<< 4. Рентгеновские струи | Оглавление | 6. Сверхкритичекий аккреционный диск >>

Разделы

• 5.1. Состояние газа в оптических струях
• 5.2. Зоны выметания и расширения
• 5.3. Нагрев струй
• 5.4. Выброс газа в струях
• 5.5. Ускорение, коллимация, фрагментация

---

5. Строение и формирование струй

В предыдущих разделах мы описали основные наблюдательные данные по струям SS433, а также ограничения на физические условия в струях, которые прямо следуют из этих наблюдений. Здесь мы опишем более подробно физические условия и состояние газа в струях (часть этих результатов, естественно, модельно-зависимые), а также основные опубликованные идеи касающиеся механизмов формирования струй SS433. При этом наш обзор не рассчитан на полноту освещения теоретических вопросов.

5.1. Состояние газа в оптических струях

Прецессионное движение струй предоставляет превосходные возможности для исследования физического состояния газа в струях. Сравнивая интенсивности эмиссий водорода при разных углах наклона двух струй к лучу зрения и предполагая, что обе струи внутренне идентичны, и их внутренние своиства не зависят от ориентации (фазы прецессии) мы можем не только конкретизировать механизм нагрева газа, но и выяснить структуру излучающих облаков газа. Различное поглощение в звездном ветре излучения "+" и "-" оптических струй (в отличие от рентгеновских) исключено, т. к. размер струй на 2 порядка больше размеров двойной системы SS433.

Наблюдаемая интенсивность спектральных линий струй зависит от релятивистских аберраций света. В струе конечной длины или состоящей из отдельных эволюционирующих фрагментов с конечным временем жизни (Lind and Blandford, 1985; Begelman et al., 1984; Panferov and Fabrika, 1997) интенсивность излучения в спектральной линии в системе покоя струй , где отрицательная величина для приближающейся струи, и, как и раньше, . В случае, если мы рассматриваем излучение не в спектральной линии, а непрерывное, показатель степени должен быть заменен на , где  - спектральный индекс ( ). В момент (, ось струй наклонена под минимальным углом к лучу зрения) излучение приближающейся струи должно быть ярче излучения удаляющейся струи . В фазы прецессии (когда струи находятся в картинной плоскости) интенсивности излучения обеих струй одинаковы.

Asadullaev and Cherepashchuk (1986) обнаружили, что струи излучают анизотропно. Они нашли, что отношение интенсивностей обеих струй в линии H в сопутствующей струям системе координат максимально на прецессионной фазе и равно примерно 2-3. В таком случае анизотропия может быть интерпретирована в рамках модели облаков в струе, с максимумом излучения в их лобовой части.

Panferov et al. (1997) исследовали поведение интенсивностей подвижных линий H на существенно более обширном количестве наблюдений и нашли, что угловое распределение излучения струй достаточно сложное. На Рис. 12 приведены прецессионные зависимости интенсивностей основных компонент подвижных линий H в сопутствующей струям системе координат в единицах . На верхней оси показаны значения угла между приближающейся струей и лучом зрения (заодно исправлена ошибка в значениях этого угла на таком же рисунке статьи Panferov et al. (1997)). Интенсивности исправлены за разные значения межзвездного поглощения (  - ) в области его истинного значения для SS433 . Данные получены по основному компоненту профиля подвижной линии ("молодая" струя), который формируется ближе и источнику. Там же показано (Рис. 12 e,f) поведение интенсивностей, полученных по сумме всех компонентов профилей подвижных линий. На рисунке приведены ошибки средних значений интенсивностей в интервалах прецессионных фаз . В каждый интервал фаз попадают результаты наблюдений разных авторов, полученные в разные прецессионные циклы за общее время наблюдений более 10 лет. Возможные изменения интенсивностей линий, связанные с активными периодами не сказываются на данных Рис. 12, т.к. усреднены данные, полученные за большой промежуток времени. Возможные неточности в принятой величине поглощения и эффекты проекции, описанные выше (нутационное движение вызывает увеличение интенсивности подвижных линий в экстремумах кривых лучевых скоростей), также заметно не меняют вид зависимостей. В частности, кривая блеска струй в линии H, полученная по главному компоненту или по всему профилю линии одна и та же.

Из Рис. 12 следует, что струи излучают в линиях анизотропно, диаграмма направленности излучения обеих струй подобна - имеются максимумы излучения по направлению движения и в противоположном направлении (вперед и назад), причем ось диаграммы направленности не совпадает с вектором скорости струй. Максимум излучения струй в линиях наблюдается не в фазе , а смещен на фазы 0.8-0.9. Модельные кривые интенсивности, полученные с учетом релятивистских аберраций, показаны на Рис. 12c и d, где сплошная линия соответствует излучению передней полусферы модельного излучателя (облако газа в струе задавалось в виде сплюснутого сфероида), штриховая - задней полусферы. Panferov et al. (1997) нашли, что передняя сторона облаков в струях SS433 в раза ярче, чем задняя. Видимое равенство интенсивностей излучения "+" и "-" струй является результатом релятивистской аберрации света. Направления максимумов излучения обеих струй значительно отклоняются от направления движения, примерно на , причем в сторону, в которую направлено прецессионное движение. К таким эффектам может привести динамическое взаимодействие струи с окружающей средой. Следовательно, диссипация кинетической энергии струй является доминирующим процессом в нагреве струй.

Анизотропное излучение индивидуальных облаков возможно, если их оптическая толщина в линиях водорода больше единицы. Либо эти облака имеют плоскую форму, либо они просветлены, т. е. вероятность выхода квантов в линиях повышена в определенном направлении. Таким направлением может быть направление ударных волн внутри струи, просветляющих газ в линиях благодаря возникновению градиента скорости в облаках. Струи SS433 движутся сквозь окружающую среду не в ранее проделанном каналеchannel, как струи с неизменным направлением, а все время перестраивают этот канал, изменяя его в сторону прецессионного движения. Струя, взаимодействуя с ветром, создает кокон и увлекает за собой близкие области ветра. При этом поперечный профиль плотности и скорости межоблачного газа в струе не будет осесимметричным: большие градиенты будут в сторону направления прецессионного вращения, с этой стороны газ может втекать в струю. В таком случае направление распространения ударных волн внутри струи наклонено к вектору скорости в сторону прецессионного вращения. Вдоль этой оси излучение газа струй в оптически толстых линиях максимальное. Вектор максимального излучения H облаков наиболее близок к лучу зрения в фазы прецессии . Либо внутри струи существует течение межоблачного газа относительно облаков, либо по межоблачному газу и облакам идут слабые ударные волны, но это возмущение распространяется наклонно к оси струи и возникает со стороны, куда направлено прецессионное движение.

Panferov and Fabrika (1997) изучили Бальмеровские декременты в струях SS433. Относительные интенсивности линий водорода H, H и H найдены на основе однородных данных, полученных за 10 лет наблюдений, но индивидуальные декременты находились по спектрам, снятым в течение одной ночи. Отношения интенсивностей линий водорода у двух струй одинаковы, но заметно меняются в зависимости от фазы прецессии. В фазах максимума интенсивностей подвижных линий ( ) H/H , H/H , а в фазах минимума ( ) H/H , H/H . Такие декременты характерны для газа с высокой плотностью, , где заселенность атомных уровней определяется в основном столкновительными процессами. Кроме того, при формировании водородных линий струй важны эффекты оптической толщины или эффекты проекции. Сравнение относительных интенсивностей с результатами расчетов Drake and Ulrich (1980), проведенных для однородного слоя газа в широких интервалах физических параметров и с учетом влияния эффекта Штарка на вероятность выхода квантов показало, что газ в струях SS433 должен быть плотный и находиться в компактных облаках. В зависимости от ориентации струй эффективный размер индивидуальных облаков газа, точнее, оптическая толщина в линии H заметно меняется. Фазе прецессии, когда наблюдаются яркие линии H, соответствует меньшая оптическая толщина слоя. Были получены следующие значения параметров облаков газа и струй:

• средняя плотность частиц ,
• температура газа K,
• оптическая толщина слоя в линии (H и зависит от ориентации струи,
• размер облаков см,
• число таких облаков в струе равно ,
• объемный фактор заполнения струи облаками ,
• кинетическая светимость оптической струи эрг/с.

Оценки кинетической светимости для обоих интервалов фаз прецессии (яркие и слабые лини струй) неплохо согласуются между собой. Они были получены из отношения  - отношения средней эффективности излучения единичного объема газа в линии H к плотности газа (Drake and Ulrich, 1980). Поток кинетической энергии равен , где светимость струи в этой линии (в среднем) L  эрг/с, средняя величина , см - длина струи, соответствующая максимуму излучения в линиях.

5.2. Зоны выметания и расширения

Облака предполагаемых размеров свободно расширяются с характерным временем  сек, что существенно меньше времени свечения компонент подвижных линиий (4 дня). Следовательно, облака находятся в струях не в свободном состоянии и должен существовать механизм, удерживающий их от расширения. Струя выметает газ ветра из диска по поверхности прецессионного конуса, длина зоны выметания равна  см, если скорость ветра в околополюсных областях диска ( )  км/сек. Внутри этой зоны H облака сдерживаются от распада динамическим давлением окружающего газа. В этой области облака могут медленно эволюционировать. Отношение интенсивностей H/H более слабых вторичных компонент движущихся линий, которые формируются в далеких участках струи, заметно больше, чем у главных компонент (Panferov and Fabrika, 1997). Это свидетельствует об уменьшении плотности облаков в струе с течением времени (с удалением от источника). Если плотность ветра зависит от расстояния как , то плотность облаков, сдерживаемых от расширения динамическим давлением этого газа, падает почти на два порядка к концу зоны выметания. При этом размер облаков увеличивается примерно в 5 раз. Объемная мера эмиссии в газе облаков вдоль оптической струи падает как , объемный фактор заполнения струи падает как .

За зоной выметания, струя движется в свободном от газа пространстве, т. к. здесь газ был выметен при предыдущих прецессионных прохождениях струи и медленный ветер не успевает заполнить это пространство. В этой зоне динамический напор газа на облака значительно меньше, и облака расширяются и перегреваются - высвечивание в водородных линиях прекращается.

Зона расширения облаков начинается на границе зоны выметания, на расстоянии около  см (4.5 дня полета газа). Здесь плотность налетающего газа резко падает. Облака, не сдерживаемые более за зоной выметания, расширяются и заполняют весь объем струи. Этот процесс приводит, вероятно, к появлению множественных ударных волн в струе и к быстрому нагреву и расширению облаков газа, эффективность процесса генерации релятивистских частиц увеличивается. Пересчитывая параметры облаков на внешнюю границу зоны выметания Panferov and Fabrika (1997) нашли, что свободно расширяясь, облака заполняют весь объем струй примерно за 1 день. Это согласуется с расположением хорошо известной зоны поярчания в радиоструях SS433 (глава "Радиоструи"), которая наблюдается на VLBI изображениях (Romney et al., 1987; Vermeulen et al., 1987; 1993b) на расстоянии  см (5.6 дня полета газа), т. е. на расстоянии  см от внешней границы зоны выметания.

На Рис. 13 мы приводим схематическое изображение двойной системы и струй SS433. Вертикальный масштаб, указанный на рисунке, логарифмический, но сама шкала не является непрерывной, т. к. целью рисунка является показать основные компоненты струй, описанные выше. Области рентгеновского излучения струй показаны точками, области радиоизлучения - волнистыми линиями. Коконы горячего газа над фотосферой ветра (Гл. " Сверхкритический аккреционный диск по данным спектроскопии") показаны штриховкой. Также изображены оптические волокна на концах крупномасштабных струй ( см). Заметим, что струя ниже фотосферы ветра не наблюдается, а на масштабах  см она является основным источником рентгеновского излучения. Черным квадратом показана область в сверхкритическом аккреционном диске, которая исследуется методами гидродинамических симуляций (см. ниже). На схеме не показаны ни внешний край аккреционного диска, ни газовые потоки, которые в действительности существенным образом определяют поведение блеска системы.

5.3. Нагрев струй

В оптической струе газ определенно должен постоянно нагреваться, т. к. время радиативного остывания газа в облаках на несколько порядков меньше времени движения. Вариант нагрева H-облаков за счет УФ и рентгеновского излучения, возникающего при диссипации внутренних ударных волн (Fabian and Rees, 1979) требует дисперсии скоростей в ударных волнах км/сек (Begelman et al., 1980), чтобы удовлетворить наблюдаемым в спектрах относительным интенсивностям линий гелия. Однако, этот вариант маловероятен, при этом появляется существенный (незатменный, т. к. размер струй на 2-3 порядка превышает размер двойной системы) рентгеновский поток. В частности, если пересчитать оценку рентгеновской светимости, полученную Begelman et al. (1980) с учетом известных сейчас величин расстояния, угла раствора струй и светимости струи в линии H, эрг/сек в сопутствующей струям системе отсчета (Panferov and Fabrika, 1997), то светимость струи в диапазоне 2-10 кэВ составит эрг/сек, что примерно на порядок больше допустимого.

Нагрев коллимированным излучением канала аккреционного диска (Bodo et al., 1985; Fabrika and Borisov, 1987; Panferov and Fabrika, 1993) в принципе возможен, но этот вариант всегда рассматривался как гипотетический, т. к. в силу ориентации системы SS433 наблюдатель не видит прямого излучения канала. Нагрев H-облаков УФ излучением SS433 маловероятен, т. к. облака должны быть однородно прогреты, и ближняя к источнику сторона облака не оказалась бы ярче передней. Поэтому в случае УФ нагрева лучевая плотность облаков должна быть , в то время как из анализа интенсивностей водородных линий следует для H-облаков . По той же причине при нагреве коллимированным рентгеновским излучением для обеспечения требуемого потока в линии H светимость канала в излучении с энергиями кэВ должна быть не меньше эрг/сек (Panferov and Fabrika, 1993; 1997).

При нагреве струи коллимированным излучением канала появляются интригующие возможности для исследования диаграммы направленности излучения канала. Прецессионные и нутационные движения оси коллимированного излучения приводят к тому, что на определенном расстоянии от источника "медленная" по сравнению со светом струя выходит из диаграммы направленности светового конуса. Это будет ослаблять интенсивность нагрева, что в свою очередь можно было бы заметить, изучая профили подвижных линий. В частности, модельные профили линии H, показанные на Рис. 7, получены именно при предположении (Panferov and Fabrika, 1993), что газ в струе нагревается коллимированным излучением. Диаграмма направленности излучения представлялась как двухмерной функцией Гаусса, так и плоской функцией (внутри конуса излучения интенсивность не зависит от направления). Сделан вывод, что при нагреве коллимированным излучением полный раствор конуса коллимации не меньше . Однако, профили подвижных линий оказались мало чувствительны к виду диаграммы направленности коллимированного излучения. Известно, что интенсивность излучения в линий H спадает вдоль струи по экспоненциальному закону (Borisov and Fabrika, 1987), и это, скорее всего, определяется постепенным изменением размера облаков и эмиссионной способности газа вдоль струи. Более того, имеются прямые данные, указывающие на доминантный нагрев газа облаков за счет взаимодействия струи с газом медленного ветра. Поэтому, если облака и прогреваются коллимированным излучением, то вклад этого нагрева в общий тепловой баланс газа не является основным.

Нагрев H-облаков за счет взаимодействия струи с окружающим газом (Davidson and McCray, 1980; Begelman et al., 1980; Brown et al., 1991; Panferov and Fabrika, 1997) представляется сейчас наиболее перспективным механизмом. Параметры облаков газа в струе также будут определяться взаимодействием струи и ветра. Этот механизм соответствует данным наблюдений - зависимости интенсивности излучения струй от фазы прецессионного периода, анизотропии излучения облаков в водородных линиях. Этот механизм основан на обязательном условии распространения струй через ветер сверхкритического диска, и он позволяет объяснить длину оптических струй и образование зоны поярчания радиоизлучения.

В ранней статье Davidson and McCray, (1980) основываясь на самых первых данных спектроскопии SS433, получили удивительно точные значения основных параметров струй и облаков газа: электронной плотности ( ), температуры ( K), размера облаков ( см) и фактора заполнения объема струи облаками. Необходимость неполного заполнения объема струи излучающим газом следует из энергетических соображений. Чтобы масса струи (и поток кинетической светимости) не была чрезмерно большой, эмиссионная способность излучающего газа (которая ) должна быть достаточно высокой, при этом облака не должны быть слишком непрозрачными в линиях ( ). Наибольшая эффективность излучения газа в линиях достигается в случае большого количества относительно маленьких и плотных облаков. Davidson and McCray (1980), а также Bodo et al. (1985) предположили, что, возможно, холодные облака испаряются за счет взаимодействия с горячим ( K) межоблачным газом, образующимся в струе из-за взаимодействия с ветром. Brown et al. (1991) детально рассматривали различные механизмы нагрева газа и пришли к выводу о нагреве через столкновительное взаимодействие струи и ветра. В этом случае излучение газа в линиях должно быть линейно поляризовано (Brown and Fletcher, 1992). Направление поляризации ортогонально струям, ожидаемая степень поляризации 0.2%.

Представляется маловероятным, что каждое индивидуальное облако, излучающее в H, испытывает динамический напор налетающего газа со скоростью распространения струй. Взаимодействие со скоростью 0.26c вполне может привести к перегреву и испарению облаков. По-видимому, реализуется существенно более сложная картина взаимодействия, когда первые порции облаков выметают газ ветра, возможно, при этом разрушаясь. Струя создает вокруг себя канал, который перемещается по газу ветра в соответствии с нутационным и прецессионным движениями. Окружающий газ может увлекаться струей и далее втекать в нее. Возможно, что по струе в обратном направлении распространяются ударные волны или волны плотности с относительно малой скоростью, нагревающие облака и удерживающие их от расширения. Параметры оптических облаков, вероятно, так же как и фрагментов, на которые разбивается рентгеновская струя (Brinkmann et al., 1988), будут определяться сложными процессами в ходе эволюции струи.

Из длительных спектральных наблюдений Kopylov et al. (1986) ограничили эффект замедления струи величиной за 3 -4 дня жизни блобов. Соответствующая этому замедлению потеря кинетической энергии струи равна эрг/с, где  - кинетическая светимость, выраженная в единицах  эрг/с. Учитывая светимость струи в линии H  эрг/с, находим, что эффективность охлаждения газа в линии H равна , что вполне допустимо (Begelman et al., 1980; Panferov and Fabrika, 1993).

Из условия сохранения импульса , чтобы удовлетворить ограничению на скорость замедления струи, плотность тормозящего газа должна быть . Источником этого газа, очевидно, может быть только ветер, истекающий из аккреционного диска SS433. Диск теряет газ с темпом /год, скорость ветра в околополярной области (Fabrika, 1997) равна  км/сек. Если бы это истечение было изотропным, то плотность газа, через который проходят струи была бы . Естественно, что истечение из диска SS433 должно быть анизотропным, ветер в околополярной области должен иметь более высокую скорость и меньшую плотность.

5.4. Выброс газа в струях

В первые годы после открытия SS433 ряд авторов (см., например, Calvani and Nobili, 1981) рассматривали модель, в которой ускорение газа происходит за счет светового давления и поток коллимируется в струю внутри каналаfunnel толстого аккреционного диска. Тепловые нестабильности в остывающем газе струи естественно объясняют формирование сгустков газа (Davidson and McCray, 1980; Bodo et al., 1985), которые далее наблюдаются как H-облака в оптической струе. Возможны альтернативные подходы к проблеме неоднородности оптической струи, например, Brown et al. (1995) предложили "радиативную нестабильность" в струях, когда в отдельных крупномасштабных участках струи из-за изменения баланса в процессах нагрева и охлаждения вообще не формируется холодный, излучающий в линии H газ. Сейчас, на фоне успехов исследования рентгеновских струй ясно, что горячее основание струи так же неоднородно, как оптическая струя, и необходимость такой модели отпадает. Однако, это замечание Brown et al. (1995) весьма показательно, некоторые объекты "типа SS433" могли бы вообще не показывать выдающуюся струйную активность. Именно наличие канала в сверхкритическом диске, в котором газ не только ускоряется, но и сжимается в тонкую струю, создает возможности для последующей фрагментации струи. Наличие ветра диска, с которым струя впоследствии начинает взаимодействовать из-за прецессионного и нутационного смещений, создает уникальную возможность выживания этих фрагментов на всем протяжении оптической струи.

Bodo et al. (1985) рассмотрели ускорение газа в канале толстого аккреционного диска (Jaroszynski et al., 1980; Rees et al., 1982; Ferrari et al., 1985; Icke, 1989). Канал и диск разделяются стенками канала, которые представляют собой динамическое образование. Под действием ряда эффектов вещество стенок может поступать в канал и эффективно ускоряться наружу световым давлением. Структура канала толстого диска рассматривалась рядом авторов (Lyndel-Bell, 1978; Sikora, 1981; Narayan et al., 1983), как правило, в приложении к аккреционным дискам вокруг сверхмассивных черных дыр. Канал в толстом диске естественно создает коллимированное излучение. Учет эффектов отражения излучения от стенок (Madau, 1988) повышает степень коллимации выходящего излучения вдоль оси канала. Если учесть рассеяние излучения стенок на разреженном газе ( ) внутри канала, и тем более, если этот газ движется по оси канала наружу со скоростью см/сек, то степень коллимации излучения может оказаться достаточно высокой.

В гидродинамических расчетах сверхкритической дисковой аккреции на черную дыру в двойной системе, в приложении к условиям, близким в SS433 Eggum, Coroniti and Katz (1985, 1988) пришли к выводу о формировании канала и динамических стенок во внутренних областях в несколько десятков гравитационных радиусов. Раствор канала получается равным . В канале оптически прозрачный газ ускоряется световым давлением до скоростей см/сек. Стенки состоят из аккрецирующего газа и ограничивают область канала (фотоконуса коллимированного излучения) от области конвективных движений плазмы. До 80% выделяющейся гравитационной энергии аккрецирует в черную дыру в виде кинетической энергии потока и излучения. В канале ("струях") выбрасывается около 1% аккрецирующего вещества, величина довольно близкая к относительному темпу потери массы в SS433, где в струях теряется перерабатываемой диском массы. Расчеты проводились для темпов аккреции , в то время как в SS433 эта величина достигает . Для более точного сравнения результатов расчетов с наблюдаемой в SS433 картиной необходимо конкретизировать темп поступления массы во внешний край диска, темп потери массы на масштабах радиуса сферизации, и, соответственно, темп аккреции во внутренних частях диска, что затруднительно сделать на основе данных наблюдений. В целом, расчеты Eggum et al. (1985, 1988) показали принципиальный путь, на котором можно понять механизм выброса газа и формирования струй в SS433.

В двухмерных гидродинамических расчетах Okuda (2002, и ссылки там на другие исследования) подтверждается механизм формирования канала Eggum, Cotoniti, Katz и динамических стенок во внутренних областях, от нескольких десятков до сотен гравитационных радиусов, где давление излучения превосходит газовое. Разреженный газ ускоряется в канале до скоростей 0.1-0.2c. Строение канала может быть весьма сложным. Также подтверждается наличие конвективно неустойчивой зоны, которая располагается в широкой торообразной области по другую сторону от динамических стенок канала. Ближе к черной дыре происходит адвективное движение плазмы. Okuda (2002) предположил, что ускорение газа в канале может стабилизироваться некоторым специфическим механизмом, который в условиях данной структуры канала обеспечит постоянство скорости истечения 0.26c.

Относительно недавно была понята значительная роль конвекции в динамике и переносе энергии во внутренних частях аккреционных дисков (Stone et al. 1999; Abramowicz et al. 2002, и ссылки в этих работах). Конвекционные движения могут формировать очень мощное истечение газа из аккреционного диска, при этом в непосредственной близости к черной дыре аккреционный поток становится адвекционным. Сильный ветер из диска может быть сформирован также за счет стоячих ударных волн (Molteni et al. 1994; Cattopadhyay ana Chakhrabarti, 2002), возникающих около центрифугального барьера в диске. В расчетах (Molteni et al. 1994), в частности, найдено, что ветер из диска распространяется не только в околополюсных направлениях, но и в направлениях далеких от оси диска ( ). Имено такая структура ветра наблюдается в SS433 (Fabrika, 1997).

Для понимания того, что происходит внутри SS433 чрезвычайно перспективны гидродинамические расчеты сверхкритической дисковой аккреции. В ближайшем будущем, вероятно, будут проведены расчеты до размеров см, покрывающих радиус сферизации диска, и будет выяснено как формируется сверхкритический ветер из диска. Радиус сферизации аккреционного диска (Shakura and Sunyaev, 1973) , где  - темп поступления газа в диск, и  - масса компактной звезды и соответствующая ей критическая светимость. При темпе аккреции на внешнем краю диска  /год радиус сферизации оказыватся  см. Рассчитывая канал и ветер на больших масштабах, см, можно будет выяснить, как коллимируются струи.

Построен ряд моделей формирования струй и излучения SS433 как в канале толстого диска, так и в канале ветра или газовой оболочки (Fukue, 1987a; 1987b; Inoue et al., 2001), в которых форма канала варьируется от конической до формы, в которой сечение канала растет с расстоянием более медленно, . Модель канала в аккреционном диске (или канала в оттекающем из диска веществе) и коллимированного излучения в канале представляется сейчас весьма подходящей для SS433.

Интересно, что модели сверхкритического диска вокруг нейтронной звезды (Okuda and Fujita, 2000), в которой звезда не обладает сильным магнитным полем, дают примерно такие же результаты, там так же формируется канал вокруг оси вращения диска. Очевидное различие заключается в темпе аккреции на поверхность нейтронной звезды и, соответственно, в темпе выброса газа из внутренних областей диска, т. к. в отличие от черной дыры нейтронная звезда не может принимать на поверхность больше вещества, чем определяется критическим темпом аккреции.

Для случая нейтронной звезды с сильным магнитным полем было предложено несколько механизмов выброса газа с формированием струй. Lipunov and Shakura (1982) рассмотрели вариант сверхкритической аккреции на медленновращающуюся нейтронную звезду, в котором газ, находящийся на магнитосфере падает на поверхность вдоль силовых линий, и выброс газа происходит порциями через магнитные полюса звезды, соответственно, с характерными интервалами времени, равными времени свободного падения блобов газа с магнитосферы. В модели котла (cauldron) в центре SS433 Begelman and Rees (1984) струи ускоряются, проходя через магнитопаузу как через узкие сопла Лаваля, стабилизированные натяжением магнитного поля нейтронной звезды. Так же как в предыдущей модели необходим значительный источник энергии для первоначального ускорения газа внутри магнитосферы, что вполне может быть обеспечено нестационарной аккрецией порций газ (блобов) или быстрым вращением молодой нейтронной звезды с наклонным магнитным полем.

Arav and Begelman (1992; 1993) развили модель ускорения и коллимации газа в SS433, в которой струи, выбрасывающиеся недалеко от поверхности нейтронной звезды, распространяются в канале образованном в плотной атмосфере аккрецирующего газа. Детально рассмотрен граничный слой этого радиативно доминированно канала в атмосфере и эволюция канала и струи с увеличением расстояния от источника. Пограничный слой представляется как кокон вокруг струи, состоящий из газа низкой плотности. Показано, что канал и кокон обладают коллимирующими свойствами и эффективно коллимируют излучение центральных областей. Эта модель радиативно доминированного канала может оказаться весьма полезной в понимании свойств канала в сверхкритических аккреционных дисках и струйных течений внутри этого канала. Несмотря на ряд превосходных моделей, предложенных для SS433 в качестве объекта, содержащего нейтронную звезду, наличие нейтронной звезды в SS433 весьма маловероятно (см. следующую главу).

5.5. Ускорение, коллимация, фрагментация

Наиболее перспективными представляются модели ускорения и коллимации газа в канале сверхкритического аккреционного диска вокруг черной дыры. В рассмотрении Bodo et al. (1985) изначально предполагалось, что излучение в канале коллимировано, газ оптически тонкий и основным процессом рассеяния излучения является Томсоновское рассеяние. Горячий газ диффундирует внутрь канала и ускоряется существующим коллимированным излучением. Ускоряемое вещество приобретает практически конечную скорость еще глубоко внутри канала, см, на выходе из канала идет сверхзвуковой поток газа с температурой K. В зависимости от полной светимости выходящего из канала излучения и угла раствора канала конечная скорость вещества составляет . В частности, для ориентировочно подходящих для SS433 значений светимости, выраженной в единицах Эддингтоновской светимости и угла раствора канала: , и достигаются скорости вещества и соответственно.

Если в уже ускоренном потоке газа действуют механизмы (например, внутри канала в верхней его части или непосредственно в области выхода вещества из канала):
i) более тонкой подстройки скорости движения к величине 0.26с,
ii) коллимации потока вдоль оси распространения,
iii) формирования плотных сгустков газа вдоль оси ( ),
то, вообще говоря, мы получим струю SS433.

(i) В модели ускорения газа струй SS433 давлением излучения предполагается работа механизма "line-locking" (Milgrom, 1979b; Pekarevich et al., 1984; Shapiro et al., 1986; Katz, 1987). Этот механизм активно обсуждался в начале 1970-х годов в приложении к ускорению газа в оболочках активных ядер галактик и формированию линий поглощения в квазарах. В случае SS433 наблюдаемая скорость струй 0.26c соответствует допплеровскому смещению частоты основного перехода - линии L атома водорода к частоте порога ионизации Lc. Если ускорение световым давлением происходит за счет поглощения квантов в частотах линии L, а в спектре источника излучения имеется абсорбционный скачокedge Lc, то газ может быть эффективно ускорен только до скоростей , т. к. за скачком Lc интенсивность излучения источника резко падает. Этот механизм равно эффективно работает на запирании излучения K-Kc водородоподобных и гелиоподобных ионов.

В основном, работы по исследованию "line-locking" применительно к SS433 были выполнены до открытия рентгеновских струй, и, соответственно, до выяснения, что основными линиями в этих струях являются линии водородо- и гелиоподобных ионов тяжелых элементов. Поэтому рассмотрение тяжелых элементов в этих работах могло носить гипотетический характер. В последующие годы это рассмотрение себя полностью оправдало. Был сделан вывод об эффективности "line-locking" в SS433, однако с дополнительными предположениями, либо повышенного содержания тяжелых элементов (например, железа) в струях SS433, либо необходимости ускорения струй коллимированным излучением. Второе предположение смотрится сейчас вполне естественно.

Эффективность работы "line-locking" в условиях SS433 неоднократно подвергалась сомнению, но как правило, на основе существенно завышенных оценок кинетической светимости струй. Тем не менее, трудно представить механизм ускорения, удовлетворяющий условию поразительного постоянства скорости струй SS433. Скорость струй не зависит ни от чего. Даже при изменениях светимости SS433 во время вспышек (почти на порядок величины) или в течение активных состояний, или в моменты существенных спадов блеска скорость остается постоянной. Иногда наблюдается пропадание струй (см. гл. "Радиоструи"), но они появляются, имея ту же скорость, 0.26c. Более точно можно сказать, что когда струи SS433 содержат холодные облака газа, излучающие в линиях водорода, скорость струй всегда одна и та же.

Удивительное постоянство скорости струй является очень сильным аргументом в пользу "line-locking". Если не полное ускорение струй, то по крайней мере подстройка скорости потока под известную из наблюденияй величину должна происходить за счет работы этого эффекта. Если к пределу 0.26c подходить не снизу, ускоряя вещество в канале, а сверху, замедляя вещество, то "line-locking" может остановить замедление на требуемой скорости, т. к. при уменьшении скорости, на критической величине c газ начнет ускоряться квантами Lc. Когда в канале поток газа, ускоренный во внутренних частях до скоростей см/сек, начинает тормозиться налетающим со стенок ветром (при этом может работать механизм налипания газа на неоднородности потока), то на пороге 0.26c процесс торможения может резко замедлиться за счет включения эффекта "line-locking". Механизм типа нестабильностей в веществе, ускоряемом световым давлением, предложенный Katz (1987), может резко повысить эффективность образования неоднородностей в ускоряемом потоке.

(ii) Кандидатом на роль механизма коллимации вполне может быть гидродинамическая коллимация потока (Peter and Eichler, 1996) за счет взаимодействия со стенками в верхней части канала или уже снаружи со стенками газового кокона, окружающего место выхода струи. Индикатором наличия такого кокона в SS433 может служить флуоресценция "FeI-газа" слабо ионизованного железа, видимого в рентгеновских струях (предыдущая глава) и HeII-кокон, видимый в оптических спектрах (глава "Сверхкритический аккреционный диск по данным спектроскопии"). Этот же гидродинамический механизм коллимации предлагался для объяснения узости протяженных рентгеновских струй туманности W50 (гл. "Радиоструи и W50").

Поток газа в канале должен взаимодействовать со стенками, состоящими из газа медленного и плотного ветра. Со стенок может дуть ветер, сталкивающийся с основным потоком. Кроме того, за счет гидродинамический неустойчивостей типа Кельвина-Гельмгольца на стенках должны образовываться неоднородности (волны), сносимые основным потоком. Взаимодействие с неоднородностями и ветром от стенок приведет к формированию в потоке аксиально-симметричных ударных волн, движущихся по основному потоку газа в центр к оси канала и сносимых потоком. Скорость волн в направлении, перпендикулярном движению потока, равна скорости звука или несколько выше, см/сек для температуры K (эта температура измерена у основания струи по данным ASCA и Chandra). Несмотря на то, что поток сам существенно сверхзвуковой, , ударная волна, распространяющаяся по потоку к центру, может быть слабой. Итак, по потоку может распространяться "мягкая" косая ударная волна, сжимающая газ вдоль оси движения. Угол коллимации этого уплотнения составляет (или несколько больше, т. к. температура внутри канала, определенно, должна быть выше измеренной по наблюдаемым основаниям рентгеновских струй), т. е. газ сжимается в тонкую струю. Вопрос - смогут ли тепловые нестабильности удержать газ в этой струе за счет резкого падения давления из-за охлаждения излучением, либо на оси канала сжатый газ еще слишком горячий для образования плотных облаков. Тем не менее, на оси канала газ должен весьма эффективно охлаждаться за счет повышения плотности и его температура должна падать. В любом случае, если температура на выходе понизится до измеренной K, то струя уже не сможет расшириться по кинематическим соображениям, и "заморозится" на уровне , как обсуждалось в предыдущей главе. Далее тепловые нестабильности смогут разбить струю на плотные сгустки, но это уже произойдет внутри конуса и после выхода из канала, когда температура газа понизится до K за счет адиабатического расширения и радиативных потерь в рентгеновской струе. Гидродинамические расчеты движения потока в верхней части канала, насколько нам известно, не проводились.

Lebedev et al. (2002) представили результаты лабораторных экспериментов в которых высокоскоростные плазменные струи образуются в конически сходящихся потоках. Сходящиеся потоки генерировались электродинамическим ускорением плазмы в конически расходящейся решетке из тонких металлических проводов (Z-pinch решетка). Столкновение плазменных потоков на оси симметрии образует стоячую коническую ударную волну, эффективно коллимирующую поток вдоль оси. В эксперименте получается гиперзвуковая (M 20) узкоколлимированная струя плазмы. Степень коллимации, очевидно, зависит от эффективности радиативного охлаждения в ударной волне на оси струи. Этот эксперимент показал высокую эффективность обсуждаемого механизма коллимации потока, геометрия установки (Lebedev et al. 2002) весьма подобна геометрии канала, который мы обсуждаем в SS433. Формирование струй в сходящихся сверхзвуковых конических потоках было рассмотрено и развито Cantó et al. (1988) в прилождении к образованию межзвездных струй.

На Рис. 14 показана схема канала в ветре диска, иллюстрирующая вышесказанное. Черный квадрат, так же как и на предыдущем рисунке обозначает область, в которой проводилось гидродинамическое моделирование сверхкритического диска (Eggum et al., 1985; 1988; Okuda, 2002). Толстая линия обозначает фотосферу медленного ветра. Неоднородности, возникающие на стенках канала могут возникать на границе взаимодействия быстрого потока и медленного ветра. Предполагаемые косые ударные волны, сжимающие газ в тонкую ( ) струю показаны штриховкой.

При сжатии газа на оси струи в конически сходящихся сверхзвуковых потоках вполне вероятно образование релятивистских электронов. В принципе, механизм ускорения релятивистских частиц может ничем не отличаться от механизма ускорения частиц в радиоструях (глава "Радиоструи и W50"), где частицы ускоряются в ударных волнах при взаимодействии струй с ветром диска. Требуемая энергия релятивистских электронов для объяснения жесткого рентгеновского спетра SS433, обнаруженного на INTEGRAL (Cherepashchuk et al. 2003), составляет .

(iii) Механизм фрагментации струи на плотные сгустки за счет тепловых нестабильностей исследован (Bodo et al., 1985; Brinkmann et al., 1988). Bodo et al. (1985) нашли, что выходя из канала ( см) газ начинает охлаждаться, в области см. За короткое время, существенно меньшее времени движения , тепловые нестабильности формируют двухфазную среду: холодные и плотные фрагменты ( K, ) и горячая среда ( K, ). Размеры конденсаций, которые получаются в результате нестабильностей находятся в области см, они ограничены снизу тепловой проводимостью, а сверху условием, что за время развития неустойчивости должно установиться равновесие по давлению. Заметим, что эти расчеты были выполнены до открытия рентгеновских струй SS433 и измерения параметров газа в струях, они могли бы быть уточнены соответствующим образом на основе известных сейчас величин. Полученные масштабы облаков очень близки к таковым, найденным из анализа Бальмеровских декрементов струй (Panferov and Fabrika, 1997), см. Напомним также, что по данным Marshall et al., (2002), температура в рентгеновских струях от основания до конца (точность конечных величин органичена слабостью спектра и блендированием линий в мягкой области) меняется от K до K, а электронная плотность соответственно падает от до .

Применительно к рентгеновским струям SS433 Brinkmann et al. (1988) численно рассмотрели эволюцию фрагментаblob материи, возникшего из первоначальной флюктуации плотности в однородном горячем газе конической струи. Газ струи находится в ионизационном равновесии через столкновения и остывает за счет радиативных потерь и расширения струи. На линейной стадии тепловой неустойчивости фрагменты достигают таких размеров, как было получено Bodo et al. (1985) на основе линейного анализа. Однако, в последующей нелинейной стадии в зависимости от ряда условий фрагменты (облака) могут испытать как катастрофическое сжатие, так и расширение. Простое стационарное состояние не достигается ни при каких условиях и формирование облаков представляется как динамическое явление в процессе эволюции струи. Определенно, в остываюшей рентгеновской струе формируются облака газа с контрастом плотности , и необходим механизм дополнительного нагрева газа в облаках, чтобы задержать их при температуре К на время сек и предотвратить коллапс облаков. Дополнительный нагрев может быть радиативным (коллимированным излучением канала), за счет диссипации ударных волн внутри струи, за счет радиативного нагрева излучением этих ударных волн (Begelman et al., 1980; Fabian and Rees, 1979), за счет взаимодействия прецессирующей струи с окружающей средой (Davidson and McCray, 1980).

В зависимости от величины этого нагрева в рентгеновской струе существенным образом могут измениться как физические условия в газе, так и оценка величины кинетической светимости струи. Кроме этого, получаемые параметры струи сильно зависят от предположений о структуре струи. В модели рентгеновской струи Brinkmann and Kawai (2000) учитывались неравновесные эффекты и фотоионизация газа, а также неоднородное распределение плотности в поперечном направлении. В частности, в более близкой к наблюдениям модели узкой рентгеновской струи, в которой плотность по радиусу сечения спадает по распределению Гаусса ( ), получена оценка кинетической светимости эрг/сек. Эта струя имеет разреженную и горячую атмосферу.

---

<< 4. Рентгеновские струи | Оглавление | 6. Сверхкритичекий аккреционный диск >>

Публикации с ключевыми словами: SS433 Публикации со словами: SS433
См. также: SS 433: двойная звезда – микроквазар Объект SS 433 Джеты объекта SS433 Структура сверхкритического аккреционного диска Джеты в источнике SS433 Определена масса SS433 Сверхсветовой источник в Галактике Все публикации на ту же тему >>