衛星銀河

20世紀以前は、天の川銀河の外側に銀河が存在するという考えは十分に確立されていませんでした。実際、当時この考えは非常に議論を呼んだため、現在では「シャプレー＝カーティス大論争」として知られる論争に発展しました。この論争は、1920年4月26日に米国科学アカデミーで、天文学者のハーロー・シャプレーとヘバー・ダウスト・カーティスが「星雲」の性質と天の川銀河の大きさについて議論したことにちなんで名付けられました。シャプレーは、天の川銀河が宇宙全体（10万光年以上、または30キロパーセク以上）であり、観測されているすべての「星雲」（現在では銀河として知られている）はこの領域内に存在すると主張しました。一方、カーティスは、天の川銀河ははるかに小さく、観測されている星雲は実際には天の川銀河に似た銀河であると主張しました。^{[ 9 ]}この議論は、天文学者のエドウィン・ハッブルがケフェイド変光星を用いてM31（現在アンドロメダ銀河として知られている）までの距離を測定した1923年後半まで決着がつかなかった。ハッブルはこれらの星の周期を測定することで、それらの固有光度を推定することができ、これを測定された見かけの等級と組み合わせることで、300キロパーセクという距離を推定した。これはシャプレーが推定した宇宙の大きさよりも桁違いに大きい値だった。この測定により、宇宙が以前の予想よりもはるかに大きいことが確認されただけでなく、観測された星雲が実際には様々な形態を持つ遠方の銀河であることが実証された（ハッブル系列を参照）。^{[ 9 ]}

ハッブルが宇宙には銀河が満ち溢れていることを発見したにもかかわらず、天の川銀河と局所銀河群の衛星銀河の大部分は、スローン・デジタル・スカイ・サーベイ（SDSS）やダーク・エネルギー・サーベイ（DES ）などの現代の天文調査が登場するまで検出されませんでした。^{[ 10 ] [ 11 ]}特に、天の川銀河は現在59個の衛星銀河を宿していることが知られています（天の川銀河の衛星銀河を参照）。そのうち大マゼラン雲と小マゼラン雲として知られる2つは、古代から南半球で肉眼で観測可能でした。しかし、銀河の形成と進化に関する現代の宇宙論では、観測されているよりもはるかに多くの衛星銀河が存在すると予測されています（衛星銀河の欠落問題を参照）。^{[ 12 ] [ 13 ]}しかし、より最近の高解像度シミュレーションでは、現在観測されている衛星の数は、銀河形成の一般的な理論に脅威を与えるものではないことが示されています。^{[ 14 ] [ 15 ]}

衛星銀河の分光観測、測光観測、運動学的観測によって、銀河の形成と進化、銀河内の星形成率を増減させる環境効果、ダークマターハロー内のダークマターの分布などを研究するために、豊富な情報が得られています。その結果、衛星銀河は宇宙論モデルによる予測の検証場として機能しています。^{[ 14 ] [ 16 ] [ 17 ]}

矮小不規則衛星銀河は、混沌とした非対称な外観、低いガス分率、高い星形成率、低い金属量によって特徴付けられます。^{[ 19 ]}天の川の最も近い矮小不規則衛星銀河の3つには、小マゼラン雲、おおいぬ座矮小銀河、そして新しく発見されたアントリア2が含まれます。

矮小楕円衛星銀河は、空に楕円形に見えること、構成星の運動が不規則であること、金属量が中程度から低いこと、ガスの割合が低いこと、恒星の集団が古いことが特徴です。局所銀河群の矮小楕円衛星銀河には、近隣のアンドロメダ銀河の衛星であるNGC 147、NGC 185、NGC 205が含まれます。^{[ 19 ] [ 20 ]}

矮小楕円体衛星銀河は、拡散した外観、低い表面輝度、高い質量光度比（つまり暗黒物質が優勢）、低い金属量、低いガス分率、および古い恒星集団によって特徴付けられます。^{[ 1 ]}さらに、矮小楕円体銀河は、天の川銀河の既知の衛星銀河の中で最大の集団を構成しています。これらの衛星のいくつかには、ヘルクレス座、うお座II、しし座IVがあり、これらは発見された星座にちなんで名付けられています。^{[ 19 ]}

小規模な合体や環境の影響により、一部の矮小銀河は中間型または遷移型の衛星銀河に分類されます。例えば、フェニックスとLGS3は、矮小不規則銀河から矮小楕円体銀河へ移行しているように見える中間型に分類されます。さらに、大マゼラン雲は矮小渦巻銀河から矮小不規則銀河へ移行している過程にあると考えられています。^{[ 19 ]}

暗黒物質ハローがより質量の小さいハローの合体によって徐々に質量を増していく過程を決定するための、粗雑ながらも有用な方法は、拡張プレス・シェクター形式（EPS）としても知られるエクスカーションセット形式を用いて説明できる。^{[ 23 ]} EPS形式は、とりわけ質量の割合を推測するために使用できる。${\displaystyle M_{2}}$それは、過去に特定の質量の物体が崩壊したことに由来する。$t_1}<t_2$マルコフランダムウォークの統計を質量要素の軌跡に適用することにより、${\displaystyle (S,\delta )}$-空間、${\textstyle S=\sigma ^{2}(M)}$そして${\displaystyle \delta ={\rho (x)-{\bar {\rho }} \over {\bar {\rho }}}}$それぞれ質量分散と過密度を表す。

特にEPS形式は、「障壁を最初に上方に横断する軌道の割合」という仮説に基づいている。${\textstyle \delta _{S}=\delta _{critical}(t)}$で${\textstyle S>S_{1}=\sigma ^{2}(M_{1})}$時刻における質量分率に等しい${\displaystyle t}$それは質量を持つハローに組み込まれている${\textstyle M<M_{1}}$「. ^{[ 24 ]}したがって、この仮説は、各軌道が障壁を越えることを保証する。${\displaystyle \delta _{S}=\delta _{critical}(t)}$ 任意に大きな${\displaystyle S}$結果として、各質量要素は最終的にハローの一部となることが保証される。^{[ 24 ]}

さらに、質量の割合${\displaystyle M_{2}}$それは、過去に特定の質量の物体が崩壊したことに由来する。$t_1}<t_2$時刻における前駆細胞の平均数を決定するために使用できます$t1$質量区間内${\textstyle (M_{1},M_{1}+dM_{1})}$融合してハローを生成した${\displaystyle M_{2}}$その時$t2$これは、質量の球状領域を考慮することによって実現される。${\displaystyle M_{2}}$対応する質量分散${\textstyle S_{2}=\sigma ^{2}(M_{2})}$および線形過密度${\textstyle \delta _{2}=\delta _{c}(t_{2})={\delta _{c} \over D(t_{2})}}$、 どこ${\textstyle D(t_{2})}$は、時刻 1 における線形成長率を 1 に正規化したものである。$t2$そして$\delta_c$は、初期の球状領域が崩壊してビリアル化した物体を形成する臨界過密度である。^{[ 24 ]}数学的には、前駆天体の質量関数は次のように表される。$${\displaystyle N(M_{1},t_{1}|M_{2},t_{2})\operatorname {dM_{1}} ={\frac {M_{2}}{M_{1}}}f_{PS}(\nu _{12}){\Bigg |}{\operatorname {d} \ln(\nu _{12}) \over \operatorname {d} \ln(M_{1})}{\Bigg |}\operatorname {dM_{1}} }$$どこ${\textstyle \nu _{12}={\delta _{1}-\delta _{2} \over {\sqrt {S_{1}-S_{2}}}}$そして${\textstyle f_{PS}(\nu _{12})={\sqrt {2 \over \pi }}\nu _{12}\exp({-\nu _{12}^{2} \over 2})}$は、ある範囲のハローに関連する質量の割合を表すプレス・シェクター多重度関数です。${\textstyle \ln(\nu _{12})}$[ ^{24 ]​}

前駆星質量関数と数値シミュレーションの様々な比較から、理論とシミュレーションの良好な一致が得られるのは、$\displaystyle \Delta t=t_{2}-t_{1}}$が小さい場合、高質量前駆星の質量分率が著しく過小評価される。これは、完全な球形崩壊モデルを仮定したり、崩壊構造を特徴付けるために非線形密度場ではなく線形密度場を使用したりといった粗雑な仮定に起因する可能性がある。^{[ 25 ] [ 26 ]}それにもかかわらず、EPS形式の利点は、ダークマターハローの特性を決定するための計算しやすいアプローチを提供することである。

EPS形式のもう一つの利点は、初期質量Mのハローが、質量がMとM+ΔMの間のハローと合体する速度を決定できることである。^{[ 24 ]}この速度は次のように与えられる。

$${\displaystyle {\mathcal {P}}(\Delta M|M,t)\operatorname {d} \ln \Delta M\operatorname {d} \ln t={\frac {1}{\sqrt {2\pi }}}{\Bigg [}{\frac {S_{1}}{(S_{1}-S_{2})}}{\Bigg ]}^{3/2}\exp {\Bigg [}-{\frac {\delta _{c}^{2}(S_{1}-S_{2})}{2S_{1}S_{2}}}{\Bigg ]}{\Bigg |}{\frac {\operatorname {d} \ln \delta _{c}}{\operatorname {d} \ln t}}{\Bigg |}{\Bigg |}{\frac {\operatorname {d} \ln S_{2}}{\operatorname {d} \ln \Delta M}}{\Bigg |}{\frac {\delta _{c}}{\sqrt {S_{2}}}}\mathrm {d} \ln t\,\mathrm {d} \ln \Delta M}$$

どこ${\textstyle S_{1}=\sigma ^{2}(M)}$、${\textstyle S_{2}=\sigma ^{2}(M+\Delta M)}$一般的に質量の変化は、${\displaystyle \Delta M}$は、多数の小規模な合併の総和である。しかしながら、極めて短い時間間隔を考慮すれば、${\displaystyle \operatorname {dt} }$質量の変化は、単一の合体イベントによるものと考えるのが妥当である。${\displaystyle M_{1}}$移行${\displaystyle M_{2}}$[ ^{24 ]​}

衛星が主銀河の周りを公転し、互いに相互作用するにつれて、動摩擦によって運動エネルギーと角運動量が徐々に減少します。その結果、角運動量を保存するために、主銀河と衛星の間の距離は徐々に減少します。このプロセスは、衛星が最終的に主銀河と合体するまで続きます。さらに、主銀河が特異等温球（SIS）であり、衛星が主銀河に向かって加速し始める半径（ヤコビ半径として知られる）で急激に切断されたSISであると仮定すると、時間は$t_{\mathrm {f} ric}}$動摩擦によって小規模な合体が発生するのに必要な時間は、次のように近似できる。$${\displaystyle t_{\mathrm {fric} }={\frac {2.34}{\ln \Lambda }}{\frac {\sigma _{\mathcal {M}}^{2}}{\sigma _{\mathrm {s} }^{3}}}r_{\mathrm {i} }={\frac {2.7\ \mathrm {Gyr} }{\ln \Lambda }}{\frac {r_{\mathrm {i} }}{30\ \mathrm {kpc} }}{\bigg (}{\frac {\sigma _{\mathcal {M}}}{200\ \mathrm {km} \ \mathrm {s^{-1}} }}{\bigg )}^{2}{\bigg (}{\frac {100\mathrm {\ km\ s^{-1}} }{\sigma _{\mathrm {s} }}}{\bigg )}^{3}}$$どこ${\textstyle r_{i}}$初期半径は${\textstyle t=0}$、${\textstyle \sigma _{\mathcal {M}}}$は宿主銀河の速度分散であり、${\displaystyle \sigma _{\mathrm {s} }}$は衛星の速度分散であり、${\displaystyle \ln \Lambda }$クーロン対数は次のように定義されます。${\textstyle \ln \Lambda =\ln {\Big (}{\frac {b_{\mathrm {max} }}{\mathrm {max} (r_{\mathrm {h} },GM/v_{\mathrm {typ} }^{2})}}{\Big )}}$と${\textstyle b_{\max }}$、${\textstyle r_{\mathrm {h} }}$そして${\textstyle v_{\mathrm {typ} }^{2}}$それぞれ最大衝突パラメータ、半質量半径、および典型的な相対速度を表す。さらに、半質量半径と典型的な相対速度は、半径と速度分散を用いて次のように書き換えることができる。${\textstyle r_{\mathrm {h} }={\frac {\sigma _{\mathrm {s} }}{2^{3/2}\sigma _{\mathcal {M}}}}r}$ そして${\displaystyle {\frac {GM}{v_{\mathrm {typ} }^{2}}}={\frac {{\sqrt {2}}\sigma _{\mathrm {s} }^{2}}{\sigma _{\mathcal {M}}^{3}}}r}$ファバー・ジャクソン関係を用いると、衛星銀河とその宿主銀河の速度分散は、観測された光度から個別に推定できる。したがって、上記の式を用いることで、衛星銀河が宿主銀河に飲み込まれるまでの時間を推定することが可能となる。^{[ 27 ]}

1978年、天文学者のベアトリス・ティンズリーとリチャード・ラーソンによる合体残骸の色測定に関する先駆的な研究により、合体が星形成を促進するという考えが生まれました。彼らの観測では、合体残骸に異常な青色が関連していることが示されました。この発見以前に、天文学者はすでに星を分類しており（恒星分類を参照）、若い大質量星はより短い波長の光を放射するため、より青く見えることが知られていました。さらに、これらの星は静水圧平衡を維持するために燃料を急速に消費するため、寿命が短いことも知られていました。したがって、合体残骸が若い大質量星の大きな集団と関連しているという観測は、合体が急速な星形成を誘発することを示唆していました（スターバースト銀河を参照）。^{[ 28 ]}この発見がなされて以来、さまざまな観測により、合体が実際に活発な星形成を誘発することが確認されています。^{[ 27 ]}大規模な合体は小規模な合体よりも星形成を促進する上で遥かに効果的であるにもかかわらず、小規模な合体は大規模な合体よりもはるかに頻繁に発生することが知られているため、宇宙の時間スケールでの小規模な合体の累積効果も星形成の爆発に大きく寄与すると考えられている。^{[ 29 ]}

エッジオン銀河の観測から、銀河には薄い円盤、厚い円盤、ハロー成分が普遍的に存在することが示唆されている。これらの成分が遍在しているように見えるにもかかわらず、厚い円盤と薄い円盤が本当に異なる成分であるかどうかを判断するための研究がまだ進行中である。^{[ 30 ]}それにもかかわらず、厚い円盤成分の起源を説明するために多くの理論が提案されており、これらの理論の中には、マイナーな合体を含むものもある。特に、宿主銀河の既存の薄い円盤成分がマイナーな合体中に加熱され、その結果、薄い円盤が膨張してより厚い円盤成分を形成すると推測されている。^{[ 31 ]}