الفلك

كيف تتبخر أقراص التراكم حول الثقوب السوداء عبر الرياح؟

كيف تتبخر أقراص التراكم حول الثقوب السوداء عبر الرياح؟

لدي فضول لمعرفة كيف تتبخر أقراص التراكم حول الثقوب السوداء. سمعت أن الرياح تلعب دورًا حاسمًا في هذا. ولكن ما هي الرياح على وجه التحديد وكيف تتشكل؟ هل هي رياح نجمية من نوع ما؟ إذا كان الأمر كذلك ، فما مدى فعاليتها؟

لقد سمعت أيضًا أن ضغط الإشعاع يسبب هذه الرياح ، لكن هذا لا ينبغي أن ينجح إلا إذا كان الثقب الأسود لا يزال في صورة ثنائية للأشعة السينية. هو موضع تقدير أي مساعدة.


لست خبيرًا ، ولكن إليك 2 سنت حتى يكون هناك إجابة أفضل:

الرياح ليست مسؤولة بشكل مباشر عن التبخر. بدلا من ذلك يمكن أن تتكون من مادة متبخرة.
سبب تبخر الغاز من قرص التراكم هو التسخين بشكل أساسي من الهالة الأكثر سخونة. أو كما قال ليو وتام:

يتم تسخين الأيونات الموجودة في الهالة مباشرة عن طريق التبديد اللزج ، وتحويل طاقتها جزئيًا إلى الإلكترونات عن طريق تصادمات كولوم. لا يمكن أن تشع الطاقة التي تكتسبها الإلكترونات بعيدًا بشكل فعال ويتم توصيلها إلى الطبقات الإكليلية السفلية والأكثر برودة والأكثر كثافة عن طريق تصادمات الإلكترون. في الطبقة الانتقالية ، يتم إشعاع تدفق الحرارة الموصلة بعيدًا من خلال bremsstrahlung فقط إذا وصلت كثافة الرقم في هذه الطبقة إلى قيمة حرجة. إذا كانت الكثافة منخفضة جدًا بحيث لا تشع الطاقة بكفاءة (أقل من القيمة الحرجة) ، يتم تسخين كمية معينة من الغاز الأقل برودة ، حيث يتم رفع معدل تبريد bremsstrahlung ، حتى يتم إنشاء توازن الطاقة بين التوصيل والإشعاع وتسخين الغاز البارد. يسمى نقل الغاز من القرص إلى الهالة ، لتحقيق التوازن ، بالتبخر.

لذلك ، كل ما تحتاجه للتبخر هو هالة ساخنة فوق قرص التراكم والمزيد من نقل الحرارة حيث يمكنك أن تشع بعيدًا. ثم "يغلي" الغاز وسوف "تحفر" الهالة في القرص حتى يتم الوصول إلى الكثافة الحرجة والتوازن.

لكل هذا لا تحتاج إلى أي رياح. ستصدر الرياح من القرص أو الهالة عندما يتسارع الغاز إلى الخارج. يمكن أن يكون هذا التسارع في الأساس إشعاعًا أو مدفوعًا بالخط عندما يضيء الإشعاع المكثف القادم من المناطق المركزية الأجزاء الخارجية من القرص (انظر هنا). يعمل هذا أيضًا مع AGN. انظر على سبيل المثال هذه المحاكاة.
بدلاً من ذلك ، يمكن أيضًا أن تكون هذه الرياح (جزئيًا) مدفوعة مغناطيسيًا أو حراريًا. أي من هذه الآليات يهيمن يعتمد على نوع المصدر (على سبيل المثال ، AGN / XRB) والحالة والموضع على القرص. (قد يتمكن شخص آخر من تقديم التفاصيل هنا.)

ونظرًا لأن الصور لطيفة دائمًا ، فإليك رسمًا يوضح كيف يمكن للمرء أن يتخيل هندسة AGN (من هذه الورقة):


رياح التغيير حول الثقوب السوداء

أقراص التراكم ، حيث المادة ذات الزخم الزاوي اللولبية لأسفل عبر قرص ، تحدث حول كائنات تتراوح من أصغر النجوم إلى الثقوب السوداء فائقة الكتلة. لكن لا تصل كل هذه المواد إلى مركز القرص. بدلاً من ذلك ، يتم تسريع بعض المواد بعيدًا عن القرص. يمكن إخراج هذه التدفقات الخارجية بزاوية فتح ضيقة (ما يسميه علماء الفلك "النفاثات") أو يمكن أن تكون غير مركزة نسبيًا (ما يسميه علماء الفلك "الرياح"). في حين أننا لا نعرف العمليات الدقيقة التي تسرع وتضاهي الرياح والنفاثات ، فمن شبه المؤكد أن المجالات المغناطيسية تلعب دورًا رئيسيًا. أنا وفريقي ندرس ثنائيات الأشعة السينية للثقب الأسود ، الثقوب السوداء ذات الكتلة النجمية التي تتراكم من نجم قريب. نحن نجمع الملاحظات عبر الطيف الكهرومغناطيسي للتعرف على فيزياء التراكم والنفاثات. في هذا الحديث ، سأناقش كيف كشفنا عن نافذتين جديدتين في فيزياء التدفقات الداخلة والخارجة في ثنائيات الأشعة السينية: التباين السريع المقاس عبر الطيف الكهرومغناطيسي (والذي يوفر إمكانية التحديد الدقيق لفيزياء التراكم التي تطلق نفاثات نسبية) ونمذجة التغييرات في سطوع الأشعة السينية لثنائيات الأشعة السينية للثقب الأسود (مما يعني أن الرياح القوية من قرص التراكم عالمية). مع ظهور المرافق الجديدة والقادمة ، لدينا إمكانات هائلة للاستفادة من رياح التغيير هذه في العقد المقبل.

مكبر الصوت: يعمل الدكتور جريجوري سيفاكوف حاليًا أستاذًا مشاركًا في قسم الفيزياء بجامعة ألبرتا ، حيث كان عضوًا في هيئة التدريس منذ عام 2011. يركز بحثه الأساسي ومجموعته على الملاحظات متعددة الأطوال الموجية للأجسام المدمجة (الأقزام البيضاء والنجوم النيوترونية ، والثقوب السوداء) ، وربط مجموعة واسعة من البيانات معًا لتحسين استكشاف الفيزياء المهمة حول الأجسام المدمجة. تمتد هذه الأرصاد متعددة الأطوال الموجية عبر الطيف الكهرومغناطيسي بأكمله تقريبًا ، ويتم إجراؤها بواسطة منشآت في جميع أنحاء العالم وفوقه. تبرز فئتان من الأجسام بين مجموعة واسعة من الأجسام المدمجة التي يدرسها: ثنائيات الأشعة السينية ، والنجوم النيوترونية أو الثقوب السوداء التي تجمع المواد من نجم متبرع قريب ، والتدفقات النسبية الخارجة (النفاثات) من الثقوب السوداء الهائلة المسؤولة عن ( على الأقل بعض) النيوترينوات الفيزيائية الفلكية التي تم اكتشافها مؤخرًا. لدى الدكتور سيفاكوف أيضًا اهتمامات قوية في مجال التعليم والتواصل العام بالإضافة إلى محادثاته العامة المتعددة المستوحاة من ثقافة البوب ​​مثل "الثقوب السوداء والإكتشافات" و "الثقوب السوداء الرائعة وكيفية العثور عليها" ، فهو مدافع قوي عن المواطن علم. يشمل هذا الدعم الجلوس في مجلس إدارة الجمعية الأمريكية لمراقبي النجوم المتغيرة ، وهي منظمة دولية غير ربحية من مراقبي النجوم المتغيرة مهمتها تمكين أي شخص ، في أي مكان ، من المشاركة في الاكتشاف العلمي من خلال علم فلك النجوم المتغير. في عام 2018 ، تم اختياره ليكون أول زميل في Telus World of Science Edmonton Science ، والذي يكرم باحثًا أو مبتكرًا بارزًا مقره في شمال ألبرتا ، وحصل على جائزة جامعة ألبرتا لأبحاث العلوم.


كيف تتبخر أقراص التراكم حول الثقوب السوداء عبر الرياح؟ - الفلك

نقدم نظرية عامة عن أصل وتوازي الرياح المغناطيسية المدفوعة بالطرد المركزي من أسطح أقراص التراكم Keplerian التي تحيط بالأجسام المركزية مثل الأجسام النجمية الصغيرة (YSOs) أو الثقوب السوداء. النظرية ثنائية الأبعاد بالكامل ولا تقدم أي افتراض حول التشابه الذاتي للتدفقات. تستخرج هذه الرياح بكفاءة الزخم الزاوي للقرص وتحول طاقة ربط الجاذبية المنبعثة في عملية التراكم إلى طاقة ميكانيكية للرياح. نحن نبحث في الحلول وفقًا للافتراض العام جدًا بأن التدفق المغناطيسي في مقاييس القرص كقانون قدرة في نصف قطر القرص r_0_ حيث أن ψ_0_ يتناسب مع r ^ 3 / 2α ^. نجد حلولًا تحليلية للعديد من الكميات الفيزيائية في التدفق الخارج ، مثل سرعة الرياح ، ومعدل فقدان الكتلة ، والاندفاع ، والكثافة ، وسطح ألفين ، وما إلى ذلك. وقد أثبتنا أن الحلول المتشابهة الذاتية لـ Blandford & amp Payne (α = 2 ) حالة خاصة من نظريتنا. نجد أن فئات كبيرة من النماذج لها خاصية عامة أنها ذاتية التجميع بسبب قوة الضغط J X B الناشئة عن مكون المجال المغناطيسي الحلقي في التدفق الخارج الذي يهيمن بعيدًا عن سطح قرص التراكم. نجد أيضًا أن التدفقات التي تحقق قيمًا متواضعة لأرقام Mach المغناطيسية السريعة تتجدد نحو المحور لتشكيل نقاط محورية مغناطيسية. نحدد حلاً فريدًا غير مشابه للذات (α = 3) يحمل شدة تيار ثابتة في كل مكان (مقاييس المجال الحلقي مثل B phi تتناسب مع r ^ -1 ^ لهذه الحالة) وخالية من الاختلافات الذاتية - نماذج مماثلة. نطبق نتائجنا على كل من التدفقات الخارجية ثنائية القطب في المنطقة المجاورة لـ YSOs ونماذج قرص الثقب الأسود / التراكم لنواة المجرة النشطة (AGNs). وجدنا أن شدة المجال المغناطيسي المتواضعة (& lt = 10 ^ 4 ^ G لـ AGNs ، 10 G لـ YSOs) في الأجزاء الداخلية من هذه الأقراص كافية لدفع التدفقات التي تتطابق مع جميع قيود المراقبة المعروفة. لا تتجاوز كثافة الطاقة المغناطيسية المطلوبة بأي حال من الأحوال كثافة الضغط الحراري في هذه الأقراص. نتيجة جديدة مهمة في نظريتنا هي طول مقياس جوهري لتدفق القرص. يرتبط معدل تراكم الكتلة بشكل أساسي بمعدل فقدان كتلة الرياح من القرص لأن الرياح هي التي تحمل الزخم الزاوي للقرص. نجد عادةً أن نسبة معدل خسارة كتلة الرياح إلى معدل التراكم ، M_w_ / M_a_ هي 10 ^ -1 ^ لكل من طرازي YSO و AGN. تشير نتائجنا إلى أن التدفقات الخارجية الموازية للغاية التي شوهدت في مناطق تكوين النجوم وفي نوى المجرة تشترك في آلية فيزيائية بسيطة تعتمد فقط على وجود الغاز الممغنط بزخم زاوي وعمق إمكانات الجاذبية المركزية.


1 المقدمة

يتم ملاحظة رياح القرص في تراكم الثقوب السوداء (BHs) عبر النطاق الكامل للكتل (Fabian 2012 Díaz Trigo & amp Boirin 2016 Ponti et al. 2016). في BHs ذات الكتلة النجمية ، تم تأسيس رياح الأشعة السينية كخاصية أساسية لمراحل الانفجار الإشعاعي الأكثر فعالية ، ما يسمى بالحالات اللينة ، التي من المحتمل أن تؤثر على عملية التراكم. ومع ذلك ، نادرًا ما تُلاحظ هذه الرياح الشديدة التأين (الساخنة) خلال الحالات الصعبة المعتمة عادةً ، حيث توجد معظم BHs في الكون وتهيمن ردود الفعل الحركية من النفاثات (Miller et al. 2006 Neilsen & amp Lee 2009 Neilsen et al. 2011 Ponti وآخرون .2012 Fender & amp Muñoz-Darias 2016). يعد اختفاء الريح في الحالة الصلبة مسألة نقاش قوي وقد تم اقتراح ارتباطه بعمليات فيزيائية مختلفة ، مثل تفاصيل آلية إطلاق الرياح وعدم استقرار التأين الضوئي والتأين المفرط للقذف (على سبيل المثال ، Chakravorty وآخرون .2013 Bianchi et al. 2017 Gatuzz et al. 2019). بالإضافة إلى ذلك ، تم اقتراح وجود رياح مستمرة ومستقلة عن الحالة كآلية قابلة للتطبيق لشرح الكفاءة العالية لإزالة الزخم الزاوي المستنتج من النوبات إلى منحنيات ضوء الأشعة السينية (Tetarenko et al. 2018). من ناحية أخرى ، تم اكتشاف رياح قرصية منخفضة التأين (باردة) من خلال الملاحظات البصرية / الأشعة تحت الحمراء في الانفجارات المضيئة والعنيفة لـ V404 Cyg (Muñoz-Darias et al. 2016 (يشار إليها فيما بعد MD16) ، Muñoz-Darias et al. 2017 Rahoui et al. 2017 Mata Sánchez et al. 2018 انظر أيضًا Casares et al. 1991) و V4641 Sgr (Chaty et al. 2003 Lindstrøm et al. 2005 Muñoz-Darias et al. 2018). يُعتقد أيضًا أنها تؤثر بشدة على خصائص التراكم ، حيث تتجاوز معدلات التدفق الشامل بشكل كبير معدل التراكم (MD16 ، Casares et al. 2019).

تم اكتشاف MAXI J1820 + 070 (يشار إليه فيما يلي باسم J1820 + 070) في البداية باعتباره عابرًا بصريًا بواسطة المسح الآلي للسماء المستعرات الأعظمية (والمسمى ASASSN-18ey Tucker et al. 2018) ثم باعتباره أشعة سينية عابرة بواسطة مراقب صورة بالأشعة السينية في كل السماء (MAXI Matsuoka et al. 2009). تم تصنيفها على أنها مرشح BH بناءً على خصائصها متعددة الأطوال الموجية (Baglio et al. 2018 Bright et al. 2018 Kawamuro et al. 2018 Kennea et al. 2018 Shidatsu et al. 2018 Tucker et al. 2018). هذا النظام هو من بين ألمع عابر BH الذي تمت ملاحظته على الإطلاق (Corral-Santana et al. 2016) ، مع تدفق الأشعة السينية لـ

4 سلطعون وحجم بصري من ز

11.2 في ذروة الانفجار (Shidatsu وآخرون 2019). في هذه الرسالة ، نقدم تقريرًا عن حملة متابعة طيفية بصرية مكثفة تم الحصول عليها باستخدام مجموعة من أكبر التلسكوبات التي توفر بيانات إشارة إلى ضوضاء عالية.


2. حلول تحليلية

2.1. التشابه مع الرياح الشمسية

لدراسة ديناميات الرياح على نطاق واسع من أقراص التراكم ، يمكن أن تكون الرياح الشمسية مرجعًا قيمًا. النموذج الكنسي الذي يصف ديناميكيات الرياح الشمسية هو نموذج باركر (باركر 1958 ، 1960) ، حيث توجد أنواع مختلفة من الحلول. عندما تتطلب سرعة الرياح أن تكون سرعة الرياح دون سرعة الصوت في المنطقة القريبة من الشمس ، يُسمح بحلين فقط ، وهما الحل العابر للصوت والحل دون سرعة الصوت. يمثل الحل العابر للصوت انتقالًا من تدفق دون سرعة الصوت إلى تدفق أسرع من الصوت عن طريق المرور عبر النقطة الحرجة (الصوتية) ، وتميل السرعة الشعاعية إلى الزيادة بشكل رتيب مع نصف القطر. يحدث اعتماد غير رئوي للسرعة الشعاعية على مسافة مركزية الشمس عندما توجد نقاط حرجة متعددة نتيجة للتوسع الشعاعي الفائق لأنبوب التدفق ، على سبيل المثال (على سبيل المثال ، Yeh & amp Pneuman 1977 Cuperman et al. 1990 Li et al. 2011) . ومع ذلك ، يكون الحل عبر الصوت ممكنًا دائمًا حيث يختار الحل النقطة الصوتية المناسبة من النقاط الحرجة المتاحة. الحل دون سرعة الصوت ، الذي يُطلق عليه أيضًا حل النسيم في مشاكل الرياح الشمسية ، تتناقص سرعته على مسافات كبيرة ولا يمر أبدًا عبر النقطة الحرجة.

تم التخلص من المحلول دون سرعة الصوت تقليديًا للرياح الشمسية بشكل أساسي لأن (1) في نصف القطر الكبير ينتج المحلول ضغطًا وكثافة محددين ، والتي لا يمكن مطابقتها مع خصائص الغاز بين النجمي (2) في القياسات الموضعية لعرض الرياح الشمسية القريبة من الأرض أن سرعة الرياح تتجاوز بكثير سرعة الصوت المحلية (على سبيل المثال ، Abbo et al. 2016) و (3) ثبت أن الحل دون سرعة الصوت غير مستقر للاضطرابات الصوتية منخفضة التردد (Velli 2001). وبالتالي ، فإننا نقيد أنفسنا بالحلول العابرة للصوت التي هي فيزيائية لمشكلة رياح القرص ، على الرغم من تقديم الحلول دون سرعة الصوت للمقارنة.

2.2. إعداد النموذج

نحل المعادلات الهيدروديناميكية 1D ذات الحالة المستقرة في الإحداثيات القطبية الكروية (ص, θ،) بعد Abramowicz & amp Zurek (1981). تم تعيين الحدود الداخلية لتكون ص0 = 10 3 صز من أجل الحصول على شروط حدية موثوقة من عمليات المحاكاة على نطاق صغير لـ Y15. هنا يتم تعريف نصف قطر الجاذبية و م هل كتلة الثقب الأسود (صز

10 −2 جهاز كمبيوتر ل م = 10 8 م). نحن نوصي الرياح بالانتشار على طول اتجاه بزاوية ثابتة θ = 45 درجة من المستوى الاستوائي ، على الرغم من أن الزخم الزاوي المحدد غير صفري في النموذج. هذا التبسيط له ما يبرره جيدًا في عمليات المحاكاة ثنائية الأبعاد في هذه الورقة (القسم 3.2). لقد جربنا مع مختلف θ ووجد أن هذا لم يغير النتائج نوعياً.

2.3 إمكانية الجاذبية

في هذا العمل ، نتعامل مع الرياح الممتدة إلى مقاييس المجرات ، لذا يجب مراعاة إمكانات الجاذبية لكل من الثقب الأسود المركزي والمجرة المضيفة:

نتبنى إمكانات الجاذبية النيوتونية الزائفة المعتادة لوصف إمكانات الثقب الأسود (Paczyński & amp Wiita 1980) ،

أين هو نصف قطر شفارتزشيلد.

تظهر الملاحظات أن مكونات المادة النجمية والظلمة للمجرات موزعة بحيث يتم وصف شكل كتلتها الإجمالية جيدًا عن طريق توزيع الكثافة. ρص −2 على مدى شعاعي كبير (على سبيل المثال ، Treu & amp Koopmans 2002 ، 2004 Rusin & amp Kochanek 2005 Gavazzi et al. 2007 Czoske et al. 2008 Dye et al. 2008). يؤدي هذا إلى الافتراض البسيط بأن جهد المجرة يتم التعامل معه على أنه منحنى دوران مسطح مع معامل تشتت سرعة ثابت σ. ثم الفرق بين إمكانات المجرة المضيفة ص و ص0 هو مكتوب

حيث يشير إلى نصف القطر الكروي و ج ثابت. نعتمد سرعة تشتت 200 ، وهو أمر شائع في المجرات الإهليلجية (Kormendy & amp Ho 2013).

2.4 المعادلات

الحفاظ على الكتلة والطاقة من قبل (Abramowicz & amp Zurek 1981)

، حيث تشير إلى التدفق الكتلي للريح ، والمعادلة (5) هي تكامل برنولي مع معامل برنولي الثابت ه. سرعة الدوران الخامس يرتبط الزخم الزاوي المحدد بواسطة ل = الخامس ص. يتم تعريف سرعة الصوت على أنها ، أين γ و ك هي مؤشر متعدد الاتجاهات وثابت متعدد الاتجاهات ، على التوالي. نعتمد γ = 4/3 في جميع أنحاء القسم التحليلي وتأجيل مناقشتنا حول اعتماد القيمة وتفسيرها المادي إلى القسم 3.1.2. أستعاض ρ بواسطة جس يقودنا إلى إعادة كتابة المعادلة (4) على النحو التالي

لاحظ أن هنا يختلف من خلال معامل ثابت. نسقط الشرط المرتفع لبقية الاشتقاقات. بعد تفريق المعادلتين (5) و (6) ، نصل إلى

أين . عند النقطة الصوتية ، فإن سرعة الرياح تساوي سرعة الصوت بحيث يمكن تقليل المعادلة (7) إلى

أين صج هو موضع النقطة الصوتية. بإدخال المعادلة (8) في المعادلات (5) ، يمكننا حلها صج كدالة في ، أو بشكل أسهل ، يمكننا حل الزخم الزاوي

وبالمثل ، فإن إدخال المعادلة (8) في (6) ينتج عنه الزخم الزاوي كدالة لـ

بفحص المعادلتين (9) و (10) ، نجد أن أربعة مجاهيل موجودة في معادلتين ، مما يتطلب منا تحديد اثنين من هذه المتغيرات وحل المعادلتين الأخريين. ونحن نقدر ل و ه بناءً على شروط الحدود (القسم 2.5). مرة واحدة الثوابت ل و ه يتم تحديد مواقع النقاط الصوتية صج يمكن حسابها من خلال المعادلة (9) ثم تدفقات الكتلة عبر المعادلة (10) ، ومن ثم ملفات السرعة ودرجة الحرارة (أو سرعة الصوت) لمحلول الترانسونيك من خلال حل المعادلات (5) و (6).

تحتوي معادلاتنا التفاضلية على ثلاثة متغيرات ، لذلك عادةً ، يجب أن نوفر ثلاثة شروط حدودية لحل المعادلات ، وهي السرعة الشعاعية (الخامسص0) ، وسرعة الدوران () ، ودرجة الحرارة (تي0). هم بدورهم يحددون قيم ه, ل، و . ومع ذلك ، بالنسبة لمجموعة من الشروط الحدودية المعطاة بشكل تعسفي ، فإن الحل بشكل عام لا يمر عبر النقطة الصوتية ، أي أنه ليس حلاً عبر الصوت. توفر الحالة الصوتية قيدًا إضافيًا يتطلب توليفة محددة من الكميات الثلاث على الحدود. بمعنى آخر ، الضبط الدقيق مطلوب للحصول على محلول ترانسونيك ، أي أن اثنين منهم فقط أحرار في الاختيار للحصول على حل ترانسونيك.

2.5 شروط الحدود

في هذا القسم ، نناقش شروط الحدود المستخدمة للرياح من تدفقات التراكم الساخنة والأقراص الرقيقة ، أي قيم و تي0 في .

2.5.1. تدفقات التراكم الساخنة

تمت دراسة ديناميات تدفقات التراكم الساخن حول الثقوب السوداء جيدًا (انظر Yuan & amp Narayan 2014 للمراجعة). تمت دراسة خصائص الرياح الناتجة عن تدفقات التراكم الساخن في عام 2015 بناءً على محاكاة 3D GRMHD. وجد أن الرياح يمكن أن تنتج منها ص

30صز حتى الحد الخارجي لتدفق التراكم ، مما يعني أن الرياح في ص0 = 10 3 صز هي مزيج من تلك التي نشأت من ص ≤ 10 3 ص0. علاوة على ذلك ، للرياح التي تنشأ من أنصاف أقطار مختلفة سرعات مختلفة ، وتظل ثابتة تقريبًا عندما تنتشر الرياح إلى الخارج ، مما يعني أن السرعات عند ص0 متنوعة. يتناسب تدفق الكتلة مع نصف القطر كما هو الحال مع س ≈ 1 ، مما يشير إلى أن خصائص الرياح تهيمن عليها الخصائص المولدة محليًا بدلاً من المكونات الناشئة من أنصاف أقطار أصغر. يتم وصف سرعة البولويدية الموزونة بالتدفق الكتلي بواسطة ، بـ الخامسك(ص) سرعة كبلر في ص.

Y15 يوضح أن الرياح تحتل منطقة 0 درجة θ 45 درجة والتدفقات الداخلة في حدود 45 درجة θ 90 درجة. يوضح الشكل 1 التوزيعات السمتي لبعض خصائص الرياح ، مثل السرعة ودرجة الحرارة ، عند 10 3 صز تم الحصول عليها في Y15. نظرا لتنوع هذه الكميات باختلافها θ، فإننا نعتبر شروط الحدود المختلفة في ص = 10 3 صز (الجدول 1). على سبيل المثال ، شروط حدود النموذج "hot_bhg_sup" ، الخامسص0 = 3الخامسك, تي0 = 10 10 كلفن ، وتتوافق مع سرعة الرياح θ = 20 درجة. لاحظ أن هذه المجموعة من الكميات الفيزيائية ستؤدي إلى عدد Mach يتجاوز الوحدة عند الحدود ، وبالتالي يتم الحصول على حل أسرع من الصوت ، كما نناقش لاحقًا. يتم تخصيص معظم نماذج الرياح الساخنة بسرعة دوران تبلغ. لقد أكدنا أن الانحراف المعتدل عن هذه القيمة () لم يغير النتائج نوعياً.

شكل 1. الكميات الفيزيائية للرياح كدالة ل θ في ص = 10 3 صز من محاكاة 3D GRMHD لتراكم الثقب الأسود في Y15. الألواح العلوية: الكثافة ودرجة الحرارة وعدد الماك. الألواح السفلية: السرعات الشعاعية والخطية والدورانية المقيسة بالسرعة الكبلرية. تظهر قيمة الكثافة بوحدات الكود. الكثافة ودرجة الحرارة قيمتان متوسطتان للوقت ، بينما يتم أخذ مكونات السرعة الثلاثة من لقطة واحدة.

2.5.2. أقراص التراكم الرقيقة

تختلف خصائص الرياح من الأقراص الرقيقة عن تلك الموجودة في تدفقات التراكم الساخنة. نظرًا لأننا ما زلنا نفتقر إلى نموذج نظري شامل لإنتاج الرياح من الأقراص الرقيقة ، فإننا ندمج نتائج المحاكاة الرصدية والرقمية لتحديد خصائص الرياح عند الحدود.

بالملاحظة ، يتم جمع عينة من أكثر من 50 نواة مجرية نشطة سوزاكو ملاحظات لدراسة خصائص رياح القرص (Gofford et al. 2015). تم الكشف عن هذه الرياح في نطاق مكاني من 10 2 –10 4 صس من الثقب الأسود المركزي. تم العثور على علاقة قانون القوة بين اللمعان البوليومتري AGN وسرعة الرياح ،

عندما نفترض (0.01-0.1إلإد لكتلة ثقب أسود تساوي مBH = 10 8 م) ، فهذا يعني أن سرعات الرياح في حدود أو 0.008ج–0.08ج، أين ج هي سرعة الضوء. نعتمد قيمًا تزيد على التوالي من 0.2الخامسك إلى 2الخامسك كشرط حدودي لنماذج مختلفة. ومع ذلك ، نظرًا لتنوع الملاحظات المختلفة لرياح الكوازار ، يتم أيضًا اختبار القيم التي تتجاوز هذا النطاق.

نظرًا لصعوبة الحصول على درجة حرارة الرياح وسرعتها الدورانية من الملاحظات ، فإننا نستخدم المحاكاة العددية لتحديد قيم هذه الكميات. بروجا وآخرون. (2000) أجرى محاكاة هيدروديناميكية على الرياح التي تحركها خط الإشعاع من أقراص التراكم الرقيقة هندسيًا والسميكة بصريًا من النوى المجرية النشطة المضيئة. تشير نتائجهم إلى أن درجة حرارة الرياح عند 10 3 صز تتراوح من 10 4 إلى 10 6 K. بدافع من المناقشات المذكورة أعلاه ، قمنا بتعيين الشروط الحدودية للنموذج الإئتماني لرياح القرص الرقيق إلى الخامسص0 = الخامسك، ، و تي0 = 10 5 ك. قيم مختلفة لـ تي0 و الخامسص0 لنماذج أخرى (الجدول 1). يأتي اعتماد سرعة دوران عالية نسبيًا لرياح القرص الرقيق من محاكاة الرياح التفصيلية التي يحركها خط الإشعاع (دبليو إكس وانج وآخرون 2020 ، قيد الإعداد) عند 10 3 صز. بالنظر إلى أن رياح القرص الرقيق قد تكون مدفوعة في الغالب من المنطقة الداخلية للقرص ، فإن السرعة الزاوية عند ص0 = 10 3 صز يمكن أن تكون منخفضة ، ومن ثم فإننا نستكشف مساحة معلمة يُسمح فيها بالتنوع من 0.01 إلى 0.5الخامسك0.

2.6. حلول

نحن نبحث عن حلول ترانسونيك باتباع النهج الوارد في القسم 2.4 مع شروط الحدود الواردة في القسم 2.5. نبدأ بتحليل عام لطوبولوجيا الحلول في القسم 2.6.1 ، ثم نقدم الحلول التفصيلية لتدفقات التراكم الساخن في القسمين 2.6.2 و 2.6.3 ، وتلك الخاصة بالأقراص الرقيقة في القسم 2.6.4. يتم إيلاء اهتمام خاص لتأثير تضمين إمكانات المجرة على الحلول.

2.6.1. طوبولوجيا الحل

بناءً على المعادلة (9) ، يوضح الشكل 2 مربع الزخم الزاوي ل 2 كدالة لموضع النقطة الحرجة صج في معلمة برنولي محددة ه. المنحنيات الصلبة والمنقطة تتوافق مع النموذج "hot_bh_t" و "hot_bhg_tb ،" على التوالي. على كل منحنى ، مواصفات الزخم الزاوي ل يحدد موقع النقاط الحرجة ، كما هو موضح في التقاطعات للمنحنى الرمادي المتقطع أو المنحنيات الصلبة والمنقطة.

الشكل 2. مربع الزخم الزاوي ل 2 كدالة لموضع النقطة الحرجة صج في معلمة برنولي محددة ه. المنحنى الصلب يتوافق مع "hot_bh_t" (الجدول 1) ، والذي يتضمن فقط إمكانات الثقب الأسود ، والمنحنى المنقط يتوافق مع "hot_bhg_tb" ، والذي يتضمن إمكانات الثقب الأسود والمجرة. يوضح المنحنى الأفقي المتقطع الزخم الزاوي ل 2 تم اعتماده في "hot_bh_t" و "hot_bhg_tb" لسهولة الفحص. تكشف التقاطعات مع المنحنى المتقطع عن مواقع النقاط الحرجة.

لاحظ أنه ليست كل النقاط الحرجة تتوافق مع حلول الترانسونيك. ترتبط نقاط السرج فقط بالحلول العابرة للصوت ، في حين أن نقاط الدوامة لها معنى رياضي فقط. عادةً ما يُشار إلى هذين النوعين من النقاط الحرجة بنقطة "X" ونقطة "O" في دراسات الرياح الديناميكية المائية (Liang & amp Thompson 1980 Lu & amp Abramowicz 1988). يحتوي تراكم بوندي الكلاسيكي على نقطة حرجة واحدة ، وهي نقطة السرج (بوندي 1952). عند أخذ الزخم الزاوي في الاعتبار ، من الممكن وجود ثلاث نقاط حرجة (Abramowicz & amp Zurek 1981). تقابل النقطة الأقرب للثقب الأسود تراكم المواد على الثقب الأسود ، الأمر الذي يتطلب أن يمر الغاز بسرعة الصوت في النهاية. وبالتالي فهي نقطة سرج وترتبط بالحل الترانسونيكي. النقطة الثانية هي نقطة دوامة ، والنقطة الثالثة هي نقطة سرج ذات صلة بدراسة الرياح هنا. في الشكل 2 ، يتوافق تقاطع المنحنى المتقطع والمنحنى الأسود مع أول تقاطع للمنحنى المتقطع والمنحنى المنقط مع النقطة الحرجة للرياح. تقع النقطتان الحرجتان الأولى والثانية لكل من المنحنيات الصلبة والمنقطة عند نصف القطر ص & lt ص0، وبالتالي لا نرى في الشكل.

يعتبر التقاطع الثاني بين المنحنى المتقطع والمنحنى المنقط نقطة إضافية لهذه النقاط الحرجة الثلاث. يرجع وجودها إلى إدراج إمكانات المجرة. يتم تحديد موضع هذه النقطة الحرجة من خلال حالة الحدود. على سبيل المثال ، وجدنا أن موقع النموذج "hot_bhg_ta" أكبر بكثير من النموذج "hot_bhg_tb". هذه النقطة من نوع الدوامة ، كما نناقش في الفقرة التالية.

تم توضيح طوبولوجيا الحلول بشكل أكبر في الشكل 3 ، والذي يوضح رقم Mach للرياح كدالة لنصف القطر. المنحنى الأحمر في اللوحة اليسرى مخصص للنموذج "hot_bh_t" ، الذي يمتلك طوبولوجيا نقطة السرج. وهو يتوافق مع المنحنى الأسود في الشكل 2 مع المعلمات المدرجة في الجدول 1. والمنحنى الأحمر في اللوحة اليمنى من الشكل 3 مخصص للنموذج "hot_bhg_tb". يتضمن هذا النموذج إمكانات المجرة ، وبالتالي يمتلك نقطة سرج ونقطة دوامة ، والتي تتوافق مع المنحنى المنقط في الشكل 2. في كلا اللوحين ، يتم رسم المنحنيات السوداء عن طريق ضبط معامل برنولي قليلاً ه للانحراف عن حل ترانسونيك ، ولكن مع و ل مثبت. تمثل المنحنيات السوداء أعلى وأسفل المنحنى الأحمر حلولاً تفوق سرعة الصوت وتحت سرعة الصوت ، على التوالي.

الشكل 3. عدد ماخ الرياح كدالة في نصف القطر. تتوافق المنحنيات المختلفة في كل لوحة مع نفس تدفق الكتلة والزخم الزاوي ل، ولكن معلمة برنولي مختلفة ه. المنحنى الأحمر في اللوحة اليسرى للنموذج "hot_bh_t" ، والمنحنى الأحمر في اللوحة اليمنى للنموذج "hot_bhg_tb". الحلول دون سرعة الصوت والأسرع من الصوت موجودة أسفل المنحنيات الحمراء وفوقها.

2.6.2. الرياح من التدفق الساخن مع الثقب الأسود المحتمل وحده

يوضح الشكل 4 الملامح الشعاعية للسرعة والكثافة ورقم الماخ ودرجة حرارة الحلول التمثيلية عبر الصوت (الخط الصلب) والحلول دون سرعة الصوت (الخط المتقطع). بالنسبة للحلول الأخرى العابرة للصوت ودون سرعة الصوت ، تكون النتائج متشابهة بمجرد أن تكون شروط حدودها في النطاق الواقعي. لا يتم عرض الحل الأسرع من الصوت هنا لأن ملفات التعريف الخاصة به تشترك بشكل كبير مع المحلول الترانسونيكي (انظر المنحنيات المنقطة في الشكل 6).

الشكل 4. الملامح الشعاعية للسرعة الشعاعية ، عدد الماخ ، درجة الحرارة ، وكثافة المحلول دون سرعة الصوت "hot_bh_s" (متقطع) والمحلول العابر للنطاق "hot_bh_t" (صلب) للرياح التي انطلقت عند ، مع معلمات الحدود المفصلة المدرجة في الجدول 1

يتضح من الحلول فوق الصوتية والفوق الصوتية أن الرياح يمكن أن تهرب من الثقب الأسود وتنتشر إلى نصف قطر كبير جدًا. بالنسبة للحلول الترانسونيك ، نجد أن عدد الماخ يزداد بسرعة مع نصف القطر ، وأن السرعة الشعاعية تزيد قليلاً فقط. يمكن اشتقاق الملامح الشعاعية للكثافة ودرجة الحرارة من معادلة الاستمرارية والعلاقة متعددة الاتجاهات. يمكن تقريبها تقريبًا بواسطة

قد نتخيل أن السرعة الشعاعية تتناقص نتيجة لقوة الجاذبية للثقب الأسود. لفهم سبب عدم انخفاض السرعة الشعاعية مع نصف القطر ، نقوم بتحليل معلمة برنولي ه إلى مكونات فردية (المعادلة (5)) على طول مسار الرياح ، تظهر النتيجة في الرسم الأيسر للشكل 5. وهي توضح أن الزيادة في طاقة الجاذبية يتم تعويضها بشكل أساسي عن طريق تقليل المحتوى الحراري المحدد بالإضافة إلى طاقة الدوران . في أنصاف الأقطار الكبيرة ، يتلاشى المحتوى الحراري والطاقة الكامنة تقريبًا ، وتهيمن الطاقة الحركية الشعاعية على الطاقة الإجمالية. بعبارة أخرى ، يتغلب تدرج ضغط الغاز وقوى الطرد المركزي على قوة الجاذبية للثقب الأسود ويعملان على تسريع الريح.

الشكل 5. تحلل ثابت برنولي ه في المكونات الفردية للنماذج "hot_bh_t" (يسار) و "cold_fid" (يمين) ، بما في ذلك الطاقة الحركية الشعاعية المحددة KEص ، الطاقة الدورانية المحددة KE ، المحتوى الحراري النوعي ، والطاقة الكامنة المحددة. بالنسبة للمخطط الأيمن ، يظهر أيضًا منحنى يوضح المصطلح في المعادلة (5). يكاد يتداخل مع منحنى المحتوى الحراري.

تشبه السرعة الشعاعية الثابتة أو المتزايدة قليلاً ملف سرعة الرياح على مقاييس تدفق التراكم الصغيرة. على هذا المقياس ، وجد Y15 أن سرعة الرياح تظل تقريبًا ثابتة على طول مساراتها ، كما أن المحتوى الحراري المحدد هو الذي يعوض الزيادة في الطاقة الكامنة. ومع ذلك ، وجد أن معلمة برنولي للرياح تزداد على طول مسار الرياح بدلاً من أن تظل ثابتة. هذا لأن تدفق التراكم مضطرب بشدة ، في حين أن الحفاظ على معلمة برنولي ينطبق فقط على تدفق ثابت وغير ثابت. إن الرياح واسعة النطاق لدينا تتجاوز بكثير مقياس قرص التراكم ، لذلك يمكن افتراض أن الاضطراب غائب ويجب أن تكون معلمة برنولي ثابتة.

تنحرف الملامح الشعاعية للمحلول دون سرعة الصوت ("hot_bh_s") بشدة عن المحلول العابر للصوت ، كما يتضح من المنحنيات المتقطعة في الشكل 4. تتناقص السرعة الشعاعية بسرعة مع نصف القطر ، بينما تنخفض درجة الحرارة والكثافة ببطء وتميل إلى أن تكون ثابتة على مسافات كبيرة. يتم الحصول على هذا الحل دون سرعة الصوت عن طريق ضبط معلمة برنولي ه والحفاظ على تدفق الكتلة والزخم الزاوي ل نفس الشيء كما في "hot_bh_t." في هذه الحالة ، لا يتم استيفاء معادلة شرط النقطة الصوتية (8). مع تعديل طفيف لـ ه، فإن المعلمات الفيزيائية على الحدود تنحرف عن المعلمات المعتمدة في محلول الترانسونيك "hot_bh_t." كما أوضحنا في القسم 2.4 ، سيؤدي ذلك إلى فشل الحصول على حل ترانسونيك ، مما يعني أن الحل العابر للصوت يتطلب مجموعة محددة من المعلمات الفيزيائية على الحدود.

قد يؤدي الضبط الدقيق لمحلول الترانسونيك إلى استنتاج مفاده أن الرياح دون سرعة الصوت يجب اعتبارها أكثر قابلية للتحقيق فيزيائيًا في الطبيعة من الرياح الأسرع من الصوت. ومع ذلك ، فإن الأدلة من اكتشاف الرياح الشمسية تتعارض مع هذا التخمين ، فالرياح الشمسية التي تم اكتشافها دائمًا ما تكون أسرع من الصوت في مدار الأرض. يجادل نموذج باركر للرياح الكلاسيكي بأن الضغط غير المطلي في المحلول دون سرعة الصوت يمنع الرياح من الانتقال بسلاسة إلى الوسط النجمي عند اللانهاية ، وبالتالي استبعاد الحلول دون سرعة الصوت من الحلول الفيزيائية. علاوة على ذلك ، يذكر Velli (1994) أن الحلول دون سرعة الصوت غير مستقرة للاضطرابات الصوتية منخفضة التردد ، مما يترك الحل العابر للصوت هو الحل الوحيد المعقول للاتصال بما لا نهاية. تثبت عمليات المحاكاة 1D الخاصة بنا انتشار الحلول العابرة للنطاق بالحقائق التي تم العثور عليها فقط ، في حين لم يتم الحصول على حلول دون سرعة الصوت (القسم 3.1.1).

2.6.3. رياح من تدفق التراكم الساخن مع كل من الثقب الأسود وإمكانيات المجرة

عندما تنتشر الرياح باتجاه أنصاف أقطار كبيرة ، يجب تضمين إمكانات المجرة. Figure 6 shows the radial profiles of two transonic solutions "hot_bhg_ta" and "hot_bhg_tb," and a supersonic solution "hot_bh_sup." The subsonic solution "hot_bhg_s" is not shown in the figure because it resembles the profiles of the "hot_bh_s" model. As we have mentioned in Section 2.5.1, the wind at ص0 is a combination of components originating from various radii satisfying ص 10 3 صز, hence having various velocities. The boundary conditions of the three solutions shown here mainly differ by their radial velocities, with the supersonic solution "hot_bhg_sup" having the highest velocity and "hot_bhg_tb" having the lowest one (Table 1). The velocity in the "hot_bhg_tb" model is extremely low and not realistic because we deliberately chose this value to manifest the effect of the galaxy potential. The radial velocity in "hot_bhg_ta" is close to the mass flux-weighted radial velocity of the wind obtained in Y15.

Figure 6. Radial profiles of the radial velocity, Mach number, temperature, and density of the transonic solutions" hot_bhg_ta," "hot_bhg_tb" and the supersonic solution "hot_bh_sup," with detailed boundary parameters as listed in Table 1.

The radial profiles of the transonic solution "hot_bhg_ta" (solid line) are similar to those of the transonic solution of the black hole-potential-only case, i.e., the solid line in Figure 4. The profiles of radial velocity, density, and temperature are also well approximated by Equation (12). This is also the case of the supersonic solution "hot_bh_sup." This result indicates that the effect of the galaxy potential is limited when "realistic" boundary conditions are employed. We have estimated the largest distance that the wind can propagate outward for the "hot_bhg_ta" model and found that it is well beyond the scale of the galaxy. In reality, as a result of the interaction between the wind and the interstellar medium, this estimate should be regarded as an upper limit.

The effect of the galaxy potential is significant if the radial velocity of the wind is low at the boundary, as illustrated by the dashed curve in Figure 6, which delineates the behavior of the solution "hot_bhg_tb." The wind has been accelerated first, with the radial velocity and the Mach number increasing. Beyond , the acceleration stops and the wind begins to decelerate beyond 10 7 صز. This is because the adopted radial velocity at ص0 is so low that the galaxy potential plays a relatively much more important role. With the increase in radius, the galaxy potential energy becomes higher, thus the kinetic energy has to be decreased according to the conservation of total energy. From this argument, we expect that the realistic transonic solution "hot_bhg_ta" shares the same behavior as "hot_bhg_tb" when our calculation domain is significantly extended because the increasing galaxy potential will eventually slow the wind down.

The effect of the galaxy potential on wind dynamics depends on the magnitudes of the gravitational force corresponding to this potential and also on the velocity of the wind itself. A low wind velocity and/or strong force will lead to prominent variations in the wind velocity. In our case, although the force from the galaxy can be estimated, the amplitude of the wind velocity requires detailed calculations with realistic boundary conditions. From the results presented above, we find that for most cases the wind velocity is not very low, and the effect of the galaxy potential is limited.

From these results, we can obtain the following propagation scenario of wind that is launched from a hot accretion flow. The winds close to the axis have the highest velocity at the boundary, therefore they will propagate to the largest distance in the galaxy, while the winds close to the equatorial plane have the lowest velocity and therefore will stop at smaller distances.

2.6.4. Winds from Thin Disks

From Table 1, we can see that the boundary conditions of winds from a thin disk are quite different from that of a hot accretion flow. The temperature and consequently the Bernoulli parameter are much lower in this case. In addition, for all the models of thin-disk winds, the wind is already supersonic at 10 3 صز, which is mainly attributed to the low temperature of the wind. This implies that all the wind solutions can be realized in nature.

الجدول 1. Parameters of Analytic Solutions

Potential ه صج ص0 تي0 الخامسص0 الخامس 0 Mach0 Branch
(صز) (صز) (ك) (الخامسك0) (الخامسك0)
Hot Accretion Flow
hot_bh_s bh 1.76 × 10 −4 10 3 1.32 × 10 9 0.21 0.5 0.44 sub
hot_bh_t bh 1.66 × 10 −4 3.83 × 10 3 10 3 1.30 × 10 9 0.22 0.5 0.46 trans
hot_bhg_s bh+g 1.79 × 10 −4 10 3 1.32 × 10 9 0.21 0.5 0.44 sub
hot_bhg_ta bh+g 1.69 × 10 −4 3.86 × 10 3 10 3 1.30 × 10 9 0.22 0.5 0.46 trans
hot_bhg_tb bh+g 8.00 × 10 −6 5.65 × 10 5 10 3 1.12 × 10 9 5.8 × 10 −4 0.5 1.33 × 10 −3 trans
hot_bhg_sup bh+g 1.31 × 10 −2 500 10 10 3.0 0.7 2.29 sup
Thin Disk
cold_fid bh+g −1.09 × 10 −4 10 3 10 5 1.0 0.5 241 sup
cold_vr0.2 bh+g −7.92 × 10 −4 10 3 10 5 0.2 0.5 48.2 sup
cold_vr2 bh+g 7.54 × 10 −3 10 3 10 5 2.0 0.5 482 sup
cold_vphi0.3 bh+g −2.2 × 10 −4 10 3 10 5 1.0 0.3 241 sup
cold_vphi0.1 bh+g −2.8 × 10 −4 10 3 10 5 1.0 0.1 241 sup
cold_vphi0.01 bh+g −2.9 × 10 −4 10 3 10 5 1.0 0.05 241 sup
cold_T4 bh+g −1.10 × 10 −4 10 3 10 4 1.0 0.5 762 sup
cold_T6 bh+g −1.09 × 10 −4 10 3 10 6 1.0 0.5 76.2 sup
cold_T4vr2 bh+g 2.02 × 10 −3 10 3 10 4 2.0 0.5 76.2 sup

Following the same approach as for the hot winds in studying wind dynamics, we find that in general the wind from a thin disk cannot propagate as far as in the case of hot accretion flows. The stop radii of different models depend on the value of the Bernoulli parameters, with a larger ه corresponding to a larger "stop radius." Figure 7 shows the dynamics of two examples of models with different radial velocities taken from Table 1, "cold_fid" and "cold_vr2." The difference of the velocity causes different Bernoulli parameters, with the Bernoulli parameter of the "cold_fid" model being negative and that of the "cold_vr2" model positive. We can see from the figure that the wind in the "cold_fid" model cannot even escape from the black hole gravity and stops at . As we have emphasized before, because radiation and magnetic forces are neglected in our calculation, in reality, the stop radius should be larger. The value of the stop radius is sensitive to the value of the Bernoulli parameter at the boundary. For the wind in the "cold_vr2" model whose velocity at the boundary is only two times higher, it stops at a much larger radius that lies beyond the radial range shown in the figure. Given these results, the fact that winds from quasars have been widely observed as far as

15 kpc from the black hole (e.g., Liu et al. 2013) implies that either radiation and magnetic forces must continue to accelerate winds at large radii, or the velocity of the wind at the boundary must be relatively high. This can potentially be checked by examining observational data.

Figure 7. Radial profiles of the radial velocity, Mach number, temperature, and density of thin-disk winds for models "cold_fid" and "cold_vr2."

The value of the stop radius can be roughly estimated as follows. From Equation (5) we can deduce that the radius where the wind stops is determined by equating the sum of two potential energy terms to the Bernoulli parameter because the kinetic energy approaches zero there while the enthalpy is always negligible for the cold wind. As an illustrative example, we draw the right plot of Figure 5, which shows the energy decomposition of the "cold_fid" model. At large radii, all the terms in Equation (5) are close to zero except for the Bernoulli parameter and the black hole potential terms. These two nonzero terms are equal to each other at 10 4 صز, which is exactly the radius where the wind stops. We also vary the radial and rotational velocities as well as the temperature at the boundary for thin-disk winds (Table 1). Slower radial and rotational velocity and lower temperature result in a smaller stop radius because the Bernoulli parameter is consequently smaller. Figure 8 shows that when is lower than , its impact on the wind dynamics is weak because other parameters become dominant in determining the Bernoulli constant.

الشكل 8. Radial profiles of the radial velocity, Mach number, temperature, and density profiles of different الخامس 0 for thin-disk winds (Table 1). Curves denote angular velocities of (cold_fid), (cold_vphi0.3), (cold_vphi0.1), and (cold_vphi0.01) at the inner boundary.

These calculation results indicate that if the winds produced from the accretion disk have different components with different values of the Bernoulli parameter, as is likely the case, they will stop at different radii. This is similar to the case of wind from hot accretion flows, except that the stop radius should be systematically smaller because of the lower enthalpy of the cold wind. Those with a small stop radius, i.e., the so-called "failed winds," are invoked to explain the origin of the broad line region of AGNs by Giustini & Proga (2019).

Another question is how the wind velocity changes with radius when the winds propagate outward. This information is useful to study AGN feedback because numerical simulations of feedback that have different spatial resolutions need to adopt the wind velocity at different radii. We can see from Figure 7 that before the wind stops, its radial velocity only slightly decreases at the beginning, and then almost remains constant throughout the radius. This result indicates that during the outward propagation of the wind, until it is close to the "stop radius," the rotational energy of the wind almost exactly compensates for the gravitational potential energy. This result is very similar to the results of the transonic solution "hot_bhg_ta" shown in Figure 6. All the physical quantities can therefore be approximated by Equation (12).


'Winds' from Monster Black Holes Can Rapidly Change Their Temperature

Hot gas streaming out from the region around supermassive black holes can experience rapid and extreme changes in temperature, according to observations from NASA's Nuclear Spectroscopic Telescope Array (NuSTAR) telescope.

Supermassive black holes are thought to be embedded in the middle of most large galaxies, including the Milky Way. These monsters feed from a surrounding disk of gas, dust and other material, called an accretion disk. The gravitational pull of the black hole can heat up material in the accretion disk, causing it to radiate light.

Young and energetic black holes can gobble up only so much material, however, before the feeding process produces hot streams of gas from the accretion disk. These black-hole winds travel at about a quarter of the speed of light, and have the potential to disturb star formation in their wake.[Strangest Black Holes in the Universe]

Using NuSTAR and the European Space Agency's XMM-Newton telescope, scientists have for the first time observed winds from a nearby black hole interacting with radiation coming from the black hole's edge, according to the authors of a study.

Harrison's team wanted to learn about the temperatures of these winds, so they looked at X-rays coming from the black hole's edge. As the X-rays pass through the winds, chemical elements present in the winds &mdash such as iron and magnesium &mdash absorb some wavelengths of light in the X-ray spectrum. The spectrum then displays holes, also called "absorption features," revealing more about the wind's composition.

"While observing this spectrum, the team noticed that the absorption features were disappearing and reappearing in the span of a few hours," according to a statement from the California Institute of Technology (Caltech). "The team concluded that the X-rays were actually heating up the winds to very high temperatures &mdash millions of degrees Fahrenheit &mdash such that they became incapable of absorbing any more X-rays. The winds then cool off, and the absorption features return, starting the cycle over again."

Being able to study the properties of these winds offers scientists an opportunity to learn more about how those winds impact the evolution of galaxies.

"We know that supermassive black holes affect the environment of their host galaxies, and powerful winds arising from near the black hole may be one means for them to do so," Fiona Harrison, NuSTAR principal investigator and a physics and astronomy professor at Caltech, said in the statement. "The rapid variability, observed for the first time, is providing clues as to how these winds form, and how much energy they may carry out into the galaxy."

The researchers are planning to conduct more observations to learn how the winds are formed, where their source of power is from and how long they last, among other features. The findings will be published tomorrow (March 2) in the journal Nature.


Notice Board

This event is from the archives of The Notice Board. The event has already taken place and the information contained in this post may no longer be relevant or accurate.

The Physics & Astronomy Spring Colloquium Presents: Winds of Change around Black Holes

Accretion disks, where matter with angular momentu spirals down through a disk, occur around objects ranging from the youngest stars to supermassive black holes. But not all of this material reaches the center of the disk. Instead, some material is accelerated away from the disk. These outflows can be ejected in a narrow opening angle (what astronomers call "jets") or can be relatively unfocused (what astronomers call "winds"). While we do not know the precise prosesses that accelerate and collimate winds and jets, magnetic fields almost certainly play a key role. My team and I study black hole X-ray binaries, stellar-mass black holes accreting from a nearby star. We combine observations across the electromagnetic spectrum to learn about the physics of accretion and jets. In this talk, I will discuss how we have revealed two new windows onto the physics of inflows and outflows in X-ray binaries: fast variability measured across the eletromagnetic spectrum (which provides the potential to accurately identify the accretion physics that launch relativistic jets) and the modelling of changes in the X-ray brightness of black hole X-ray binaries (which implies that strong winds from the accretion disk are universal). With the avent of new and upcoming facilities, we have a huge potential to take advantage of these winds of change in the next decade.


Public Lecture: Winds of Change Around Black Holes

As part of the 2020 CAP (Canadian Association of Physicists) Lecture Tour, UPEI Department of Physics will be hosting Professor Gregory R. Sivakoff from the University of Alberta who will give a lecture entitled: “Winds of Change Around Black Holes.” The lecture will be held on Friday, February 7, from 2:30-3:30 pm in room 104 of the Health Sciences Building (building number 3 on the UPEI campus map). The target audience for the lecture is undergraduate students of physics (so some knowledge of fundamental physics will be assumed by the lecturer) however we welcome anyone who has an interest in the topic to attend.

An abstract of the lecture and a brief biography of the lecturer are provided below (text sourced from the CAP website).

Winds of Change Around Black Holes

Abstract: Accretion disks, where matter with angular momentum spirals down through a disk, occur around objects ranging from the youngest stars to supermassive black holes. But not all of this material reaches the center of the disk. Instead, some material is accelerated away from the disk. These outflows can be ejected in a narrow opening angle (what astronomers call “jets”) or can be relatively unfocused (what astronomers call “winds”). While we do not know the precise processes that accelerate and collimate winds and jets, magnetic fields almost certainly play a key role. My team and I study black hole X-ray binaries, stellar-mass black holes accreting from a nearby star. We combine observations across the electromagnetic spectrum to learn about the physics of accretion and jets. In this talk, I will discuss how we have revealed two new windows onto the physics of inflows and outflows in X-ray binaries: fast variability measured across the
electromagnetic spectrum (which provides the potential to accurately identify the accretion physics that launch relativistic jets) and the modelling of changes in the X-ray brightness of black hole X-ray binaries (which implies that strong winds from the accretion disk are universal). With the advent of new and upcoming facilities, we have a huge potential to take advantage of these winds of change in the next decade.

Biography: Dr. Gregory Sivakoff is currently an Associate Professor in the University of Alberta Department of Physics, where he has been a faculty member since 2011. He and his group’s primary research focuses on multi-wavelength observations of compact objects (white dwarfs, neutron stars, and black holes), tying together a wide range of data to better probe important physics around compact objects. These multiwavelength observations stretch across nearly the entire electromagnetic spectrum, and are made by facilities across the world and above it. Two classes of objects stand out among the wide range of compact objects he studies: X-ray binaries, neutron stars or black holes that accrete material from a nearby donor star and the relativistic outflows (jets) from supermassive black holes that are responsible for (at least some) astrophysical neutrinos that have recently been detected. Dr. Sivakoff also has strong interests in Education & Public Outreach in addition to his multiple pop-culture inspired public talks like, “Black Holes and Revelations” and “Fantastic Black Holes and How to Find Them”, he is a strong advocate of citizen science. This support includes sitting on the board of the American Association of Variable Star Observers, an international non-profit organization of variable star observers whose mission is to enable anyone, anywhere, to participate in scientific discovery through variable star astronomy. In 2018 he was selected as the inaugural Telus World of Science Edmonton Science Fellow, which recognizes an outstanding researcher or innovator based in Northern Alberta, and was the recipient of the University of Alberta Faculty of Science Research Award.


Now: Fermi, Rossi X-ray Timing Explorer (RXTE) archive, Neil Gehrels Swift Observatory (Swift), Neutron Star Interior Composition Explorer (NICER), Chandra X-ray Observatory, AstroSAT, XMM-Newton, Suzaku, NuSTAR, Hubble Space Telescope (HST), Very Large Telescope (VLT), MeerLICHT, MeerKAT, Jansky Very Large Array (VLA), Atacama Telescope Compact Array (ATCA), Event Horizon Telescope (EHT), large-scale computing

Future: Cherenkov Telescope Array (CTA), enhanced X-ray Timing and Polarimetry mission (eXTP), ATHENA, X-ray Imaging and Spectroscopy Mission (XRISM), SKA


NASA Shows Video of 2 Black Holes Dance Around, Bend Light Off Each Other

NASA launched a video Thursday that shows two massive black holes dancing around each other in space and distorting themselves into curved, mesmerizing colors. The two black holes regain their shapes, and their lone colors, and drift apart before strong gravitational forces slam them back together again into more multicolor, Slinky-like shapes before reforming again.

The visualization by the National Aeronautics and Space Administration was created into a movie to show what two black hole disks could create should it happen in space. For reference, the two objects shown in the visualization are millions times bigger than Earth. One of the objects is 200 times larger than the sun while the other is 100 larger than the sun.

Jeremy Schnittman, an astrophysicist at NASA's Goddard Space Flight Center in Maryland, created this visual. He believes these binary systems stay together for "millions of years."

"We're seeing two supermassive black holes, a larger one with 200 million solar masses and a smaller companion weighing half as much," Schnittman said. "These are the kinds of black hole binary systems where we think both members could maintain accretion disks lasting millions of years."

The views are seen from an orbital plane, and the views show the humping, sequencing arc-like shapes that a pair of massive black holes can make when they gravitate toward each other.

"These distortions play out as light from both disks navigates the tangled fabric of space and time near the black holes," NASA stated on its website.

It goes on to say that accretion disks create a brilliant display of red, orange and blue colors while creating higher temperatures, reflecting reality from the crashing gases.

"Hotter gas gives off light closer to the blue end of the spectrum, and material orbiting smaller black holes experiences stronger gravitational effects that produce higher temperatures," the NASA statement read. "For these masses, both accretion disks would actually emit most of their light in the UV, with the blue disk reaching a slightly higher temperature."

The disks in the video devolve back into their own shapes and orbits, and then slam into each other again to create the swerving, hump-like arcs again before going back into their own, separate orbits.

"A striking aspect of this new visualization is the self-similar nature of the images produced by gravitational lensing," Schnittman said. "Zooming into each black hole reveals multiple, increasingly distorted images of its partner."

Schnittman said he computed paths of light rays from the disks as they shuffled through the "warped space-time around the black holes," according to NASA.

Schnittman depicted these two supermassive black holes to spiral in unity, and astronomers predict they'll be able to see such a thing happen in the near future, which would allow them the opportunity to study the gravitational waves of these ripples.