулся на множество работ, посвященных наблюдениям этой связи. Практически все они имели диапазон масс до $ ~ 10 ^ {10} M_ odot до ~ 10 ^ {13} M_ odot $ как масса гало ТМ. Тогда как масса сверхмассивной чёрной дыры находилась в диапазоне $ ~ 10 ^ {6} M_ odot до ~ 10 ^ {11} M_ odot $ в локальной вселенной.

Вот некоторые моменты, на которые следует обратить внимание:

  1. Даже в локальной вселенной существуют ограничения для наблюдений. В локальной вселенной у нас мало данных о маломассивном гало SMBH-DM. (Это не означает, что не так много гало SMBH-DM с малой массой для изучения. Я говорю только о локальной вселенной.)
  2. Это соотношение масс имеет зависимость от красного смещения, что можно увидеть, когда мы наблюдаем сверхмассивные ЧД на больших красных смещениях.

Итак, из-за этих двух ограничений мы не можем с помощью наблюдений доказать соотношение масс между галактиками с малой массой и центральными ЧД с чрезвычайно малой массой. Если мы попытаемся изучить большие красные смещения, у нас будут как ограничения для наблюдений (ЧД с малой массой чрезвычайно трудно обнаружить), так и зависимость красного смещения от локального соотношения.

Возможно, что степенная зависимость может быть экстраполирована даже для маломассивных систем, но есть также шанс, что маломассивные системы будут следовать совершенно другой тенденции. Невозможно доказать это с помощью наблюдений (по крайней мере, на данный момент). Возможно, усовершенствование технологии гравитационных волн в будущем может помочь.

Феррарезе Л. 2002 Шимасаку К. 2019 Корменди и Хо 2013 Бассем М. Сабра 2015

Есть много других статей, на которые ссылаются авторы этих статей. Некоторые из этих работ получили признание и имеют 2000 цитирований.


Согласно теореме об отсутствии волос, черная дыра может обладать только тремя фундаментальными свойствами: массой, электрическим зарядом и угловым моментом (вращением). Считается, что все черные дыры, образованные в природе, имеют какое-то вращение. Вращение звездной черной дыры происходит из-за сохранения углового момента звезды или объектов, которые ее создали.

Гравитационный коллапс звезды - это естественный процесс, в результате которого может образоваться черная дыра. Это неизбежно в конце жизни большой звезды, когда все звездные источники энергии исчерпаны. Если масса коллапсирующей части звезды ниже предела Толмана – Оппенгеймера – Волкова (TOV) для нейтронно-вырожденной материи, конечным продуктом будет компактная звезда - либо белый карлик (для масс ниже предела Чандрасекара), либо нейтронная звезда или (гипотетическая) кварковая звезда. Если коллапсирующая звезда имеет массу, превышающую предел TOV, дробление будет продолжаться до тех пор, пока не будет достигнут нулевой объем и вокруг этой точки в космосе не образуется черная дыра.

Максимальная масса, которой может обладать нейтронная звезда (не превращаясь в черную дыру), полностью не изучена. В 1939 году она была оценена в 0,7 солнечной массы, что называлось пределом ТОВ. В 1996 году, согласно другой оценке, эта верхняя масса находилась в диапазоне от 1,5 до 3 масс Солнца. [4]

Согласно общей теории относительности, черная дыра может существовать любой массы. Чем меньше масса, тем выше должна быть плотность вещества, чтобы образовалась черная дыра. (См., Например, обсуждение радиуса Шварцшильда, радиуса черной дыры.) Нет никаких известных процессов, которые могли бы производить черные дыры с массой меньше, чем масса Солнца в несколько раз. Если такие маленькие черные дыры существуют, то они, скорее всего, являются первичными черными дырами. До 2016 года самая большая из известных звездных черных дыр имела массу 15,65 ± 1,45 Солнца. [5] В сентябре 2015 года вращающаяся черная дыра массой 62 ± 4 солнечных была обнаружена гравитационными волнами, поскольку она образовалась в результате слияния двух меньших черных дыр. [6] По состоянию на июнь 2020 года [обновление] в двойной системе 2MASS J05215658 + 4359220 сообщалось [7], что в ней находится самая маленькая черная дыра, известная в настоящее время науке, с массой 3,3 массы Солнца и диаметром всего 19,5 км.

Имеются данные наблюдений о двух других типах черных дыр, которые намного массивнее звездных черных дыр. Это черные дыры средней массы (в центре шаровых скоплений) и сверхмассивные черные дыры в центре Млечного Пути и других галактик.

Звездные черные дыры в тесных двойных системах наблюдаются, когда материя передается от звезды-компаньона к черной дыре, выделение энергии при падении к компактной звезде настолько велико, что вещество нагревается до температур в несколько сотен миллионов градусов и излучается в X -лучей. Таким образом, черную дыру можно наблюдать в рентгеновских лучах, а звезду-компаньона можно наблюдать с помощью оптических телескопов. Выделение энергии для черных дыр и нейтронных звезд одного порядка величины. Поэтому черные дыры и нейтронные звезды часто трудно отличить.

Однако нейтронные звезды могут обладать дополнительными свойствами. Они демонстрируют дифференциальное вращение, могут иметь магнитное поле и вызывать локальные взрывы (термоядерные взрывы). Когда бы ни наблюдались такие свойства, компактный объект в двойной системе обнаруживается как нейтронная звезда.

Полученные значения масс получены из наблюдений компактных источников рентгеновского излучения (объединение рентгеновских и оптических данных). Все идентифицированные нейтронные звезды имеют массу менее 3,0 масс Солнца, ни одна из компактных систем с массой более 3,0 масс Солнца не проявляет свойств нейтронной звезды. Сочетание этих фактов делает все более вероятным, что класс компактных звезд с массой выше 3,0 масс Солнца на самом деле является черными дырами.

Обратите внимание, что это доказательство существования звездных черных дыр не является полностью наблюдательным, но основывается на теории: мы не можем придумать другого объекта для этих массивных компактных систем в звездных двойных системах, кроме черной дыры. Прямым доказательством существования черной дыры может быть наблюдение за орбитой частицы (или облака газа), падающей в черную дыру.

Большие расстояния над галактической плоскостью, достигаемые некоторыми двойными системами, являются результатом натальных ударов черной дыры. Распределение скоростей натальных ударов черной дыры похоже на распределение скоростей ударов нейтронной звезды. Можно было ожидать, что это будут те же импульсы, что и черные дыры, получившие меньшую скорость, чем нейтронные звезды, из-за их более высокой массы, но это, похоже, не так, [8] что может быть связано с падением задняя часть асимметрично вытесненной материи, увеличивающая импульс образовавшейся черной дыры. [9]

Некоторые модели звездной эволюции предсказывают, что черные дыры с массами в двух диапазонах не могут быть непосредственно образованы гравитационным коллапсом звезды. Иногда их различают как «нижний» и «верхний» промежутки между массами, примерно представляя диапазоны от 2 до 5 и от 50 до 150 солнечных масс (M ), соответственно. [10] Другой диапазон значений для верхнего зазора - от 52 до 133 м. . [11] 150 млн считается верхним пределом массы звезд в нынешнюю эпоху Вселенной. [12]

Меньший разрыв в массе Править

Более низкий разрыв в массах подозревается на основании нехватки наблюдаемых кандидатов с массами в пределах нескольких масс Солнца выше максимально возможной массы нейтронной звезды. [10] Существование и теоретическая основа этого возможного пробела сомнительны. [13] Ситуация может быть осложнена тем фактом, что любые черные дыры, обнаруженные в этом диапазоне масс, могли быть созданы путем слияния двойных систем нейтронных звезд, а не звездного коллапса. [14] Коллаборация LIGO / Virgo сообщила о трех событиях-кандидатах среди своих наблюдений за гравитационными волнами в серии O3 с массами компонентов, которые попадают в этот меньший разрыв масс. Также сообщалось о наблюдении яркой, быстро вращающейся гигантской звезды в двойной системе с невидимым спутником, не излучающим света, включая рентгеновские лучи, но имеющим массу 3,3 +2,8.
−0,7 массы Солнца. Это интерпретируется как предположение, что может быть много таких черных дыр с малой массой, которые в настоящее время не потребляют какой-либо материал и, следовательно, не могут быть обнаружены с помощью обычной рентгеновской сигнатуры. [15]

Верхний разрыв массы Править

Верхний разрыв в массах предсказывается исчерпывающими моделями поздней стадии звездной эволюции. Ожидается, что с увеличением массы сверхмассивные звезды достигнут стадии, когда возникает сверхновая с парной нестабильностью, во время которой образование пар, образование свободных электронов и позитронов при столкновении между атомными ядрами и энергичными гамма-лучами временно снижает внутреннее давление, поддерживающее ядро звезды против гравитационного коллапса. [16] Это падение давления приводит к частичному коллапсу, который, в свою очередь, вызывает сильно ускоренное горение при неуправляемом термоядерном взрыве, в результате чего звезда полностью разлетается на части, не оставляя после себя звездного остатка. [17]

Сверхновые с парной нестабильностью могут возникать только в звездах с массой от 130 до 250 масс Солнца (M ) (и от низкой до умеренной металличности (низкое содержание элементов, кроме водорода и гелия - обычная ситуация для звезд населения III)). Однако ожидается, что этот разрыв в массах будет увеличен примерно до 45 масс Солнца в результате процесса парной нестабильности пульсационной потери массы, прежде чем произойдет «нормальный» взрыв сверхновой и коллапс ядра. [18] У невращающихся звезд нижняя граница верхнего разрыва масс может достигать 60 M . [19] Возможность прямого коллапса в черные дыры звезд с массой ядра> 133 M , требующая полной звездной массы & gt 260 M был рассмотрен, но может быть мало шансов наблюдать такой остаток сверхновой большой массы, то есть нижняя граница верхнего зазора масс может представлять собой ограничение массы. [11]

Наблюдения системы LB-1 звезды и невидимого спутника первоначально интерпретировались как черная дыра с массой около 70 масс Солнца, которая не учитывалась бы из-за верхнего разрыва масс. Однако дальнейшие исследования ослабили это утверждение.

Черные дыры также могут быть обнаружены в разрыве массы с помощью механизмов, отличных от тех, которые связаны с одной звездой, таких как слияние черных дыр.

Наша галактика Млечный Путь содержит несколько кандидатов в черные дыры звездной массы (BHC), которые ближе к нам, чем сверхмассивная черная дыра в области центра галактики. Большинство из этих кандидатов являются членами рентгеновских двойных систем, в которых компактный объект отбирает материю от своего партнера через аккреционный диск. Вероятные черные дыры в этих парах варьируются от трех до более десятка солнечных масс. [20] [21] [22]

Внегалактическое Править

Кандидаты за пределами нашей галактики появляются в результате обнаружения гравитационных волн:

За пределами нашей галактики
Имя Масса BHC
(солнечные массы)
Компаньон масса
(солнечные массы)
Орбитальный период
(дней)
Расстояние от Земли
(световых лет)
Местоположение [23]
GW150914 (62 ± 4) М 36 ± 4 29 ± 4 . 1.3 миллиарда
GW170104 (48,7 ± 5) М 31.2 ± 7 19.4 ± 6 . 1,4 миллиарда
GW151226 (21,8 ± 3,5) M 14.2 ± 6 7.5 ± 2.3 . 2,9 миллиарда

Исчезновение N6946-BH1 после неудачной сверхновой в NGC 6946 могло привести к образованию черной дыры. [31]


Представляем: массивная черная дыра

Заголовок: Чрезмерно массивная черная дыра в компактной линзообразной галактике NGC1277
Авторы: Ремко К. Э. ван ден Бош, Карл Гебхардт, Кайхан Гюлтекин, Гленн ван де Вен, Арьен ван дер Вел и Йонель Л. Уолш
Первый автор & # 8217s Учреждение: Институт астрономии Макса Планка, Гейдельберг, Германия

Рисунок 1: Отношение M-сигма (линия) и некоторые наблюдения, которые его подтверждают

Это классическая проблема курицы и яйца: куда бы вы ни посмотрели в ночном небе, кажется, что галактики приходят со сверхмассивной черной дырой (СМЧД) в их центрах? Или черные дыры всегда появляются вместе с галактиками? За последнее десятилетие или около того стало все более ясно, что галактики и СМЧД очень тесно связаны, однако природа этой связи менее ясна. Самым большим достижением астрономов является открытие отношения M-сигма, которое связывает массу сверхмассивной черной дыры (M) галактики (M) с дисперсией скоростей звезд (сигма) в выпуклости галактики (8217) ( Мы довольно много писали об этой связи на Astrobites: здесь и здесь). Идея, лежащая в основе этой связи, заключается в том, что черная дыра, находясь в центре галактики, влияет на орбиты звезд поблизости в балджу. Очень массивная черная дыра соответствует сильно разбросанному распределению звездных скоростей.

Отношение M-sigma полезно при определении масс сверхмассивных чёрных дыр в галактиках, которые слишком далеки для прямого измерения массы. Все, что нужно, - это измерение сигмы. Однако отношение в его нынешней форме действительно имеет потенциальные недостатки. Есть много галактик, у которых, похоже, нет сверхмассивных ЧД в центре, и неясно, допускает ли это отношение M-сигма, или же сверхмалые ЧД просто слишком малы для того, чтобы мы могли их обнаружить. Это проблема с эмпирически определенными отношениями, они настолько хороши, насколько хороши данные, которые у вас есть на данный момент. Возможно, отношение М-сигма ведет себя по-разному в отношении малой или большой массы вещей, о которых свидетельствуют некоторые недавние наблюдения.

Несколько астрономов измерили свойства галактики NGC 1277, линзовидной галактики, расположенной в 220 миллионах световых лет от Млечного Пути в созвездии Персея. Наблюдение за этой галактикой было частью более крупного продолжающегося исследования, известного как HET Massive Galaxy Survey. На данный момент проанализировано около 700 наблюдений. В частности, авторы отметили, что шесть галактик обладают некоторыми необычными свойствами. Что привлекло внимание авторов, так это то, что эти галактики имели эффективный радиус менее 3 кпк и дисперсию скоростей более 350 км / с. По сути, они очень маленькие, но, по всей видимости, внутри них находится очень большая SMBH.

Из этих шести NGC 1277 была самой впечатляющей. Используя изображения галактики с высоким разрешением, полученные с помощью космического телескопа Хаббла, и данные звездной кинематики, собранные в обзоре (этот процесс был подробно описан в предыдущем Astrobite), авторам удалось определить массу сверхмассивной черной дыры в NGC 1277, равную 17 ± 3 × 10 ^ 9 M⊙. Это открытие примечательно по нескольким причинам. Мало того, что это, возможно, самая массивная черная дыра из когда-либо наблюдавшихся, она также расположена внутри довольно маленькой компактной галактики. Масса этой гигантской черной дыры составляет 14% массы галактики и 59% массы балджа. Для сравнения, большинство черных дыр составляют всего 0,1% массы балджа. Другие тяжеловесы достигли лишь 11% (NGC 4486B). 59% действительно замечательно. Черная дыра в NGC 1277, большая рыба в маленьком пруду, получила прозвище сверхмассивная черная дыра авторами.

NGC 1277, увиденная космическим телескопом Хаббла. В центре этой галактики находится сверхмассивная черная дыра, имеющая 17 миллиардов солнечных масс и составляющая 14% от общей массы галактики.

Если черная дыра еще не была достаточно примечательной, ее тайна становится еще глубже, если поместить ее в контекст отношения M-сигма. Соотношение предсказывает, что в NGC 1277 должна быть центральная сверхмассивная ЧД с массой 2,4 × 10 ^ 9 M⊙. СМЧД превышает это значение в 2 раза. Семь. Этот монстр черной дыры не подчиняется соотношению & # 8220rules & # 8221 M-sigma. И он не единственный! Предыдущие исследования показали, что NGC 4486B и Henize 2-10 также значительно превосходят предсказание M-sigma. Есть даже некоторые галактики, масса которых не соответствует массе, предсказанной соотношением M-сигма.

Последствия этого неясны. Может ли быть, что отношение М-сигма не выполняется для относительно больших или малых ЧД? Возможно, связь действительно сохраняется, и рассматриваемые черные дыры - просто выбросы, расположенные в хвостах распределения. На самом деле пока нет возможности узнать. Авторы признают: чтобы ответить на этот вопрос, необходимы дополнительные измерения черной дыры, начиная с других пяти интересных случаев, которые они выявили, но еще не изучили подробно.

Тем не менее, нет никаких сомнений в том, что СМЧД и их родительские галактики имеют тесные отношения. Понимание этой взаимосвязи может в конечном итоге привести к лучшему пониманию того, как эволюционировали галактики и какую роль, если таковая была, сыграли сверхмассивные ЧД в этой эволюции. Таким образом, вопрос остается открытым: что появилось раньше, SMBH или родительская галактика? И как галактика и СМЧД влияют на эволюцию других галактик? Это большая головоломка, и было найдено много деталей. Уловка состоит в том, чтобы соединить их вместе.


Искать в этом блоге

Масса - это основная величина. Сколько материала содержит астрономический объект? Для галактики масса может означать много разных вещей: масса ее звезд, звездных остатков (например, белых карликов, нейтронных звезд), атомарного газа, молекулярных облаков, плазмы (ионизированный газ), пыли, глобул Бока, черных дыр, обитаемых планет. , биомасса, разумная жизнь, очень маленькие камни - все это очень разные числа для одной и той же галактики, потому что галактики содержат много разных вещей. Две вещи, которые многие ученые считают очень важными, - это звездная масса галактики и масса гало ее темной материи.

Масса гало галактики из темной материи малоизвестна. Большинство измерений обеспечивают только нижние пределы, поскольку индикаторы исчезают до того, как будет достигнут какой-либо свободный конец. Следовательно, & # 8220total & # 8221 масса - довольно условная величина. Поэтому мы приняли в качестве условного обозначения массу M200 содержится в сверхплотности, в 200 раз превышающей критическую плотность Вселенной. Это выбор, мотивированный экс-теорией, для неудовлетворительного объяснения которой потребовался бы целый пост, поэтому не ставьте под сомнение условность: все варианты плохие, поэтому мы придерживаемся его.

Одна из давних проблем парадигмы холодной темной материи заключается в том, что функция светимости галактик должна быть крутой, но наблюдается мелкая глубина. Этот эскиз показывает основную проблему. Ожидается, что числовая плотность гало темной материи как функция массы будет степенным законом & # 8211, который будет хорошо определен после того, как станет известна космология и принято соглашение о массе. Очевидное ожидание состоит в том, что функция светимости галактики должна быть просто пониженной версией функции массы гало: одна галактика на гало, со звездной массой, пропорциональной массе гало. Это было настолько очевидным предположением [являющимся условием (i) канонического образования галактик в LCDM], что оно не подвергалось серьезным сомнениям в течение более десяти лет. (Второстепенный момент: снижение массы может быть связано с временем остывания газа: Вселенная не успела остыть и собрать галактику с массой выше некоторого порогового значения, но у более мелких объектов было достаточно времени для охлаждения и охлаждения газа. образуют звезды.)

Плотность галактик (синий) и гало темной материи (красный) как функция их массы. Наше исходное ожидание находится слева: функция масс галактики должна быть версией функции масс гало, сдвинутой вниз, вплоть до предела охлаждения газа. Пунктирные серые линии показывают соответствие галактик гало пропорциональной массы темной материи: M* = мd M200. Справа - текущая картина обилия, соответствующая серым линиям, соединяющим галактики с гало темной материи с равной космической плотностью, в которой они должны находиться. Фактически, мы делаем коэффициент пропорциональности md скользящий, зависящий от массы коэффициент выдумки.

Функция светимости галактики не похожа на сдвинутую версию функции масс гало. На слабом конце у него неправильный уклон. Ни в коем случае размер сдвига не равен тому, что можно было бы ожидать от массы доступных барионов. Коэффициент пропорциональности md слишком мала, это иногда называют проблемой переохлаждения, поскольку для образования звезд должно было бы остыть гораздо больше барионов, чем это очевидно. Так что, помимо формы и нормализации, это отличное совпадение.

Мы были одержимы этой проблемой все & # 821790-е. В какой-то момент я подумал, что решил это. Галактики с низкой поверхностной яркостью были недостаточно представлены в обзорах галактик. Их нельзя было полностью упустить, но их массы можно было систематически недооценивать. Это может иметь большое значение, потому что соответствующие поправки на громкость огромны. Небольшая систематика по массе увеличилась бы в большую по плотности. К сожалению, после непродолжительного периода оптимизма стало ясно, что это не поможет решить всю проблему, которая сохраняется.

Примерно в 2000 году локальная версия проблемы стала известна как проблема с пропавшими спутниками. Это смещенная вниз версия рассогласования между функцией светимости галактики и функцией массы гало, которая пронизывает всю Вселенную: наблюдаются несколько маленьких галактик, а многие предсказываются. Чтобы дать визуальную жизнь числам, о которых мы говорим, вот изображение темной материи в моделировании галактики размером с Млечный Путь:

Темная материя в моделировании Via Lactea (Диманд и др., 2008). Центральная область - это главное гало темной материи, которое может содержать большую галактику, такую ​​как Млечный Путь. Все меньшие капли - субгало. Типичное гало темной материи размером с галактику должно содержать много, многие субгало. Мы наивно ожидаем, что каждое субгало будет содержать карликовую галактику-спутник. Структура в CDM безмасштабная, поэтому крупные галактики должны выглядеть как миниатюрные скопления галактик.

Напротив, у реальных галактик гораздо меньше спутников, которые попадают в глаза:

К 2010 году мы отказались от этого и решили просто признать, что этот аспект Вселенной слишком сложен для предсказания. Теперь история состоит в том, что обратная связь изменяет форму функции яркости как на слабом, так и на ярком концах. Как именно зависит от того, кого вы спросите, но предсказанная функция массы гало неприкосновенна, поэтому должны быть физические процессы, которые делают это так. (Это пример принципа Френка в действии.)

Не имея предсказательной теории, теоретики вместо этого придумали хитрый трюк, чтобы связать галактики с гало их темной материи. Это стало известно как сопоставление изобилия. Мы измеряем плотность галактик как функцию звездной массы. Теоретически мы знаем, какой должна быть плотность гало темной материи в зависимости от массы гало. Затем мы сравниваем их: галактики данной плотности живут в гало соответствующей плотности, как показано горизонтальными серыми линиями на правой панели рисунка выше.

Сейчас был предпринят ряд попыток количественно оценить это. На рисунке ниже приведены четыре примера (ссылки см. В этой статье) вместе с оценками кинематической массы.

Отношение массы звезды к массе гало как функция массы гало темной материи. Линии представляют соотношения соответствия обилия, полученные путем отнесения галактик к гало темной материи на основе их космического обилия. Точки представляют собой независимые оценки массы гало, основанные на кинематике (McGaugh et al. 2010). Горизонтальная пунктирная линия представляет максимальную звездную массу, которая могла бы возникнуть, если бы все имеется в наличии барионы превратились в звезды. (Математически это происходит, когда md равна доле космических барионов, около 15%.)

Соотношения сопоставления обилия имеют максимум около гало с массой 10 12 M и падают в обе стороны. Это соответствует изгибу функции светимости галактики. По какой-то причине гало такой массы, по-видимому, наиболее эффективно превращает имеющиеся барионы в звезды. Форма этих соотношений означает, что существует нелинейная связь между массой звезды и массой гало. В конце низкой массы большой диапазон звездных масс сжимается до небольшого диапазона масс гало. Противоположное происходит при большой массе, когда наиболее массивными галактиками обычно считается "центральная" галактика скопления галактик. Мы относим самые массивные гало к большим галактикам, понимая, что они могут быть окружены множеством субгало, каждое из которых содержит скопление галактик.

Примерно в то же время я сделал похожий график, но с использованием кинематических измерений для оценки массы гало. Оба метода чреваты потенциальной систематикой, но они, кажется, достаточно хорошо согласуются - по крайней мере, в диапазоне, проиллюстрированном выше. Это становится хитроумным выше и ниже этого. Согласие особенно хорошо для галактик с меньшей массой. Кажется, что у самых массивных отдельных галактик есть отклонение, но зачем беспокоиться об этом, когда стекло заполнено на 3/4?

Пропустив десять лет вперед, некоторые люди думают, что мы решили проблему с пропавшим спутником. Одним из ключевых ингредиентов этого решения является то, что Млечный Путь находится в ореоле, который находится на нижнем конце диапазона масс, который традиционно оценивался для него (от 1 до 2 x 10 12 M). Это помогает, потому что количество субгало зависит от массы: скопления - это большие гало с множеством гало размером с галактику. Млечный Путь - гало размером с галактику с множеством меньших субгало. Реальность так не выглядит, но меньшая масса означает меньшее количество субгало, так что это помогает. Этого не достаточно. Мы должны задействовать эффекты обратной связи, чтобы сделать связь между светом и массой нелинейной. Тогда спутники с наименьшей массой могут быть слишком тусклыми, чтобы их можно было обнаружить: эффекты отбора должны выполнять большую работу. Это также помогает предположить, что распределение спутников изотропно, что кажется верным в моделировании, но не настолько в действительности, когда известные карликовые спутники занимают плоское распределение. Нам также нужно как-то решить проблему слишком большого размера, чтобы потерпеть неудачу, когда кажется, что более массивные субгало вообще не заняты светящимися галактиками. Учитывая все это, мы вроде как можем попасть в нужное место. Вроде, вроде как, при условии, что мы живем в галактике, масса гало которой ближе к 10 12 M чем до 2 х 10 12 М.

На заседании МАС в Шанхае (в июле 2019 года, до введения ограничений на поездки) тема Млечного Пути подробно обсуждалась. Поскольку это наша родная галактика, есть много способов ограничить массу, некоторые из которых используют трассеры, которые выходят на большие расстояния, чем мы можем получить где-либо еще. Спикер за спикером использовали разные методы, чтобы прийти к аналогичному выводу, с хеджированием консенсуса на низком уровне (примерно 1 & # 8211 1,5 x 10 12 M). Хорошим последствием будет то, что проблема с отсутствующим спутником больше не будет проблемой.

Галактики в целом и Млечный Путь в частности - разные и в значительной степени разные подполя. Разные данные изучаются разными людьми с разными культурами. В ходе обсуждения в конце сеанса Питер ван Доккум указал, что с точки зрения других галактик масса гало должна определяться соответствием изобилия, которое для такой галактики, как Млечный Путь, должно быть больше похоже на 3 x 10 12. M, значительно больше, чем кто-либо предполагал, но его трудно исключить, потому что большая часть этой массы может находиться на расстояниях, недоступных для доступных индикаторов.

Это не было воспринято хорошо.

После сеанса был перерыв на кофе, и я случайно оказался в очереди рядом с Питером. Я все еще обрабатывал его комментарий и решил, что он прав & # 8211 с определенной точки зрения. Итак, мы поговорили об этом и закончили работу над сюжетом ниже, который появляется в небольшой исследовательской заметке. (Для тех, кто разбирается в этой области, можно предположить, что мы с Питером ненавидим друг друга. Это неправда, но мы часто не соглашаемся, поэтому тот факт, что мы делать согласен, это само по себе достойно упоминания.)

Местная группа и две ее самые массивные галактики, Млечный Путь и Андромеда (M31), в плоскости массы звездной массы и гало. Линии - это соотношения соответствия изобилия сверху. См. McGaugh & amp van Dokkum для получения дополнительной информации. Остальные галактики Местной группы все выпадают за пределы этого графика и не составляют ничего близкого ни к Млечному Пути, ни к Андромеде.

Млечный Путь и Андромеда - это 10 12 М гориллы Местной группы. Есть много десятков карликовых галактик, но ни одна из них не сопоставима по массе, даже с учетом увеличения, обеспечиваемого нелинейной зависимостью между массой и светимостью. С астрономической точностью по массе Млечный Путь плюс Андромеда находятся Местная группа. Есть много различных ограничений, как для каждой галактики в отдельности, так и для Местной группы в целом. В любом случае, все три сущности лежат далеко от отношения, ожидаемого от сопоставления изобилия.

Есть несколько способов получить это отсюда. Можно было бы предположить, что сопоставление обилия правильное, и мы недооценили массу с помощью других измерений. Это происходит постоянно с кривыми вращения, которые обычно не заходят достаточно далеко в ореол, чтобы дать хорошее ограничение на общую массу. Это трудно поддерживать для Местной группы, где у нас есть множество индикаторов в виде карликовых спутников, а также существуют ограничения на движения галактик в еще больших масштабах. Более того, большая масса будет трагичной для проблемы с пропавшим спутником.

Вместо этого можно было бы представить, что есть некоторый разброс в соотношении соответствия изобилия, и что мы просто живем в галактике, которая имеет несколько низкую массу для ее светимости. Это почти разумно для Млечного Пути, поскольку есть некоторое совпадение между кинематическими оценками массы и ожиданиями совпадения численности. Но проблема с отсутствующим спутником снова укусит, если мы не уйдем довольно далеко от центрального значения соотношения соответствия численности. Другие галактики, похожие на Млечный Путь, должны находиться на другом конце спектра, с большей массой и большим количеством спутников. Сейчас ведется большая работа по поиску спутников вокруг других спиралей, что является тяжелой работой (см. NGC 6946 выше). Несомненно, существует разброс в количестве спутников от системы к системе, но является ли это теоретически разумным или достаточным для объяснения нашего Млечного Пути, пока не ясно.

В литературе есть тенденция использовать разброс, когда и где это необходимо. Здесь важно иметь в виду, что в соотношении Талли-Фишера небольшой разброс. 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 огромный 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 assume 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. For example:

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 а также 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:

В 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*-M200 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.


Благодарности

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 и другие. 51 have found accreting black holes in galaxies comprised predominantly of old stars, while Izotov and Thuan 47 , Reines и другие. 59 , and Jia и другие. 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 MBH 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 z≳ 3 this is basically due to the fact that BH grow only when interactions are effective, i.e. at high redshifts z≳ 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 z≲ 2, though at a lower rate [see Fig. 2(a)]. In terms of the ratio Γ(z) 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 M≥ 10 5 M). A striking feature of such a distribution is the modest increase of Γ(z) for z≲ 3 as opposed to its rapid upturn at higher redshifts z≳ 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 z, the fraction of objects with excess Γ(z). 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 z, the fraction of objects with excess Γ(z). 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 z-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(z) is a strong function of the BH mass. Such a strong mass dependence of Γ(z) is illustrated by Fig. 8 (left-hand panel), where we show with the contours the в среднем values Γ(z) as a function of the final (z= 0) BH mass (represented in the у-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 MBH≥ 10 9 M at high redshifts z≳ 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 ≤z≤ 2, while the low values of Γ observed in SMG at 2 ≤z≤ 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 (Икс-axis) corresponding to BH with a given final mass (у-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 M*≥ 10 12 M as a function of log Γ is shown for two redshift bins: 4 ≤z≤ 5 (shaded region) and 1 ≤z≤ 3 (solid line).

Left-hand panel: the average values of Γ at different redshifts (Икс-axis) corresponding to BH with a given final mass (у-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 M*≥ 10 12 M as a function of log Γ is shown for two redshift bins: 4 ≤z≤ 5 (shaded region) and 1 ≤z≤ 3 (solid line).

An immediate implication of the above is that massive local galaxies and their BHs have formed preferentially through paths (in the M*MBH plane) passing above the local M*MBH 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 M*≥ 10 12 M. The paths with Γ > 1 dominate the statistics not only at high-redshift z= 4–5 but also – though to a lower extent – at z= 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 z= 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(z) 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 z≈ 2 to the present of luminous (LИкс≥ 10 45 erg s −1 ) AGNs compared to the low-luminosity population (LИкс≤ 10 43 erg s −1 ), which is observed to follow only a gradual decrease (less than 1 dex in the number density) from z= 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(z) 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 Икс-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 MBH≲ 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 observed 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 у-axis), the 10 filled contours correspond to different values of the average fractional mass MBH(z)/MBH(z= 0) of the progenitor BH: MBH(z)/MBH(z= 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 у-axis), the 10 filled contours correspond to different values of the average fractional mass MBH(z)/MBH(z= 0) of the progenitor BH: MBH(z)/MBH(z= 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 z≈ 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 z.

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 MBH≥ 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-z BL AGNs, to the extreme population constituted by the SMGs at z≈ 2, to the average growth histories estimated from the observed luminosity functions, extending over a wide range of redshifts 0 ≲z≲ 4 and BH masses 10 7 ≲MBH/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.

Figure 2: sSFR by Mзвезда, 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 Mзвезда < 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 Mзвезда > 10 10 M⊙ .

Figure 3: sSFR by Mзвезда, 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 Mзвезда > 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⊙ < Mзвезда < 10 10.5 M⊙ mass range, the relationship doesn’t extend to galaxies of low or high Mзвезда . 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 MBH/σ correlation.

The black-hole masses, MBH, and host-galaxy velocity dispersions, σе, 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 MBHσ correlation for all early-type galaxies (including both cored and coreless galaxies) and classical bulges with dynamically measured MBH. The black hole in NGC 1600 is ten times more massive than would be expected given the galaxy’s velocity dispersion (σе = 293 km s −1 ).

Extended Data Figure 2 Surface brightness profile of NGC 1600.

а, 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 Ldef = 9.47 × 10 9 L . б, The difference between the data points in panel а and the core-Sérsic fit. Surface brightnesses are given in mag arcsec −2 in the R-band.

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

The relative likelihood of different MBH values, marginalized over M /L, рDM а также vDM (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 (MBH) is the minimum of all models with the same MBH, but different M /L, рDM а также vDM is the minimum of χ 2 (MBH) over MBH.

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 v (in а) and velocity dispersion σ (in б) correspond to the centre and the width, respectively, of the best Gaussian approximation. Higher-order Hermite coefficients часп (in cж) quantify deviations from a pure Gaussian LOSVD. Most data points at р < 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.

а, The enclosed stellar mass (M , blue), dark-halo mass (MDM, red), black-hole mass (MBH, 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). б, An illustration of the excessive M /L 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 MBH. 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 M /L 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 (ррб), tangential motions dominate. The shaded area indicates the range of anisotropies found in numerical N-body simulations of the core scouring mechanism 58,64 .