Astronomie

DCBH formerait-il des étoiles supermassives avant la formation de BH

DCBH formerait-il des étoiles supermassives avant la formation de BH

En lisant de la littérature, il semble ambigu (intentionnellement ?) quant au chemin emprunté par Direct Collapse Black Holes (DCBH). Certains articles parlent de Halos vierges s'effondrant pour former des étoiles supermassives (SMS) ($10^{3}$) qui subissent alors un effondrement direct. Cependant, la plupart de ceux que j'ai vus ne le font pas.

Ma question est donc la suivante : tous les modèles DCBH supposent-ils une phase SMS de courte durée ou peut-il y avoir un effondrement/accrétion incontrôlable au cœur d'un nuage H qui s'effondre dans un trou noir de masse intermédiaire ou plus ? Existe-t-il plusieurs itinéraires pour DCBH ? Tout cela suppose $z>15$ et $Lambda$MDP.


Cet article résume la recherche :

Comment un nuage de gaz devient-il un trou noir ? Selon une étude de 2017, une telle transformation nécessite deux galaxies aux personnalités très différentes : l'une d'entre elles est un surperformant cosmique qui forme beaucoup de bébés étoiles et l'autre un tas discret de gaz sans étoiles.

Au fur et à mesure que de nouvelles étoiles se forment dans la galaxie occupée, elles émettent un flux constant de rayonnement chaud qui déferle sur la galaxie voisine, empêchant le gaz de se fondre dans ses propres étoiles. En quelques centaines de millions d'années, ce nuage de gaz sans étoiles pourrait accumuler tellement de matière qu'il s'effondrerait simplement sous son propre poids, formant un trou noir sans jamais produire d'étoile, a découvert Basu.

Je suppose qu'une certaine fusion se produit pendant l'effondrement, mais il est probable qu'elle ne rattrape jamais l'attraction gravitationnelle de plus en plus intense du nuage de gaz qui se densifie, donc ne supporte jamais le gaz contre la gravité


DCBH formerait-il des étoiles supermassives avant la formation de BH - Astronomie

L'effondrement direct (DC) est un mécanisme prometteur qui fournit des trous noirs massifs (BH) avec ∼10 5 M ⊙ dans l'univers primitif. Pour étudier une croissance d'accrétion à long terme d'un trou noir à effondrement direct (DCBH), nous effectuons des simulations cosmologiques de rayonnement hydrodynamique, prolongeant nos travaux précédents où nous avons étudié son stade de formation. Avec une résolution spatiale élevée en dessous du rayon de Bondi, nous montrons que le taux d'accrétion sur le BH est bien en dessous de la valeur d'Eddington. Une croissance de masse aussi lente est due en partie à la forte rétroaction radiative du BH accréteur vers le gaz dense environnant. Même après sa chute dans la première galaxie, le taux d'accrétion est considérablement supprimé en raison de la rétroaction de la supernova associée à la formation intense d'étoiles. De plus, le BH a une grande vitesse de ∼100 km s -1 par rapport au gaz, ce qui réduit encore le taux d'accrétion. Cette grande vitesse relative provient du fait que les DCBH se forment dans des environnements sans métal typiquement à ∼1 kpc de la galaxie. Le BH accélère à l'approche du centre galactique en raison de la gravité. La vitesse relative ne s'amortit jamais et le BH erre autour de la région galactique externe. Une estimation analytique prédit que la formation de DCBH à ∼100 pc autour du centre galactique est nécessaire pour décélérer la BH avec frottement dynamique avant z = 7. Puisqu'un enrichissement en métal avec Z 10 -5 -10 -3 Z ⊙ y est attendu, le la formation de DCBH dans les environnements enrichis en métal est préférable pour la croissance rapide qui s'ensuit.


Étoiles supermassives, avec des masses ≳10 6 M, sont des progéniteurs possibles de trous noirs supermassifs dans les noyaux galactiques. En raison de leurs courtes échelles de temps de combustion nucléaire, de tels objets ne peuvent se former que lorsque la matière est capable de s'accumuler à un taux dépassant ∼1 M an -1 . Nous revisitons ici la structure et l'évolution des étoiles supermassives stabilisées en rotation, en tenant compte de leur accumulation continue de masse et de leur relaxation thermique. Nous montrons que les couches externes d'une étoile supermassive ne sont pas relâchées thermiquement pendant une grande partie de la durée de vie de la séquence principale de l'étoile. En conséquence, ils ne ressemblent pas m= 3 polytropes, comme supposé dans la littérature précédente, mais plutôt constitués de noyaux convectifs (polytropiques) entourés d'enveloppes convectivement stables qui contiennent la majeure partie de la masse. On calcule les structures de ces enveloppes, dans lesquelles l'équation d'état obéit P/ρ 4/3M 2/3 (R), où M(R) est la masse incluse dans le rayon R. En faisant correspondre les solutions enveloppes aux noyaux convectifs, nous calculons la masse du noyau en fonction du temps. Nous estimons les masses initiales de trous noirs formées à la suite de l'effondrement du noyau et leur croissance ultérieure via l'accrétion des enveloppes gonflées («quasi-étoiles») qui en résultent. Les trous noirs de graines formés de cette manière pourraient avoir des masses typiques comprises entre 10 4 –10 5 M, considérablement plus grand que les restes que l'on pense avoir été laissés par la disparition des étoiles de la population III. Les trous noirs supermassifs pourraient donc avoir été ensemencés à une époque de chute rapide considérablement plus tardive que l'ère de la formation des étoiles de la population III.

Les étoiles supermassives ont été proposées par Hoyle & Fowler (1963a, b) comme moyen de répondre aux besoins énergétiques prodigieux des radiogalaxies ( Burbidge 1959), et un peu plus tard comme modèle pour les quasars. Hoyle & Fowler a reconnu que de tels objets ne pourraient pas persister plus d'un million d'années, s'ils étaient soutenus par la combustion d'hydrogène, et ont suggéré qu'ils pourraient s'effondrer pour former des trous noirs une fois leur combustible nucléaire épuisé. La stabilité pulsationnelle des étoiles supermassives est un problème crucial, car elles sont dominées par la pression de radiation et ont donc un indice adiabatique très proche de 4/3 (ce qui donne une stabilité neutre aux pulsations radiales pour un corps newtonien auto-gravitant sans rotation). De petites corrections relativistes générales ont un effet déstabilisant, empêchant des étoiles non tournantes plus massives que quelques ×10 5 M d'atteindre une phase de combustion d'hydrogène stable avant de s'effondrer ( Iben 1963 Fowler 1964). Cependant, un niveau de rotation dynamiquement insignifiant - en particulier la rotation différentielle - peut stabiliser des étoiles aussi massives que ∼10 8 M ou plus ( Fowler 1966). Des effets stabilisateurs supplémentaires dus aux champs magnétiques et à la turbulence ont ensuite été considérés par d'autres auteurs (par exemple, Bisnovatyi-Kogan, Zel'dovich & Novikov 1967 Ozernoy & Usov 1971).

Dans cet article, nous cherchons à savoir si des étoiles supermassives stables pourraient être des précurseurs de trous noirs germes qui finiront par atteindre une masse suffisamment grande pour alimenter les quasars et peupler les noyaux des galaxies massives actuelles. Comme nous le montrerons dans la section 5, le trou créé à l'intérieur d'une étoile supermassive est susceptible d'avoir une masse de quelques pour cent de la masse finale de l'étoile. Ainsi, pour obtenir des trous noirs de graines avec des masses ∼10 4 –10 5 M, confortablement plus grosses que les graines probablement laissées par l'effondrement des étoiles de la population III, nous devons considérer les étoiles supermassives avec des masses ≳10 6 M. Nous nous concentrerons sur cette gamme de masse dans notre analyse. 1

Une fois postulée l'existence d'une étoile supermassive stable, sa structure semble assez simple. Pour que la pression de rayonnement supporte l'étoile contre la gravité, le flux radiatif vu par chaque élément de masse dans l'étoile doit être égal au local limite d'Eddington, FE=DG(R)cr 2 , où est l'opacité locale et M(R) est la masse contenue dans R. L'opacité à l'intérieur d'une étoile supermassive est susceptible d'être à peu près uniforme, avec une diffusion des électrons dominante partout, mais M(R) est une fonction monotone du rayon. Puisque toute la luminosité est produite par des réactions thermonucléaires dans une petite région du noyau, l'étoile doit être hautement convective avec la fraction de la luminosité totale portée par la convection variant comme Lconv/Ltot= 1 −M(R)/M*, où M* est la masse totale de l'étoile. Si la convection est efficace, alors une étoile supermassive doit être décrite avec précision par un m= 3 (γ= 4/3) polytrope, selon l'équation de Lane-Emden.

De tels modèles, cependant, soulèvent la question de savoir comment une étoile supermassive pourrait se former de manière réaliste. Création d'un 10 6 M étoile nécessite l'accumulation très rapide de gaz. Étant donné que l'échelle de temps thermonucléaire pour une étoile brûlant de l'hydrogène à la limite d'Eddington est ∼2 Myr, indépendamment de la masse, et sera inférieure si seulement une partie du combustible est brûlée, le taux de chute nécessaire pour créer une étoile supermassive de masse M* doit dépasser 0,5 (M*/10 6M) M an -1 . C'est des ordres de grandeur plus grands que la vitesse à laquelle la matière se condense pour former des étoiles normales dans les nuages ​​moléculaires, ou même la vitesse (∼10 -3 M an −1 ) à laquelle la matière s'est réunie pour former des étoiles de population III dans les halos de matière noire pré-galactiques.

La vitesse maximale à laquelle la matière peut s'accumuler est donnée par ∼v 3 /g= 0.2 (v/10 km s −1 ) 3 M an −1 , en supposant que le gaz est auto-gravitatif et s'effondre à sa vitesse de chute libre v. En effet, cela signifie que les étoiles supermassives ne peuvent se former que dans des systèmes avec des températures virales supérieures à 10 4 K. Il existe une controverse considérable sur la question de savoir si des taux d'afflux aussi élevés peuvent se produire sans que la plupart des gaz ne se fragmentent et forment des étoiles avant d'atteindre le centre. Malgré les premières suggestions selon lesquelles la fragmentation n'est évitable que si la température du gaz reste proche de la température du viriel ( Bromm & Loeb 2003 Begelman, Volonteri & Rees 2006) - et donc uniquement dans les systèmes dépourvus à la fois de métaux et d'hydrogène moléculaire - des simulations récentes suggèrent que la fragmentation peut être supprimée même lorsque le gaz est beaucoup plus froid ( Levine et al. 2008 Wise, Turk & Abel 2008 Regan & Haehnelt 2009), peut-être en raison de la génération continue de turbulence supersonique ( Begelman & Shlosman 2009).

Les conditions de chute rapide sont idéales pour produire les niveaux élevés d'entropie requis à l'intérieur des étoiles supermassives. En effet, des estimations simples montrent que l'entropie initiale du gaz rejoignant l'étoile peut être bien supérieure à la valeur requise pour l'équilibre. Nous soutenons que la nature du support de pression de rayonnement fournit un mécanisme pour réguler automatiquement l'entropie du gaz rejoignant l'étoile supermassive, de sorte qu'il ne soit ni trop grand ni trop petit. Cela est dû à l'existence d'un «rayon de piégeage» dans le gaz entrant, à l'extérieur duquel la diffusion radiative peut libérer un excès d'entropie. Le gaz avec trop d'entropie sera forcé de se dilater jusqu'à ce qu'il abandonne l'excès. Cependant, cela fait ne pas impliquent que les étoiles supermassives devraient avoir une entropie spécifique uniforme et donc ressembler à des polytropes.

Dans cet article, nous étudions l'évolution et le devenir des étoiles supermassives en supposant qu'elles se développent par une chute rapide et continue. Dans les sections 2 et 3, nous soutenons que le gaz rejoint l'étoile avec une entropie spécifique croissante en fonction du temps. Étant donné que l'échelle de temps Kelvin-Helmholtz est plus longue que l'âge de l'étoile pour les temps anciens et les taux de chute élevés, une grande partie de cette stratification d'entropie est préservée tout au long de la vie de l'étoile. Nous concluons donc que les étoiles supermassives ne sont pas nécessairement bien représentées par m= 3 polytropes, mais peut plutôt avoir une structure plus complexe avec un noyau convectif (polytropique) entouré d'une enveloppe convectivement stable qui contient la majeure partie de la masse. L'entropie dans l'enveloppe satisfait à peu près P/ρ 4/3M 2/3 (R) (nous appelons cette loi d'entropie ‘hylotrope’). La combustion de l'hydrogène dans le noyau commence lorsque la masse et l'entropie de l'étoile sont à la fois relativement faibles et s'ajuste pour soutenir l'étoile à travers ses étapes les plus massives (section 4).

Dans la section 5, nous discutons de la formation du trou noir germe après l'épuisement de l'hydrogène du cœur, et de sa croissance ultérieure à l'intérieur du reste de l'étoile supermassive. En raison de l'importance probable de la rotation dans le noyau qui s'effondre, seule une petite fraction de l'étoile supermassive s'effondre initialement en un trou noir. L'énergie libérée lors de la formation du trou noir gonfle le reste de l'étoile en un objet gonflé qui ressemble à une géante rouge, que nous avons précédemment appelé une "quasi-étoile" ( Begelman et al. 2006 Begelman, Rossi & Armitage 2008) . Le trou noir continue de croître par accrétion à partir de l'enveloppe de la quasi-étoile, jusqu'à ce que la température de la photosphère chute au point où la quasi-étoile subit une «crise d'opacité» et se disperse sous l'influence de la pression de rayonnement. Nous résumons nos résultats dans la section 6 et commentons la contribution possible des étoiles supermassives au champ de rayonnement ionisant à des décalages vers le rouge élevés.


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Comment des trous noirs supermassifs de 85 M ne peuvent-ils se former ni à partir d'une fusion BH antérieure ni à partir de la théorie de la gravitation modifiée ? (Astronomie)

La détection directe des premières ondes gravitationnelles issues de la fusion de deux trous noirs lourds (BH) dans GW 150914 a confirmé l'une des prédictions les plus difficiles de la théorie de la relativité générale d'Einstein. Mais tout en satisfaisant le monde de la Physique en général, pour l'Astrophysique ce n'était qu'un début : beaucoup ont été surpris par les grandes masses BH de respectivement 36 et 29 masses solaires, montrant comment le nouveau domaine de l'Astrophysique multi-messagers venait de rouvrir le domaine de l'évolution stellaire de façon spectaculaire. Les trous noirs de masse stellaire avaient déjà été révélés par leur interaction dans des systèmes binaires, mais la masse maximale de BH dans notre Voie lactée n'est pas supérieure à environ 15 à 20 fois la masse du Soleil. Alors que nous savons qu'il existe des étoiles très massives (VMS) supérieures à 100 masses solaires, cette masse est considérablement diminuée par les vents stellaires tout au long de leur évolution. L'« obésité » BH mesurée par LIGO/VIRGO a donc soutenu l'hypothèse que l'événement d'onde gravitationnelle s'est produit dans une partie de l'Univers encore vierge dans son enrichissement en éléments lourds (« métallicité »), abaissant la perte de masse du vent stellaire. Cette solution « vierge » a été largement acceptée jusqu'à l'annonce de la formation d'un trou noir lourd d'ordre 70 masses solaires dans LB-1 dans la Voie lactée, incitant les théoriciens de l'évolution stellaire à éviter de lourdes pertes de masse dans la Voie lactée, soit par arbitrairement en abaissant les taux de perte de masse des VMS – apparemment en contradiction avec les étalonnages de perte de masse des VMS – ou en invoquant la présence d'un puissant champ magnétique dipolaire de surface qui pourrait étouffer le vent. Alors que de tels champs magnétiques existent bel et bien dans environ 5 à 10 % des étoiles massives OB, aucun champ n'a encore été détecté dans les VMS. Le problème de la formation d'un 70 MBH dans un environnement de métallicité solaire s'est apparemment résolu de lui-même lorsque les signatures spectrales de LB-1 ont été réinterprétées.

Une impression d'artiste de deux trous noirs sur le point d'entrer en collision et de fusionner. Crédit : MARK GILLICK / SCIENCE PHOTO / Getty images

La récente découverte de GW 190521, impliquant la fusion d'une masse solaire de 85 et d'une masse solaire BH de 66, est non seulement un record en termes de masses BH obtenues, mais représente également un défi passionnant. Les masses des deux trous noirs dans GW 190521 sont à la limite de ce qu'on appelle le deuxième écart de masse entre env. 50-130 masses solaires, où les étoiles ne peuvent pas s'effondrer en BH en raison de l'instabilité des paires résultant de la production de paires électron-positon.

A côté d'un régime où l'étoile entière est perturbée par une supernova dite d'instabilité de paire (PISN), il existe également un régime où la production de paires électron-positon ne perturbe pas l'étoile dans son ensemble, mais provoque des impulsions violentes importantes conduisant à une masse accrue. perte avant une éventuelle « supernova à instabilité de paires pulsatoires » (PPISN).

Contrairement au PISNe, les PPISNe conduisent à un BH car il reste un noyau de fer qui s'effondre. Pourtant, les impulsions avant l'effondrement éventuel enlèvent tellement de masse, que PISNe et PPISNe conduisent à un régime de masse « interdit » significatif, où aucun trou noir lourd de première génération ne devrait être trouvé. La limite inférieure de ce régime est généralement supposée se situer à environ 50 masses solaires.

Compte tenu des incertitudes inhérentes à la fois aux masses BH et au deuxième écart de masse, c'est principalement le 85 M BH dans GW 190521 qui a surpris la communauté astronomique et a conduit à la spéculation que de tels BH lourds jusqu'à 85 masses solaires sont très probablement « de deuxième génération ” BH, ce qui implique qu'ils doivent avoir fusionné à partir de BH plus légers lors d'un événement antérieur. Les solutions préférées impliquent des fusions de BH ou d'étoiles de masse inférieure dans des environnements denses d'amas/galactiques, mais comme les deux BH dans le système sont au-dessus de la limite de 50 masses solaires, cela impliquerait sans doute une situation artificielle impliquant au moins 2 doubles fusions, c'est-à-dire à impliquant au moins 4 objets. Bien que l'on ne puisse pas exclure un tel scénario, Jorick Vink et ses collègues ont montré que la formation de BH massifs de l'ordre de 85 M ne nécessite ni une fusion de BH antérieure ni des scénarios plus exotiques tels qu'une théorie de la gravitation modifiée. Au lieu de cela, leur compréhension incertaine de l'évolution des étoiles (très) massives en raison de notre connaissance limitée de la perte de masse du vent a conduit à une sous-estimation de la limite inférieure du deuxième écart de masse à faible métallicité (Z).

Ils ont montré que les étoiles à faible, mais pas nécessairement nulle (étoiles de la population III), métallicité de l'ordre de 90-100 masses solaires peuvent conserver la majeure partie de leur enveloppe d'hydrogène et éviter le régime d'instabilité des paires. En évaluant de manière critique la perte de masse du vent stellaire et en évitant la teneur élevée en éléments lourds observée dans le voisinage solaire, ils présentent une solution pour ce qui a été considéré comme une masse BH « impossible » dans une large gamme
des environnements hôtes.

Vue schématique de la masse maximale du trou noir sous l'écart d'instabilité de la paire en fonction de la métallicité : à faible métallicité, la masse maximale de BH (ligne continue bleue) est définie par PI, où au-dessus de cette ligne l'écart PI (région grise) est affiché . Au-dessus d'un seuil de métallicité, la masse maximale de BH est déterminée par les vents stellaires dépendants de la métallicité (ligne pointillée bleue). La ligne rouge définit la masse BH maximale précédente en dessous de l'écart PI, tandis que la région bleu clair en haut du diagramme fournit la limite supérieure de l'écart PI.

La masse maximale de BH est basée sur leurs modèles d'évolution avec M_init 90-110 M dans la plage de métallicité (Z) 0,01 – 0,1. À la métallicité la plus élevée considérée, ils trouvent une situation optimale produisant un BH de 80 M tout en évitant l'instabilité des paires, ce qui leur permet de contraindre la limite supérieure de masse stellaire ainsi que la limite Z supérieure pour la formation de BH de première génération. À un Z plus grand, la perte de masse du vent améliorée fera rapidement baisser la limite maximale de BH jusqu'à la valeur établie d'environ 50 M. Avec l'apparition de la perte de masse de type Wolf-Rayet, qui est une forte fonction du rapport luminosité/masse et la métallicité, la limite de masse effective de BH peut encore diminuer. Comme esquissé dans la figure ci-dessus, la forte perte de masse des étoiles massives à enveloppe dénudée pendant la combustion de He peut éliminer une quantité considérable de masse, qui doit être quantifiée dans des études de suivi dédiées.

À partir de l'analyse et de la modélisation effectuées, ils ont conclu que pour les galaxies hôtes à faible Z, il est possible de créer des BH de première génération jusqu'à des valeurs aussi grandes que ∼ 90 M, sans avoir besoin d'invoquer la formation de BH de deuxième génération, des hypothèses extrêmes ou une physique exotique. .

Les références: Jorick S. Vink, Erin R. Higgins, Andreas A.C. Sander, Gautham N. Sabhahit, “Masse maximale du trou noir à travers le temps cosmique”, InspireHeP, pp. 1-18. arXiv:2010.11730 lien : https://arxiv.org/abs/2010.11730 deuxième lien : https://inspirehep.net/literature/1824476

Tous les droits d'auteur de cet article appartiennent à découvrir la réalité. On n'est autorisé à utiliser cet article qu'avec les crédits appropriés qui nous sont donnés.


Protogalaxy Collisions Naissance de trous noirs supermassifs

Titre: Formation directe de trous noirs par effondrement via des collisions à grande vitesse de protogalaxies
Auteurs: Kohei Inayoshi, Eli Visbal, Kazumi Kashiyama
Établissement du premier auteur : Université Columbia
Statut: Accepté par The Astrophysical Journal

Les quasars sont parmi les objets les plus brillants du ciel, alimentés par l'accrétion de matériaux sur les trous noirs au centre des galaxies. Quasars à redshifts élevés (z >

6) fait allusion à l'existence de trous noirs supermassifs (SMBH) avec des masses >

quelques x 10 9 M dans le premier milliard d'années après le Big Bang (z

1 Gyr après le Big Bang). Comment des trous noirs aussi massifs ont-ils pu se former en si peu de temps ? Notre système solaire, par exemple, ne s'est formé que

9 Gyr après le Big Bang. Cette question continue de nous embarrasser jusqu'à ce jour.

Cuisiner des trous noirs supermassifs : trois recettes différentes

Les astronomes, aussi créatifs soient-ils, ont proposé trois mécanismes par lesquels cela pourrait se produire. Le premier et le plus simple des scénarios est l'accrétion de gaz sur une masse élevée (10-100 M) les trous noirs laissés par la première génération d'étoiles. Il y a une limite supérieure à ce taux d'accrétion qui est définie par l'équilibre entre la force gravitationnelle des matériaux en chute et la force radiative répulsive des disques d'accrétion des trous noirs. Cette limite est connue sous le nom de limite d'Eddington. Afin de croître 10 9 M trous noirs dans le premier Gyr après le Big Bang, les bébés trous noirs doivent s'accréter à la limite d'Eddington depuis leur naissance pendant toute leur vie, ce qui est peu probable en raison d'une forme de rétroaction radiative des trous noirs accrétés.

Une deuxième façon de former SMBH est via des fusions majeures. Ce n'est pas une voie prometteuse car les fusions pourraient expulser du gaz pendant le processus de fusion, stoppant ainsi plutôt que encourageant l'accrétion. Les gaz sont éjectés en raison de la grande vitesse de poussée de la fusion.

La troisième méthode pour former un SMBH consiste à former d'abord une étoile supermassive (SMS) de masse >

10 5M très tôt dans l'histoire de l'Univers. L'étoile supermassive formera un SMBH lorsqu'elle s'effondrera et mourra. SMBH qui se forme à partir de l'effondrement direct d'un SMS est également connu sous le nom de trou noir à effondrement direct ou DCBH (parce que nous, les astronomes, aimons nommer les choses et sommes obsédés par les acronymes). Ceci est favorable car la plus grande masse de la graine de trou noir initiale réduit le temps d'accrétion nécessaire pour atteindre

10 9M. Le troisième scénario de formation sera au centre de l'astrobite d'aujourd'hui. Le sujet des étoiles supermassives en tant qu'ancêtres des SMBH a été exploré dans le passé dans divers astrobites, comme celui-ci.

Recette du jour : une pincée d'étoiles supermassives et une pincée de protogalaxies en collision

Comment forme-t-on des étoiles supermassives ? Presque de la même manière que nous formons des étoiles de taille normale, par l'effondrement de nuages ​​de gaz. Dans la formation normale des étoiles, les nuages ​​​​de gaz sont principalement constitués d'hydrogène moléculaire, ce qui aide à garder les nuages ​​​​très frais et, par conséquent, favorise la fragmentation en amas plus petits. Ces petites touffes sont les lieux de naissance des étoiles que nous voyons aujourd'hui.

Pour créer un SMS, nous ne voulons pas que le nuage se fragmente à la place, le nuage de gaz devrait s'effondrer comme une goutte géante en une protoétoile massive. Pour ce faire, nous devons empêcher le refroidissement dans le nuage de gaz, ce qui peut être fait avec une faible métallicité (les métaux étant les principaux agents de refroidissement) et sans H2. Tout le problème de la formation de SMS revient donc à savoir dans quelle mesure nous pouvons supprimer H2 refroidissement dans le nuage de gaz parent. Une voie pour y parvenir est de briser H2 par collision : H2 +H → 3H. Cela peut se produire à une densité et à une température suffisamment élevées, typiques des collisions dans les nuages ​​de gaz.

The authors of today’s paper collide two protogalaxies (gas clouds en route to forming galaxies) and their dark matter halos at high velocities as a way to form SMS that also circumvents the problem of H2 cooling. High-velocity — we will define what “high-velocity” mean soon — collision of protogalaxies will create a hot and dense enough region to destroy H2 via collisions. In order for this to happen, the collision has to happen within a certain velocity range: too low and the gas will not be shocked to the required density and temperature too high and the gas will not be able to cool and collapse. Figure 1 shows the collision-velocity window which depends on redshift. For a SMS to form at z >

400 Myr after the Big Bang), protogalaxies have to collide with a relative velocity of >

FIG. 1 – The range of collision (or relative) velocity required for supermassive star (SMS) formation. The solid curve is the lower velocity limit while the dashed curve is the upper velocity limit. The formation of SMS happens at high redshifts of ≥ 10. Since the range of collision velocity window increases with redshifts, it is easier to form a SMS at higher redshifts.

How often might protogalaxy collisions (and so formation of supemassive stars) occur? To an order of magnitude, the authors estimated it to be 10 -9 collisions per Mpc -3 by z

10. Although extremely rare, the rate of occurrence of such collisions is still high enough to potentially explain the abundance of high-redshift quasars. Figure 2 shows the cumulative rate of occurrence of such collisions as a function of redshift.

FIG. 2 – The cumulative number density of protogalaxy collisions, nDCBH as a function of redshift. At z ∼ 10, the number density of collisions is ∼ 10 -9 Mpc -3 .

Are there any observable signatures from protogalaxy collisions? Possibly. Since the gas in the colliding system are mostly neutral, there will be cooling radiation from regions that undergo such collisions. This radiation could be detected by the James Webb Space Telescope (JWST).

Imperfect Recipe

So is the mystery of SMBHs solved? Can we now declare victory, pack up, and go home? Not quite…The authors adopted several assumptions in their paper, some of which are more valid than the others. For instance, the thermodynamics of the colliding gas is treated one-dimensionally. However, protogalaxy collisions are actually three-dimensional, so we need 3D simulations to fully capture this formation scenario. Additionally, there are also uncertainties involved in estimating the frequency of protogalaxy collisions.

The formation of supermassive stars via collisions of protogalaxies is intriguing. To first order, it is able to produce roughly the same number density of SMBHs as suggested by high-redshift quasars. However, there are still rough edges that need to be smoothed out before we can say for sure that we’ve nailed down the solution to the problem of SMBH formation.


Detecting direct collapse black holes: making the case for CR7

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Detecting direct collapse black holes: making the case for CR7. / Agarwal, Bhaskar Johnson, Jarrett L. Zackrisson, Erik Labbe, Ivo van den Bosch, Frank C. Natarajan, Priyamvada Khochfar, Sadegh .

Résultats de recherche : Contribution à la revue › Article › peer-review

T1 - Detecting direct collapse black holes: making the case for CR7

AU - van den Bosch, Frank C.

N2 - We propose that one of the sources in the recently detected system CR7 by Sobral et al. through spectrophotometric measurements at z = 6.6 harbours a direct collapse black hole (DCBH). We argue that the LW radiation field required for direct collapse in source A is provided by sources B and C. By tracing the LW production history and star formation rate over cosmic time for the halo hosting CR7 in a ΛCDM universe, we demonstrate that a DCBH could have formed at z ˜ 20. The spectrum of source A is well fit by nebular emission from primordial gas around a BH with MBH ˜4.4 × 106 M⊙ accreting at a 40 per cent of the Eddington rate, which strongly supports our interpretation of the data. Combining these lines of evidence, we argue that CR7 might well be the first DCBH candidate.

AB - We propose that one of the sources in the recently detected system CR7 by Sobral et al. through spectrophotometric measurements at z = 6.6 harbours a direct collapse black hole (DCBH). We argue that the LW radiation field required for direct collapse in source A is provided by sources B and C. By tracing the LW production history and star formation rate over cosmic time for the halo hosting CR7 in a ΛCDM universe, we demonstrate that a DCBH could have formed at z ˜ 20. The spectrum of source A is well fit by nebular emission from primordial gas around a BH with MBH ˜4.4 × 106 M⊙ accreting at a 40 per cent of the Eddington rate, which strongly supports our interpretation of the data. Combining these lines of evidence, we argue that CR7 might well be the first DCBH candidate.


Searching for Black Holes Born with Galaxies

The first-of-its-kind simulation suggests that direct formation of these black holes would be accompanied by specific kinds of intense radiation, including X-rays and ultraviolet emission that would shift to infrared by the time they reach the telescope. The black holes would also likely spawn massive metal-free stars, a finding that was unexpected.

Editors Note: This story by John Toon was originally published in the Georgia Tech News Center on Sept. 20, 2018. The headline was changed for the College of Sciences website.

Black holes form when stars die, allowing the matter in them to collapse into an extremely dense object from which not even light can escape. Astronomers theorize that massive black holes could also form at the birth of a galaxy, but so far nobody has been able to look far enough back in time to observe the conditions creating these direct collapse black holes (DCBH).

The James Webb Space Telescope, scheduled for launch in 2021, might be able look far enough back into the early Universe to see a galaxy hosting a nascent massive black hole. Now, a simulation done by researchers at the Georgia Institute of Technology has suggested what astronomers should look for if they search the skies for a DCBH in its early stages.

The first-of-its-kind simulation, reported September 10 in the journal Nature Astronomy, suggests that direct formation of these black holes would be accompanied by specific kinds of intense radiation, including X-rays and ultraviolet emission that would shift to infrared by the time they reach the telescope. The black holes would also likely spawn massive metal-free stars, a finding that was unexpected.

The research was supported by NASA, the Los Alamos National Laboratory, the National Science Foundation, the Southern Regional Education Board and two Hubble theory grants.

“There are supermassive black holes at the center of many large galaxies, but we haven’t been able to observe the way they form or how they got that large,” said Kirk S. S. Barrow, the paper’s first author and a recent Ph.D. graduate of Georgia Tech’s School of Physics. “Scientists have theorized that these supermassive black holes could have formed at the birth of a galaxy, and we wanted to turn these theoretical predictions into observational predictions that could be seen by the James Webb Space Telescope.”

DCBH formation would be initiated by the collapse of a large cloud of gas during the early formation of a galaxy, said John H. Wise, a professor in Georgia Tech’s School of Physics and the Center for Relativistic Astrophysics. But before astronomers could hope to catch this formation, they would have to know what to look for in the spectra that the telescope could detect, which is principally infrared.

The formation of a black hole could require a million years or so, but to envision what that might have looked like, former postdoctoral researcher Aycin Aykutalp – now at Los Alamos National Laboratory – used the National Science Foundation-supported Stampede Supercomputer at the University of Texas at Austin to run a simulation focusing on the aftermath of DCBH formation. The simulation used physics first principles such as gravity, radiation and hydrodynamics.

“If the galaxy forms first and then the black hole forms in the center, that would have one type of signature,” said Wise, who is the Dunn Family Associate Professor in the School of Physics. “If the black hole formed first, would that have a different signature? We wanted to find out whether there would be any physical differences, and if so, whether that would translate into differences we could observe with the James Webb Space Telescope.”

The simulations provided information such as densities and temperatures, and Barrow converted that data into predictions for what might be observed through the telescope – the light likely to be observed and how it would affected by gas and dust it would have encountered on its long journey to Earth. “At the end, we had something that an observer could hopefully see,” Barrow said.

Black holes take about a million years to form, a blip in galactic time. In the DCBH simulation, that first step involves gas collapsing into a supermassive star as much as 100,000 times more massive than our sun. The star then undergoes gravitational instability and collapses into itself to form a massive black hole. Radiation from the black hole then triggers the formation of stars over period of about 500,000 years, the simulation suggested.

“The stars of this first generation are usually much more massive, so they live for a shorter period of time,” Wise said. “In the first five to six million years after their formation, they die and go supernova. That’s another one of the signatures that we report in this study.”

After the supernovae form, the black hole quiets down but creates a struggle between electromagnetic emissions – ultraviolet light and X-rays trying to escape – and the black hole’s own gravity. “These cycles go on for another 20 or 30 million years,” Wise said.

Black holes are relatively common in the universe, so the hope is that with enough snapshots, astronomers could catch one being born, and that could lead to a new understanding of how galaxies evolve over time.

Star formation around the DCBH was unexpected, but in hindsight, it makes sense, Barrow said. The ionization produced by the black holes would produce photochemical reactions able to trigger the formation of the stars. Metal-free stars tend to be larger than others because the absence of a metal such as iron prevents fragmentation. But because they are so large, these stars produce tremendous amounts of radiation and end their lives in supernovae, he said.

“This is one of the last great mysteries of the early universe,” Barrow said. “We hope this study provides a good step toward figuring out how these supermassive black holes formed at the birth of a galaxy.”

This research was supported by a Southern Regional Education Board doctoral fellowship, a LANL LDRD Exploratory Research Grant 20170317ER, National Science Foundation (NSF) grants AST-1333360 and AST-1614333, Hubble theory grants HST-AR-13895 and HST-AR-14326, and NASA grant NNX-17AG23G. Any opinions, findings, and conclusions or recommendations expressed in this material are those of the authors and do not necessarily reflect the views of the sponsoring organizations.

CITATION: Kirk S. S. Barrow, Aycin Aykutalp & John H. Wise, “Observational signatures of massive black hole formation in the early Universe,” (Nature Astronomy, 2018). https://doi.org/10.1038/s41550-018-0569-y

Research News
Georgia Institute of Technology
177 North Avenue
Atlanta, Georgia 30332-0181 USA


Dwarf galaxies might not be the birth sites of supermassive black holes

Intermediate-mass black holes (BHs) in local dwarf galaxies are considered the relics of the early seed BHs. However, their growth might have been impacted by galaxy mergers and BH feedback so that they cannot be treated as tracers of the early seed BH population.

It is often presumed that dwarf galaxies have not significantly grown through merger and accretion and are very likely to resemble the primordial galaxies of the infant Universe 3 . Simulations predict that a large fraction of today’s dwarf galaxies should host ‘light’ (100–1,000 M ) IMBHs if seed BHs formed from population III stars, while a lower occupation fraction of ‘heavy’ (10 4 –10 5 M ) BHs is expected if seed BHs formed from direct gas collapse 3 . Thus, deriving the BH occupation fraction in dwarf galaxies seems to be pivotal for understanding how the early seed BHs formed and evolved into the supermassive BHs observed today.


9 DISCUSSION AND CONCLUSIONS

We have presented a scenario for the accumulation of gas in the centres of dark matter haloes with Tvir≳ 10 4 -K, the initial collapse of the gas to form seed black holes, and the subsequent early growth of SMBHs. This mechanism can lead naturally to the super-Eddington growth of black holes up to masses ∼10 6 -M, as early as redshifts 10–20. Given additional growth to ∼10 9 -M at close to the Eddington rate, the model can account for the population of quasars observed at z∼ 6 ( Fan et al. 2004). Even without significant growth after the formation phase, this mechanism could produce the seeds for all SMBHs inferred to exist in the local Universe.

We argue that global self-gravity triggers the ‘bars within bars’ instability ( Shlosman et al. 1989, 1990), under certain conditions, as gas forms a rotationally supported thick disc in the centre of the halo. On scales much smaller than the disc radius, and times shorter than the free-fall time, quasi-steady inflow is a better representation of the infall than a monolithic collapse. Local, or quasi-local sources of ‘viscosity’, such as those due to magnetic fields, turbulence or radiation drag, are not required to transport the angular momentum that inhibits black hole formation. In metal-free haloes with little molecular hydrogen, this behaviour is possible once the virial temperature exceeds ∼10 4 -K ( Oh & Haiman 2002). Under these conditions, gravitational instabilities can transport angular momentum effectively from scales of several kpc down to scales initially as small as ∼1-au, at a fraction of a solar mass per year (for a characteristic infalling speed v0∼ 10-km-s −1 ). We suggest that inflow is most efficient in haloes where Tvir does not exceed a few times 10 4 -K, since fragmentation of the infalling gas is unlikely to be efficient in this case ( Bromm & Loeb 2003). As the mass in the centre builds up, global instabilities may be quenched in the inner regions, but local gravitational instabilities could continue to drive a substantial inflow, even if a certain amount of star formation occurs.

Instability occurs only where the halo spin parameter, λtourner, falls below a threshold value that depends on f, the fraction of gas that forms the disc. Pour f≳ 0.5 the threshold is comparable to the mean spin parameter predicted by simulations, and >20 per cent of all Tvir∼ 10 4 -K haloes should exhibit instability. Even a value of f as small as 0.1 leads to instability in ≳1 per cent of haloes and a significant seed population of black holes.

In haloes with the low angular momentum required to trigger black hole formation, the rapid infall of gas leads to a mass accumulation much larger than that expected in a mini-halo with an average spin parameter. The formation of a ‘standard’ Pop III star ( Bromm et al. 1999 Abel et al. 2000 Bromm et al. 2002) is therefore suppressed in favour of a massive ‘quasi-star’ ( Section 4). We suggest that the much smaller mini-haloes (with virial temperature well below 10 4 -K) that form the first stars are distinct from the haloes that form the seeds of SMBHs, although the former may be precursors of the latter. Photodissociation of molecular hydrogen, possibly by a small population of Pop III stars, would suppress fragmentation of the infalling gas. It is therefore possible that the formation of seed black holes follows an earlier epoch of star formation, as the ‘quasi-star’ itself is not a significant source of photodissociating photons for long. The epoch of black hole formation must happen early enough, however, that the Universe is not highly metal enriched – later episodes of star formation would enrich the environments of seed black holes.

The most important conclusion of our model is that the ‘quasi-star’ formed by the accumulating gas has a low-entropy, gas pressure-dominated core surrounded by a radiation pressure-dominated envelope. As matter piles on to the quasi-star, the core is squeezed until its temperature approaches 10 9 -K (typically when the envelope mass reaches a few thousand M). Cooling by thermal neutrinos then leads to core collapse and the formation of a seed back hole of ∼10–20-M. This is a novel application of neutrino cooling, which has been invoked previously in connection with hyperaccretion on to neutron stars in supernovae ( Colgate 1971 Chevalier 1989 Houck & Chevalier 1991) and common envelope binaries ( Chevalier 1993 Brown, Lee & Bethe 2000), and on to black holes in gamma-ray bursts ( Narayan, Paczyński & Piran 1992 Woosley 1993 Popham, Woosley & Fryer 1999 Narayan, Piran & Kumar 2001). It is difficult to set up the necessary conditions for efficient neutrino cooling, since radiation pressure generally prevents the accretion rate from reaching the required level from below, unless the viscosity parameter α is extremely small ( Chevalier 1996). Previous models have circumvented this problem by invoking strong radiation trapping in a steady-state (or slowly varying) accretion flow. In our case the inflow sets up favourable conditions in a time-dependent fashion by establishing a steep positive entropy gradient in the quasi-star, with only mild radiation trapping.

The subsequent evolution of the black hole can be very fast, with growth to more than a million solar masses possible in less than a Salpeter time-scale. Even taking account of strong energy feedback driven by angular momentum transport, we conclude that black holes can accrete at the Eddington rate for the quasi-star mass, which exceeds the Eddington rate for the black hole by a factor of M*/MBH. For steady infall on to the quasi-star, this corresponds to a black hole mass increasing with time as MBHt 2 .

If black hole growth ( equation 13) proceeded undisturbed in all haloes satisfying the instability criterion with Tvir > 10 4 -K, then the total mass density in SMBHs would become comparable to the local one already at high redshift. However, a number of effects can limit this initial phase of rapid growth. Limitations intrinsic to the halo include the overall mass supply that participates in the infall, as well as removal of matter from the inflow by star formation. Moreover, the haloes and their embedded black holes do not grow in isolation. Haloes susceptible to the ‘bars within bars’ instability represent high peaks in the field of density fluctuations ( Tegmark et al. 1997 Madau et al. 2004). Therefore, they should experience an enhanced number of major mergers with respect to ‘average’ haloes at the same redshift. Halo major mergers can modify our basic results in two ways. First, cosmological simulations show that the spin parameter of a halo typically increases after a major merger ( Vitvitska et al. 2002). On the other hand, the spin parameter decreases after a long series of minor mergers. Major mergers, therefore, should delay the triggering of instabilities, at least until a sufficient number of minor mergers has lowered the spin parameter again. Secondly, a major merger could destroy the coherence of the ‘bars within bars’ process. By interfering with the infall of matter on to the quasi-star, a violent encounter could hasten the depletion of the mass supply well before the upper limits discussed above are reached. Such a disturbance is unlikely to modify the interior structure of the existing quasi-star or suddenly stop the growth of the black hole, however, since these involve only the very core of the system.

Seeding of larger haloes by black hole mergers could also be limited by the ‘gravitational rocket’ effect, the recoil due to the net linear momentum carried away by gravitational waves in the coalescence of two black holes ( Haiman 2004 Madau et al. 2004 Yoo & Miralda-Escudé 2004). The recoil velocity still has large uncertainties, but can easily exceed ∼100-km-s −1 , comparable to the escape velocity from shallow halo potentials. Volonteri & Rees (2006) estimate that up to 50 per cent of black holes merging in high-redshift haloes can be ejected due to the gravitational rocket effect.

Despite these potential sources of inefficiency, the mechanism we have outlined could be the principal route leading to SMBH formation in galactic nuclei. The main elements of the model – particularly the cascading infall via ‘bars within bars’ instability, and the formation and evolution of the quasi-star with runaway neutrino cooling – should be testable via numerical simulations. We hope that such simulations can be undertaken shortly.

This work was supported in part by NASA Beyond Einstein Foundation Science grant NNG05G192G, NSF grant AST-0307502, and the University of Colorado Council on Research and Creative Work. MCB thanks the Institute of Astronomy and the Master and Fellows of Trinity College, Cambridge, for their hospitality.