Formowanie relatywistycznych dżetów w krótkich błyskach gamma

Intensywna zmienność błysków gamma jest dobrze znana od czasów uruchomienia satelity Compton Gamma Ray Obserwatory (CRGO). Obserwacje tejże zmienności dostarczyły wartościowych informacji nawet w tej wczesnej erze, takich jak przybliżone oszacowanie maksymalnych rozmiarów obszaru emisji. Powstały w związku z tym tzw. “problem zwartości” oznacza, że obszar ten musi być geometrycznie niewielki, co wymaga z kolei aby ruch emitującej plazmy był ultrarelatywistyczny, a także aby udział barionów w tej plazmie był ograniczony.

Obecnie, pewne kluczowe aspekty głównej fazy emisji w rozbłysku gamma są wciąż niejednoznaczne. Kwestia procesu dyssypacyjnego, odpowiedzialnego za transformację wypływającej energii kinetycznej jest wciąż przedmiotem debaty. W przypadku długich błysków gamma scenariusz wewnętrznego szoku oraz model rekoneksji są jednymi z najbardziej uznanych dla przypadku optycznie cienkiej plazmy.

Pomimo to, wszystkie przybliżenia zakładają, że gwałtowna zmienność jest stowarzyszona z dyssypacją energii wewnątrz dżetu, co wymaga silnie niejednorodnego wypływu. Ta niejednorodność mopże wynikać z wewnętrznych własności “silnika” produkującego dżet w błysku gamma. Dodatkowo, wypływ dżetu może oddziaływać na otoczenie, w szczególności w fazie przyspieszenia, co może stanowić pewne dodatkowe źrodło zmienności.

Nasze badania dotyczą struktury “centralnego silnika”, procesu akrecji i zwiazanej z nim produkcji dżetów. Obecny projekt koncentruje się na przypadku krótkich błysków gamma, które, jak uważamy, są inicjowane przez zlanie się pary gwiazd zwartych w układzie podwójnym.
Warunki początkowe naszych modele zakładają układ czarna dziura – akreujący torus. Jest to stosowalne dla układów czarna dziura-gwiazda neutronowa, bądź też dla układów gwiazda neutronowa-gwiazda neutronowa. Może też być rozważana sytuacja, w której gwiazda neutronowa o dużej masie kolapsuje przed główną fazą błysku, patrz na przykład [5] jeśli chodzi o analizę zeszłorocznego błysku gamma GRB 170817A. Akreująca materia jest termiczna, lecz poloidalne pole magnetyczne również istnieje (β = Ptherm / Pmag ~ kilka do kilkudziesięciu w naszych modelach). Początkowa konfiguracja pola magnetycznego przypomina pole od kolistego przewodu i prowadzi do uformowania się bariery magnetycznej , [2,6] która zapobiega wnikaniu barionów w obszar dżetu i ma swój finalny efekt w tzw. dzęcie zdominowanym strumieniem Poyntinga.

W naszych badaniach stosujemy relatywistyczną teorię dżetów. Badanie stanu stacjonarnego pokazało, że przyspieszenie wypływu zdominowanego energią Poyntinga jest wolniejsze, niż przyspieszenie termiczne, o czynnik równy mniej więcej dwóm rzędom wielkości, patrz [8].

Warunki początkowe stanowią pewną trudność dla symulacji numerycznych, które wykonujemy. Dobieramy optymalną rozdzielczość radialnej, logarytmicznej siatki, w celu uzyskania właściwego opisu akrecji. W wyniku tego, następuje uruchomienie i początkowe przyspieszenie dżetu. Udało nam się to osiągnąć, pomimo niewystarczającego opisu drugiej fazy, zdominowanej przez energię elektromagnetyczną.
Dokonana w naszej pracy analiza wypływu opiera się na lokalnym parametrze strumienia energii:

μ = γ ξ (1+ σ)

Gdzie γ jest czynnikiem Lorentza wypływu, ξ jest entalpią właściwą plazmy, a σ parametrem magnetyzacji, na przykład wektorem Poyntinga znormalizowanym przez energię termiczną i energię wewnętrzną.
Powyższa relacja pokazuje związek pomiędzy energią kinetyczną, energią termiczną a energią magnetyczną plazmy.

W wypadku stacjonarnego, relatywistycznego dżetu, μ jest całką wzdłuż linii pola, która określa zarówno maksymalny możliwy czynnik Lorentza γinfinity = μ kiedy cała termiczna i magnetyczna energia transformowane są w energię kinetyczną. W wypadku zakrzywionej czasoprzestrzeni interpretacje fizyczne tracą swoje znaczenie I μ nie jest stałą ruchu, może być widziane tylko jako wielkość zdefiniowana czysto matematycznie.

Celem naszych badań jest stwierdzenie związku pomiędzy niejednorodnością produkowanego dżetu a właściwościami torusa. Jednym z najistotniejszych procesów transportu akreującego materiału i pozbywania się momentu pędu jest niestabilność magnetorotarycja (MRI, [1,4]).

Nasze symulacje zostały wykonane przez algorytm HARM [3,7] zakładający idealne przewodnictwo plazmy oraz jej politropowe równanie stanu. Rozdzielczość siatki oraz natężenie pola magnetycznego pochodzącego od torusa muszą zostać wybrane tak, aby doprowadzić do MRI.

Ponieważ maksymalny czynnik wzrostu niestabilności ΩMRI nie zależy od natężenia pola magnetycznego (należy zauważyć, że zależy od niego charakterystyczna wartość długości fali), lecz głównie od prędkości rotacji torusa, możemy uzyskać dużo różnych modeli, zmieniając położenie torusa. Następnie można wyrazić zależność od niehomogeniczności wypływu δ tvar przy użyciu parametru energetycznego μ, o ile tylko można pominąć zakrzywienie czasoprzestrzeni I czynnik wzrostu jest maksymalny możliwy.
Wyniki symulacji są widoczne na animacji i rysunku poniżej (autor: Kostas Sapountzis)

Formowanie się dżetu jest widoczne na panelach 1 i 3, na których pokazane są logarytm gęstości i parametr magnetyzacji. Formowanie się bariery magnetycznej zapobiega wpadaniu materii w lej dżetu. Ma to swój rezultat w wypływie o gęstości mniejszej o trzy-cztery rzędy wielkości. Energia skolimowanego wypływu jest wystarczająca do wystrzelenia wysoce relatywistycznego dżetu, lecz tak jak przewiduje szczególna teoria względności, charakterystyczne skale przestrzenne są na to zbyt krótkie ( r>200 rg). Rozdzielczość wynosi poniżej 1 point/rg, tak więc nie bierzemy tego obszaru pod uwagę. Co jest również istotne dla naszego modelu, to niehomogeniczność wypływu, widoczna na drugim panelu. (Autor: Kostas Sapountzis)

synthetic_mu

Ewolucja czasowa energetycznego parametru μ w punkcie (x,z)=(12,200) rg. Prawy panel z przerywanymi liniami reprezentuje charakterystyczny czas niestabilności magnetorotacyjnej obliczony w pracy 4 a także dopasowanie przy pulsacjach.

 

W celu kontynuacji analizy niejednorodności ważne jest, aby wybrać specyficzny punkt odniesienia. Poprzez założenie punktu w w wewnętrznym obszarze dżetu stworzyliśmy rysunek pokazujący ewolucję μ. Zmienność jest porównywana do maksymalnego czynnika wzrostu wewnątrz torusa. Korelacja jest jasna, a podobne rezultaty są uzyskiwane dla pozostałych zestawów warunków początkowych, które na razie przeanalizowaliśmy.

Nasza grupa planuje rozszerzyć uzyskane wyniki w dwóch kierunkach. Pierwszą ścieżką jest właściwa analiza następnej fazy propagacji dżetu – przyspieszenie magnetyczne. Dla tego celu najłatwiejszym przybliżeniem jest użycie zmodyfikowanej siatki, która zachowuje wystarczającą gęstość punktów dla kolejnych dwóch rzędów wielkości. Inną, lecz być może potężniejszą możliwością mogłoby być adaptowanie rozdzielczości siatki.
Drugą ścieżką jest rozszerzenie symulacji do trzech wymiarów i zbadanie korelacji δ tvar – ΩMRI.

Nasza grupa ma dostęp do klastra Okeanos HPC w Interdyscyplinarnym Centrum Modelowania Uniwersytetu Warszawskiego, podczas gdy dwa nasze własne serwery służą do bieżącego procesowania danych i wizualizacji. Oczywiście, trudności obliczeniowe w trzech wymiarach stanowią wyzwanie, lecz wartość astrofizyczna ich konkluzji jest dużym osiągnięciem.

Bibliografia:

[1] Balbus S. A., Hawley J. F., 1991, ApJ, 376, 214

[2] Bisnovatyi-Kogan G. S., Ruzmaikin A. A., 1976, Ap&SS, 42, 401

[3] Gammie C. F., McKinney J. C., T´oth G., 2003, ApJ, 589, 444

[4] Gammie C. F., 2004, ApJ, 614, 309

[5] Granot J., Guetta D., Gill R., 2017, ApJL, 850, L24

[6] McKinney J. C., Tchekhovskoy A., Blandford R. D., 2012, MNRAS, 423, 3083

[7] Noble S. C., Gammie C. F., McKinney J. C., Del Zanna L., 2006, ApJ, 641, 626

[8] Vlahakis & Konigl, 2003, ApJ, 596, 1080


by with no comments yet.

Leave a Reply

Your email address will not be published. Required fields are marked *

You may use these HTML tags and attributes: <a href="" title=""> <abbr title=""> <acronym title=""> <b> <blockquote cite=""> <cite> <code> <del datetime=""> <em> <i> <q cite=""> <strike> <strong>