تعتبر تقييد مستوى الاضطراب وحجم الحصى في أقراص ما قبل الكوكبية خطوة أولية أساسية في فهم الخصائص الديناميكية الهوائية للحصى، والتي تعتبر حاسمة لتكوين الكواكب. كشفت التجارب المعملية الأخيرة أن التصادمات المدمرة لجزيئات الغبار الجليدية قد تحدث عند سرعات أقل بكثير مما كان يعتقد سابقًا. تدفع هذه السرعات المنخفضة للتفتت إلى خفض الحجم الأقصى للحبوب في نماذج النمو التصادمي.
من خلال التوزيع الشعاعي السلس لأحجام الحصى المستنتجة من تحليل الاستمرارية متعدد الأطوال الموجية لـ ALMA/VLA، نقترح نموذجًا موجزًا لتفسير هذه الخاصية ونهدف إلى تقييد مستوى الاضطراب في منتصف مستوى أقراص ما قبل الكوكبية.
يعتمد نهجنا على الافتراض بأن عتبة التفتت هي الحاجز الرئيسي الذي يحد من نمو الحصى داخل الحد الأقصى للضغط. ونتيجة لذلك، يمكن أن يوفر حجم الحبوب في موقع الحلقة رؤى مباشرة حول السرعة المضطربة التي تحكم تصادمات الحصى وبالتالي مستوى الاضطراب في منتصف مستوى القرص. نحن نؤكد هذه الطريقة باستخدام شفرة Dustpy، التي تحاكي نقل الغبار والتكتل.
نطبق طريقتنا على 7 أقراص، TW Hya، IM Lup، GM Aur، AS 209، HL Tau، HD 163296، و MWC 480، حيث تم قياس أحجام الحبوب من تحليل الاستمرارية متعدد الأطوال الموجية. تظهر خاصية مشتركة من تحليلنا، مع معامل اضطراب منخفض عام يبلغ \(\alpha\sim10^{-4}\) ملاحظ في خمسة من سبعة أقراص عند أخذ سرعة التفتت \(v_{\rm frag} = 1{\rm \,m\,s}^{-1}\). ستعني سرعة تفتت أعلى معامل اضطراب أكبر بكثير من القيود المراقبة الحالية. يبرز IM Lup بمعامل أعلى نسبيًا يبلغ \(10^{-3}\). بشكل لافت، يظهر HL Tau اتجاهًا تصاعديًا في \(\alpha\) مع البعد، مما يدعم زيادة الاضطراب في منطقة القرص الخارجية، وربما يكون مرتبطًا بالتيار الساقط على HL Tau. بديلاً، إذا كان الاضطراب منخفضًا، فقد يشير ذلك إلى أن أحجام الحبوب لم تصل بعد إلى حاجز النمو.
نستنتج أن حجم الحصى (الفرعي)مم الحالي المقيد في الأقراص يشير إلى مستويات منخفضة من الاضطراب، بالإضافة إلى حصى هشة تتوافق مع القياسات المعملية الأخيرة.
نظرًا للتطورات الأخيرة في نظرية الحقول الكمومية، تمكنا من تحقيق تقدم كبير في فهم التفاعلات الأساسية. وفقًا لنظرية (Einstein)، يمكن تفسير الجاذبية على أنها تأثير للزمكان المنحني بواسطة الكتلة. العلاقة الرياضية المعبرة عن هذا التأثير هي:
\[G_{\mu\nu} + \Lambda g_{\mu\nu} = \frac{8\pi G}{c^4} T_{\mu\nu}\]
حيث \(G_{\mu\nu}\) هو موتر (Einstein)، و\(\Lambda\) هو ثابت الكون، و\(g_{\mu\nu}\) هو موتر الزمكان، و\(T_{\mu\nu}\) هو موتر الطاقة-الزخم.
في السياق ذاته، تم تطوير نموذج (Standard Model) للجسيمات الأولية والذي يصف القوى الأساسية الثلاث (الكهرومغناطيسية، الضعيفة، والقوية) والجسيمات المرتبطة بها. النموذج يعتمد بشكل أساسي على مبدأ النظرية الكمومية للحقل ويعبر عنه بالمعادلة التالية:
\[\mathcal{L} = -\frac{1}{4} F_{\mu\nu}F^{\mu\nu} + \bar{\psi}(i\gamma^\mu D_\mu - m)\psi + h.c.\]
حيث \(\mathcal{L}\) هو الكثافة اللاغرانجية للنظام، \(F_{\mu\nu}\) هو موتر الحقل الكهرومغناطيسي، \(\psi\) هو حقل الفرميون، و\(D_\mu\) هو المشتقة الكوفاريانتية.
تحليل النتائج يظهر أن هناك توافقًا كبيرًا بين النظريات النظرية والتجريبية. هذا التوافق يعزز من صحة نموذج (Standard Model) ونظرية (Einstein) في وصف الظواهر الفيزيائية. ومع ذلك، لا تزال هناك بعض الأسئلة المفتوحة مثل مشكلة المادة المظلمة والطاقة المظلمة التي تتطلب مزيدًا من البحث.
في ختام هذه الدراسة، يمكننا القول بأن التقدم الذي تم إحرازه في نظرية الحقول الكمومية ونظرية الجاذبية قد ساهم بشكل كبير في تعميق فهمنا للكون. النتائج التي توصلنا إليها تؤكد على الدور الأساسي الذي تلعبه هذه النظريات في الفيزياء الحديثة. ومع ذلك، يظل البحث مستمرًا لاكتشاف المزيد من الأسرار الكونية وحل الألغاز المتبقية.
تُعتبر جزيئات الغبار بحجم (Sub)mm، والتي تُعرف عادةً بالحصى، اللبنات الأساسية لتكوين الكواكب. لفهم عملية تكوين الكواكب، من الضروري فهم خصائص الحصى، نمو تجمعها، وديناميكيتها الهوائية.
في أقراص الكواكب الأولية، تنحرف دوران الغاز عن سرعات كبلرية في القرص بسبب دعم الضغط، لذا يتم جر الحصى بواسطة الغاز، مما يغير زخمها الزاوي، مما يؤدي إلى انجراف شعاعي (Weidenschilling1977a). نظرًا لأن الغاز لزج في قرص الكواكب الأولية، فإن الحصى في القرص تنتشر أيضًا مع خلط الغاز المضطرب (OrmelCuzzi2007, YoudinLithwick2007). تعتمد هذه الآثار جميعها على حجم الحصى، الذي يتطور بناءً على التوازن بين التصادمات اللاصقة، التفتت (BrauerEtal2008, BirnstielEtal2010), الارتداد (ZsomEtal2010, WindmarkEtal2012a) وانجراف الحصى الشعاعي (BirnstielEtal2012).
بفضل تطوير مرافق الراديو المتقدمة مثل مصفوفة أتاكاما الكبيرة للموجات الطويلة/فوق الطويلة (ALMA) ومصفوفة كارل جي. جانسكي الكبيرة جدًا (VLA)، نحن الآن في عصر يمكن فيه توصيف خصائص الحصى من خلال انبعاثها الحراري المستمر على مقياس وحدة فلكية (au). يمكن استخدام الملاحظات متعددة الأطوال الموجية لاستنتاج الحجم الأقصى وتوزيع حجم الحصى (Carrasco-GonzalezEtal2019, MaciasEtal2019, MaciasEtal2021, SierraEtal2021, GuidiEtal2022). تستفيد هذه الطريقة من العلاقة بين تبعية التردد لعتامة الغبار وتوزيع حجم الجسيمات. بشكل خاص، في النظام البصري الرقيق، تكون هذه العلاقة نسبيًا مباشرة ضمن نظام رايلي-جينز: يتماشى مؤشر الطيف لانبعاث الغبار (Sub)millimeter مع 2 + \(\beta\)، حيث يشير \(\beta\) إلى مؤشر الطيف لعتامة الغبار (BeckwithEtal1990). تشير قيم \(\beta\) الأصغر إلى وجود جزيئات غبار أكبر (MiyakeNakagawa1993, D’AlessioEtal2001). بالإضافة إلى ذلك، تقوم ALMA أيضًا بتحويل نظرتنا إلى قرص الغاز، الذي يأتي في الغالب من الملاحظات عالية الدقة والحساسية على نظائر CO (ZhangEtal2019, BoothIlee2020, CalahanEtal2021a, ZhangEtal2021k, MiotelloEtal2023). استنادًا إلى أحجام الحصى \(a_{\rm p}\) وكثافات السطح \(\Sigma_{\rm g}\) المستنتجة من ملاحظات ALMA، يمكن التعبير عن ما يسمى بمعامل ستوكس في نظام إبستين كما يلي: \[\label{eq:St} {\rm St} = \frac{\pi}{2} \frac{\rho_\bullet a_{\rm p}}{\Sigma_{\rm g}}\] حيث \(\rho_\bullet\) هو الكثافة الداخلية للحصى، والتي تقيس الربط الديناميكي الهوائي بين الغاز والغبار.
في الوقت نفسه، توفر لنا التجارب المعملية رؤى مختلفة حول خصائص الحصى، خاصة فيما يتعلق بتصادم الحصى (WurmTeiser2021). تاريخيًا، أظهرت تجارب التصادم التي تضمنت حبيبات صغيرة من جليد الماء بحجم ميكرومتر سلوكًا لاصقًا حتى عند سرعات تبلغ 10ms\(^{-1}\)، بينما عادةً ما تظهر السيليكات سلوكًا لاصقًا عند 1ms\(^{-1}\) (PoppeEtal2000, BlumWurm2008). بالإضافة إلى ذلك، أشارت المحاكاة التي أجراها DominikTielens1997 إلى أن تجمعات الجليد تمتلك استقرارًا أكبر مقارنة بتجمعات السيليكات. ومع ذلك، تم اقتراح مؤخرًا أن جليد الماء يظهر لزوجة منخفضة عند درجات حرارة أقل (GundlachEtal2018). في التجارب المعملية، تظل طاقة السطح لجليد الماء مرتفعة نسبيًا بين نقطة تجمد الماء (273 K) و200 K (GundlachEtal2011, AumatellWurm2014). ومع ذلك، تنخفض طاقة السطح بمقدارين من الحجم أقل من 200 K، وهو ما يقترب من نطاق درجات الحرارة الموجودة في المنطقة الخارجية لأقراص الكواكب الأولية (MusiolikWurm2019). لا يزال من غير الواضح كيف يمكن أن يغير تكثيف جزيئات أخرى على سطح الحصى خصائص التصادم (HommaEtal2019, BischoffEtal2020). بينما تمت دراسة ثاني أكسيد الكربون، أحد الجليد السائد في أقراص الكواكب الأولية، في تجارب التصادم، وقد أظهر أنه لاصق بنفس القدر أو أقل من جليد الماء أو السيليكات (MusiolikEtal2016a). لفهم تطور الغبار وتكوين الكواكب، فإن خاصية أخرى حاسمة للقرص هي مقدار اضطراب الغاز، وبالتالي تشتت الغبار. يحدد هذا المعامل سرعة النسبية بين الحصى (OrmelCuzzi2007)، والتي تقرر بدورها نتائج تصادمها (GuettlerEtal2010, ZsomEtal2010, ZsomEtal2011). كانت هناك محاولات مختلفة لقياس لزوجة الغاز و/أو تشتت الغبار في أقراص الكواكب الأولية باستخدام ملاحظات مختلفة: امتداد القرص العمودي في استمرارية ALMA كمؤشر على ترسيب الغبار (PinteEtal2016, VillenaveEtal2020), التوازن بين عرض حلقة الغبار ودعم التدرج الضغطي (DullemondEtal2018, RosottiEtal2020), التوسع غير الحراري لخطوط الانبعاث (TeagueEtal2018, FlahertyEtal2020)، وأيضًا من قيود تطور القرص التي حددها الدراسات الديموغرافية (انظر المراجعات الأخيرة بواسطة MiotelloEtal2023 و Rosotti2023). تشير خطوط الأدلة المتعددة إلى أن الأقراص ليست مضطربة كما كان يُفترض سابقًا بقيمة \(\alpha = 10^{-2}\) (Rosotti2023).
في هذه الورقة، نقترح أن يمكن استخدام أحجام الحصى المستنتجة من الملاحظات متعددة الأطوال الموجية لوضع قيود على تشتت وسرعة تفتت جزيئات الغبار. أولاً، نناقش باختصار نموذج الاختبار المعياري الذي نقوم بتشغيله باستخدام الكود المطور حديثًا Dustpy (StammlerBirnstiel2022) ونشرح المنطق. ثم نطبق طريقتنا الجديدة المقترحة على سبعة أقراص كواكب أولية تم تحليلها سابقًا، ونجد قيم تشتت الغبار التي تتوافق مع التقديرات السابقة لاضطراب القرص، طالما أن سرعة التفتت منخفضة حتى عندما تكون مغطاة بجليد الماء.
لفحص تأثير الانتشارية وسرعة التفتت على نمو الحبيبات داخل حلقة الحصى، نستخدم الكود المفتوح المصدر DustPy (StammlerBirnstiel2022) لنمذجة تكتل الغبار ونقله في أقراص الكواكب الأولية. يعالج هذا الكود معادلة تكتل سمولوخوفسكي (Smoluchowski1916) مع نقل جزيئات الغبار داخل القرص. تخضع جزيئات الغبار للتصادمات ويتم نقلها بواسطة آليات مختلفة، بما في ذلك الحركة البراونية الحرارية، التقليب العمودي والاستقرار، الخلط الاضطرابي، بالإضافة إلى الانجراف الأزيموتي والشعاعي. يأخذ الكود في الاعتبار كل هذه السرعات عند حساب السرعات النسبية قبل التصادم. تتضمن محاكاةنا معاملات قرص مختلفة، مما يؤدي إلى تحديد نمو الغبار إما بسبب الانجراف أو التفتت في لقطات الناتج.
نقوم بتهيئة كثافة الغاز وفقًا لحل التشابه لـ (Lynden-BellPringle1974) \[\label{eq:Sig} \begin{aligned} \Sigma_{\rm g} &= \Sigma_{\rm g,0}\left(\frac{r}{r_c}\right)^{-\gamma} \exp\left[-\left(\frac{r}{r_c}\right)^{2-\gamma}\right] \\ \end{aligned}\] مع \(r\) المسافة من النجم، \(\gamma = 1\)، ونصف قطر مميز \(r_c = 100\) au طوال هذا العمل. تتطور كثافات سطح الغاز مع المعادلة الرئيسية لقرص الاستحواذ اللزج (Lynden-BellPringle1974): \[\frac{\partial \Sigma_{\rm g}}{\partial t} = -\frac{1}{r}\frac{\partial}{\partial r}(\Sigma_{\rm g}r v_{\rm g}) \equiv \frac{3}{r}\frac{\partial}{\partial r}\left[\frac{1}{r\Omega_K}\frac{\partial}{\partial r}(\alpha_v\Sigma_{\rm g}r^2c_s^2)\right]\] حيث \(\Omega_K \equiv v_K/r = \sqrt{GM_\star/r^3}\) هو التردد المداري الكبلري حول النجم بكتلة \(M_\star\)، \(\alpha_v\) هو معامل اللزوجة الاضطرابية المحدد بوصفة (ShakuraSunyaev1973)، و\(c_s\) هو سرعة الصوت.
يُفترض أن القرص متساوي الحرارة محليًا، حيث تتبع درجة حرارة القرص: \[\label{eq:Td} T_{\rm d} = T_0\times\left(\frac{r}{r_c}\right)^{-q}.\] نأخذ \(T_0 = 20\,K\)، \(q=0.45\)، مع ذلك، يتبع نسبة الجانب لقرص الغاز \[\label{eq:cs} h_{\rm g} \equiv \frac{H_\mathrm{g}}{r} = \frac{c_s}{\Omega_K r} = h_0\times\left(\frac{r}{r_c}\right)^{0.5-q/2}\] حيث \(h_0 = 0.075\) هو نسبة الجانب عند \(r_c\).
تُحل تطور سطح الغبار بمعادلة الانتقال-الانتشار (BirnstielEtal2010) \[\frac{\partial \Sigma_{\rm d}}{\partial t} + \frac{1}{r}\frac{\partial}{\partial r}(\Sigma_{\rm d}r v_{\rm d}) - \frac{1}{r}\frac{\partial}{\partial r}\left[r\Sigma_{\rm g}D_{\rm d}\frac{\partial}{\partial r}(\frac{\Sigma_{\rm d}}{\Sigma_{\rm g}})\right] = 0\] مع انتشارية الغبار \(D_{\rm d} = \alpha_v c_s h / (1+{\rm St}^2)\) (YoudinLithwick2007) وسرعة شعاعية للغبار (NakagawaEtal1986) \[v_{\rm d} = \frac{v_{\rm g}}{1+{\rm St}^2} - \frac{2{\rm St}}{1+{\rm St}^2}\eta v_K\] حيث يقرأ معامل التدرج الضغطي البعدي \[\label{eq:eta_r} \eta = -\frac{1}{2}\frac{c_s^2}{v_K^2} \frac{d {\rm ln}P}{d {\rm ln}r}.\] حيث \(P\) هو ضغط الغاز في المستوى الأوسط.
نختبر أيضًا الحالة التي يتم فيها حبس الحصى داخل الحد الأقصى للضغط عند أشعة بعيدة. باتباع (DullemondEtal2018)، نعدل لزوجة الغاز \[\alpha_{v,r}(r) = \frac{\alpha_v}{F(r)}\] حيث \[\label{eq:F_gap} F(r) = \exp{\left[-A \exp{\left(-\frac{(r-r_0)^2}{2 w^2}\right)}\right]}\] ندرج فجوتين لزوجة عند \(r_0 = 40\) au و 90 au بشكل منفصل مع عرض الفجوة \(w = 4\) au و 9 au. نأخذ عمق الفجوة السعة \(A=1\) كقيمة افتراضية ولكن نجرب \(A= 0.5\) و 2 لدراسات المعلمات في .
يقتصر نمو الحبيبات بشكل رئيسي بواسطة حاجزين (BirnstielEtal2010). حاجز التفتت لنمو الحصى عندما تهيمن السرعة النسبية بواسطة السرعة الاضطرابية (OrmelCuzzi2007) يقرأ كما: \[\label{eq:St_frag} {\rm St}_{\rm frag} = \frac{1}{3}\frac{v_{\rm frag}^2}{\delta_{\rm t}c_s^2}\] حيث \(\delta_{\rm t}\) هو معامل سرعة الغبار الاضطرابية، وقيمته مساوية لـ \(\alpha_v\) طوال النص الرئيسي. وحاجز الانجراف، موازنة مقياس زمني للانجراف ومقياس زمني للتكتل، هو (BirnstielEtal2012): \[\label{eq:St_drift} {\rm St}_{\rm drift} = \frac{\epsilon}{2\eta}\] حيث الحاجز متناسب مع نسبة كثافة سطح الغبار إلى الغاز المحلية \(\epsilon = \Sigma_{\rm d}/\Sigma_{\rm g}\)، وعكسيًا متناسبًا مع معامل التدرج الضغطي البعدي \(\eta\) ().
كنتيجة رئيسية، نختبر الحالة التي يكون فيها القرص ذو لزوجة منخفضة \(\alpha_v\) وتشتت الغبار \(\delta_{\rm t}\).
في الصورة التقليدية حيث تكون الحصى الجليدية لزجة، من المتوقع أن تكون سرعة التفتت خارج خط الثلج المائي \(10\)ms\(^{-1}\). في مثل هذه الحالة، يتم التحكم في حجم الحبيبات بشكل عام بواسطة الانجراف الشعاعي للحصى. كما هو موضح في الشكل a4f10_2r_A10، عندما تكون سرعة التفتت مرتفعة نسبيًا بينما تكون سرعة الغبار المضطرب منخفضة، لا يمكن لمناطق القرص ذات التدرج الضغطي السلس أن تستضيف حصى أكبر من 1mm. ومع ذلك، في موقع الحد الأقصى للضغط، تتبع الحصى تدرج الضغط وتُحاصر في موقع محدد، حيث يتوقف الانجراف الشعاعي. نتيجة لذلك، لم يعد الحاجز الانجرافي يحد من نمو الحصى، وبالتالي يمكن للحصى أن تلتصق وتنمو بشكل كبير إلى أحجام تزيد عن \(10\)cm.
كما تشير النتائج المخبرية الجديدة، يمكن أن تكون الحصى هشة جدًا في المنطقة الخارجية للقرص، خاصةً عندما تكون خارج خط ثلج ثاني أكسيد الكربون. من خلال تغيير سرعات تفتت الحصى، نختبر كيف ستؤثر الطبيعة الهشة على توزيع حجم الحصى في أقراص الكواكب الناشئة.
في الشكل a4f3_2r_A10، مع تقليل سرعة التفتت \(v_{\rm frag}\) من \(10\)ms\(^{-1}\) إلى \(3\)ms\(^{-1}\)، ينخفض حاجز التفتت بمقدار عشرة أضعاف (الخط green في اللوحة العلوية). بالمقابل، لا يتغير الحاجز الانجرافي بشكل ملحوظ لأنه مستقل عن خصائص التصادم للحصى. لذلك، على الرغم من أن سرعة التفتت أقل، لا يزال حجم الجسيم يصل إلى 1mm في منطقة القرص حيث يكون تدرج الكثافة/الضغط سلسًا. في موقع الحلقة، حيث يكون الانجراف الشعاعي محدودًا، يمكن الآن للحصى أن تنمو فقط إلى حجم \({\sim}\)cm داخل الحلقة مع حاجز التفتت المنخفض.
مع تقليل سرعة التفتت أكثر، سينتج عن ذلك حاجز تفتت أقل، والذي سيكون في النهاية أقل من الحاجز الانجرافي الاسمي في المحاكاة مع \(v_{\rm frag} = 1\)ms\(^{-1}\). في هذه المحاكاة، يكون حاجز التفتت أقل من الحاجز الانجرافي في معظم أنحاء القرص. كما يعرض الشكل a4f1_2r_A10_1، فإن الحجم الأقصى للحصى ثابت بشكل عام على مدار القرص بأكمله.
وبالتالي، باستخدام حقيقة أن معظم القرص يحتوي على ملف تعريف حجم حبيبات أقصى سلس، يمكننا، بدورنا، تقييد مستوى التشتت لقرص الحصى من خلال افتراض أن الحجم الأقصى للحصى \(a_{\rm max}\) يتم تحديده بواسطة حاجز التفتت، أي من خلال افتراض \({\rm St} = {\rm St}_{\rm frag}\)، قد نحصل على \(\delta_{\rm t}\) في المعادلة St_frag التالية: \[\label{eq:alpha_frag} \alpha_{\rm frag} \equiv \delta_{\rm t} = \frac{1}{3} \frac{v_{\rm frag}^2}{{\rm St} c_{\rm s}^2},\] صيغة بسيطة حيث يمكن قياس كل من St و\(c_s\) من تحليل الاستمرارية متعدد الأطوال الموجية.
قمنا بتطبيق تحليلنا على سبعة أقراص، حيث تم إجراء تحليل متعدد الأطوال الموجية باستخدام نفس عتامة الغبار (DSHARP). تتكون العينة من HL Tau، TW Hya، وأقراص الجزيئات مع ALMA على مقاييس تكوين الكواكب (MAPS) وهي أقراص GM Aur، IM Lup، AS 209، HD 163296، و MWC 480. المراجع المتعلقة بمعلومات القرص المستخدمة في هذا العمل مدرجة في disk_parameters. للتلخيص، تم استنتاج كثافات سطح الحصى \(\Sigma_{\rm p}(r)\)، الحجم الأقصى للحبيبات \(a_{\rm max}(r)\)، وملفات درجة الحرارة لتقدير \(c_s\) من تحليل الملاحظات متعددة الأطوال الموجية. تستند كثافات سطح الغاز \(\Sigma_{\rm g}(r)\) على شدة خطوط الأيزوتوبوغ CO، التي تفترض وفرة CO نفسها كقيمة الوسط بين النجوم لـ n(CO)/n(H\(_2\))\(=10^{-4}\)، بمعنى آخر، لا يوجد نقص في CO (انظر المزيد من النقاش أدناه). في Sig_amax، لكل قرص، تم رسم كثافات الحصى (باللون الأحمر) وكثافات الغاز (باللون الأزرق) في اللوحات العلوية. يتم تقديم ملف تعريف الحجم الأقصى للحبيبات الشعاعي \(a_{\rm max}(r)\) في اللوحة السفلية، حيث تمثل الخطوط الصلبة أفضل نتائج الملاءمة والمناطق المظللة هي عدم اليقين \(1\sigma\). كما نقوم بتمييز قمم حلقات الاستمرارية والحد الأدنى من الفجوات المستمرة بخطوط عمودية صلبة ومتقطعة على التوالي.
مع هذه كثافات سطح الحصى، نحسب رقم ستوكس لحبيبات الحجم الأقصى باستخدام St بأخذ \(\rho_\bullet = 1.675\) g cm\(^{-3}\) (DSHARP)، وكثافات سطح الغاز المستنتجة من CO، مع n(CO)/n(H\(_2\))\(=10^{-4},\,10^{-5},\,10^{-6}\). تُشار إلى هذه النتائج بالخطوط الزرقاء الصلبة في St_r، من الأعلى إلى الأسفل n(CO)/n(H\(_2\))\(=10^{-4}\,10^{-5},10^{-6}\). يُعرف أن CO في قرص الكوكب الأولي يتم استنفاده مقارنة بوفرة CO في الوسط بين النجوم البالغة \(10^{-4}\)، عادةً بمقدار واحد أو اثنين من الأوامر من حيث الحجم (AnsdellEtal2016,MiotelloEtal2017,KrijtEtal2020,ZhangEtal2021k). وبالتالي، يجب اعتبار كثافات سطح الغاز مع n(CO)/n(H\(_2\))\(=10^{-4}\) المستخدمة هنا كحد أدنى، وبالتالي يجب أن يكون رقم ستوكس حدًا أعلى.
ومع ذلك، فإن قياس كتلة قرص الغاز هو مهمة معقدة (MiotelloEtal2023). لذلك، في حساباتنا، نلجأ إلى استخدام رقم ستوكس مع كثافات سطح الغاز المرجعية المحصلة بفرض أن كثافة سطح الغاز تبلغ 100 ضعف كثافة سطح الحصى (الخطوط الحمراء في St_r). تشير هذه الافتراض إلى أن القرص يحافظ على معدنية نموذجية للوسط بين النجوم في جميع أنحائه، وهي افتراض عملي وقابل للتطبيق على نطاق واسع، وهو متسق تقريبًا مع تلك المقدرة من كثافة سطح غاز CO، بفرض استنفاد معتدل لـ CO (ZhangEtal2021k). من المهم ملاحظة أن هذه كثافة سطح الغاز تمثل حدًا أعلى نظرًا لأن تأثيرات الانجراف الشعاعي من المحتمل أن تؤدي إلى نسب غاز إلى غبار محلية أقل من 100. نتيجة لذلك، يجب اعتبار رقم ستوكس المقدم هنا كحدود دنيا. للوضوح، نتضمن أيضًا رقم ستوكس لحاجز الانجراف (مع قطع فوق St=1 نظرًا لأن السحب الغازي أقل أهمية، وهذه الجزيئات ستنفصل عن الاضطراب) باللون الأخضر في St_r، اعتمادًا على أي قيمة أصغر. من الجدير بالذكر أن حاجز الانجراف أعلى من رقم ستوكس المستنتج في جميع الأشعة، مما يشير إلى أن حجم الحصى يتم تحديده بشكل أساسي بواسطة حاجز التفتت بدلاً من حاجز الانجراف. يجب أن تكون هذه الحقيقة قوية بشكل خاص في موقع الحلقة، حيث يتم حبس الحصى وتختفي حواجز الانجراف، كما هو موضح في dp_v_frag.
مع رقم ستوكس وسرعة التفتت، يمكننا بالتالي الحصول على \(\alpha_{\rm frag}\) بفرض \(v_{\rm frag} = 1\)ms\(^{-1}\) في alpha_frag \[\label{eq:alpha_frag_empir} \begin{aligned} \alpha_{\rm frag} &= \frac{2}{3\pi} \frac{f_{\rm g2d}\Sigma_{\rm d}}{\rho_\bullet a_{\rm p}}\frac{v_{\rm frag}^2}{c_{\rm s}^2}\\ &= 10^{-4} \times \left(\frac{f_{\rm g2d}}{100}\right) \left(\frac{\Sigma_{\rm d}}{0.1\,{\rm g\,cm^{-2}}}\right) \left(\frac{\rho_\bullet}{1.675\,{\rm g\,cm^{-3}}}\right)^{-1}\\ &\times \left(\frac{a_{\rm p}}{0.3\,\rm cm}\right)^{-1} \left(\frac{v_{\rm frag}}{1\,{\rm m\,s^{-1}}}\right)^2 \left(\frac{c_{\rm s}}{200\,{\rm m\,s^{-1}}}\right)^{-2} \end{aligned}\] يتم تقديم \(\alpha_{\rm frag}\) المحسوب في alpha_r. في a_line_frag، نقدم مقارنة لنتائجنا مع طريقتين بديلتين تعتمدان على توسيع خط (تحت) المليمتر وتباين فجوة الاستمرارية. لقد قمنا بتمييز المنطقة \(\tau>1\) بخطوط برتقالية، حيث تصبح البيانات في جميع الأطوال الموجية المستخدمة في التحليل السابق سميكة بصريًا، وبالتالي لا يمكن قياس حجم الحصى بدقة. باستثناء GMAur، فإن جميع المصادر الستة الأخرى سميكة بصريًا في المنطقة الداخلية، حيث قد توجد تعددية بين الجزيئات الأكبر وعمق بصري أعلى (RicciEtal2012,Carrasco-GonzalezEtal2019,MaciasEtal2021). ومع ذلك، نلاحظ أن خط الثلج CO\(_2\)، الذي يقع عادةً بين 50-70 K، يقع عادةً داخل منطقة القرص الداخلية أيضًا. لذلك، في المنطقة الرقيقة بصريًا الموجودة خارج خط ثلج CO\(_2\)، يجب أن تكون افتراضاتنا بأن \(v_{\rm frag} = 1\rm m\,s^{-1}\) قوية.
نتيجة واضحة لحساباتنا هي أنه، بالنسبة لغالبية الأقراص، يكون مستوى الاضطراب المستنتج على ترتيب \(10^{-4}\) في المنطقة الشفافة بصريًا. علاوة على ذلك، يتوافق مستوى الاضطراب المنخفض الملاحظ مع القيود المستمدة من الطرق البديلة، كما نوقش في (Rosotti2023). من بين الأقراص الستة التي تتوفر لها تحليلات توسيع الخطوط، تشمل دراستنا أربعة منها، انظر . بشكل ملحوظ، لم يتم اكتشاف الاضطراب بوضوح من خلال توسيع الخطوط في HD 163296، TW Hya، و MWC 480، باستثناء IM Lup (انظر الجدول 1 في[و ]Rosotti2023). الأخير، بالإضافة إلى HL Tau، يظهران مستويات اضطراب أعلى قليلاً في تحليلنا. سنناقش هاتين المصدرين بشكل فردي أدناه.
القيمة المنخفضة لـ \(\alpha_{\rm frag}\) التي تم الحصول عليها في حساباتنا تمثل سرعة الاضطراب بين حصى الحجم الأقصى عند المستوى الأوسط. نظرًا لأننا حسبنا رقم ستوكس المرجعي بناءً على نسبة كتلة الغاز إلى الغبار تبلغ 100، يجب أن يتناسب الاضطراب بشكل خطي مع الملف الشعاعي الفعلي لنسبة كتلة الغاز إلى الغبار، المشار إليها بـ \(f_{\rm g2d}(r)\). في إعدادنا الافتراضي حيث نفترض أن \(f_{\rm g2d}(r)=100\)، نلاحظ اتجاهًا يشير إلى اضطراب أعلى في موقع الحلقة. ومع ذلك، نتوقع أن تكون قيمة \(f_{\rm g2d}(r)\) أقل في موقع الحلقة بسبب احتجاز الغبار. ما إذا كان انخفاض \(f_{\rm g2d}(r)\) يمكن أن يفسر بالكامل الزيادة في \(\alpha_{\rm frag}\) ليس حاسمًا. على أي حال، من المتوقع أن تكون الحصى أكثر تركيزًا من الغاز، وبالتالي تكون نسبة الغاز إلى الغبار أقل من 100. وهذا من شأنه أن يضع مستوى الاضطراب الحقيقي أقل من هذا الإعداد الافتراضي.
فيما يلي، نقدم مناقشات أكثر تفصيلاً لثلاثة مصادر محددة:
من بين الأقراص السبعة التي تم تحليلها في هذه الدراسة، يظهر IM Lup أعلى مستوى من الاضطراب بحوالي \(\sim10^{-3}\)، أعلى من أي مصدر آخر بمقدار درجة واحدة. يتوافق هذا الاضطراب الأعلى مع القيود التي تم الحصول عليها من الكشف المباشر عن الاضطراب من خلال توسيع خطوط الأمواج دون المليمتر (على سبيل المثال،[FlahertyEtal2020]). قد يكون ذلك بسبب أنه تم اقتراح أن IM Lup غير مستقر جاذبيًا بناءً على وجود تراكيب حلزونية فرعية (HuangEtal2018c) وكتل أقراص عالية (LodatoEtal2023).
القيمة التي قمنا بقياسها أصغر من قيمة اضطراب الغاز \(\alpha\sim0.01\) التي أبلغ عنها (FlahertyInPrep). إذا كان ذلك صحيحًا، فقد تنطبق تفسيران محتملان لهذا الاختلاف. أولاً، قد يشير هذا إلى رقم شميت كبير (نسبة تشتت الغاز إلى تشتت الجسيمات) أكبر من القيمة المعتادة حوالي الوحدة (على سبيل المثال،[YoudinLithwick2007]). تقترح الدراسات الحديثة من (BaehrZhu2021) أن الأقراص الجاذبية الاضطرابية تظهر أرقام شميت عالية تتراوح من \(10-100\)، وهو ما يتماشى مع نتائجنا. من ناحية أخرى، تنطبق قياساتنا على مستوى الاضطراب في المستوى الأوسط المستقر للحصى، بينما يستكشف قياس توسيع الخط سطح إصدار الخط. قد يشير هذا الاختلاف الهندسي إلى وجود تدرج في التشتت العمودي، حيث يكون المستوى الأوسط أقل اضطرابًا من الطبقة العليا، كما هو الحال في تلك التي يتم تشغيلها بواسطة عدم استقرار القص العمودي (VSI) (على سبيل المثال،[StollKley2016,FlockEtal2017b,PfeilKlahr2021]) و/أو عدم استقرار المغناطيسي الدوار (MRI) (على سبيل المثال،[RiolsLesur2018,SimonEtal2018]).
باعتبارها أصغر قرص في عينتنا، يُعتقد على نطاق واسع أن HL Tau هو قرص من الفئة الأولى (ALMAPartnershipEtal2015). علاوة على ذلك، تحدد الأعمال الحديثة أدلة واضحة على وجود مواد ساقطة متأخرة على القرص (YenEtal2019,GarufiEtal2022a). قد تشير كلا السيناريوهين إلى أن الحبيبات في القرص الخارجي لم تصل بعد إلى حاجز النمو، وهو ما يتوافق مع القيمة المنخفضة العامة لـ \(a_{\rm max}\) واتجاهها المتناقص مع النصف القطري في HL Tau (Guerra-Alvarado et al. in prep.). لذلك، قد لا تنطبق افتراضاتنا بأن الحصى تصل جميعها إلى حاجز النمو في HL Tau. إذا كان ذلك صحيحًا، فإن قيمة الاضطراب الأعلى التي نستنتجها في المنطقة الخارجية من HL Tau يجب أن تكون مبالغًا فيها.
بدلاً من ذلك، تظهر حسابات انهيار النجم الأولي مع تكتل الغبار أن عتبة التفتت يمكن أن تتحقق تقريبًا في نفس الوقت الذي يتشكل فيه القرص (TsukamotoEtal2021,KawasakiEtal2022,LebreuillyEtal2023).
إذا كان الأمر كذلك، فقد تظل طريقتنا صالحة، وبالتالي قد يعكس انخفاض حجم الحصى زيادة في الاضطراب مع الأشعة. في الواقع، وجدت المحاكاة العددية للمواد الساقطة على الأقراص زيادة في الاضطراب بشكل شعاعي (LesurEtal2015, HennebelleEtal2016, HennebelleEtal2017, KuznetsovaEtal2022). والأكثر إثارة للاهتمام، القيم المتزايدة لـ \(\alpha_{\rm frag}\) التي قمنا بقياسها هنا تتوافق تقريبًا مع القيم من المحاكاة (KuznetsovaEtal2022).
تم التحقيق سابقًا في مستويات الاضطراب في HD163296 من قبل (DoiKataoka2021) و (LiuEtal2022y). من خلال النظر في تغير عمق البصري على طول خط البصر في الأقراص السميكة هندسيًا ولكن الرقيقة بصريًا، قام كلا العملين بتحليل ملفات السطوع الزاوي عند حلقتين مستمرتين، B67 و B100، الموجودتين عند 67 au و 100 au في HD163296. تم التوصل إلى أن مستوى الاضطراب منخفض في الحلقة الخارجية B100، متوافقًا مع نتائجنا. ومع ذلك، استنادًا إلى الملاحظة التي تفيد بأن سطوع الحلقة عند المحور الرئيسي أعلى من المحور الثانوي، تم اقتراح أن ارتفاع حصى الحصى مماثل لارتفاع الغاز عند حلقة B67. هذا يعني أن الغبار مرتبط جيدًا بالغاز ويقيد \(\alpha/{\rm St}\sim1\)، مع نتائج مماثلة تم الإبلاغ عنها في (PizzatiEtal2023). من المهم الإشارة إلى أن هذه الدراسات الثلاث تقيد فقط نسبة \(\alpha/{\rm St}\) في الاتجاه العمودي، والتي تعتمد على رقم ستوكس ويمكن أن تؤدي إلى نتائج متداخلة من حيث تقدير مستوى الاضطراب.
لتوفير تحليل أكثر قابلية للمقارنة، نحسب قيمة \({\alpha_{\rm frag}}/{\rm St}\) استنادًا إلى لجميع مصادرنا. \[\label{eq:alpha_frag_St} \frac{\alpha_{\rm frag}}{\rm St} = \frac{4}{3\pi^2} \frac{f_{\rm g2d}^2\Sigma_{\rm d}^2}{\rho_\bullet^2 a_{\rm p}^2}\frac{v_{\rm frag}^2}{c_{\rm s}^2}\] ومع ذلك، مع قيم المعلمات الافتراضية لدينا، نجد أن \({\alpha_{\rm frag}}/{\rm St} = 0.003\) في حلقة 67 au، وهو أقل بكثير من الوحدة. لذلك، سنحتاج إما إلى مستوى اضطراب أعلى أو رقم ستوكس أقل في حلقة B67 لمطابقة القيود من ترسيب الغبار.
تم إجراء تحليل الاستمرارية متعددة الأطوال الموجية لـ HD 163296 بشكل مستقل من قبل كل من (SierraEtal2021) و (GuidiEtal2022). في كلا الدراستين، تم التأكيد على وجود ملف تعريف شعاعي سلس في \(a_{\rm max}\)، والذي شكل دافعًا للتحقيق المقدم في عملنا. يؤدي التباين السلس في حجم الحصى والكثافة المعززة في حلقة B67 إلى رقم ستوكس قدره \(0.04\)، وهو أقل من المناطق الأخرى في القرص (انظر )، مما يشير إلى اقتران ديناميكي هوائي أقوى مع الغاز. ومع ذلك، لا يزال هذا القيمة مرتفعة جدًا بالنسبة لقيمة \(\alpha_{\rm frag}=10^{-4}\) في حلقة B67 لتحقيق \(\alpha/{\rm St}\sim 1\)، كما وجد في أعمال أخرى.
سيؤدي ارتفاع نسبة الغاز إلى الغبار إلى خفض St وزيادة \(\alpha_{\rm frag}\) المستنتج، ولكن سيكون من الضروري زيادة بمعامل 18 للوصول إلى \(\alpha/{\rm St}\sim 1\). يبدو أن مثل هذه الزيادة في نسبة الغاز إلى الغبار غير مرجحة للغاية نظرًا لأن هياكل الحلقات يجب أن تكون مصيدة للحصى. إحدى الإمكانيات للتوفيق بين الاختلافات في \(\alpha/{\rm St}\) هي أن سرعة التفتت في حلقة B67 أعلى. وبشكل بارز، تتزامن موقع حلقة B67 مع خط تجمد CO في HD 163296 (ZhangEtal2021k). تم اقتراح آليات مختلفة لتغيير خصائص الحصى عند خطوط التجمد (ZhangEtal2015, OkuzumiEtal2016). ومع ذلك، من أجل الحفاظ على ملف تعريف \(a_{\rm max}\) المسطح عند الحلقة، سيحتاج هذا الزيادة في \(v_{\rm frag}\) إلى التزامن المكاني مع زيادة متزامنة في \(\alpha_{\rm frag}\)، وهو ما يبدو مصادفة غير مرجحة. بدلاً من ذلك، يمكن أن تقلل تطور المسامية من كثافات الحصى الداخلية (OkuzumiEtal2012). إذا حدث مثل هذا التطور حول خط تجمد CO، فقد يؤخر أيضًا ترسيب الحصى (OrmelEtal2007). بدلاً من ذلك، قد تشير الاختلافات مرة أخرى إلى مستويات الاضطراب المختلفة في المستوى الأوسط والطبقات العلوية المنتفخة، كما نشتبه في IM Lup. إمكانية أخيرة هي أن حلقة B67 تتكون في الواقع من عدة حلقات غير محلولة، أو أن لديها تباينات مختلفة تجعل تحليل الترسيب غير صالح. في الواقع، تعرض هذه الحلقة ميزة قوسية (IsellaEtal2018)، والتي قد تشير إلى أن هذه الحلقة تستضيف هيكلًا أكثر تعقيدًا مما كان يعتقد سابقًا.
قد تؤثر دقة الملاحظات المكانية على الأحجام المشتقة للحصى وكثافات سطح الغبار المستخدمة في تحليلنا. على سبيل المثال، من المتوقع أن يكون التباين بين الحلقات والفجوات أعلى إذا لم تحل الملاحظات الحالية الحلقات بشكل كامل. قد يحدث هذا بشكل خاص مع (MWC 480)، حيث تتوفر فقط بيانات الاستمرارية لـ(ALMA) في النطاقين (3) و(6)، مع حجم شعاعي كبير نسبيًا يبلغ (35 au) في النطاق (3). مع مراعاة هذا التحفظ، لا يزال الاتجاه السلس لـ\(a_{\rm max}\) واضحًا، دون تغيير ملحوظ عبر الحلقة أو الفجوة. نحصل على مستوى اضطراب منخفض يبلغ (\(10^{-4}\)) في القرص الخارجي حيث يكون القرص رقيقًا بصريًا في كلا النطاقين (3) و(6). من بين الأقراص السبعة، بفضل قربها (TW Hya)، والتي تحمل أعلى دقة مكانية، مما يسمح بملاحظات متعددة الأطوال الموجية لحل البنى الفرعية المثمرة في الملفات الشعاعية لكثافة سطح الحصى والحجم الأقصى للحبيبات. يظهر تعزيز تجريبي لحجم الحصى في الحلقات حول (35 au) و(45 au)، ولكن الشك كبير. عند فحص نتيجة اضطراب القرص، لا يزال يظهر تشتت الغبار المستنتج ثابتًا تقريبًا حول قيمة (\(10^{-4}\)) عند افتراض أن (\(f_{\rm g2d}(r) = 100\)).
بالمثل، تجبرنا التقديرات المحدودة حاليًا لملفات كثافة سطح الغاز على تقديرها بناءً على ملف كثافة سطح الغبار ونسبة غاز إلى غبار ثابتة. ومع ذلك، من المتوقع أن تختلف نسبة الغاز إلى الغبار في جميع أنحاء القرص وضمن بنياته الفرعية. ستسمح لنا القياسات الدقيقة وعالية الدقة المكانية لتوزيع كثافة سطح الغاز بتجاوز هذه الافتراضات.
إحدى القيود في هذه الدراسة هي الشكوك المحيطة بالخصائص المحددة لحبيبات الغبار، وخاصة تركيبها ومساميتها. يمكن أن تؤدي هذه العوامل إلى تقلبات كبيرة فيما يتعلق بالكثافة الداخلية، والعتامة، والبياض للغبار (MinEtal2016).
على سبيل المثال، قد تؤدي الجسيمات المسامية ذات الكثافة الداخلية المنخفضة إلى نتائج في رقم ستوكس أقل لحجم جسيم معين. وبالتالي، قد تؤدي المساميات الأعلى من حيث المبدأ إلى قيم أعلى لـ \(\alpha_{\rm frag}\) وحتى أعلى \(\alpha_{\rm frag} / {\rm St}\).
بينما يمكن أن يغير افتراض مسامية مختلفة الملامح المستمدة لـ \(a_{\rm max}\) وكثافة سطح الغبار، من المهم ملاحظة أن دراسة أجراها (ZhangEtal2023) أظهرت أن كثافة سطح الغبار يمكن أن تزيد بمقدار 6 مع جسيمات مسامية بنسبة 90%، بينما زاد \(a_{\rm max}\) بمقدار عشرة أضعاف. هذا يوحي بأن تأثير المسامية على نتائجنا سيتم تخفيفه بواسطة تأثير “التعويض” بين زيادة \(a_{\rm max}\) وانخفاض الكثافة الداخلية. نظرًا للنقاش المستمر بشأن المحاكاة التفصيلية للحصى المسامية، نمتنع عن الخوض بعمق في تأثير مسامية الحصى في هذا العمل ونركز بدلاً من ذلك على الحصى الكروية المدمجة.
بالإضافة إلى حاجز التفتت، يوجد حاجز نمو آخر للغبار يمكن أن يؤدي إلى ثبات حجم الجسيمات وهو حاجز الارتداد (ZsomEtal2010). كنتيجة مباشرة للارتداد، تميل الحصى إلى الوصول إلى أحجام مماثلة تظل غير حساسة للزوجة وكثافة الغاز. ومع ذلك، فإن الحجم المحدد الذي يصبح فيه الارتداد سائدًا في الاصطدامات يعتمد على خصائص الالتصاق وسرعات الاصطدام، والتي لا تزال موضوعات بحث مستمر في التجارب المعملية.
اقترح (MusiolikEtal2016a) أن الارتداد قد يحدث عندما تقع سرعات الاصطدام ضمن النطاق من \(0.04\) إلى \(1\)مث\(^{-1}\). ومع ذلك، من الضروري ملاحظة أن وجود أنواع مختلفة من الجليد تغطي الحصى قد يؤثر أيضًا على حاجز الارتداد، مما قد يتسبب في تحوله (Musiolik2021). للتبسيط، نحن نهمل حاجز الارتداد ونعتمد فقط على المعامل \(v_{\rm frag}\) للتحكم في النمو الاصطدامي، بخلاف الانجراف.
أخيرًا، يعتبر أهم معامل في هذه الدراسة هو عتبة التفتت المحددة بسرعة التفتت \(v_{\rm frag}\). كما تظهر eq{St_frag}, فإن الاضطراب المستنتج \(\alpha_{\rm frag} \propto v_{\rm frag}^2\) يعتمد بشكل كبير على سرعة التفتت. الاختيار الأساسي لدينا لـ \(v_{\rm frag} \leq 1\)ms\(^{-1}\) يُقترح بشكل واسع من خلال كل من المحاكاة (GuettlerEtal2010) والتجارب المعملية للسيليكات (BeitzEtal2011)، ثاني أكسيد الكربون البارد، الماء وخلائطهما (MusiolikEtal2016a,MusiolikEtal2016b,FritscherTeiser2021)، وللمواد العضوية (BischoffEtal2020). سرعة \(v_{\rm frag}\) الأقل ستتطلب سرعة نسبية أقل بين الحصى المتصادمة للسماح بنمو حجم الحصى إلى الحجم الملاحظ، مما سيؤدي إلى خفض مستوى الاضطراب بشكل أكبر.
نلاحظ أن سرعة \(v_{\rm frag}\) الأعلى (مثل القيمة المستخدمة بشكل شائع والتي تبلغ \(10\rm\,m\,s^{-1}\)) ستتطلب ألفا من الدرجة \(10^{-2}\) لمنع النمو الكبير للحبيبات في الحلقة، كما هو موضح في fg{a4f10_2r_A10}. هذا الاضطراب العالي يتعارض مع القيود الحالية في الأدبيات (Rosotti2023). في App{add_model}، نستكشف هذا السيناريو بمزيد من المحاكاة باستخدام DustPy. في المحاكاة مع \(v_{\rm frag}=10\)ms\(^{-1}\) و \(\alpha=10^{-2}\) الأعلى، على الرغم من ظهور أحجام حبيبات قصوى مماثلة، فإن تركيز الحصى الشعاعي أضعف بكثير. وبالتالي، ستكون هناك حاجة إلى حلقات غاز أضيق/أقوى لتشكيل حلقات الغبار الضيقة كما لوحظت بواسطة ALMA، مما يجب أن يؤدي إلى ترابط مكاني قوي واحد إلى واحد بين حلقات الغبار وحلقات الغاز. ومع ذلك، لم يظهر مثل هذا الترابط في مصادر MAPS (LawEtal2021a,JiangEtal2022). لا يمكننا استبعاد \(v_{\rm frag}=3\)ms\(^{-1}\) و \(\alpha=10^{-3}\) بشكل كامل، على الرغم من أنه سيكون هناك حاجة إلى دعم إضافي من الجانب المعملي. إذا تم استخدام \(v_{\rm frag}=3\)ms\(^{-1}\)، فإن نتائجنا في fg{alpha_r} ستزيد بمقدار 9.
الدلالة الأكثر مباشرة لهذا العمل هي، مرة أخرى، أن الحجم الأقصى للحصى \(a_{\rm max}\) في الأقراص (على الأقل داخل الحلقات) محدود بالتفتت. تعمل نتيجتنا أيضًا كدعم مباشر لفرضية “ثابت” عدد ستوكس عبر القرص، كما اقترح للأقراص في حالة توازن التكتل/التفتت من قبل (BirnstielEtal2011).
تحت هذا السيناريو، من خلال افتراض \(v_{\rm frag}\) و \(\alpha_{\rm frag}\)، يمكن الحصول مباشرة على عدد ستوكس لأكبر الحصى، دون الحاجة إلى حل وحدة التكتل والتفتت المعقدة، مثل في Dustpy. في هذا السياق، يمكن لهذه الطريقة أن تسهل نمذجة تطور الغبار للحالات التي لا تكون فيها الذيل الكتلي الصغير للغبار مهمًا، مثل تراكم الحصى (Ormel2017, JiangOrmel2023)، حيث يتم المساهمة في نمو الكوكب بشكل أساسي من قبل الحصى الثقيلة المستقرة جيدًا. يمكن أن تكون أحجام الحبيبات المتحصل عليها وأعداد ستوكس أيضًا بمثابة إرشاد لاختيار المعاملات في المحاكاة الهيدروديناميكية للتجارب المتعلقة، على سبيل المثال، بعدم الاستقرار الجرياني (LiYoudin2021)، حيث قد يكون لحجم الحصى تأثير كبير، لكن التكتل/التفتت المفصل قد يكون مكلفًا جدًا للربط مع المحاكاة الهيدروديناميكية.
نقارن خصائص حجم الغبار المستنتجة من تحليل الاستمرارية متعدد الأطوال الموجية لـ 7 أقراص كوكبية أولية، HL Tau (جيرا-ألفارادو وآخرون. قيد الإعداد)، TW Hya (MaciasEtal2021) وأقراص MAPS الـ 5 (SierraEtal2021). على عكس توقع نمو حبيبات كبيرة في قمم الضغط، وُجد أن الملف الشعاعي الأقصى السلس لحجم الحصى هو سمة شائعة في المنطقة الخارجية في تلك العينات، حتى في مواقع حلقات الحصى. يمكن إرجاع عدم وجود نمو حبيبات كبير إلى حاجز التفتت المنخفض السائد في المناطق الخارجية لهذه الأقراص، وهو نتيجة تتماشى مع التجارب المعملية الحديثة، حيث وُجد أن التفتت الاصطدامي الكارثي يحدث عندما تصل السرعة النسبية بين الحصى إلى مستوى \(1\)ms\(^{-1}\). على الرغم من الشكوك، نقترح أن حقيقة أن نمو الحصى محدود بحاجز التفتت يمكن استخدامها لاستنتاج مستوى الاضطراب في أقراص الكواكب الأولية استنادًا إلى حجم الحصى وكثافات السطح المستنتجة من تحليل الاستمرارية متعدد الأطوال الموجية.
النتيجة الرئيسية هي مستوى الاضطراب المنخفض الذي يبلغ \(10^{-4}(10^{-3})\) وُجد في 5 من 7 أقراص في عينتنا، عند أخذ \(v_{\rm frag} = 1(3)\)ms\(^{-1}\). هذا يشير إلى أن الطبقات الوسطى قليلة الاضطراب قد تكون سمة شائعة في أقراص الكواكب الأولية. تم تحديد اثنين من الحالات الشاذة بوضوح. مقارنة بأقراص أخرى، وُجد أن IM Lup يستضيف مستوى اضطراب نسبيًا أعلى، متوافقًا مع القياسات من توسيع الخطوط. هذا يلمح إلى وجود آلية مختلفة تحفز اضطرابه، والتي قد تكون بسبب طبيعته غير المستقرة جاذبيًا. في هذا القرص، مستوى الاضطراب الذي نحصل عليه في الطبقة الوسطى أقل من الاضطراب المقاس في طبقة الخطوط العليا بواسطة توسيع الخطوط، وهي سمة متوافقة مع الاضطراب الناتج عن عدم استقرار شيرينغتون-فوكوياما و/أو عدم استقرار ماغنتو-روتاشيونال. تم العثور على اتجاه متزايد شعاعيًا لمستوى الاضطراب في HL Tau، والذي قد يشير إلى أن الحصى لم تصل إلى حاجز النمو في المنطقة الخارجية للقرص أو أن الاضطراب يتزايد عند \(\sim\)100 au، ربما بسبب المواد الساقطة.
باختصار، يسلط بحثنا على نمو الحصى في أقراص الكواكب الأولية الضوء على هشاشتها العامة وإقامتها ضمن الطبقات الوسطى قليلة الاضطراب في أقراص الكواكب الأولية، بغض النظر عن الانجراف الشعاعي. هذا يتناقض مع الرأي التقليدي الذي يقتصر فيه نمو الحصى بالانجراف الشعاعي في الأقراص المضطربة نسبيًا، حيث يتم الوصول إلى حاجز التفتت فقط في مواقع الاحتجاز الانجرافي، مثل النتوءات الضغطية. يؤكد عملنا على أهمية قياسات حجم الحصى في أقراص الكواكب الأولية ويبرز التأثير العميق لتجارب الاصطدام على فهمنا لتطور أقراص الكواكب الأولية وتكوين الكواكب. وأخيرًا، نظهر أن تحليل الاستمرارية متعدد الأطوال الموجية لأقراص الكواكب الأولية هو نهج فريد لتقييد ليس فقط خصائص الحصى ولكن أيضًا اضطراب القرص.
نشكر الحكم المجهول على تعليقاته المدروسة والبناءة. يعرب H.J. و E.M. عن امتنانهما لأنيبال سييرا وكي زانغ لمشاركتهما نتائج MAPS. يود المؤلفون أن يشكروا كريس أورميل على تعليقاته المفيدة. يعترف C.C.-G. بالدعم من منحة UNAM DGAPA-PAPIIT رقم IG101321 ومن مشروع CONACyT Ciencia de Frontera رقم 86372. استخدم هذا العمل حزم البرمجيات Matplotlib (Hunter2007)، Numpy (HarrisEtal2020)، DustPy (StammlerBirnstiel2022).
نقوم بتشغيل مجموعة من محاكاة Dustpy لاختبار وتوضيح متانة افتراضنا الرئيسي – أن نمو الحصى يقع تحت حد التفتت في الأقراص العينة التي اخترناها. البارامترات التي نختبرها مدرجة في .
في المجموعة الأولى من المحاكاة في ، نقوم بتغيير عمق الفجوة \(A\) في (a4f01A05, a4f01A10, a4f01A20). في الحد الأدنى للكثافة، وبالتالي الحد الأدنى للضغط، تنجرف الحصى بسرعة، مما يؤدي إلى كثافات منخفضة وأحجام صغيرة للحصى. يصبح هذا واضحًا بشكل خاص في المحاكاة a4f01A20 مع \(A=2\). ومع ذلك، من ناحية أخرى، بسبب انخفاض تدفق الاستمرارية في مناطق الفجوة، فإن قياسات حجم الحصى هي أيضًا الأقل موثوقية. لذلك، تتطلب الملاحظات عالية الدقة المكانية والحساسية العالية لحل الحلقات والفجوات بشكل كامل. ومع ذلك، نظرًا لأن نمو الحصى محدود دائمًا بالتفتت في مواقع الحلقات، فإن استنتاجنا في الحلقات لا ينبغي أن يتأثر بخيار عمق الفجوة.
ثم نختبر مجموعتين من المحاكاة بـ \(\alpha\) و \(v_{\rm frag}\) مختلفين، ولكن مع الحفاظ على \(v_{\rm frag}^2/\alpha\) نفسه للحفاظ على حاجز التفتت ثابتًا تقريبًا. في المجموعة الأولى (a4f01A00, a3f03A00, a2f10A00)، نجري محاكاتنا في قرص غازي سلس مع \(A=0\)، انظر . في جميع المحاكاة الثلاث، يقتصر نمو الحصى بحاجز التفتت و، نظرًا لأن الأحجام القصوى للحصى تتناسب مع \(v_{\rm frag}^2/\alpha\)، فإن الحصى تصل إلى نفس الحجم. سيجعل هذا المدخلات الأولية غير مميزة إذا اعتمد المرء فقط على خصائص الحصى. ومع ذلك، في المجموعة الثانية من الاختبارات (a4f01A10, a3f03A10, a2f10A10)، نقوم بتشغيل نفس تركيبات \(\alpha\) و \(v_{\rm frag}\) ولكن في أقراص متفاوتة مع \(A=1\). تظهر اختلافات واضحة في . يمكن أن يحدث تركيز الغبار فقط في المحاكاة مع \(\alpha\lesssim10^{-3}\). في المحاكاة شديدة الاضطراب (\(\alpha=10^{-2}\))، على الرغم من أن الحصى اللاصقة (\(v_{\rm frag} = 10\)ms\(^{-1}\)) لا تزال يمكن أن تنمو إلى أحجام (تحت) ملليمترية التي تلاحظها ALMA، فإن تركيز الغبار صعب للغاية، وبالتالي لا توجد هياكل حلقية في الأقراص.