نقدم هنا ست سنوات من الرصد البصري لنظام ثنائي الأشعة السينية المرشح لاحتواء ثقب أسود Swift J1357.2–0933، وذلك خلال فترة انفجاره المكتشف عام 2011 وما بعدها. على هذه المقاييس الزمنية الطويلة، يهيمن على منحنى الضوء في حالة السكون تغيرات عالية السعة وسريعة (من ثوانٍ إلى أيام) تمتد على مدى \( \sim 2 \) قدر، مع اتجاه تصاعدي في متوسط التدفق الضوئي من 2012 إلى 2017، وهو أكثر انحدارًا من أي نظام ثنائي أشعة سينية آخر تم رصده حتى الآن (0.17 قدر في السنة\(^{-1}\)). لقد رصدنا بداية الارتفاع البصري لانفجار 2017 في Swift J1357.2–0933، ونشير إلى أن الانفجار بدأ بين 1 و6 أبريل 2017. مثل هذا الارتفاع الحاد في التدفق البصري قبل الانفجار متوقع وفقًا لنماذج عدم استقرار القرص، إلا أن التغيرات عالية السعة في حالة السكون ليست كذلك. أظهرت دراسات سابقة أن الخصائص الطيفية والاستقطابية وسرعة التغير في Swift J1357.2–0933 في حالة السكون تتوافق مع انبعاث سنكروتروني من نفاثة مدمجة وضعيفة. وجدنا أن الطيف البصري/تحت الأحمر المتغير مسؤول عن زيادة السطوع: حيث يتطور الطيف الأحمر الحاد قبل وبعد انفجار 2011 مباشرة إلى طيف أكثر سطوعًا واستواءً منذ 2013. ويبدو أن هذا التطور الطيفي ناتج عن انتقال نقطة الانكسار الطيفي للنفاثة من تحت الأحمر في 2012 إلى البصري في 2013، ثم عودتها إلى تحت الأحمر بحلول 2016–2017 مع بقاء البصري ساطعًا نسبيًا. يعد Swift J1357.2–0933 مصدرًا ذا قيمة لدراسة فيزياء نفاثات الثقوب السوداء عند معدلات تراكم منخفضة جدًا، وربما يكون المصدر الوحيد في حالة السكون الذي يمكن فيه رصد خصائص النفاثة البصرية بشكل منتظم.
من المعروف منذ أكثر من عقد أن الثقوب السوداء المتراكمة (BHs) يمكنها إطلاق نفاثات عند معدلات تراكم منخفضة جدًا، عندما تكون لمعان الأشعة السينية أقل من \( \sim 10^{-5} \) من لمعان إدينغتون. وقد تم رصد انبعاثات راديوية من نفاثات أطلقتها ثنائيات الأشعة السينية منخفضة الكتلة (LMXBs) في حالة السكون (بلمعان أشعة سينية \( \sim 10^{30} \)–\( 10^{33.5} \) إرج ثانية\(^{-1}\)) في عدد متزايد من الأنظمة، جميعها تحتوي على مرشحين لثقوب سوداء . تقضي ثنائيات الأشعة السينية منخفضة الكتلة معظم وقتها في حالة السكون بين الانفجارات، وبالتالي يُفترض أنها (على الأقل في الأنظمة التي تحتوي على ثقوب سوداء) تطلق نفاثات لمعظم أعمارها. ومع ذلك، لا توجد حتى الآن دراسات راديوية طويلة الأمد لنفاثات LMXB في حالة السكون، لأنها غالبًا ما تكون خافتة جدًا بحيث لا يمكن رصدها بانتظام باستخدام المراصد الراديوية الحالية. معظم أنظمة الثقوب السوداء تمتلك كثافات تدفق عند مستوى \( \mu \)Jy، مع وجود بضع رصدات فقط لمصدر ما على مدى عقود . ونتيجة لذلك، لا تزال سلوكيات وخصائص النفاثات في حالة السكون من الثقوب السوداء في مجرتنا غير معروفة بشكل جيد.
عند الأطوال الموجية البصرية، كشفت دراسات الرصد الطويلة الأمد للثنائيات الساكنة عن التغير الإهليلجي لنجم الرفيق في بعض الأنظمة، مما أدى إلى قياسات للمعاملات الأساسية للنظام مثل الكتل وزوايا الميل المداري . في أنظمة أخرى، تظهر وميض بصري أو توهجات و/أو تغيرات ناتجة عن تدفق التراكم ، وبعضها يظهر مزيجًا من هذه المساهمات . نظريًا، يتنبأ نموذج عدم استقرار القرص بأنه بين الانفجارات، تزداد درجة حرارة وكثافة سطح قرص التراكم مع تراكم المادة فيه، مما يؤدي إلى زيادة التدفق البصري. لم يُرصد هذا السلوك إلا مؤخرًا في بعض ثنائيات الأشعة السينية منخفضة الكتلة من خلال رصد بصري طويل الأمد (لسنوات) في حالة السكون .
في أحد أنظمة الثقوب السوداء، Swift J1357.2–0933، أظهر رصد راديوي عميق حدًا أعلى بمقدار \( 3\sigma_{\rm rms} \) قدره 3.9 \( \mu \)Jy خلال السكون، بينما تم رصد انبعاث سنكروتروني، يُحتمل أن يكون من النفاثة، عند الأطوال الموجية البصرية وتحت الحمراء . وبينما تم رصد انبعاث سنكروتروني بصري/تحت الأحمر في عدد من ثنائيات الثقوب السوداء في حالة السكون وفي نظام واحد لنجم نيوتروني ، إلا أن Swift J1357.2–0933 هو الوحيد الذي يبدو أن هذا الانبعاث يهيمن فيه على الطيف البصري/تحت الأحمر في حالة السكون. التغيرات البصرية عالية السعة على مدى ثوانٍ إلى ساعات، وتوزيع طاقة طيفي أحمر أو مستوٍ، ودلائل على استقطاب ذاتي كلها خصائص فريدة لهذا النظام. لا يمكن أن تنتج هذه الخصائص عن تدفق التراكم الأساسي أو نجم الرفيق، بينما يمكن للانبعاث من النفاثة تفسيرها جميعًا. وقد أدى ذلك إلى الاستنتاج بأن النفاثات تُطلق باستمرار خلال السكون. بالفعل، وجد أن توزيع الطاقة الطيفي البصري/تحت الأحمر كان مستويًا (\( \alpha \approx 0 \)، حيث \( F_{\nu} \propto \nu^{\alpha} \))، ويتحول إلى ميل أكثر حدة عند الأطوال الموجية الأقصر في النطاق البصري–فوق البنفسجي، بما يتوافق مع نقطة الانكسار الطيفي في طيف النفاثة بين الانبعاث السنكروتروني الرقيق بصريًا والسميك جزئيًا والممتص ذاتيًا. وقد تم تحديد هذا الانكسار في عدد من ثنائيات الأشعة السينية منخفضة الكتلة خلال الانفجارات (انظر والمراجع الواردة فيه، وأيضًا ). ويعد Swift J1357.2–0933 النظام الوحيد الذي تم فيه قياس "انكسار النفاثة" بشكل موثوق في نظام ثنائي أشعة سينية ساكن.
نقدم هنا ست سنوات من الرصد البصري لـ Swift J1357.2–0933، وصولاً إلى الانفجار المكتشف حديثًا عام 2017 . لقد رصدنا بداية ارتفاع الانفجار في مرحلة أبكر مما أوردته . كما جمعنا جميع البيانات البصرية/تحت الحمراء المتوفرة لدراسة سلوك التدفق الطيفي البصري/تحت الأحمر في حالة السكون قبل وبعد انفجار 2011 .
قمنا بحملة رصد طويلة الأمد لـ Swift J1357.2–0933 باستخدام تلسكوبي فولكس الروبوتيين (شمالًا في هاليكالا، ماوي، هاواي، الولايات المتحدة، وجنوبًا في سيدينغ سبرينغ، أستراليا) منذ انفجاره عام 2011. وتندرج هذه الرصودات ضمن حملة رصد مستمرة لحوالي \( \sim 40 \) من ثنائيات الأشعة السينية منخفضة الكتلة . أُجريت معظم الرصودات باستخدام مرشح بيسل \( I \)، وبعضها بمرشح بيسل \( R \) في 2011–2012، وبعضها بمرشحات مسح سلون الرقمي \( g' \)، \( r' \)، \( i' \)، \( z' \) في 2016–2017. وقد أُجريت الأخيرة خصيصًا لدراسة توزيع الطاقة الطيفي البصري وقياس دليل الطيف. كلا التلسكوبين مزودان بكاميرات بدقة 0.30 ثانية قوسية لكل بكسل ومجال رؤية \( 10 \times 10 \) دقيقة قوسية، باستثناء فبراير 2011 حيث كانت الكاميرات بدقة 0.28 ثانية قوسية لكل بكسل ومجال رؤية 4.8 دقيقة قوسية. رُصد المصدر في 103 صورة بين فبراير 2011 ومارس 2017، 79 منها بمرشح بيسل \( I \).
كما نقدم رصدًا لارتفاع انفجار 2017. أُخذت البيانات في أبريل 2017 باستخدام تلسكوبي فولكس 2 متر وبعض تلسكوبات شبكة لاس كومبريس (LCO) 1 متر: في سيرو تولولو (تشيلي) ومرصد جنوب أفريقيا الفلكي (SAAO؛ ساذرلاند، جنوب أفريقيا). استُخدمت المرشحات \( u' \)، \( g' \)، \( r' \)، \( i' \)، \( z' \)، و\( I \)، وكانت كاميرات التلسكوبات 1 متر بدقة 0.39 ثانية قوسية لكل بكسل ومجال رؤية \( \sim 26.5 \times 26.5 \) دقيقة قوسية.
تم إجراء الفوتومتريا باستخدام PHOT في IRAF.1 وتمت معايرة التدفق باستخدام مقادير SDSS لعدة نجوم في الحقل، من الإصدار الثاني عشر لبيانات SDSS . استُخرجت مقادير بيسل \( I \) و\( R \) لنجوم الحقل من مقادير SDSS الخاصة بها، معتمدين على تحويلات الألوان لـ . أوردنا أحد مقادير \( I \) في والذي كان متزامنًا تقريبًا مع رصدات استقطابية تحت الحمراء القريبة؛ أما بقية بيانات فولكس فهي جديدة في هذا البحث.
لدى Swift J1357.2–0933 عدد 52 رصدًا بصريًا في نطاق \( V \) من مسح كاتالينا للمتغيرات في الزمن الحقيقي من يناير 2008 حتى يونيو 2013 (بما في ذلك بعض رصدات الانفجار عام 2011). رقم تعريف المصدر في CRTS هو MLS110301:135717-093239 . كما رُصد Swift J1357.2–0933 بواسطة كتالوج iPTF في 23 فبراير 2014 (خلال السكون). أُجريت رصدتان باستخدام مرشح PTF Mould-R، وهو مشابه في شكله لمرشح SDSS \( r' \)، لكنه منحرف بمقدار 27 \( \unicode{x212B} \) نحو الأحمر. هذا فرق صغير، واعتبرنا هذه المقادير كمقادير \( r' \) لـ SDSS. أجرينا الفوتومتريا الفتوحية على صور PTF باستخدام نصف قطر فتحة 3 بكسل (3 ثوان قوسية). تم رصد المصدر في كلتا الصورتين.
أُجري بحث في الأدبيات لجمع قياسات الفوتومتريا البصرية/تحت الحمراء خلال السكون (وبعضها خلال الانفجار). تمتد البيانات على نطاق طولي موجي من 193 نانومتر في فوق البنفسجي القريب إلى 4.6 \( \mu \)م في تحت الأحمر. من بين الأجهزة والتلسكوبات الأخرى التي رصدت Swift J1357.2–0933: تلسكوب SDSS 2.5 متر في مرصد أباتشي بوينت (الولايات المتحدة)، تلسكوب MPI/ESO 2.2 متر في مرصد لا سيلا (تشيلي) المزود بجهاز GROND، تلسكوب IAC80 0.82 متر في مرصد تيد (تنريفي، إسبانيا)، وعدة تلسكوبات في مرصد روكي دي لوس موتشاتشوس، لا بالما (إسبانيا): تلسكوب جران كناريا 10.4 متر، تلسكوب ويليام هيرشل 4.2 متر، تلسكوب الشمال البصري 2.6 متر، تلسكوب إسحاق نيوتن 2.5 متر، تلسكوب ليفربول 2.0 متر، وتلسكوب ميركاتور 1.2 متر. كما أدرجنا أول رصد للانفجار عام 2017 بواسطة CRTS-II في نطاق \( V \) . جميع المقادير من الأدبيات، ومسوح المتغيرات، ورصدنا بتلسكوب فولكس موضحة في الشكل 1.
معظم ثنائيات الأشعة السينية منخفضة الكتلة تتغير في حالة السكون ببضعة أعشار من القدر، بسبب التغير الإهليلجي لنجم الرفيق و/أو نشاط تراكم ضعيف. في الشكل 1، نلاحظ أن Swift J1357.2–0933 يظهر تغيرات طويلة الأمد وعالية السعة في التدفق البصري/تحت الأحمر خلال السكون. تتراوح مقادير \( I \) بين \( I \sim 21.1 \) و\( I \sim 19.0 \) خلال السكون (أي تغير بمقدار سبعة أضعاف في التدفق)، وهو أكبر بكثير مما يُتوقع من التغيرات الإهليلجية لنجم الرفيق. لذا، يجب أن يكون معظم الانبعاث ناتجًا عن تدفق التراكم أو النفاثة أو إعادة معالجة الأشعة السينية. بينما بدأ رصدنا بتلسكوب فولكس خلال انفجار 2011، فإن العديد من رصدات CRTS سبقت ذلك، وتظهر تغيرات في نطاق \( V \) تقارب 2 قدر في تلك الفترات المبكرة. ما زلنا نعتبر المصدر في حالة سكون رغم التغيرات القوية، لأن لمعان الأشعة السينية منخفض جدًا؛ \( L_{\rm X} \) (0.5-10 keV) \( \sim 8 \times 10^{29} \) – \( 1 \times 10^{31} \) إرج ثانية\(^{-1}\) في يوليو 2013، حسب المسافة إلى المصدر .
في عدة تواريخ (حيث أُخذت البيانات في نفس اليوم الفلكي المعدل MJD)، تتوفر مقادير في مرشحات متعددة، لذا نبني أدناه توزيعات الطاقة الطيفية البصرية/تحت الحمراء (OIR SEDs) لاستكشاف تطور الطيف. في بعض التواريخ استُخدم مرشح واحد أو عدد قليل فقط، لكن هناك رصدات أخرى بمرشحات مختلفة أُخذت ضمن فترات زمنية معينة. في هذه الحالات، نبني توزيعات الطاقة الطيفية على مدى فترات زمنية تتراوح بين 2 إلى 176 يومًا. يسمح لنا تطور هذه التوزيعات بدراسة تغير شكل الطيف على مقاييس زمنية أطول من تلك الفترات. شكل الطيف وسرعة تغيره يعطيان مؤشرات حول أصل الانبعاث والتغيرات عالية السعة. التغيرات السريعة ستسبب بعض التشتت في التوزيعات لأي بيانات ليست متزامنة تمامًا. ومع ذلك، يبدو أن التطور طويل الأمد للطيف واضح وذو سعة أعلى (يمتد على مرتبة واحدة في التدفق) من التغيرات السريعة .
تم تصحيح البيانات من أثر الامتصاص بين النجمي بنفس الطريقة الواردة في . تم اعتماد قيمة الامتصاص \( A_v = 0.124 \) ، وأُخذت معاملات الامتصاص المعتمدة على الطول الموجي من . لحساب التوزيعات، حسبنا لوغاريتم كثافة التدفق \( \log_{10}(F_{\nu}) \) (بالملي يانسكتروم). خطأ اللوغاريتم هو \( \Delta (\log_{10}(F_{\nu})) = 0.4 ~\Delta m \)، حيث \( \Delta m \) هو خطأ المقدار.
تُعرض التوزيعات الطيفية البصرية/تحت الحمراء في الشكلين 2 و3. يظهر طيف المصدر أكثر زرقة (\( \alpha > 0 \)) أثناء الانفجار وأكثر احمرارًا (\( \alpha < 0 \)) في السكون، كما أورد أولاً. خلال السكون، تمتد بيانات تحت الأحمر القريب (عند \( \log (\nu/\mathrm{Hz}) < 14.4 \)) على نطاق أصغر من كثافات التدفق مقارنة بالبيانات البصرية وفوق البنفسجية (\( \log (\nu/\mathrm{Hz}) > 14.4 \)؛ انظر الشكل 2). كما تبدو بيانات تحت الأحمر القريب أكثر استواءً (\( \alpha \sim 0 \)) من البيانات البصرية (\( \alpha < 0 \)). يمكن دراسة تطور الطيف في الشكل 3، حيث يُعرض كل توزيع في لوحة منفصلة، مع توزيعَين ممثلَين مرسومَين بخط متصل للمقارنة. هذان التوزيعان من MJD 53881 (أول بيانات في 2006 حيث كان المصدر خافتًا وأحمر )، ومن MJD 56737–56738 (توزيع طيفي واسع النطاق ومتزامن تقريبًا أُورد في عندما كان المصدر أكثر سطوعًا ومتوافقًا مع طيف نفاثة مع انكسار عند \( \nu_{\rm b} \sim (2\text{--}5) \times 10^{14} \) هرتز).
يظهر توزيعان (MJD 55580–55581 وMJD 55593) بيانات من صعود وقمة انفجار 2011. قبل وبعد الانفجار مباشرة، يبدو التوزيع الطيفي البصري/تحت الأحمر أحمر وحاد. على وجه الخصوص، التوزيعات بين MJD 55810 و56093 (سبتمبر 2011–يونيو 2012) تتوافق مع التوزيع الذي حصل عليه SDSS عام 2006 (MJD 53881). ثم، بين MJD 56093 وMJD 56362 (يونيو 2012–مارس 2013) يتطور الطيف، تزداد التدفقات البصرية، ويصبح الطيف أكثر استواءً. لبقية التوزيعات (2013–2017)، يكون الطيف قريبًا من طيف النفاثة مع الانكسار كما في من MJD 56737–56738 (مارس 2014)، مع ميل طفيف نحو الاحمرار في 2016–2017. آخر توزيع طيفي في السكون أُخذ في 8 فبراير 2017 (MJD 57792)، قبل شهرين فقط من صعود انفجار 2017.
تمت معايرة زيادة التدفق البصري في السكون بين 2011 و2017 في الشكل 4 (اللوحات العليا). بالنسبة للبيانات الساكنة بعد انفجار 2011، قمنا بملاءمة منحنى الضوء (log(كثافة التدفق) في نطاق \( I,i' \)) بدالة خطية ووجدنا زيادة ملحوظة في التدفق على مدى 5.1 سنوات من البيانات. قسنا معدل زيادة قدره \( 0.17 \pm 0.03 \) قدر في السنة\(^{-1}\) (زيادة أسية في التدفق، وزيادة خطية في المقدار). كل توزيع طيفي في الشكل 3 تم ملاءمته بقانون قوة واحد، ودليل الطيف الناتج موضح في اللوحة التالية من الشكل 4. بالنسبة لتوزيع MJD 56737–56738، تم ملاءمة البيانات من \( i' \) إلى \( K_{\rm s} \) فقط، لأن التدفقات انخفضت عند ترددات أعلى من انكسار النفاثة . في بقية التواريخ، يمكن ملاءمة التوزيع بقانون قوة واحد؛ أما القانون المكسور فسيؤدي غالبًا إلى أخطاء كبيرة في المعاملات بسبب قلة النقاط. بالنسبة لتوزيعات MJD 56086–56093 و56834–56841، كانت أخطاء البيانات كبيرة، مما أدى إلى تقديرات ضعيفة لـ \( \alpha \)، وتم استبعادها من الشكل 4. وجدنا أن \( \alpha \) يتغير بين \( \sim -2.5 \) و0 في السكون، مع دليل أكثر احمرارًا عندما كان المصدر أكثر خفوتًا، كما بعد انفجار 2011 مباشرة. قبل انفجار 2017 مباشرة، كان دليل الطيف \( \alpha \sim -1 \)، متوافقًا مع السنكروترون الرقيق بصريًا، وتم قياس دليل مشابه قبل انفجار 2011.
في اللوحة السفلية من الشكل 4 نعرض رصدات 2017، مع صعود انفجار 2017. أول رصد واضح للانفجار كان في 6 أبريل، حيث كان المقدار \( I = 17.6 \pm 0.2 \)؛ أي أكثر سطوعًا بأكثر من 2 قدر من جميع رصدات 2016 السابقة. في 1 أبريل، كان المقدار \( I > 19.49 \) (حد أعلى \( 3\sigma \))، وهو أخفت من أسطع رصد في السكون، لذا كان المصدر لا يزال في السكون في 1 أبريل. بدأ الانفجار إذًا بين 1 و6 أبريل، ويجب أن يكون قد ازداد سطوعه بمعدل \( \geq 0.34 \) قدر/يوم في نطاق \( I \).
| المصدر | ——– معدلات الارتفاع (قدر في السنة\(^{-1}\)) ——– | سنوات البيانات | المراجع | ||
|---|---|---|---|---|---|
| \( V \) | \( R \) | \( I \) أو \( i' \) | المدة\(^{a}\) | ||
| H1705–250 | \( 0.083 \pm 0.022 \) | 6.3 | |||
| V404 Cyg | \( 0.048 \pm 0.009 \) | \( 0.035 \pm 0.003 \) | \( 0.022 \pm 0.002 \) | 2.9 | |
| GRS 1124–68 | \( 0.036 \pm 0.001 \) | \( 0.020 \pm 0.000 \) | 11.2 | ||
| GS 1354–64 | \( 0.088 \pm 0.006 \) | \( 0.058 \pm 0.004 \) | 6.8 | ||
| Swift J1357.2–0933 | \( 0.169 \pm 0.027 \) | 5.2 | هذا البحث | ||
\(^{a}\) بالنسبة لـ V404 Cyg وGS 1354–64 وSwift J1357.2–0933، يسبق الارتفاع البصري انفجارًا جديدًا للمصدر، بينما في H1705–250 وGRS 1124–68 لم يُرصد انفجار جديد بعد. حدث الارتفاع في V404 Cyg بعد انخفاض بطيء طويل الأمد.
تُوصف التوزيعات الطيفية البصرية/تحت الحمراء عمومًا بقانون قوة يتطور من ميل أحمر خافت (\( \alpha < -1 \)) قبل وبعد انفجار 2011 مباشرة، إلى ميل ساطع ومستوي (\( \alpha \sim 0 \)) أو رقيق بصريًا (\( \alpha \sim -1 \)) منذ 2013. يحدث هذا الانتقال مع ارتفاع التدفق البصري بشكل حاد. في التواريخ التي يكون فيها \( \alpha < -0.5 \)، يجب أن يكون انكسار النفاثة عند ترددات أقل من تلك التي يغطيها الطيف (أي في تحت الأحمر)، بينما عندما \( \alpha \sim 0 \) ينتقل الانكسار إلى الترددات البصرية. وجدنا أن تطور الطيف هو المسؤول عن زيادة السطوع طويلة الأمد، وحددنا انتقالًا بين يونيو 2012 ومارس 2013 انتقل فيه انكسار النفاثة من تحت الأحمر إلى البصري وازداد التدفق البصري. ثم عاد الانكسار إلى تحت الأحمر بحلول 2016–2017.
كملحوظة، لا يمكننا استبعاد انتقال انكسار النفاثة على مقاييس زمنية أقصر من رصدنا، مثل الساعات، كما لوحظ في GX 339–4 خلال الانفجار . ومع ذلك، نلاحظ طيفًا بصريًا/تحت أحمر مستقرًا على مدى أشهر إلى سنوات، وهو ما لا يتوافق مع تغيرات دراماتيكية في الطيف على مدى ساعات. بالإضافة إلى ذلك، لا يمكن أن تفسر تغيرات الامتصاص الذاتي للمصدر التغيرات عالية السعة. على المقاييس الزمنية القصيرة، يكون التغير النسبي rms أقوى في تحت الأحمر القريب منه في البصري ، بينما يُتوقع العكس إذا كان الامتصاص هو السبب. رغم وجود بعض الانخفاضات في منحنى الضوء السريع كما في والتي تشبه الانخفاضات شبه الدورية خلال الانفجار الناتجة عن الحجب، إلا أن معظم التغيرات لا توصف بانخفاضات، ويُتوقع طيف كثافة قدرة مختلف . كذلك، إذا كانت هذه الانخفاضات تهيمن على التغيرات طويلة الأمد، لكان معظم المقادير في السكون متقاربة مع وجود بعض القيم الأخفت فقط، وهو ما لا ينطبق على منحنى الضوء الساكن. علاوة على ذلك، فإن الامتصاص بين النجمي منخفض جدًا؛ \( A_v = 0.124 \) ، وأي امتصاص غباري ذاتي يجب أن يكون محليًا للمصدر، وهو أمر غير مرجح نظرًا لارتفاعه عن مستوى المجرة.
قليل من الدراسات أبلغت عن تغيرات طويلة الأمد في التدفق البصري في السكون في ثنائيات الأشعة السينية منخفضة الكتلة. في A0620–00، حدد ثلاث حالات بصرية: سلبية، حلقيّة، وساطعة، ومنذ انفجار 1975 انتقل المصدر بين هذه الحالات عدة مرات. كان التغير في المقدار أكبر في النطاقات الزرقاء منه في الحمراء. كما أُبلغ عن حالات نشطة وساكنة في رصدات V4641 Sgr في السكون . في كلا المصدرين، لم يُرصد ارتفاع أو انخفاض بصري طويل الأمد.
أُبلغ مؤخرًا عن ارتفاع طويل الأمد في أربعة من ثنائيات الثقوب السوداء منخفضة الكتلة. نقارن معدل الارتفاع الذي قدرناه لـ Swift J1357.2–0933 مع هذه الأنظمة الأخرى في الجدول 1. معدلات الارتفاع في نطاق \( I \) أو \( i' \) تتراوح بين 0.02 و\( \sim 0.08 \) قدر في السنة\(^{-1}\) لجميع المصادر باستثناء Swift J1357.2–0933، الذي لديه معدل أعلى بكثير \( \sim 0.17 \) قدر في السنة\(^{-1}\). بالنسبة للأنظمة التي لديها قياسات في أكثر من مرشح، يكون الارتفاع أكبر في المرشحات الزرقاء (الأطوال الموجية الأقصر)، كما لوحظ في الحالة النشطة لـ A0620–00 ، وكما يُتوقع مع زيادة درجة حرارة قرص التراكم، مما يجعل الطيف البصري/تحت الأحمر أكثر زرقة. لا نملك منحنيات ضوء جيدة التغطية لـ Swift J1357.2–0933 في مرشحات أخرى؛ ومع ذلك، خلال السنوات الخمس بين الانفجارات، هناك زيادة في التدفق في نطاق \( u \) بمقدار \( \sim 14 \) ضعفًا، وزيادة في \( I \) بمقدار \( \sim 4 \)–6 أضعاف، مع عدم تغير يُذكر في تحت الأحمر. لذا، يكون الارتفاع أكبر عند الأطوال الموجية الأقصر. ومع ذلك، تشير تطورات الطيف في الشكلين 2 و3 إلى أن سلوك "الأزرق عند السطوع" في Swift J1357.2–0933 ناتج عن تطور طيف نفاثة سنكروترونية (وليس قرص تراكم مسخن أو تغيرات امتصاص محلية).
يعد Swift J1357.2–0933 نظامًا قصير الفترة المدارية (2.8 ساعة)، عالي الميل، لثقب أسود في ثنائي أشعة سينية منخفض الكتلة، أظهر انخفاضات بصرية خلال انفجار 2011 بسبب حجب شبه دوري لتدفق التراكم . نظرًا لصغر قرص التراكم ورؤيته تقريبًا من الحافة، يجب أن يكون الانبعاث القرصي الواصل إلى الراصد أقل بكثير مقارنة بأنظمة أقل ميلًا وأطول فترة. مساحة سطح القرص المسقطة على خط البصر لدينا أصغر بكثير من معظم ثنائيات الثقوب السوداء الأخرى. قد يفسر ذلك لماذا تهيمن النفاثة (إذا لم يكن لتأثيرات التوجيه النسبي دور كبير)، وليس القرص، على الانبعاث البصري/تحت الأحمر في السكون . إذا كان الأمر كذلك، فقد نتوقع تغيرات عالية السعة وطيفًا أحمر واستقطابًا في أنظمة أخرى عالية الميل وقصيرة الفترة. يجب أن يكون نجم الرفيق أيضًا أخفت من النفاثة وبمقدار \( V \gtrsim 22 \) لتفسير التغيرات عالية السعة والتوزيعات الطيفية. من الجدير بالذكر أن جميع ثنائيات الأشعة السينية منخفضة الكتلة التي رُصدت راديويًا في السكون هي مصادر قريبة، بينما Swift J1357.2–0933 يُحتمل أن يكون أبعد، مما يجعل رصد النفاثة البصرية/تحت الحمراء أكثر أهمية لهذا النظام. بالإضافة إلى ذلك، سمح ارتفاع المصدر عن مستوى المجرة برصدات فوق بنفسجية حساسة، مما ساعد في تحديد دليل الطيف الحاد غير المعتاد. هذه الرصدات فوق البنفسجية في السكون مستحيلة لمعظم ثنائيات الثقوب السوداء بسبب امتصاصها الأعلى عادة.
معدل الارتفاع في Swift J1357.2–0933 هو الأقرب لما يتنبأ به نموذج عدم استقرار القرص (DIM) ، رغم أن النموذج يفترض أن القرص هو مصدر الانبعاث البصري وليس النفاثة. من المرجح أن يكون لمعان النفاثة مدفوعًا بمعدل التراكم في المناطق الداخلية من تدفق التراكم. تمتد علاقة الراديو–أشعة سينية في ثنائيات الثقوب السوداء إلى السكون ، لذا من المحتمل أن تكون العمليتان مرتبطتين، ونفترض أن الارتفاع السريع نسبيًا في Swift J1357.2–0933 ناتج عن زيادة معدل التراكم على الثقب الأسود قبل الانفجار (وخاصة خلال الانتقال في 2012–2013). بالفعل، يتنبأ نموذج عدم استقرار القرص بزيادة بصرية بين الانفجارات بسبب زيادة معدل التراكم عند الحافة الداخلية للقرص، والذي، ليحافظ على فترات تكرار طويلة، يجب أن يكون مقطوعًا بين الانفجارات. في الأنظمة منخفضة الميل، قد لا يكون القرص الخارجي الذي يصدر في البصري مؤشرًا جيدًا لهذا الارتفاع، لأن القرص الخارجي لا يُستنزف بين الانفجارات، بينما تُستنزف المناطق الداخلية. لذا، في معظم الأنظمة، قد يحدث الارتفاع التدريجي في درجة حرارة القرص المتوقع من النموذج عند نصف قطر أصغر من الجزء الأكبر من الانبعاث البصري، مما ينتج ارتفاعًا بصريًا متواضعًا فقط بين الانفجارات. بالنسبة لمثل هذه المصادر منخفضة الميل، يشير الجدول 1 إلى أن ارتفاعًا بصريًا طويل الأمد يسبق الانفجارات، لذا قد يُتوقع انفجارات H1705–250 وGRS 1124–68 في السنوات القادمة. يبرز هذا أهمية رصد ثنائيات الأشعة السينية منخفضة الكتلة في السكون بصريًا/تحت الحمراء، خاصة لرصد زيادات التدفق طويلة الأمد التي قد تكون مؤشرًا على انفجار وشيك. يعد Swift J1357.2–0933، الذي يُرصد من الحافة، أفضل مثال معروف بسبب ارتفاعه الحاد الواضح، ويُحتمل أيضًا أنه المصدر الساكن الوحيد الذي يمكن فيه رصد خصائص النفاثة البصرية بانتظام، حتى تصبح المصادر الأخفت مرئية بانتظام، وهو ما سيحدث عند تشغيل تلسكوب المسح الشامل الكبير .
نشكر بوشاك غاندي على اقتراحاته الممتازة التي حسنت المناقشة. ويشكر ر.م.ب. جامعة كيرتن على دعمها من خلال زمالة بيتر كوران التذكارية. وقد تلقى هذا المشروع تمويلاً من برنامج الاتحاد الأوروبي "أفق 2020" للبحث والابتكار بموجب اتفاقية منحة ماري سكلودوفسكا-كوري رقم 664931. تدار تلسكوبات فولكس وتُشغّل بواسطة مرصد لاس كومبريس (LCO).
Alam, S., Albareti, F. D., Allende Prieto, C., وآخرون 2015، 219، 12. Armas Padilla, M., Degenaar, N., Russell, D. M., وآخرون 2013، 428، 3083. Armas Padilla, M., Wijnands, R., Degenaar, N., وآخرون 2014، 444، 902. Baglio, M. C., D’Avanzo, P., Muñoz-Darias, T., وآخرون 2013، 559، A42. Bernardini, F., Russell, D. M., Shaw, A. W., وآخرون 2016، 818، L5. Cantrell, A. G., Bailyn, C. D., McClintock, J. E., وآخرون 2008، 673، L159. Cantrell, A. G., Bailyn, C. D., Orosz, J. A., وآخرون 2010، 710، 1127. Cardelli, J. A., Clayton, G. C., & Mathis, J. S. 1989، 345، 245. Casares, J., & Jonker, P. G. 2014، 183، 223. Corral-Santana, J. M., Casares, J., Muñoz-Darias, T., وآخرون 2013، Science، 339، 1048. Corral-Santana, J. M., Casares, J., Muñoz-Darias, T., وآخرون 2016، 587، A61. Diaz Trigo, M., Migliari, S., Miller-Jones, J. C. A., وآخرون 2017، 600، A8. Dincer, T., Bailyn, C., Cruz, B. 2017، ATel، 10329. Drake, A. J., Djorgovski, S. G., Mahabal, A., وآخرون 2009، 696، 870. Drake, A. J., Djorgovski, S. G., Mahabal, A. A., وآخرون 2017، Astronomer’s Telegram، 10297. Dubus, G., Hameury, J.-M., & Lasota, J.-P. 2001، 373، 251. Dzib, S. A., Massi, M., & Jaron, F. 2015، 580، L6. Gallo, E., Fender, R. P., & Hynes, R. I. 2005، 356، 1017. Gallo, E., Fender, R. P., Miller-Jones, J. C. A., وآخرون 2006، 370، 1351. Gallo, E., Migliari, S., Markoff, S., وآخرون 2007، 670، 600. Gallo, E., Miller-Jones, J. C. A., Russell, D. M., وآخرون 2014، 445، 290. Gandhi, P., Blain, A. W., Russell, D. M., وآخرون 2011، 740، L13. Gelino, D. M., Gelino, C. R., & Harrison, T. E. 2010، 718، 1. Hameury, J.-M., Lasota, J.-P., Knigge, C., وآخرون 2017، 600، A95. Hjellming, R. M., Rupen, M. P., Mioduszewski, A. J., وآخرون 2000، ATel، 54. Janert, P. K., 2016، Gnuplot in Action، الطبعة الثانية، Manning Publications (نيويورك، الولايات المتحدة)، ISBN-13: 9781633430181. Jordi, K., Grebel, E. K., & Ammon, K. 2006، 460، 339. Koljonen, K. I. I., Russell, D. M., Fernández-Ontiveros, J. A., وآخرون 2015، 814، 139. Koljonen, K. I. I., Russell, D. M., Corral-Santana, J. M., وآخرون 2016، 460، 942. Krimm, H. A., Barthelmy, S. D., Baumgartner, W., وآخرون 2011a، ATel، 3138. Krimm, H. A., Kennea, J. A., & Holland, S. T. 2011b، ATel، 3142. Lasota, J.-P. 2001، 45، 449. Lewis, F., Russell, D. M., Fender, R. P., وآخرون 2008، Proceedings of Science، VII Microquasar Workshop: Microquasars and Beyond، المحررون SISSA (ترييستي، إيطاليا)، PoS(MQW7)069. LSST Science Collaboration وآخرون 2009، arXiv:0912.0201. MacDonald, R. K. D., Bailyn, C. D., Buxton, M., وآخرون 2014، 784، 2. Markoff, S., Nowak, M. A., Gallo, E., وآخرون 2015، 812، L25. Mata Sánchez, D., Muñoz-Darias, T., Casares, J., وآخرون 2015، 454، 2199. Miller-Jones, J. C. A., Jonker, P. G., Maccarone, T. J., وآخرون 2011، 739، L18. Ofek, E. O., Laher, R., Surace, J., وآخرون 2012، 124، 854. Plotkin, R. M., Gallo, E., Jonker, P. G., وآخرون 2016، 456، 2707. Plotkin, R. M., Miller-Jones, J. C. A., Gallo, E., وآخرون 2017، 834، 104. Rau, A., Greiner, J., & Filgas, R. 2011، ATel، 3140. Ribó, M., Munar-Adrover, P., Paredes, J. M., وآخرون 2017، 835، L33. Russell, D. M., Markoff, S., Casella, P., وآخرون 2013، 429، 815. Russell, T. D., Soria, R., Miller-Jones, J. C. A., وآخرون 2014، 439، 1390. Russell, D. M., Shahbaz, T., Lewis, F., وآخرون 2016، 463، 2680. Shahbaz, T., Dhillon, V. S., Marsh, T. R., وآخرون 2005، 362، 975. Shahbaz, T., Russell, D. M., Zurita, C., وآخرون 2013، 434، 2696. Sivakoff, G. R., Tetarenko, B. E., Shaw, A. W., وآخرون 2017، ATel، 10314. Tody, D., 1986، 627، 733. Tody, D., 1993، في ASP Conf. Ser. 52، Astronomical Data Analysis Software and Systems II، المحررون R. J. Hanisch, R. J. V. Brissenden, & J. Barnes (سان فرانسيسكو، الولايات المتحدة)، 173. Weng, S.-S., & Zhang, S.-N.، 2015، 447، 486. Wu, J., Orosz, J. A., McClintock, J. E., وآخرون 2016، 825، 46. Yang, Y. J., Kong, A. K. H., Russell, D. M., وآخرون 2012، 427، 2876. Zurita, C., Casares, J., & Shahbaz, T. 2003، 582، 369.
يتم توزيع IRAF من قبل المرصد الوطني البصري الفلكي، الذي تديره رابطة الجامعات لأبحاث الفلك، بموجب اتفاقية تعاونية مع المؤسسة الوطنية للعلوم.↩︎