إخماد سريع للنفاثة المتراصة في ثنائي أشعة سينية مرشح لاحتواء ثقب أسود مجري MAXI J1535$-$571

الملخص

نعرض نتائج ست حقب من أرصاد شبه متزامنة في الراديو، و(دون) المليمتر، وتحت الأحمر، والبصري، والأشعة السينية لثنائي الأشعة السينية ذي الثقب الأسود MAXI J1535$-$571. وتبيّن هذه الأرصاد أنه مع انتقال المصدر عبر حالة الأشعة السينية المتوسطة الصلبة نحو الحالة المتوسطة اللينة، خضعت النفاثة لتغيرات حادة وسريعة. رصدنا تطور تردد الكسر الطيفي للنفاثة، الذي يقابل أكثر منطقة متراصة في النفاثة يبدأ عندها تسارع الجسيمات (إذ تدل الترددات الأعلى على قرب أكبر من الثقب الأسود)، من نطاق تحت الأحمر إلى النطاق الراديوي (منخفضًا بمقدار $\approx$3 رتب قدرية) في أقل من يوم. وخلال حقبة رصدية واحدة وجدنا دليلًا على تطور تردد الكسر الطيفي للنفاثة عبر النطاق الراديوي. ويبيّن تقدير المجال المغناطيسي وحجم منطقة تسارع الجسيمات أن الخفوت السريع لانبعاث النفاثة عالي الطاقة لا يتسق مع التبريد الإشعاعي؛ بل يبدو أن منطقة تسارع الجسيمات تتحرك مبتعدة عن الثقب الأسود على مقاييس زمنية ديناميكية تقريبًا. وتشير هذه النتيجة إلى أن إخماد النفاثة المتراصة لا ينجم عن تغيرات محلية في تسارع الجسيمات، بل إننا نرصد منطقة التسارع في النفاثة وهي تسافر مبتعدة عن الثقب الأسود مع تدفق النفاثة. ويُظهر التحليل الطيفي لانبعاث الأشعة السينية تليّنًا تدريجيًا في الأيام القليلة السابقة للتغيرات الحادة في النفاثة، أعقبه تليّن أسرع بعد $\sim$1–2 يوم من بدء إخماد النفاثة.

1 المقدمة

تستطيع الثقوب السوداء النجمية الكتلة المتراكمة (BHs) في ثنائيات الأشعة السينية (XRBs) إطلاق تدفقات خارجة قوية وموازاة، أو نفاثات، تهيمن على الانبعاث المرصود عند الأطوال الموجية من الراديوية إلى تحت الحمراء (IR). وعلى الرغم من وجود صلة قابلة للرصد بين عمليتي التراكم وإنتاج النفاثات في ثنائيات الأشعة السينية ذات الثقوب السوداء (مثلًا، Corbel et al., 2004; Fender et al., 2004)، فإن الكيفية الدقيقة لإطلاق هذه النفاثات، وطبيعة الاقتران التفصيلي مع تدفق التراكم، لا تزالان في الوقت الحاضر مسألتين فيزيائيتين فلكيتين مهمتين وغير مفهومَتين جيدًا.

خلال فترات ازدياد تراكم الكتلة على الثقب الأسود، تمر ثنائيات الأشعة السينية بمراحل انفجار ساطعة تتطور فيها عبر أنماطها المميزة من التراكم على مقاييس زمنية تمتد من أسابيع إلى أشهر (أو حتى سنوات). وخلال مثل هذه الانفجارات تتغير الخواص المرصودة للنفاثات تغيرًا حادًا (مثلًا، Fender, 2006). لذلك فإن الأرصاد المتزامنة متعددة الأطوال الموجية لهذه الأنظمة، التي ترصد كلًا من النفاثات وتدفق التراكم (المرصود في البصري والأشعة السينية والترددات الأعلى) أثناء انفجاراتها، توفر منظورًا فريدًا لتطور التراكم-النفاثة، إذ تستقصي التغيرات البنيوية في النفاثة وتساعد على تقييد الفيزياء الكامنة للنفاثات (مثلًا، Corbel et al., 2000, 2003; Markoff et al., 2005; Chaty et al., 2011; Russell et al., 2014a; Ceccobello et al., 2018).

في الانفجار، تكون ثنائيات الأشعة السينية ذات الثقوب السوداء في البداية في حالة طيفية صلبة في الأشعة السينية (انظر Belloni 2010 لمراجعة حالات التراكم في الأشعة السينية)، حيث يهيمن على انبعاث الأشعة السينية مكوّن قانون قوى ناتج من تشتت كومبتون العكسي بواسطة إلكترونات حارة في المناطق الأعمق (مثلًا، Narayan and Yi, 1995). ومع ازدياد معدل التراكم ينتقل المصدر نحو حالة طيفية لينة في الأشعة السينية، مارًا أولًا بالحالتين المتوسطتين الصلبة واللينة (HIMS وSIMS، على التوالي). ويحدث هذا التطور مع ازدياد هيمنة انبعاث الأشعة السينية اللينة الصادر من قرص التراكم تدريجيًا على طيف الأشعة السينية، في حين يصبح مكوّن قانون القوى الصلب أكثر انحدارًا (أي يلين)، إما بسبب انكماش منطقة الانبعاث (Kara et al., 2019) أو بسبب تغير في الطيف مع تطور النفاثة (مثلًا، Plotkin et al., 2013). وبعد بضعة أسابيع إلى أشهر (أو حتى سنوات)، ينخفض معدل تراكم الكتلة ويبدأ الانفجار في الخفوت. ثم تعود ثنائية الأشعة السينية عبر الحالات المتوسطة إلى الحالة الصلبة مع تبرد القرص وبدء مكوّن قانون القوى بالهيمنة مرة أخرى.

أثناء الانتقال بين حالات التراكم المختلفة، تتغير خواص النفاثة المرصودة تغيرًا حادًا. تتميز الحالة الصلبة بنفاثة متراصة مستقرة وممتصة ذاتيًا جزئيًا (مثلًا، Dhawan et al., 2000; Corbel et al., 2000; Fender, 2001; Stirling et al., 2001; Fender et al., 2004). وعند رصدها من الأطوال الموجية الراديوية إلى تحت الحمراء، تُظهر النفاثة المتراصة طيفًا منبسطًا إلى معكوس من الراديو إلى المليمتر ($\alpha \gtrsim 0$، حيث تتدرج كثافة الفيض المرصودة $S_{\nu }$ مع التردد $\nu$ بحيث $S_{\nu }\propto {\nu }^{\alpha }$؛ مثلًا، Fender 2001). ويمتد الطيف المنبسط حتى $\sim$10¹³ Hz (مثلًا، Corbel and Fender, 2002; Russell et al., 2013a)، وفوق ذلك تصبح النفاثة رقيقة بصريًا ويكون الطيف حاد الانحدار ($\alpha \approx -0.6$؛ مثلًا، Russell et al. 2013a). ويقابل هذا الكسر الطيفي للنفاثة أكثر منطقة متراصة في النفاثة يبدأ عندها تسارع الجسيمات (منطقة التسارع الأولى؛ مثلًا، Markoff et al. 2001; Corbel and Fender 2002; Markoff et al. 2005; Markoff 2010; Romero et al. 2017). ومن المرجح أن تحدد خواص بلازما النفاثة الداخلية تردد الكسر الطيفي للنفاثة (${\nu }_{\mathrm{break}}$) وكثافة فيضه، ويتدرج تردده مع بعده عن الثقب الأسود (إذ تسبر الترددات الأعلى مناطق أقرب إلى الثقب الأسود؛ Blandford and Königl 1979). ويمكن أن يساعد تحديد موقع الكسر وتطوره على كشف خواص رئيسية للتدفق الخارج في النفاثة (مثلًا، Heinz and Sunyaev 2003; Chaty et al. 2011; Russell et al. 2014a; Polko et al. 2014; Ceccobello et al. 2018).

في المرحلة المبكرة من انفجار نموذجي، ومع انتقال المصدر عبر الحالة الصلبة ثم الحالات المتوسطة، يُعتقد أن كسر النفاثة ينزاح تدريجيًا إلى ترددات أخفض، ليمر في النهاية عبر النطاق الراديوي. ويتمثل أحد تفسيرات هذا التطور في أن المنطقة المسرِّعة للجسيمات تتحرك مبتعدة عن الثقب الأسود (مثلًا، Chaty et al. 2011; Russell et al. 2014a)، نتيجة تغيرات في الخواص الداخلية للنفاثة تملي بدورها أين يحدث تسارع الجسيمات (مثلًا، Malzac 2014). غير أن السلوك التفصيلي لكسر النفاثة أثناء الصعود لم يُحدد جيدًا بعد؛ إذ لم يُستدل على تطور ${\nu }_{\mathrm{break}}$ أثناء صعود الانفجار إلا من أرصاد تغير الطيف الراديوي من منبسط إلى حاد الانحدار مع انتقال كسر النفاثة من أعلى النطاق الراديوي إلى أسفله (مثلًا، Corbel et al., 2013b). وقد عرضت van der Horst et al. (2013) رصدًا راديويًا لـ MAXI J1659$-$152 أظهر أن قانون قوى واحدًا لا يمثل البيانات الراديوية جيدًا. واقترحت نتائجهم أن الكسر الطيفي كان ينتقل من ترددات أعلى إلى النطاق الراديوي ثم يعود إلى ترددات أعلى على مقاييس زمنية قدرها $\sim$ يوم، مع انتقال المصدر ذهابًا وإيابًا بين HIMS وSIMS والحالة اللينة.

عند مرحلة ما أثناء الانتقال من الحالة الصلبة إلى الحالة اللينة، ينطفئ انبعاث النفاثة المتراصة (مثلًا، Fender et al., 2004)، فيُخمَد بما لا يقل عن 3.5 رتب قدرية (Russell et al., 2019). ويدل تطور ${\nu }_{\mathrm{break}}$ إلى ترددات أخفض على الإخماد التدريجي للانبعاث الأعلى طاقة من النفاثة المتراصة (Miller-Jones et al., 2012; Corbel et al., 2013b; Russell et al., 2014a; Kylafis and Reig, 2018). ومع ذلك، لم يُرصد التطور الكامل مباشرة. وحول الانتقال إلى الحالة اللينة، يمكن أيضًا إطلاق نفاثة عابرة ساطعة (مثلًا، Mirabel and Rodríguez, 1994; Hjellming and Rupen, 1995; Tingay et al., 1995)، وتتسم بتوهجات سريعة وطيف راديوي رقيق بصريًا (Hjellming and Rupen, 1995; Fender et al., 1999; Fender, 2001). وبينما لا تُرصد نفاثة متراصة في الحالة اللينة، فقد يُرصد انبعاث راديوي متبقٍ من مقذوفات أُطلقت من النظام حول انتقال الحالة (نفاثة عابرة؛ مثلًا، Corbel et al. 2002, 2004; Fender et al. 2004; Russell et al. 2019; Bright et al. 2020). إضافة إلى ذلك، وبالاستناد إلى رصد تحت الأحمر لثنائية الأشعة السينية ذات الثقب الأسود 4U 1543$-$47، أبلغت Russell et al. (2020) عن توهج في تحت الأحمر عندما عاد المصدر لفترة وجيزة إلى SIMS من الحالة اللينة. وقد أشار هذا التوهج إلى أن انبعاث النفاثة المتراصة عاد إلى التشغيل خلال هذه العودة الوجيزة ($\sim$5 يوم) إلى SIMS، قبل أن ينتقل المصدر ثانية إلى الحالة اللينة.

نحو نهاية انفجار، يتحرك المصدر عائدًا نحو الحالة الصلبة وتُعاد إقامة النفاثة المتراصة تدريجيًا خلال فترة تمتد عدة أسابيع (Kalemci et al., 2013; Russell et al., 2014a). وتسطع النفاثة أولًا عند الترددات الأخفض قبل أن تسطع عند ترددات تحت الأحمر والبصري (Miller-Jones et al., 2012; Corbel et al., 2013a). ويرتبط هذا الازدياد التدريجي في السطوع بتصلب طيف الأشعة السينية، حيث رُصد ${\nu }_{\mathrm{break}}$ وهو ينزاح إلى ترددات أعلى، أولًا عبر النطاق الراديوي (كما يتضح من تطور الطيف الراديوي من حاد الانحدار إلى منبسط/معكوس؛ مثلًا، Corbel et al. 2013a)، ثم تدريجيًا حتى ترددات تحت الأحمر (Russell et al., 2013b, 2014a). وقد رُصد أفضل تطور مُعايَن لـ ${\nu }_{\mathrm{break}}$ حتى الآن خلال هذه المرحلة من انفجار MAXI J1836$-$194، حيث شوهد الكسر ينزاح تدريجيًا بمقدار $\sim$3 رتب قدرية من ترددات منخفضة إلى أعلى خلال $\sim$6 أسابيع، وربما كان ذلك مرتبطًا بتغيرات في صلادة المصدر (Russell et al., 2014a).

MAXI J1535$-$571 هو ثنائي أشعة سينية مجري مرشح لاحتواء ثقب أسود، اكتُشف أول مرة في 2017 أيلول/سبتمبر، في المرحلة المبكرة من انفجاره الذي دام $\sim$1 سنة (Negoro et al., 2017; Markwardt et al., 2017). وقد رُصد هذا الانفجار على نطاق واسع في الأطوال الموجية الراديوية (Russell et al., 2019; Parikh et al., 2019; Chauhan et al., 2019)، ودون المليمتر (Tetarenko et al., 2017a)، وتحت الأحمر والبصري (Baglio et al., 2018)، والأشعة السينية (Tao et al., 2018; Nakahira et al., 2018; Huang et al., 2018; Stevens et al., 2018; Sreehari et al., 2019; Bhargava et al., 2019; Sridhar et al., 2019). انظر Tao et al. (2018) وNakahira et al. (2018) لمناقشة كاملة لحالات الأشعة السينية أثناء الانفجار. ويقع MAXI J1535$-$571 على بعد 4.1${}_{-0.5}{}^{}{}_{}{}^{+0.6}$ kpc (حُدد عبر دراسة امتصاص H I؛ Chauhan et al. 2019).

في هذا العمل، نقدم ست حقب من أرصاد شبه متزامنة (عادة $\pm$0.5 يوم) متعددة الأطوال الموجية في الراديو والمليمتر وتحت الأحمر والبصري والأشعة السينية لـ MAXI J1535$-$571 أثناء تليّنه عبر HIMS وانتقاله إلى SIMS. ولفهم التطور الكامل للنفاثة وكيفية اتصالها بتدفق التراكم، نمذجنا التطور الطيفي عريض النطاق لهذا المصدر. وللمرة الأولى، تمكنا من تتبع التطور الزمني للكسر الطيفي للنفاثة أثناء صعود انفجار. وتُظهر نتائجنا انخفاضًا مفاجئًا في ${\nu }_{\mathrm{break}}$ قرب انتقال HIMS إلى SIMS، مشيرة إلى بدء إخماد سريع للنفاثة المتراصة. ونناقش الآثار الفيزيائية الناشئة عن هذا التطور السريع.

2 الأرصاد

2.1 الأرصاد الراديوية

رُصد MAXI J1535$-$571 في النطاق الراديوي بواسطة Australia Telescope Compact Array (ATCA) طوال انفجاره 2017/2018 وعمليات إعادة السطوع (رمزا المشروع C2601 وC3057، الباحث الرئيس: Russell). انظر Russell et al. (2019) وParikh et al. (2019) للتفاصيل الكاملة لرصد ATCA الكامل للمصدر خلال هذا الانفجار. في هذه الورقة، نستخدم فقط الأرصاد الراديوية التي صاحبتها أرصاد شبه متزامنة في دون المليمتر وتحت الأحمر والبصري لاستنتاج تطور الكسر الطيفي للنفاثة مع تطور المصدر. لذلك نناقش ستة أرصاد بـ ATCA أُخذت بين 2017 أيلول/سبتمبر 12 و2017 أيلول/سبتمبر 21 (MJD 58008–58018)، أثناء صعود الانفجار. أُخذت جميع الأرصاد عند ترددات مركزية إما 5.5 و9.0 GHz، أو 17.0 و19.0 GHz، أو عند الترددات الأربعة كلها، حيث سُجل كل زوج ترددي (5.5/9 أو 17/19 GHz) في الوقت نفسه. وتشمل أخطاء مقياس كثافة الفيض المطلقة لايقينات منهجية محافظة قدرها 4% (انظر، مثلًا، Murphy et al., 2010; Partridge et al., 2016).

لاستكشاف التغيرية السريعة داخل الرصد للمصدر خلال رصد ATCA الراديوي في أيلول/سبتمبر 17، استخدمنا uvmultifit (Martí-Vidal et al., 2014). وبملاءمة مصدر نقطي في مستوى uv، استكشفنا تغيرات كثافة فيض المصدر حتى مقاييس زمنية قدرها 2 دقائق، فقسمنا بيانات 5.5 و9 GHz إلى نطاقات فرعية متساوية التباعد بعرض 512 MHz، وبيانات 17 و19 GHz إلى نطاقات فرعية بعرض 1 GHz. وبالنسبة إلى هذه البيانات، قُدرت اللايقينات بمعاملة المسحين الداخليين عند 17/19 GHz للمعاير الثانوي بوصفهما هدفًا، ثم مقارنة كثافات فيض مسحي ‘الهدف’ هذين بمسوح المعاير. وبقيت كثافة الفيض في كل من هذين المسحين ضمن 0.5% من القيمة المتوقعة. لذلك نطبق لايقينًا نسبيًا قدره 0.5% على بيانات داخل الرصد في أيلول/سبتمبر 17. وقد جُدولت جميع البيانات الراديوية المستخدمة في هذا العمل في الملحق، الجدول LABEL:tab:data.

2.2 الأرصاد المليمترية/دون المليمترية

رصدت Atacama Large Millimetre/Sub-Millimetre Array (ALMA) المصدر MAXI J1535$-$571 (الباحث الرئيس: Tetarenko، رمز المشروع: 2016.1.00925.T) في 2017 أيلول/سبتمبر 11 (MJD 58007.9017–58007.9711) وأيلول/سبتمبر 21/22 (MJD 58017.9296–58018.0319 وMJD 58018.9272–58018.9641). أُخذت البيانات تباعًا في الحزم 3 و4 و6، عند ترددات مركزية 97.5 و145 و236 GHz، على التوالي. وضُبط مُرابط ALMA لإنتاج نطاقات أساس عريضة قدرها $4\times 2$ GHz. وخلال أرصادنا كان مصفوف 12m في تهيئة C8 من الدورة 4، مع عدد هوائيات بين 39–45، وقضى على المصدر الهدف ما مجموعه $\sim$9.8/12.1/18.9 دقيقة في الحزم 3 و4 و6. وكان وسيط بخار الماء القابل للترسيب (PWV) أثناء الأرصاد 1.01 mm في أيلول/سبتمبر 11 و1.26 mm في أيلول/سبتمبر 21/22. خفضنا البيانات وصورناها بحزمة Common Astronomy Software Application (casa، الإصدار 5.1.1؛ McMullin et al. 2007)، باستخدام الإجراءات القياسية الموضحة في أدلة casa لاختزال بيانات ALMA. استخدمنا J1617–5848 وJ1427–4206 وJ2056–4714 كمعايرات للحزمة والفيض، وJ1631–5256 كمعاير للطور لكل الأرصاد. ولتصوير انبعاث المتصل، أجرينا تصوير توليف متعدد الترددات للبيانات بمهمة tclean داخل casa، مع ترجيح طبيعي لتعظيم الحساسية. ونُفذت عدة جولات من المعايرة الذاتية للطور فقط حتى فواصل حلول قدرها 20 ثانية. وقسنا كثافات فيض المصدر بملاءمة مصدر نقطي في مستوى الصورة (باستخدام مهمة imfit).

بالنسبة إلى بيانات ALMA في أيلول/سبتمبر 12 وأيلول/سبتمبر 21، كان انبعاث دون المليمتر متغيرًا أثناء الرصد. وتنشأ هذه التغيرية من سطوع وخفوت قصيري المقياس الزمني للنفاثة المتراصة ذات الطيف المنبسط. ولمراعاة كامل مدى كثافات الفيض المرصودة، طبقنا أخطاء قدرها $\pm$10 و15 و20 mJy على بيانات ALMA عند 97.5 و145 و236 GHz في أيلول/سبتمبر 12، على التوالي. وفي أيلول/سبتمبر 21، طبقنا أخطاء قدرها 10 و3 mJy على بيانات 97.5 و145 GHz، على التوالي. وهذه الأخطاء أكبر من اللايقين المتوقع البالغ 5% لحزم ALMA عند 350 GHz. وقد جُدولت جميع فيوض ALMA المليمترية/دون المليمترية في الملحق، الجدول LABEL:tab:data.

2.3 الرصد في القريب من تحت الأحمر والبصري

عرضت Baglio et al. (2018) وناقشت رصدًا كثيفًا في البصري والقريب من تحت الأحمر والمتوسط من تحت الأحمر لـ MAXI J1535$-$571 خلال مرحلة صعود انفجاره. في هذه الورقة نأخذ الأرصاد البصرية وتحت الحمراء القريبة زمنيًا (عادة $\pm$0.5 يوم) من أرصادنا الراديوية ودون المليمترية. وصُححت جميع بيانات تحت الأحمر والبصري من الاحمرار باستخدام $N_{\mathrm{H}}$ مقدارها (3.84$\pm$0.03)$\times$10²² cm^-2 (انظر Baglio et al. 2018 للتفاصيل الكاملة). وترد البيانات المستخدمة في الملحق، الجدول LABEL:tab:data.

Table 1: أفضل معاملات الملاءمة من نمذجة الراديو إلى الأشعة السينية عريضة النطاق لـ MAXI J1535$-$571 (الشكل 1). أُخذت حقب أيلول/سبتمبر 12 – 17 أثناء HIMS، بينما كان المصدر في SIMS في أيلول/سبتمبر 21 (Tao et al., 2018). ${\alpha }_{\mathrm{thick}}$ هو الدليل الطيفي لانبعاث السنكروترون السميك بصريًا، في حين أن ${\alpha }_{\mathrm{thin}}$ هو دليل انبعاث السنكروترون الرقيق بصريًا. ${\nu }_{\mathrm{break}}$ هو تردد الكسر الطيفي للنفاثة، و$k{T}_{\mathrm{disk}}$ هو درجة حرارة القرص، و$\mathrm{\Gamma }$ هو دليل الفوتونات لانبعاث الأشعة السينية عالي الطاقة، و$L_{\mathrm{c}}/L_{\mathrm{d}}$ هو كسر اللمعان المنبعث في الهالة إلى لمعان تدفق التراكم الكلي. أما $f_{\mathrm{out}}$، وهو كسر لمعان القرص المعاد معالجته في القرص الخارجي، فقد رُبط عبر جميع الحقب معطياً أفضل قيمة ملاءمة قدرها (${1.6}_{-0.8}^{+2.9}$)$\times$10^-7. وربطت $N_{\mathrm{H}}$، وهي كثافة عمود الهيدروجين المكافئة على خط البصر، أيضًا عبر جميع الحقب، معطية أفضل قيمة ملاءمة قدرها ${5.15}_{-0.02}^{+0.03}\times {10}^{22}$ cm^-2. جميع اللايقينات المذكورة هي $1$-$\sigma$. وتُعرض الملاءمات في الشكل 1. وإحصائية أفضل ملاءمة هي ${\chi }^2/\mathrm{d}.\mathrm{o}.\mathrm{f}.=2785.075/1490=1.87$.

Date	${\alpha }_{\mathrm{thick}}$	${\nu }_{\mathrm{break}}$	$\alpha _{\mathrm{thin}}^{}{}_{}{}^{\mathrm{a}}$	BPL	$k{T}_{\mathrm{disk}}$	$\mathrm{\Gamma }$	$L_{\mathrm{c}}/L_{\mathrm{d}}$	diskir
		(Hz)		norm.	(keV)			norm.
				${10}^3$				106
2017 Sep 12	$0.17\pm 0.02$	$\left({8.6}_{-2.2}^{+2.6}\right)\times {10}^{12}$	$-0.83\pm 0.09$	${4.29}_{-0.84}^{+1.29}$	$0.234\pm 0.004$	${1.74}_{-0.02}^{+0.01}$	${5.7}_{-0.4}^{+0.5}$	${1.16}_{-0.06}^{+0.07}$
2017 Sep 14	${0.09}_{-0.01}^{+0.02}$	$\left({1.6}_{-0.4}^{+0.5}\right)\times {10}^{13}$	$-0.83\pm 0.09$	${1.31}_{-0.27}^{+0.40}$	${0.245}_{-0.002}^{+0.003}$	${1.93}_{-0.02}^{+0.01}$	${1.45}_{-0.07}^{+0.09}$	$2.9\pm 0.2$
2017 Sep 15	$0.17\pm 0.02$	$\left({7.2}_{-1.7}^{+1.9}\right)\times {10}^{12}$	$-0.83\pm 0.09$	${4.66}_{-1.04}^{+1.72}$	$0.236\pm 0.003$	${1.96}_{-0.02}^{+0.01}$	${1.39}_{-0.09}^{+0.11}$	$3.3\pm 0.3$
2017 Sep 16	$-0.010\pm 0.005$	$\left(3.4\pm 0.7\right)\times {10}^{13}$	$-0.83\pm 0.09$	$0.22\pm 0.02$	${0.244}_{-0.002}^{+0.003}$	$1.86\pm 0.02$	$2.7\pm 0.2$	${1.70}_{-0.12}^{+0.13}$
2017 Sep 17b	${0.24}_{-0.02}^{+0.01}$	$\left({7.9}_{-1.4}^{+1.0}\right)\times {10}^9$	$-{0.26}_{-0.05}^{+0.06}$	${14.1}_{-3.3}^{+3.4}$	${0.241}_{-0.002}^{+0.003}$	$1.95\pm 0.01$	${1.75}_{-0.09}^{+0.10}$	${4.0}_{-0.3}^{+0.4}$
2017 Sep 21c	–	$\le 4.5\times {10}^9$	$-0.52\pm 0.02$	${37.0}_{-0.3}^{+0.4}$	${0.09}_{-0.07}^{+0.03}$	$2.17\pm 0.01$	${9.3}_{-2.5}^{+0.7}$	${55.0}_{-2.0}^{+1.5}$

^a رُبط المعامل عبر الحقب 4 الأولى بسبب غياب بيانات تحت الأحمر في أيلول/سبتمبر 12 وأيلول/سبتمبر 14.

^b بالنسبة إلى هذه الحقبة، حُددت ${\alpha }_{\mathrm{thick}}$ و${\nu }_{\mathrm{break}}$و${\alpha }_{\mathrm{thin}}$ من تحليلنا الراديوي المفصل (انظر القسم 4.2)، مع أننا نشير إلى أن ترك هذه المعاملات حرة في نمذجتنا عريضة النطاق أعطى نتائج مماثلة.

^c بالنسبة إلى هذه الحقبة الأخيرة متعددة الأطوال الموجية، نشأ الانبعاث الراديوي ودون المليمتر من انبعاث سنكروتروني رقيق بصريًا من النفاثة العابرة (Russell et al., 2019).

2.4 أرصاد الأشعة السينية

رصد تلسكوب الأشعة السينية (XRT) في مرصد Neil Gehrels Swift المصدر MAXI J1535$-$571 كل $\sim$1–2 أيام أثناء صعود انفجار 2017. وللتفاصيل الكاملة لرصد Swift-XRT، انظر Tao et al. (2018). في هذا العمل استخدمنا فقط الأرصاد الأقرب زمنًا إلى رصد ATCA لدينا ($\pm$0.5 يوم). أُعدت بيانات Swift-XRT واستُخرجت وحُللت بالأدوات القياسية في heasoft (الإصدار 6.25). وشغّلنا xrtpipeline لتطبيق أحدث معايرة. واستُخرج المصدر الهدف باستخدام XSELECT (الإصدار 2.4) بصندوق على طول شريط قراءة WT بطول 35 (82.506^′′). واستُبعدت البكسلات الداخلية 20 (47.146^′′) لإزالة التراكم الرصدي. واستُخرجت الخلفية بمنطقة حلقية متمركزة على المصدر، بنصفي قطر 46 بكسل (108.436^′′) و100 بكسل (${235.731}^{\prime \prime }$).

نلاحظ أنه بدا أن هناك بعض التباين بين النتائج الطيفية من تلسكوبات أشعة سينية مختلفة، ولا سيما إزاحة في ميل دليل فوتونات الأشعة السينية والتطبيع بين Swift-XRT وNuSTAR (Nuclear Spectroscopic Telescope Array) وتلسكوبات الأشعة السينية XMM-Newton (لمزيد من المناقشات انظر أيضًا، مثلًا، Kolehmainen et al. 2014; Ludlam et al. 2016; Ingram et al. 2016; Sanna et al. 2017; van den Eijnden et al. 2017). غير أن اتجاه تطور كل معامل كان هو نفسه بغض النظر عن تلسكوب الأشعة السينية. لذلك، وبما أننا نركز على التغيرات النسبية في خواص تدفق التراكم، تبقى نتائجنا الرئيسة بلا تغيير عبر جميع تلسكوبات الأشعة السينية. وبسبب وتيرة رصده العالية وتغطيته الأكثر اكتمالًا، استخدمنا في هذا العمل أرصاد الأشعة السينية المأخوذة بـ Swift-XRT.

3 النمذجة الطيفية عريضة النطاق

Figure 1: نمذجة متعددة الأطوال الموجية عريضة النطاق لـ MAXI J1535$-$571 خلال مرحلة صعود انفجاره 2017 (مع انتقال المصدر من HIMS إلى SIMS؛ الحالات محددة في المفتاح). تمثل الخطوط المتصلة النماذج عريضة النطاق لكل حقبة، حيث تدل الألوان المختلفة على حقب رصدية مختلفة. وتُظهر الأشرطة الأفقية في أعلى الشكل المجالات الكاملة لـ ${\nu }_{\mathrm{break}}$ في التواريخ المعطاة. وتُعرض بقايا الملاءمة في اللوحة السفلى. وترد المعاملات في الجدول 1. يبرز هذا الرسم التغير السريع في النفاثة حول أيلول/سبتمبر 17، بعد أن بقيت ثابتة نسبيًا خلال الأيام $\sim$5 السابقة. أما في أيلول/سبتمبر 17، فقد انخفض ${\nu }_{\mathrm{break}}$ سريعًا بمقدار $\sim$3 رتب قدرية في التردد، مستقرًا داخل النطاق الراديوي. ولأغراض الرسم فقط، أُزيل امتصاص بيانات الأشعة السينية المرسومة.

بالنسبة إلى الحقب الست ذات التغطية شبه المتزامنة متعددة الأطوال الموجية، نُمذج توزيع الطاقة الطيفي عريض النطاق (SED) باستخدام Interactive Spectral Interpretation System (isis، الإصدار 1.6.2-35؛ Houck and Denicola 2000). لائمنا بيانات الراديو إلى تحت الأحمر بقانون قوى مكسور (يمثل انبعاث السنكروترون السميك والرقيق بصريًا من النفاثة المتراصة)؛ ونُدخل قطعًا أسيًا اصطناعيًا كي لا نفترض أن انبعاث السنكروترون الرقيق بصريًا من النفاثة يساهم في انبعاث الأشعة السينية. ونُمذجت بيانات الأشعة السينية بقرص داخلي وخارجي مشعَّع وممتص (Gierliński et al., 2009). والنموذج الكامل متعدد الأطوال الموجية هو tbnew*(highecutoff*bknpower+diskir).

لُوئمت البيانات باستخدام تنفيذ isis لخوارزمية مونت كارلو بسلسلة ماركوف (MCMC)، المعتمد على حزمة python بواسطة Foreman-Mackey et al. (2013). نستخدم 20 مشّائين لكل معامل حر ونطور السلسلة لعدد 10000 من الدورات، معتبرين أول 4000 فترة “الحرق” لضمان تقارب الخوارزمية. ووجدنا أن هذا كان تقريبًا الزمن اللازم لتتقارب السلسلة، ونعرفه بأنه النقطة التي يتوقف بعدها التوزيع البعدي للمعاملات عن التطور ويستقر معدل قبول السلسلة. ونعرف أفضل القيم الملائمة بأنها وسيط التوزيع البعدي أحادي البعد، واللايقينات $1$-$\sigma$ بأنها فواصل التوزيع البعدي التي يوجد فيها 68% من المشّائين. وتُعرض الملاءمات في الشكل 1، مع أفضل معاملات الملاءمة في الجدول 1.

لُوئمت البيانات عريضة النطاق من كل حقبة على نحو مستقل، باستثناء الدليل الطيفي للنفاثة الرقيقة بصريًا ${\alpha }_{\mathrm{thin}}$، الذي رُبط عبر الحقب من أيلول/سبتمبر 12 إلى 16، وكسر لمعان القرص المعاد معالجته في القرص الخارجي $f_{\mathrm{out}}$، الذي رُبط عبر جميع الحقب. ولم يؤد تركه حرًا إلى تحسين جودة الملاءمة ولا إلى تغيير قيم أفضل المعاملات الملائمة تغيرًا ملحوظًا. واخترنا ربط هذه المعاملات للحد من الانحلال الذاتي في النموذج، إذ إن هذين المعاملين يحددان نسبة الانبعاث من النفاثة أو تدفق التراكم إلى الانبعاث البصري/تحت الأحمر في Sep12 – 16. كانت $N_{\mathrm{H}}$ حرة، لكنها رُبطت عبر جميع الحقب فأعطت نتيجة مشابهة للقيم المحددة سابقًا من دراسات أشعة سينية أشمل لهذا المصدر (مثلًا، Tao et al., 2018). وثُبتت درجة حرارة الهالة عند $T_{\mathrm{e}}=100\mathrm{keV}$. أما المعاملات المتبقية لـ diskir فجُمّدت عند ${\mathrm{R}}_{\mathrm{irr}}=1.2$ و${\mathrm{f}}_{\mathrm{in}}=0.1$ و$\log (R_{\mathrm{out}})=4.5$. ومن حيث المبدأ، يمكن أن يتكون مكوّن كومبتون في diskir من إلكترونات حرارية أو إلكترونات لا حرارية أو كومبتون ذاتي سنكروتروني (بسبب وجود مجال مغناطيسي). في هذا العمل، لا نحاول تمييز أو تحديد مساهمة مكوّنات كومبتون المختلفة. إضافة إلى ذلك، وبسبب الامتصاص العالي على خط البصر، لم يُكتشف النجم المرافق. لذلك فإن الزيادة في تحت الأحمر والبصري، التي تجاوزت مساهمة النفاثة، تعود إلى تشعيع قرص التراكم الداخلي والخارجي.

Figure 2: تغيرية MAXI J1535$-$571 داخل الرصد في 2017 أيلول/سبتمبر 17، حيث قُسم كل نطاق ترددي إلى نطاقات فرعية أدق. ولإظهار أن التغيرات المرصودة (زمنيًا وتردديًا) ذاتية للمصدر وليست آلية، نعرض الانبعاث من مصدر مقارنة/تحقق. (اللوحة العليا:) تعرض كثافات فيض الهدف المسجلة في نطاق 5.5 GHz، الذي قُسم إلى نطاقات فرعية بعرض 500 MHz. (اللوحة الثانية:) تقدم كثافات فيض نطاق 5.5 GHz لمصدر حقلي قريب، الذي قُسم إلى نطاقات فرعية بعرض 1 GHz (بسبب انخفاض سطوعه عن الهدف). (اللوحتان الثالثة والرابعة:) كما في اللوحتين الأوليين لكن لأرصاد 9 GHz، على التوالي. (اللوحة الخامسة:) تعرض نطاقي الرصد الراديوي 17 و19 GHz مقسمين إلى نطاقات فرعية بعرض 1 GHz. (اللوحة السادسة:) تقدم كثافات فيض مسحين لمعاير الطور عند معاملته بوصفه الهدف، حيث الرموز والألوان هي نفسها كما في اللوحة الخامسة. (اللوحتان السابعة والثامنة:) تعرضان الدليل الطيفي لبيانات الراديو عند 4.5–6.5 GHz و$>$8 GHz، على التوالي. وتدل التغيرية الطيفية والزمنية داخل النطاق على وجود كسر طيفي ضمن النطاق الراديوي أثناء هذا الرصد، وأن هذا الكسر كان يتناقص في التردد مع الزمن

.

4 النتائج

4.1 تطور المصدر

خلال الحقبة الأولى من الرصد متعدد الأطوال الموجية (في 2017 أيلول/سبتمبر 12)، كان MAXI J1535$-$571 في HIMS مع طيف أشعة سينية صلب نسبيًا ($\mathrm{\Gamma }={1.74}_{-0.02}^{+0.01}$) وطيف راديوي منبسط إلى معكوس قليلًا (الجدول 1). وأشارت بيانات الراديو والمليمتر وتحت الأحمر عريضة النطاق إلى أنه خلال هذه الحقبة امتد انبعاث السنكروترون السميك بصريًا إلى ما بعد نطاق المليمتر، بحيث ${\nu }_{\mathrm{break}}$$\sim {10}^{13}$ Hz.

أُخذت الحقب الأربع التالية متعددة الأطوال الموجية في أيام متتالية، من 2017 أيلول/سبتمبر 14 إلى 2017 أيلول/سبتمبر 17. وفي جميع هذه الحقب بقي المصدر ضمن HIMS. وعلى الرغم من أن طيف الأشعة السينية كان قد لان منذ الحقبة الأولى متعددة الأطوال الموجية، فقد بقي دليل فوتونات الأشعة السينية مستقرًا نسبيًا خلال هذه الأرصاد الأربعة المتتالية ($\mathrm{\Gamma }\approx 1.85-1.95$)، وكانت درجة حرارة القرص أيضًا مستقرة، باستثناء الحقبة الأولى (حيث $k{T}_{\mathrm{disk}}\approx 0.24$ keV). وبين أيلول/سبتمبر 14 وأيلول/سبتمبر 16 بدت النفاثة المتراصة مستقرة، مع بقاء ${\alpha }_{\mathrm{thick}}$ منبسطًا إلى معكوس قليلًا و${\nu }_{\mathrm{break}}$ حول $\sim$10¹³ Hz. غير أننا رصدنا في حقبة أيلول/سبتمبر 17 تغيرًا مفاجئًا وحادًا في انبعاث النفاثة. وأظهرت أرصادنا أن ${\nu }_{\mathrm{break}}$ انخفض إلى $({7.9}_{-1.4}^{+1.0})\times {10}^9$ Hz، واقعًا ضمن النطاق الراديوي مع دليل على أنه كان يتناقص طوال الرصد الراديوي (انظر القسم 4.2).

في حقبتنا الأخيرة متعددة الأطوال الموجية في 2017 أيلول/سبتمبر 21، كان MAXI J1535$-$571 قد انتقل إلى SIMS (Tao et al., 2018). وكان طيف الأشعة السينية قد لان ($\mathrm{\Gamma }=2.17\pm 0.01$). وخلال هذه الحقبة لا نكشف إلا انبعاثًا راديويًا حاد الطيف ناشئًا من قذف منفصل مرتبط بالنفاثة العابرة (انظر Russell et al. 2019 لمزيد من التفاصيل).

4.2 ${\nu }_{\mathrm{break}}$ داخل النطاق الراديوي في 2017 أيلول/سبتمبر 17

لم يكن الطيف الراديوي في 2017 أيلول/سبتمبر 17 ممثلًا جيدًا بقانون قوى واحد. ولاستقصاء ذلك بمزيد من التفصيل، أجرينا تحليلًا زمنيًا وتردديًا أدق لهذه البيانات الراديوية، حيث حددنا كثافات فيض الهدف على فواصل زمنية قدرها 2 دقائق، وعلى مقاييس ترددية أدق (نطاقات فرعية بعرض 512 MHz لبيانات 5.5 و9 GHz، ونطاقات فرعية بعرض 1 GHz لبيانات الراديو عند 17 و19 GHz؛ انظر الملحق B للجدول الكامل لنتائج دراسة الفواصل الزمنية القصيرة). ويُظهر هذا التحليل أنه خلال رصدنا الراديوي في أيلول/سبتمبر 17 كان الانبعاث الراديوي عند 4.5–6.5 GHz معكوسًا، بحيث ${\alpha }_{4.5\mathrm{GHz}}^{6.5\mathrm{GHz}}\approx 0.2$ (الشكل 2). وبينما كان انبعاث 4.5–6.5 GHz متغيرًا زمنيًا، لم تُظهر التغيرية أي اتجاهات واضحة مع الزمن أو عبر النطاقات الترددية المختلفة. وفي الوقت نفسه، أظهر انبعاث 8–10 GHz طيفًا راديويًا حادًا ($\alpha \approx -0.27$)، وبدا أن الانبعاث يخفت نحو نهاية الرصد الذي استمر 15 دقيقة (من $\approx$143 mJy إلى $\approx$130 mJy). وبدا انبعاث 16–20 GHz حاد الطيف مستقرًا في الجزء الأول من الرصد، لكنه شوهد يخفت بانتظام خلال الجزء الثاني. وللتحقق من أن التغيرية والطيف الراديوي المرصودين ذاتيان للمصدر، قارنا نتائجنا في أرصاد 4.5–6.5 و8–10 GHz بمصدر مقارنة داخل الحقل ولم نكشف سلوكًا مماثلًا. وفي أرصاد 16–20 GHz لم نكشف مصدر التحقق هذا ولا أي مصادر أخرى في الحقل. لذلك، ولاختبار ما إذا كانت التغيرية المرصودة ذاتية لـ MAXI J1535$-$571، أعدنا معايرة البيانات مع معاملة المسحين الداخليين لمعاير الطور بوصفهما مسحي هدف. وكما هو مبين في الشكل 2 بقي هذان المسحان ‘الهدف’ مستقرين، مما يدل على أن التغيرية مرتبطة بـ MAXI J1535$-$571 (انظر القسم 2.1 لمزيد من التفاصيل). وقد دل شكل الطيف الراديوي وسلوك الانبعاث الراديوي خلال رصد ATCA في أيلول/سبتمبر 17 على أن الكسر الطيفي للنفاثة كان داخل أو بين نطاقي الرصد 4.5-6.5 و8–10 GHz، وأنه كان يتناقص في التردد أثناء رصد أيلول/سبتمبر 17 الراديوي (الشكل 3 والجدول 2).

كان هناك رصد في متوسط تحت الأحمر بآلة VISIR (نطاق J8.9، 3.44$\times$10¹³ Hz) أُخذ بمقدار $\approx$12 ساعة قبل رصدنا الراديوي في 2017 أيلول/سبتمبر 17 (رُصد بين 00:52 و01:27 UT؛ انظر Baglio et al. 2018). وكان لهذا الكشف الساطع في متوسط تحت الأحمر كثافة فيض متكاملة بعد إزالة الاحمرار قدرها 141$\pm$12 mJy، مما أشار إلى أن النفاثة كانت لا تزال ساطعة عند ترددات متوسط تحت الأحمر ($\sim 3\times {10}^{13}$ Hz) في ذلك الوقت. غير أن هذا الانبعاث في متوسط تحت الأحمر خفت من $\sim$180 mJy إلى $\sim$110 mJy خلال الرصد البالغ 35 دقيقة (انظر الشكل 3 في Baglio et al. 2018)، مما يدل على أن انبعاث النفاثة في تحت الأحمر والبصري كان يخفت بسرعة. وكتحقق، إذا افترضنا أن هذا الانبعاث في متوسط تحت الأحمر كان يتناقص أسيًا، فإن ملاءمة كثافات فيض VISIR واستقرائها إلى وقت رصدنا الراديوي يشيران إلى أننا لا نتوقع مساهمة من النفاثة عند ترددات متوسط تحت الأحمر بحلول وقت رصدنا الراديوي. لذلك لا ندرج نقطة بيانات متوسط تحت الأحمر هذه في ملاءمتنا متعددة الأطوال الموجية لبيانات أيلول/سبتمبر 17، بل اخترنا إدراجها في بيانات أيلول/سبتمبر 16، عندما كانت النفاثة المتراصة ما تزال عاملة. وأبلغت Baglio et al. (2018) عن كشف للمصدر في نطاق M بعد إزالة الاحمرار قدره 45$\pm$5 mJy (6.19$\times$10¹³ Hz) للمصدر بعد $\sim$11 ساعة من حقبتنا الراديوية في أيلول/سبتمبر 17. وعلى الرغم من أن انبعاث تحت الأحمر المكتشف في هذه الحقبة كان قد خفت كثيرًا، فقد تكون هناك مساهمة ما من نفاثة. إلا أن المؤلفين يقترحون أن تغيرات تحت الأحمر المرصودة المكتشفة تبدو مرتبطة بنفاثة متقطعة أو بتوهج من قاعدة النفاثة، لا بالنفاثة المتراصة المستقرة المكتشفة في الأيام السابقة (انظر Baglio et al. 2018 لمزيد من المناقشة). وتُظهر هاتان الرصدتان في متوسط تحت الأحمر، المأخوذتان قبل وبعد رصدنا الراديوي بمقدار $\sim$11–12 ساعة، أن النفاثة كانت قد خفتت عند ترددات تحت الأحمر خلال هذا الوقت، بما يتفق مع نتائجنا الراديوية، وإن كانت قاعدة النفاثة ربما تتوهج.

نلاحظ أن التغيرية الراديوية السريعة خلال حقبة 2017 أيلول/سبتمبر 17 لدينا لا بد أن يكون لها بعض الأثر في نتائج نمذجة SED. غير أن النتيجة الرئيسة، وهي وقوع الكسر داخل النطاق الراديوي، تبقى قائمة.

5 المناقشة

بفضل أرصادنا متعددة الأطوال الموجية لـ MAXI J1535$-$571 كشفنا التطور السريع للنفاثة المتراصة خلال HIMS مع انتقال المصدر إلى SIMS. وعلى وجه الخصوص، تُظهر أرصادنا أن ${\nu }_{\mathrm{break}}$ انخفض فجأة مع انتقال المصدر من الحالة الصلبة إلى الحالات اللينة. وفي هذا القسم نناقش آثار هذه النتيجة في كيفية إخماد انبعاث النفاثة المتراصة كما يُعتقد.

5.1 التطور الزمني لـ ${\nu }_{\mathrm{break}}$

سابقًا، لم يكن التطور الزمني لـ ${\nu }_{\mathrm{break}}$ خلال مرحلة صعود انفجار يُستدل عليه إلا من تغير الطيف الراديوي من سميك بصريًا إلى رقيق بصريًا، أو من معدل خفوت انبعاث تحت الأحمر مع انتقال المصدر من الحالة الصلبة إلى الحالة اللينة (عبر الحالات المتوسطة). وقد أشارت معدلات اضمحلال تحت الأحمر إلى تطور على مدى $\sim$1–2 أسابيع (انظر Jain et al. 2001; Saikia et al. 2019). وبفضل تغطيتنا من الراديو إلى تحت الأحمر، تمكنا من تتبع تطور ${\nu }_{\mathrm{break}}$ بدقة مع انتقال المصدر من HIMS إلى SIMS. وتُظهر أرصادنا أن ${\nu }_{\mathrm{break}}$ انخفض في التردد بمقدار $\sim$3 رتب قدرية (متطورًا من $\sim$10¹³ Hz إلى $\sim$10¹⁰ Hz) خلال 24 ساعة (الجدول 1 والشكل 1). وفي الواقع، يشير الكشف الساطع في متوسط تحت الأحمر والمهيمن عليه بالنفاثة $\sim$12 ساعة قبل رصدنا الراديوي في أيلول/سبتمبر 17 إلى أن كسر النفاثة تطور من نطاق تحت الأحمر إلى النطاق الراديوي خلال $\sim$12 ساعة أو أقل، بما يعني معدلًا أدنى قدره $\sim$1 رتبة قدرية في التردد خلال 4 ساعة. غير أن التحليل الزمني والترددي المفصل لرصدنا الراديوي في أيلول/سبتمبر 17 يُظهر ${\nu }_{\mathrm{break}}$ داخل النطاق الراديوي، حيث استطعنا وضع قيود أشد، مقدرين أن ${\nu }_{\mathrm{break}}$ كان يتناقص بمعدل $\sim$1.8 GHz خلال الرصد البالغ $\sim$15 دقيقة (وهو ما يقارب رتبة قدرية واحدة في 1.4 ساعة إذا افترضنا أنه كان يتناقص خطيًا مع الزمن).

Figure 3: ملاءمات قانون قوى مكسور للانبعاث الراديوي من ATCA لـ MAXI J1535$-$571 في 2017 أيلول/سبتمبر 17 (تُعرض أخطاء كل نقطة بيانات، لكنها في معظم الحالات أصغر من حجم الرمز). نعرض هنا سلسلة زمنية لكل لقطة راديوية متتالية مدتها 2 دقائق، حيث تشير اللوحة العليا إلى أبكر حقبة وتعرض اللوحات السفلى تطورها التدريجي. ويوفر كل لوح زمن منتصف كل لقطة (بـ UT). وتمثل المنطقة الرمادية المظللة في كل لوح أفضل ملاءمة لـ ${\nu }_{\mathrm{break}}$ ولايقيناتها. وتدل هذه النتائج على أن الكسر الطيفي للنفاثة كان داخل النطاق الراديوي خلال رصد ATCA في أيلول/سبتمبر 17، وتقترح أن تردد كسر النفاثة كان يتناقص خلال الرصد الراديوي البالغ $\sim$15 دقيقة.

لتقدير المعدل الذي كان ${\nu }_{\mathrm{break}}$ يتطور به داخل النطاق الراديوي، لائمنا ضمن ISIS قانون قوى مكسورًا لكل مقطع زمني مدته 2 دقائق من بيانات 4.5–10 GHz المتزامنة تمامًا (الشكل 3 والجدول 2). وتشير التغيرات في البيانات الراديوية إلى أن ${\nu }_{\mathrm{break}}$ انخفض بمقدار 1.83${}_{-0.45}{}^{}{}_{}{}^{+0.50}$ GHz خلال الرصد البالغ 15 دقيقة (الشكل 3 والجدول 2).

Table 2: أفضل معاملات الملاءمة من ملاءمات قانون القوى المكسور لبيانات الفواصل الزمنية ذات 2 دقائق من بيانات ATCA الراديوية في 2017 أيلول/سبتمبر 17 (المبينة في الشكل 3). نورد هنا الأدلة الطيفية و${\nu }_{\mathrm{break}}$ لكل مقطع زمني.

Epoch		${\alpha }_{\mathrm{thick}}$	${\nu }_{\mathrm{break}}$	${\alpha }_{\mathrm{thin}}$
MJD	Time
($\pm 0.0007$)	(UT)		(GHz)
58013.5494	13:11:09	0.18$\pm$0.01	8.6$\pm$0.2	-0.25$\pm$0.05
58013.5508	13:13:09	0.19$\pm$0.01	8.52$\pm$0.15	-0.26$\pm$0.05
58013.5522	13:15:09	0.19$\pm$0.01	8.22${}_{-0.15}{}^{}{}_{}{}^{+0.25}$	-0.19$\pm$0.04
58013.5536	13:17:09	0.24$\pm$0.02	7.90$\pm$0.1	-0.27$\pm$0.03
58013.5550	13:19:09	0.24$\pm$0.02	7.60${}_{-0.15}{}^{}{}_{}{}^{+0.10}$	-0.23$\pm$0.02
58013.5564	13:21:09	0.27$\pm$0.02	7.40$\pm$0.15	-0.24$\pm$0.02
58013.5575	13:22:50	0.13$\pm$0.02	6.77${}_{-0.30}{}^{}{}_{}{}^{+0.25}$	-0.17$\pm$0.02

استنتجت دراسات حديثة تغيرات سريعة في ${\nu }_{\mathrm{break}}$ في مرشحين آخرين لثقوب سوداء، MAXI J1659$-$152 (van der Horst et al., 2013) وGX 339$-$4 (Gandhi et al., 2011). ففي انفجار 2010 لـ MAXI J1659$-$152، وُجد أن الكسر الطيفي للنفاثة يقع على نحو متقطع في النطاقات الراديوية المرصودة وعند ترددات أعلى (غير مرصودة)، مع انتقال المصدر ذهابًا وإيابًا بين SIMS وHIMS قبل أن يستقر في الحالة اللينة. وفي أحد هذه التذبذبات أمكن استنتاج أن ${\nu }_{\mathrm{break}}$ انخفض بما لا يقل عن رتبة قدرية واحدة في أقل من 3 أيام (van der Horst et al., 2013). ومع ذلك لم يكن بالإمكان تقييد ${\nu }_{\mathrm{break}}$ بدقة أكبر في كل الحقب التي وقع فيها فوق النطاقات الراديوية، بسبب غياب أرصاد المليمتر وتحت الأحمر. أما في GX 339$-$4 فقد تغير طيف تحت الأحمر في نطاق 10¹³–10¹⁴ GHz من سميك بصريًا إلى رقيق بصريًا بين رصدين لمستكشف المسح واسع المجال بالأشعة تحت الحمراء (WISE) يفصل بينهما 1.58 ساعة، في 2010 (Gandhi et al., 2011). ويعني هذا التغير الطيفي أن ${\nu }_{\mathrm{break}}$ انخفض بأكثر من رتبة قدرية واحدة خلال 1.58 ساعة، لكن في تلك الحالة أيضًا لم يكن من الممكن تقييد المعدل بدقة أكبر لغياب أرصاد أعلى وأسفل نطاق WISE.

من خلال دراستنا متعددة النطاقات لـ MAXI J1535$-$571، حددنا معدل تغير شديد السرعة لـ ${\nu }_{\mathrm{break}}$، يكافئ رتبة قدرية واحدة خلال $\sim$1.4 ساعة، ومجموعًا قدره ثلاث رتب قدرية خلال 1 يوم. والأهم أننا تمكنا، للمرة الأولى، من تحديد موقعه قبل مثل هذا الانتقال السريع وأثناءه وبعده.

5.2 نصف قطر منطقة تسارع الجسيمات ومجالها المغناطيسي

كما أوضحت Chaty et al. (2011)، تبعًا لـ Rybicki and Lightman (1979) وLongair (2011)، يمكن باستخدام تردد الكسر الطيفي للنفاثة وكثافة فيضه تقدير نصف قطر منطقة التسارع الأولى ($R_{\mathrm{F}}$) وشدة مجالها المغناطيسي ($B_{\mathrm{F}}$)، وهي المنطقة التي يبدأ فيها تسارع الجسيمات (الشكل 4). وبافتراض تساوي التقاسم بين طاقة الجسيمات وكثافة طاقة المجال المغناطيسي، يمكن تقريب $B_{\mathrm{F}}$ و$R_{\mathrm{F}}$ باستخدام تردد الكسر الطيفي وكثافة فيضه، بحيث:

$$B_{\mathrm{F}}\propto S_{\nu ,\mathrm{b}}^{-2/(2p+13)}{\nu }_{\mathrm{b}}$$ (1)

و

$$R_{\mathrm{F}}\propto S_{\nu ,\mathrm{b}}^{(p+6)/(2p+13)}{\nu }_{\mathrm{b}}^{-1},$$ (2)

حيث إن ${\nu }_{\mathrm{b}}$ هو تردد الكسر، و$S_{\nu ,\mathrm{b}}$ هي كثافة الفيض عند تردد الكسر، و$p$ هو ميل طيف طاقة الإلكترونات، بحيث $p=1-2{\alpha }_{\mathrm{thin}}$. انظر الملحق C للمعادلات الكاملة.

من المعادلتين 1 و2، تشير نمذجتنا عريضة النطاق إلى أنه خلال HIMS، عندما بدت النفاثة المتراصة مستقرة نسبيًا، كانت $R_{\mathrm{F}}$ $\sim$10³–10⁴ $r_{\mathrm{g}}$ و$B_{\mathrm{F}}$ $\sim$10⁴ G (الشكل 4). ثم، عندما بدأت النفاثة المتراصة تخفت سريعًا خلال المراحل المبكرة من إخمادها، تغيرت $R_{\mathrm{F}}$ و$B_{\mathrm{F}}$ تغيرًا كبيرًا خلال $\approx$1 يوم. وبين أيلول/سبتمبر 16 و17، نقدر أن $R_{\mathrm{F}}$ ازداد من $\sim {10}^4{r}_{\mathrm{g}}$ إلى $\sim {10}^7{r}_{\mathrm{g}}$ (بافتراض ثقب أسود كتلته 10 M_⊙). وخلال الزمن نفسه، انخفض $B_{\mathrm{F}}$ من $\sim {10}^4$ G إلى $\sim {10}^1$ G.

MAXI J1836$-$194 هو الحالة الأخرى الوحيدة التي حُدد فيها التطور الزمني لـ $R_{\mathrm{F}}$ و$B_{\mathrm{F}}$ (Russell et al., 2014a)، وكان ذلك في تلك الحالة أثناء خفوت الانفجار. ففي ذلك النظام، رُصدت إعادة إقامة النفاثة المتراصة بعد ذروة الانفجار؛ ومن ثم، فعلى الرغم من أن قيم $R_{\mathrm{F}}$ و$B_{\mathrm{F}}$ قابلة للمقارنة، كان تطورهما معكوسًا. غير أن ذلك التطور في MAXI J1836$-$194 حدث خلال فترة $\sim$6 أسابيع، في مقابل $\lesssim$1 يوم التي نحددها لـ MAXI J1535$-$571.

Figure 4: تطور ${\nu }_{\mathrm{break}}$ والتغيرات اللاحقة في $R_{\mathrm{F}}$ و$B_{\mathrm{F}}$ خلال مرحلة صعود انفجار MAXI J1535$-$571 لعام 2017. اللوحة العليا: تردد الكسر الطيفي للنفاثة. اللوحة الوسطى: نصف قطر منطقة التسارع الأولى، $R_{\mathrm{F}}$، بوحدات أنصاف الأقطار الجذبية (بافتراض ثقب أسود كتلته 10 M_⊙). اللوحة السفلى: المجال المغناطيسي عند قاعدة النفاثة، $B_{\mathrm{F}}$. تحدد المنطقة الرمادية انتقال HIMS$\to$SIMS، حيث يمثل اتساعها لايقين زمن حدوثه (Tao et al., 2018). وتبين الخطوط العمودية المتقطعة كامل المجال المقدر لقذف عقدة النفاثة العابرة المكتشفة من النظام (انظر Russell et al., 2019). انزاح ${\nu }_{\mathrm{break}}$ بمقدار $\sim$3 رتب قدرية خلال $\le$1 يوم، مما أدى إلى تغيرات سريعة في نصف قطر منطقة التسارع ومجالها المغناطيسي.

5.2.1 المقاييس الزمنية للتبريد الأديباتي والإشعاعي

من تقديرات المجال المغناطيسي ونصف القطر (الشكل 4)، يمكننا تقدير مقاييس التبريد الزمنية (الأديباتية والإشعاعية) للجسيمات في النفاثة. وبافتراض نفاثة مخروطية ذات زاوية فتح ثابتة وسرعة تمدد ثابتة (للمادة المقذوفة) ${\beta }_{\exp }$، نعرّف المقياس الزمني الأديباتي كما يلي:

$$t_{\mathrm{ad}}=\frac{R_{\mathrm{F}}}{{\beta }_{\exp }\mathrm{c}}=0.48\left(\frac{0.1}{{\beta }_{\exp }}\right)\left(\frac{R_{\mathrm{F}}}{{10}^4{\mathrm{R}}_{\mathrm{g}}}\right)\left(\frac{M_{\mathrm{BH}}}{10M_{\odot }}\right)\mathrm{s},$$ (3)

حيث إن $R_{\mathrm{F}}$ هو نصف قطر منطقة الانبعاث، و$c$ هي سرعة الضوء، و$M_{\mathrm{BH}}/10M_{\odot }$ هي كتلة الثقب الأسود بوحدات 10 ${\mathrm{M}}_{\odot }$. وبالنسبة إلى نفاثة مخروطية ذات زاوية فتح ثابتة، يكون ارتفاع الانبعاث فوق الثقب الأسود $z_{\mathrm{em}}=R_{\mathrm{F}}/{\beta }_{\exp }$ (ويمكن التفكير في ذلك أيضًا بوصفه زمن انتقال الضوء من الثقب الأسود إلى منطقة الانبعاث مع تضمين عامل التوجيه). ولمجال مغناطيسي معطى $B_{\mathrm{F}}$ يكون المقياس الزمني الإشعاعي السنكروتروني:

$$t_{\mathrm{syn}}=\frac{3m_{\mathrm{e}}{\mathrm{c}}^2}{4{\sigma }_{\mathrm{t}}\mathrm{c}{U}_{\mathrm{b}}\gamma }=\frac{6\pi m_{\mathrm{e}}\mathrm{c}}{{\sigma }_{\mathrm{t}}{B}_{\mathrm{F}}^2\gamma }=7.8{\left(\frac{{10}^4\mathrm{G}}{B_{\mathrm{F}}}\right)}^2\left(\frac{1}{\gamma }\right)\mathrm{s},$$ (4)

حيث إن $m_{\mathrm{e}}$ هي كتلة الإلكترون، و${\sigma }_{\mathrm{t}}$ هو مقطع تومسون العرضي، و$U_{\mathrm{b}}=B_{\mathrm{F}}^2/8\pi$ هي كثافة طاقة المجال المغناطيسي، و$\gamma$ هو عامل لورنتز للإلكترون. نهمل خسائر كومبتون العكسية للتبسيط وبسبب غياب القيود الرصدية، مع أننا نتوقع أن تكون صغيرة (Miller-Jones et al., 2004). ويعرض الشكل 5 التطور عبر جميع الحقب متعددة الأطوال الموجية. من أيلول/سبتمبر 12 إلى 16، تكون المقاييس الزمنية الأديباتية والإشعاعية كليهما قصيرة جدًا، إذ إن منطقة الانبعاث الرقيقة بصريًا قريبة جدًا من الثقب الأسود. غير أن هذا يتغير تغيرًا حادًا في أيلول/سبتمبر 17 عندما ينزاح تردد الكسر إلى النطاق الراديوي. وفي هذه الحقبة، كان الزمن الذي خفتت خلاله النفاثة المتراصة عند الترددات الأعلى متسقًا مع تقديراتنا للمقاييس الزمنية الديناميكية/الأديباتية، في حين أن المقاييس الزمنية الإشعاعية أطول بمقدار 2$-$3 رتب قدرية (حتى لعوامل لورنتز إلكترونية معتدلة، $\gamma =100$، حيث إن عوامل لورنتز التي تقترحها قيمنا المحسوبة لـ $B_{\mathrm{F}}$ هي $\sim$0.56–56). وتدل هذه النتيجة على أن تطور ${\nu }_{\mathrm{break}}$، ومن ثم إخماد النفاثة المتراصة عند الطاقات العالية، لم يكن مدفوعًا بظواهر محلية مثل تفاصيل تسارع الجسيمات. وبدلًا من ذلك، فالتفسير الأرجح هو حدوث تغير كبير في الخواص الداخلية للنفاثة، بحيث انزاحت منطقة تسارع الجسيمات فجأة مبتعدة مع تدفق النفاثة، وربما انفصلت عن تدفق التراكم.

في مناسبتين منفصلتين، أظهرت أرصاد راديوية لثنائية الأشعة السينية ذات الثقب الأسود GRS 1915$+$105 انطفاءً سريعًا مماثلًا لانبعاث النفاثة المتراصة. حللت Punsly and Rodriguez (2016) أرصادًا راديوية للحدثين، أُخذت بفاصل $\sim$1 سنة باستخدام تلسكوب Ryle. وخلال كلا الرصدين الراديويين عند 15 GHz، كان المصدر في حالة الهضبة العالية، المرتبطة بالنفاثة المتراصة المستقرة. وأظهر تقسيم الأرصاد الراديوية الممتدة 4 ساعات إلى فواصل زمنية قدرها 32 s أن الانبعاث الراديوي خفت بسرعة من $\sim$100 mJy و$\sim$70 mJy إلى بضعة mJy في 2003 نيسان/أبريل و2004 نيسان/أبريل، على التوالي. وعُزي اضمحلال الانبعاث الراديوي إلى انطفاء انبعاث النفاثة أو انخفاض قدرته سريعًا، ما يخلق انقطاعًا ينتشر إلى الخارج على طول النفاثة (Punsly and Rodriguez, 2016). ويمكن لمثل هذا السيناريو أن ينتج من انزياح منطقة تسارع الجسيمات سريعًا مبتعدة عن الجسم المركزي، بما يطفئ انبعاث النفاثة المتراصة فعليًا بالطريقة نفسها التي تقترحها نتائجنا لـ MAXI J1535$-$571.

Figure 5: المقاييس الزمنية للتبريد الأديباتي والإشعاعي لانبعاث النفاثة المتراصة من حقب أيلول/سبتمبر 12 – 17 لدينا. تشير الخماسيات البرتقالية إلى المقياس الزمني الأديباتي في كل حقبة، والنجوم السماوية إلى المقياس الزمني الإشعاعي لإلكترونات ذات عوامل لورنتز 100 و20 و1. وتشير النجوم الأكبر إلى عوامل لورنتز إلكترونية أكبر. وتمثل المنطقة الرمادية مقاييس تغيرية ${\nu }_{\mathrm{break}}$ للنفاثة المتراصة؛ فالخط المتقطع السفلي يقابل مقياس التغيرية بين الرصدية لبضع دقائق، والخط المتقطع العلوي يقابل الزمن بين رصدي أيلول/سبتمبر 16 و17. ويقابل الخط النقطي-المتقطع الزمن بين رصدي أيلول/سبتمبر 17 و21، وهو أكثر تقدير محافظ لمعدل إخماد النفاثة المتراصة. ويدل تغير ${\nu }_{\mathrm{break}}$ المستنتج من أرصادنا على أن منطقة التسارع في النفاثة تتحرك مبتعدة عن نظام الثقب الأسود على مقاييس زمنية أديباتية/ديناميكية.

5.2.2 طيف السنكروترون الرقيق بصريًا

إن الأدلة الطيفية التي قسناها لانبعاث السنكروترون الرقيق بصريًا (الجدول 1) توحي أيضًا بمقاييس زمنية أقصر للتبريد السنكروتروني خلال الحقب الأربع الأولى (أيلول/سبتمبر 12 – أيلول/سبتمبر 16)، وأطول في حقبة أيلول/سبتمبر 17. ففي الحقب الأربع الأولى، ${\alpha }_{\mathrm{thin}}\approx -0.83$، بينما في أيلول/سبتمبر 17 كان ${\alpha }_{\mathrm{thin}}\approx -0.3$. وقد تشير الأدلة الأكثر حدة في أيلول/سبتمبر 12 – أيلول/سبتمبر 16 إلى وجود كسر طيفي ثانٍ ناشئ من التبريد الإشعاعي السريع للإلكترونات الباعثة سنكروترونيًا في طيف النفاثة عند ترددات $\sim$IR (قريبًا من الكسر الطيفي للنفاثة، أو حتى دونه). ومن شأن ذلك أن يجعل الطيف الرقيق بصريًا يبدو أكثر حدة بمقدار $\alpha \sim 1/2$. ثم، مع بدء انطفاء انبعاث النفاثة (في أيلول/سبتمبر 17) وطول مقاييس التبريد الزمنية كثيرًا، يكون تردد كسر التبريد السنكروتروني، ${\nu }_{\mathrm{cool}}$)، فوق النطاقين الراديوي ودون المليمتر المرصودين، بحيث يبدو ${\alpha }_{\mathrm{thin}}$ أقل حدة (متسقًا مع انبعاث سنكروتروني رقيق بصريًا غير مبرد). إن فهمنا لموقع ${\nu }_{\mathrm{cool}}$ وتطوره غير مقيد جيدًا. وقد اقترحت دراسات أنه قد يقع في نطاق فوق البنفسجي خلال السكون (مثلًا، Plotkin et al., 2013)، وعند ترددات البصري/تحت الأحمر في الحالة الصلبة (Russell et al., 2014a)، قبل أن يتطور إلى نطاق الأشعة السينية مع انتقال المصدر من الحالة الصلبة إلى الحالة اللينة (مثلًا، Pe’er and Markoff, 2012; Russell et al., 2013a; Shahbaz et al., 2013). لذلك، ومع هذه القيود الضعيفة والتغيرية المقترحة، فمن المعقول أن يقع كسر التبريد السنكروتروني عند ترددات تحت الأحمر خلال أرصادنا من أيلول/سبتمبر 12 إلى أيلول/سبتمبر 16، وأن يتطور إلى طاقات أعلى مع انتقال المصدر نحو HIMS (في أيلول/سبتمبر 17 وما بعده). غير أننا لا نستطيع وضع أي قيود على تردده المحدد خلال الأرصاد المعروضة هنا.

5.3 الصلة بانبعاث الأشعة السينية

من اللافت أننا، في الوقت الذي ابتعدت فيه منطقة تبديد النفاثة، لم نكشف أي تغيرات مفاجئة ولافتة في معدل عد الأشعة السينية اللينة، أو درجة حرارة القرص، أو دليل فوتونات الأشعة السينية (الجدول 1)، مع أن الحدث الراديوي كان سريعًا وربما فاتتنا أي تغيرات واضحة لكنها وجيزة في انبعاث الأشعة السينية وقعت خارج أرصاد Swift اليومية للأشعة السينية. وقد أُخذ أقرب رصد Swift-XRT زمنيًا (وهو المستخدم في ملاءمة SED متعددة الأطوال الموجية لدينا) قبل أن نكشف الكسر الطيفي للنفاثة داخل النطاق الراديوي بمقدار $\sim$10 ساعة. وإذا كانت الصلة مباشرة، فقد نتوقع أن تكون أرصاد الأشعة السينية تلك قد أظهرت تغيرًا بالفعل، لأن أرصاد تحت الأحمر حول الوقت نفسه الذي أُخذ فيه رصد الأشعة السينية هذا تشير إلى أن انبعاث النفاثة عالي الطاقة كان يخفت بالفعل (انظر مناقشة تحت الأحمر في القسم 4.2، والمناقشات في Baglio et al. 2018). وقارنا نتيجتنا أيضًا برصد Swift-XRT المأخوذ في أيلول/سبتمبر 18 (Tao et al., 2018)، فوجدنا أنه بينما بقيت درجة حرارة القرص متشابهة، لان دليل فوتونات الأشعة السينية من $\mathrm{\Gamma }$=1.87${}_{-0.01}{}^{}{}_{}{}^{+0.02}$ في أيلول/سبتمبر 17 إلى $\mathrm{\Gamma }$=2.17${}_{-0.07}{}^{}{}_{}{}^{+0.06}$ في أيلول/سبتمبر 18 (نتائج من Tao et al. 2018، حفاظًا على الاتساق)، وازداد فيض الأشعة السينية اللينة. ثم استمر طيف الأشعة السينية في التلين كثيرًا خلال الأيام القليلة بعد أن كشفنا التغيرات في طيف النفاثة، منتقلًا من HIMS إلى SIMS بين أيلول/سبتمبر 18 04:20 UT وأيلول/سبتمبر 19 08:52 UT (Tao et al., 2018).

أظهر الرصد عالي الوتيرة في الأشعة السينية باستخدام Neutron Star Interior Composition Explorer (NICER)، في الوقت نفسه الذي بدأ فيه إخماد النفاثة المتراصة (Stevens et al., 2018)، نتائج مماثلة. فقد استمرت صلادة المصدر (1–10 keV) في الانخفاض بثبات، وبقيت تغيرية الأشعة السينية (3–10 keV) مستقرة تقريبًا (مع rms بين 15–12%) حتى $\sim$1 يوم بعد رصدنا الراديوي في أيلول/سبتمبر 17 (أي بعد $\sim$1.5–2 أيام من ظهور الخفوت الأولي في تحت الأحمر). ومرة أخرى، تغيرت تغيرية وصلادة الأشعة السينية اللينة سريعًا أيضًا بين أيلول/سبتمبر 18 وأيلول/سبتمبر 20 (Stevens et al., 2018). علاوة على ذلك، أظهر تحليل مفصل لأرصاد الأشعة السينية الأعلى طاقة من AstroSAT (Bhargava et al., 2019) انخفاضًا قصير الأمد (دام نصف يوم) في معدل العد عند 30–80 keV في أيلول/سبتمبر 16 (مع أن تغير العد قد يكون مرتبطًا بتطور الشكل الطيفي). وخلال الزمن نفسه، حدثت زيادة ثم انخفاض في تردد التذبذب شبه الدوري في الأشعة السينية (QPO)، من 2.1 إلى 3 Hz (مقاسًا في نطاق 3–80 keV). غير أن هذه السمات في الأشعة السينية الصلبة حدثت قبل بدء خفوت انبعاث تحت الأحمر بمقدار $\sim$12 ساعة، وقبل أن نكشف ${\nu }_{\mathrm{break}}$ داخل النطاق الراديوي بمقدار $\sim$1 يوم. وعلى الرغم من أن هذه الأحداث قد تكون مرتبطة، فإن التأخر الزمني المتوقع بين تغيرات الأشعة السينية–تحت الأحمر ($\sim$0.1 ثوان؛ انظر Gandhi et al. 2017; Russell et al. 2020) والأشعة السينية–الراديو ($\sim$30 دقائق؛ انظر Tetarenko et al. 2019) ينبغي أن يكون أقصر بكثير.

لذلك، ومن رصد الأشعة السينية المتاح، يبدو أن أوضح تغير في الانبعاث من تدفق التراكم مرتبط بصلادة الأشعة السينية: فقد لان طيف الأشعة السينية تدريجيًا قبل تغيرات النفاثة، ثم لان كثيرًا في الأيام القليلة التالية، ودخل SIMS بعد $\sim$1–2 يوم من حقبتنا في أيلول/سبتمبر 17. وتشير هذه التغيرات إلى أن ما كان يقود تغيرات الصلادة قد يؤدي أيضًا دورًا في إطلاق النفاثة المتراصة. وعلى نحو تخميني، يمكن لازدياد فوتونات الأشعة السينية اللينة قبل تغير الحالة والمسبب له أن يؤدي دورًا في إخماد انبعاث النفاثة المتراصة، ربما عبر تبريد/استنزاف الهالة بحيث لا تعود قادرة على دعم النفاثة. واقترحت Russell et al. (2014b) وجود ارتباط محتمل بين موقع ${\nu }_{\mathrm{break}}$ وصلادة المصدر. وعلى الرغم من أننا لم نرصد ارتباطًا أثناء إخماد النفاثة، فمن المعقول أن يكون بدء هذين الحدثين مترابطًا لكنهما يحدثان على مقاييس زمنية مختلفة خلال مرحلتي إخماد النفاثة وإعادة إشعالها، أي إن التغير في مرحلة الإخماد يحدث سريعًا عندما يبلغ المصدر صلادة (أو ليونة) حرجة في الأشعة السينية، بينما يكون التغير خلال الاضمحلال أكثر تدريجًا مع بناء الهالة. وقد رُصد تغير في ${\nu }_{\mathrm{break}}$ في ثنائية الأشعة السينية ذات النجم النيوتروني Aquila X-1، وربما كان مرتبطًا أيضًا بالصلادة الطيفية للأشعة السينية للمصدر (Díaz Trigo et al., 2018). وإذا وُجد مثل هذا الارتباط، فسيعني أن عملية مشابهة قد تكون مسؤولة عن تغيرات رئيسية في تسارع النفاثة في أنظمة النجوم النيوترونية والثقوب السوداء على السواء.

Figure 6: تردد كسر النفاثة مقابل دليل فوتونات قانون قوى الأشعة السينية (مقتبس من Koljonen et al. 2015). تُعرض قياسات هذا العمل كمربعات أرجوانية، وتُرسم نتائج MAXI J1659$-$152 كمعينات زرقاء، وتُرسم العينة الكاملة لقياسات تردد كسر النفاثة من ثنائيات الأشعة السينية ذات الثقوب السوداء كدوائر سوداء، وتُعرض AGN كمثلثات سوداء. ويبين الخط الأحمر وسيط ملاءمة مونت كارلو، حيث تُعطى العلاقة في الزاوية اليسرى السفلى. وتعرض المناطق المظللة المتزايدة قتامة فواصل الثقة 95% و99% و99.9% لملاءمات الانحدار الخطي (انظر Koljonen et al. 2015 للتفاصيل الكاملة للملاءمة). وتُعرض بيانات XRB التي تتضمن حدودًا فقط على ${\nu }_{\mathrm{break}}$ كأشرطة عمودية. وبالنسبة إلى هذه النقاط، تبين نهايات العلامات الأفقية خطأ 1-$\sigma$ على $\mathrm{\Gamma }$. وتُظهر نتائج رصدنا متعدد الأطوال الموجية لـ MAXI J1535$-$571 أن قياسات ${\nu }_{\mathrm{break}}$ الأربع الأولى لدينا تتفق عمومًا مع الجماعة العامة. غير أنه مع انخفاض ${\nu }_{\mathrm{break}}$، رصدنا قيمًا أدنى لـ $\mathrm{\Gamma }$ مقارنة بمعظم الأنظمة، واحتل المصدر فضاء معاملات مشابهًا لـ MAXI J1659$-$152 (المعينات الزرقاء) عندما كُشف ${\nu }_{\mathrm{break}}$ داخل النطاق الراديوي مع بدء خفوت النفاثة المتراصة.

اقتُرح ارتباط تجريبي بين ${\nu }_{\mathrm{break}}$ ودليل فوتونات الأشعة السينية، $\mathrm{\Gamma }$، لكل من الثقوب السوداء المتراكمة النجمية الكتلة وفائقة الكتلة (Koljonen et al. 2015، لكن انظر Kylafis and Reig 2018 للتقريبات النظرية). وتعني هذه العلاقة أن الخواص الداخلية للنفاثة متصلة بظروف البلازما القريبة من الثقب الأسود. ويُظهر استكشاف هذه الصلة في MAXI J1535$-$571 أن $\mathrm{\Gamma }$ و${\nu }_{\mathrm{break}}$ من الحقب الأربع الأولى متعددة الأطوال الموجية لـ MAXI J1535$-$571 (أيلول/سبتمبر 12–أيلول/سبتمبر 16) يتفقان جيدًا مع الجماعة الأوسع من ثنائيات الأشعة السينية ذات الثقوب السوداء وAGN (عند قيم أدنى لـ $\mathrm{\Gamma }$؛ الشكل 6). غير أنه مع تليّن المصدر (في أيلول/سبتمبر 17) وبدء النفاثة الراديوية بالتطور السريع، بدا ${\nu }_{\mathrm{break}}$ أدنى مما هو متوقع لتلك القيمة من $\mathrm{\Gamma }$، واستمر ذلك في رصدنا في أيلول/سبتمبر 21، عندما كان الكسر دون النطاق الراديوي. ومن المثير للاهتمام أن نتيجتنا لهذه الحقبة تقع في المنطقة نفسها التي حُددت لنتائج MAXI J1659$-$152 (van der Horst et al., 2013) خلال مرحلة مشابهة من الانفجار (الشكل 6)، خلافًا لغالبية القياسات الأخرى التي أُخذت خلال مرحلة اضمحلال الانفجار عندما تكون النفاثة في طور إعادة الاشتعال. وتشير أوجه التشابه في تطور ${\nu }_{\mathrm{break}}$ لكل من MAXI J1535$-$571 وMAXI J1659$-$152 إلى أن العملية القائدة للتغيرات قد تكون نفسها بين هذين المصدرين. غير أننا نلاحظ أن العلاقة التي اقترحتها Koljonen et al. (2015) استخدمت فقط أرصادًا ذات تغطية واسعة في الأشعة السينية (أكبر بكثير من 10 keV) لضمان دليل فوتونات أشعة سينية مقيد جيدًا. أما بيانات الأشعة السينية لدينا فلم تؤخذ إلا بين 0.5–10 keV ونجد تباينات في $\mathrm{\Gamma }$ مع بعض تلسكوبات الأشعة السينية (لكن ليس مع غيرها؛ القسم 2.4). لذلك، فإن محدودية تغطية الطاقة في الأشعة السينية في بيانات Swift المستخدمة تُعد تحفظًا في هذه المقارنة.

5.4 الصلة بالنفاثة العابرة

بالقرب زمنيًا من بدء إخماد النفاثة المتراصة، أطلق MAXI J1535$-$571 نفاثة عابرة (Russell et al., 2019)، أنتجت توهجات راديوية ساطعة رقيقة بصريًا بعد أرصادنا الراديوية في أيلول/سبتمبر 17 ببضعة أيام (Chauhan et al., 2019; Russell et al., 2019). وبسبب تأثيرات العمق البصري، لا يدل توقيت التوهجات الراديوية على تدفق المادة إلى أسفل النفاثة (مثلًا، Fender et al., 2009; Miller-Jones et al., 2012). غير أن تتبع عقدة النفاثة مكانيًا أثناء انتشارها إلى الخارج من النظام واستقراء حركتها رجوعًا في الزمن سمح بتقييد زمن الإطلاق بين أيلول/سبتمبر 12 وأيلول/سبتمبر 17 (حيث يظهر المدى كخطوط عمودية متقطعة في الشكل 4). وعلى هذا، يقع توقيت الإخماد السريع للنفاثة المتراصة ضمن المجال المحدد لإطلاق النفاثة العابرة، مما يشير إلى صلة محتملة بين الحدثين.

اقترحت Vadawale et al. (2003) أن النفاثة العابرة قد تنشأ من قذف الهالة (انظر أيضًا المناقشات في Rodriguez et al. 2003). وبصورة مبسطة، في هذا السيناريو تكون النفاثة العابرة وإخماد النفاثة المتراصة متصلين مباشرة، بحيث ينطفئ انبعاث النفاثة المتراصة عندما تختفي الهالة وتُطلق نفاثة عابرة. غير أنه خلال انفجار 2011 لـ MAXI J1836$-$194، رُصد ${\nu }_{\mathrm{break}}$ وهو ينزاح إلى ترددات أدنى مع خفوت النفاثة المتراصة على الرغم من بقاء النظام في الحالات الطيفية الصلبة/المتوسطة الصلبة للأشعة السينية من دون أحداث قذف (Russell et al., 2013b, 2014a, 2015). وبالمثل، وعلى الرغم من إظهار سلوك مشابه لـ ${\nu }_{\mathrm{break}}$، لم تُطلق أي مقذوفات من ثنائية الأشعة السينية ذات الثقب الأسود MAXI J1659$-$152 (Paragi et al., 2013). كما أظهر الرصد الراديوي انتقال ${\nu }_{\mathrm{break}}$ إلى أسفل داخل النطاق الراديوي قبل أن ينزاح ثانية إلى ترددات أعلى (van der Horst et al., 2013)، مبرزًا تطوره غير الخطي. وأشارت أرصاد تحت الأحمر لـ GX 339$-$4 (Gandhi et al., 2011) أيضًا إلى أن ${\nu }_{\mathrm{break}}$ كان قد انزاح سريعًا إلى ما دون نطاق رصد تحت الأحمر ثم إلى ما فوقه. وتشير هذه النتائج إلى أنه على الرغم من أن النفاثة العابرة قد تنشأ بالفعل من قذف الهالة، الأمر الذي قد يخمِد بدوره النفاثة المتراصة، فإن إخماد النفاثة المتراصة لا يتطلب بالضرورة إطلاق النفاثة العابرة.

وبدلًا من ذلك، كما نوقش في القسم 5.2.1، قد يكون انبعاث النفاثة المتراصة قد انطفأ عندما انفصلت منطقة تسارع النفاثة عن النظام. وإذا كان ذلك يحدث، فيمكننا أن نتخيل أن قذف النفاثة العابرة قد يكون منطقة التبديد المنفصلة الآن وهي تنتشر مبتعدة عن النظام على المقاييس الزمنية الديناميكية للتدفق. وفي مثل هذا السيناريو، بالنسبة إلى الحالات التي رُصد فيها ${\nu }_{\mathrm{break}}$ يتطور إلى ترددات أدنى ثم يعود إلى ترددات أعلى (أي إن مناطق التسارع تتحرك مبتعدة عن الثقب الأسود ثم عائدة نحوه؛ مثلًا، Gandhi et al. 2011; van der Horst et al. 2013)، قد لا تكون منطقة التسارع قد انفصلت تمامًا عن التدفق، وتؤدي تغيرات في تدفق المادة إلى قاعدة النفاثة إلى إعادة إشعال النفاثة. ومع خروج مصدر من حالة لينة نموذجية (تدوم بضعة أسابيع إلى أشهر) لا يُكتشف فيها انبعاث النفاثة، ربما تكون منطقة تسارع الجسيمات قد ابتعدت بما يكفي عن النظام لتتعافى بطريقة مختلفة، مما يؤدي إلى إعادة إطلاق تدريجية للنفاثة المتراصة (مثلًا، Kalemci et al., 2013; Russell et al., 2014a). غير أن هذا السيناريو قد يصعب التوفيق بينه وبين قذفات نفاثية متعددة قد تُرصد من ثنائيات الأشعة السينية ذات الثقوب السوداء (مثلًا، Mirabel and Rodríguez, 1994; Fender et al., 1999; Tetarenko et al., 2017b; Miller-Jones et al., 2019). ومع ذلك، على نحو تخميني، يمكن أن تنشأ القذفات المتعددة من إعادة إطلاق سريعة وإطفاء سريع للنفاثة المتراصة، وهو ما قد ينتج أحداث توهج قصيرة في تحت الأحمر سبق رصدها. وسيكون تتبع المقذوفات عند إطلاقها بقياس التداخل ذي القاعدة الطويلة جدًا عالي الدقة (VLBI)، أو الرصد الراديوي المفصل (ويُفضل أن يكون حساسًا لدرجات حرارة السطوع السطحي المنخفضة لعُقد النفاثة المتمددة) لتتبع المقذوفات أثناء انتشارها إلى الخارج (Russell et al., 2019; Bright et al., 2020) أمرًا حاسمًا لفهم ما إذا كانت هذه الأحداث مترابطة.

5.5 مقارنة بين المقاييس الزمنية لإخماد النفاثة المتراصة وإعادة إطلاقها

في نهاية انفجاره، انتقل MAXI J1535$-$571 من الحالة اللينة إلى الحالة الصلبة عند لمعان أشعة سينية منخفض على غير العادة (Chauhan et al., 2019; Russell et al., 2019) ولم يُكشف أي انبعاث راديوي. لذلك لم نتمكن من مقارنة عمليتي إخماد النفاثة وإعادة إطلاقها في هذا المصدر خلال انفجاره الرئيس.

غير أن MAXI J1535$-$571 شهد عددًا من عمليات إعادة السطوع الراديوية وفي الأشعة السينية بعد نهاية انفجاره الرئيس (Parikh et al., 2019). وخلال عمليات إعادة السطوع هذه انتقل المصدر بين الحالتين الصلبة واللينة، وخلال الأخيرة خُمِدت النفاثة المتراصة. وعلى الرغم من أن غياب الرصد متعدد الأطوال الموجية يمنع وضع قيود على تردد الكسر الطيفي للنفاثة، فقد أظهر الرصد الراديوي الكثيف للمصدر أثناء إكماله انتقالًا من الحالة اللينة إلى الصلبة أن الطيف الراديوي تطور تدريجيًا من حاد الانحدار إلى منبسط/معكوس خلال $\sim$1 أسبوع (انظر Parikh et al. 2019 للتفاصيل الكاملة). وعلى الرغم من أن ${\nu }_{\mathrm{break}}$ لم يكن مقيدًا، فقد دل هذا التغير البطيء في الطيف الراديوي على تطور أكثر تدريجًا لإعادة الإطلاق.

النظام الآخر الوحيد الذي قيس فيه التطور الزمني لـ ${\nu }_{\mathrm{break}}$ أثناء انتقاله عبر نطاقات رصد مختلفة كان خلال اضمحلال الحالة الصلبة لانفجار 2011 لثنائية الأشعة السينية ذات الثقب الأسود MAXI J1836$-$194. وقد أشار الرصد متعدد الأطوال الموجية لذلك المصدر إلى أن ${\nu }_{\mathrm{break}}$ تطور من $\sim$10¹¹ Hz إلى $\sim$10¹⁴ Hz ($\sim$3 رتب قدرية) خلال فترة $\sim$6 أسابيع مع تصلب المصدر أثناء اضمحلال الانفجار (Russell et al., 2013b, 2014a).

إن التباين بين المقاييس الزمنية لإخماد النفاثة المتراصة وإعادة إطلاقها في هذا الانفجار يوحي بوجود آلية مختلفة تقود هاتين العمليتين. وقد يؤدي مثل هذا الاختلاف إلى الاختلاف المرصود في الاقتران الراديوي/الأشعة السينية خلال مرحلتي صعود واضمحلال الحالة الصلبة في انفجار (Islam and Zdziarski, 2018; Koljonen and Russell, 2019). ونؤكد أنه مع وجود قيود معقولة من مصدرين فقط، أحدهما في طور الإخماد والآخر في طور إعادة الإطلاق، فقد لا يمثل هذا السلوك المرصود جماعة ثنائيات الأشعة السينية ذات الثقوب السوداء. وعلى وجه الخصوص، لم يدخل انفجار MAXI J1836$-$194 الحالة اللينة ولم تُخمَد النفاثة المتراصة (Russell et al., 2015). لذلك ربما كان التطور البطيء لـ ${\nu }_{\mathrm{break}}$ مرتبطًا بتعافي النفاثة، لا بإعادة إطلاق النفاثة المتراصة بالكامل. ومع ذلك، وعلى الرغم من أننا لم نملك قيودًا جيدة متعددة الأطوال الموجية، فإن التطور البطيء للطيف الراديوي على مدى $\sim$1 أسابيع خلال عمليات إعادة السطوع في الحالة اللينة من MAXI J1535$-$571 (بعد الانفجار الرئيس) يشير إلى سلوك مشابه (Parikh et al., 2019). وخلال عمليات إعادة السطوع هذه، دخل MAXI J1535$-$571 الحالة اللينة ولم تُكشف النفاثة الراديوية. ومع خفوت إعادة التوهج وعودة المصدر إلى حالة صلبة، سطع الانبعاث الراديوي وتطور ببطء من طيف راديوي حاد الانحدار إلى معكوس على مقياس زمني قدره $\sim$1 أسابيع.

كما أُشير إلى تطور بطيء لـ ${\nu }_{\mathrm{break}}$ من الرصد الراديوي الكثيف خلال الانتقال من الحالة اللينة إلى الصلبة في انفجار 2011 من GX 339$-$4، حيث أظهر الطيف الراديوي تطورًا سلسًا وتدريجيًا ($\alpha \approx -0.6$–$+$0.3) خلال فترة $\sim$2 أسبوع، مع بلوغ تحت الأحمر ذروته بعد ذلك ببضعة أيام على الأقل (Corbel et al., 2013a). ويدعم هذا التطور الأكثر تدريجًا أيضًا زمن صعود تحت الأحمر البالغ $\sim$2 أسابيع عقب انتقالات الحالة اللينة$\to$الصلبة في 4U 1543$-$47 وXTE J1550$-$564 (انظر المناقشات في Kalemci et al. 2013). وعلى النقيض، أظهر رصد حديث لثنائية الأشعة السينية ذات الثقب الأسود 4U 1543$-$47 زيادة مفاجئة في انبعاث تحت الأحمر خلال عودة قصيرة ($\sim$5 يوم) إلى SIMS من حالة لينة. وقد يشير مثل هذا التوهج إلى أن انبعاث النفاثة المتراصة عاد إلى التشغيل بسرعة وأن الكسر الطيفي للنفاثة انزاح سريعًا عائدًا إلى نطاق تحت الأحمر. غير أن هذه الحملات افتقرت عمومًا إلى دعم شامل ومتزامن متعدد الأطوال الموجية. ومن ثم، فإن مزيدًا من الأرصاد التي تشمل أرصادًا متزامنة (أو أقرب ما يمكن إلى المتزامنة) في الراديو والمليمتر وتحت الأحمر للنفاثة وهي تنطفئ وتُعاد إشعالها (ويُفضل بعد إخماد عميق في حالة لينة) ضرورية لفهم كيفية إطلاق النفاثات وإخمادها بواسطة تدفق التراكم، وكيف/ما إذا كانت هاتان العمليتان تختلفان.

6 الخلاصة

من خلال رصد شبه يومي متعدد الترددات لـ MAXI J1535$-$571 خلال انتقاله HIMS$\to$SIMS، كشفنا بدء إخماد سريع للنفاثة المتراصة، إذ خفت انبعاث النفاثة عالي الطاقة في أقل من 1 يوم. وحدث إخماد النفاثة قبل الانتقال إلى SIMS ببضعة أيام. وخلال هذا الوقت انخفض تردد الكسر الطيفي للنفاثة بمقدار $\sim$3 رتب قدرية، من نطاق تحت الأحمر إلى النطاق الراديوي. وعلى الرغم من أننا لا نستطيع تحديد أي تغيرات سببية مباشرة في تغيرية الأشعة السينية، فقد لان دليل فوتونات الأشعة السينية وطيفها تدريجيًا قبل هذا الحدث، قبل حدوث تغير أسرع في الأيام التالية. لذلك من الممكن أن تكون الزيادة في فوتونات الأشعة السينية اللينة والانخفاض في انبعاث الأشعة السينية الصلبة مرتبطين بالتغيرات المرصودة في النفاثة. ونجد أن الإخماد السريع للنفاثة بدأ في وقت مشابه لإطلاق قذف نفاثة عابرة، مما قد يربط الحدثين.

من تحليل زمني وترددي لأرصادنا الراديوية، نُظهر أنه في 2017 أيلول/سبتمبر 17 كان ${\nu }_{\mathrm{break}}$ داخل النطاق الراديوي وانخفض بمقدار $\sim$1.8 GHz خلال $\approx$15 دقيقة. ونحاجج بأن التطور الزمني لـ ${\nu }_{\mathrm{break}}$ كان أسرع بمقدار 2–3 رتب قدرية مما يُتوقع من التبريد السنكروتروني، لكنه مشابه للمقاييس الزمنية الديناميكية للمادة المتدفقة إلى أسفل النفاثة. لذلك تشير نتائجنا إلى أن بدء إخماد النفاثة المتراصة في MAXI J1535$-$571 لم يكن مدفوعًا بتفاصيل تسارع الجسيمات المحلي؛ بل يبدو كما لو أن الخواص الداخلية للنفاثة تغيرت تغيرًا حادًا وأن منطقة تسارع الجسيمات تحركت فجأة مبتعدة عن الثقب الأسود مع تدفق النفاثة.

تشير نتائجنا إلى أن الآلية المؤدية إلى إخماد النفاثات المتراصة وإعادة إطلاقها من الثقوب السوداء المتراكمة قد تنشأ من عمليات مختلفة. وعلى الرغم من أن إعادة إشعال أسرع للنفاثة قد تكون ممكنة، فإن هذا السيناريو لم يُستدل عليه بعد. يبرز هذا العمل الحاجة إلى رصد عالي الوتيرة في الراديو والمليمتر وتحت الأحمر والأشعة السينية لهذه الأجرام أثناء صعود الانفجار واضمحلاله على السواء، لفهم كيفية إطلاق النفاثات وإخمادها من تدفقات التراكم، وما إذا كانت تلك العملية عامة بين مصادر مختلفة أو في أزمنة مختلفة داخل المصدر نفسه.

الشكر والتقدير

نشكر الحكم المجهول على تعليقاته المفيدة. ونشكر أيضًا Jamie Stevens وطاقم Australia Telescope National Facility (ATNF) على جدولة أرصاد ATCA الراديوية، وكذلك فريق Swift على جدولة أرصاد الأشعة السينية. ويشكر AJT Gerald Schieven على مساعدته في تهيئة وجدولة أرصاد ALMA المذكورة في هذا العمل. يقر TDR بدعم Netherlands Organisation for Scientific Research (NWO) Veni Fellowship، رقم المنحة 639.041.646. ويشكر M. L. وS. M. الدعم المقدم من جائزة NWO VICI، رقم المنحة 639.043.513. JCAM-J هو الحاصل على Australian Research Council Future Fellowship (FT140101082)، الممولة من الحكومة الأسترالية. ويقر AJT بدعم هذا العمل عبر منحة Natural Sciences and Engineering Research Council of Canada (NSERC) Post-Graduate Doctoral Scholarship (PGSD2-490318-2016). ويقر GRS وAJT بدعم من NSERC Discovery Grant (RGPIN-06569-2016). دُعم FK بصفته Eberly Research Fellow من Eberly College of Science في Pennsylvania State University. ودُعم KIIK من مشروع Academy of Finland 320085. ويدعم JvdE وASP وND بمنحة NWO Vidi مُنحت إلى ND. وقد استفاد هذا البحث من دوال ISIS (ISISscripts) المقدمة من ECAP/Remeis observatory وMIT (http://www.sternwarte.uni-erlangen.de/isis/). نشكر J. E. Davis على تطوير وحدة slxfig التي استُخدمت لإعداد بعض الأشكال في هذا العمل. إن Australia Telescope Compact Array (ATCA) جزء من Australia Telescope National Facility التي تمولها الحكومة الأسترالية لتشغيلها كمرفق وطني تديره CSIRO. ونقر بشعب Gomeroi بوصفهم المالكين التقليديين لموقع مرصد ATCA. يستخدم هذا البحث بيانات ALMA الآتية: ADS/JAO.ALMA#2016.1.00925.T. وALMA شراكة بين ESO (ممثلةً دولها الأعضاء)، وNSF (USA)، وNINS (Japan)، مع NRC (Canada)، وMOST وASIAA (Taiwan)، وKASI (Republic of Korea)، بالتعاون مع Republic of Chile. ويُشغَّل Joint ALMA Observatory بواسطة ESO وAUI/NRAO وNAOJ. وNational Radio Astronomy Observatory مرفق تابع لـ National Science Foundation يُشغَّل بموجب اتفاق تعاوني بواسطة Associated Universities, Inc.

توافر البيانات

بيانات Swift متاحة علنًا من HEASARC (https://heasarc.gsfc.nasa.gov/). وتتوفر بيانات ATCA الخام في Australia Telescope Online Archive (https://atoa.atnf.csiro.au/query.jsp). وتتوفر بيانات ALMA الخام على الإنترنت في ALMA Science Archive (https://almascience.eso.org/asax/). وترد جميع كثافات الفيض المعايرة المستخدمة في هذا العمل في الجدول LABEL:tab:data والجدول LABEL:tab:sep17_radio_data.

Appendix A بيانات شبه متزامنة

ترد جميع بيانات الراديو ودون المليمتر وتحت الأحمر والبصري شبه المتزامنة المستخدمة في هذا العمل في الجدول LABEL:tab:data.

Table 3: بيانات الراديو ودون المليمتر وتحت الأحمر والبصري لانفجار 2017 لـ MAXI J1535$-$571. جميع البيانات الراديوية مأخوذة من Russell et al. (2019)، وبيانات دون المليمتر جديدة في هذا العمل، وبيانات تحت الأحمر/البصري بعد إزالة الاحمرار مأخوذة من Baglio et al. (2018). وتتعلق الحقبة بتاريخ 2017 للبيانات الراديوية (وهو نفسه في الجدول 1). للتاريخ الدقيق استخدم MJD. تهيمن على أخطاء بيانات ATCA الراديوية اللايقينات المنهجية المقدرة 4% (انظر القسم 2.1). ولمراعاة التغيرية، تكون أخطاء بيانات ALMA دون المليمتر أكبر من اللايقينات المنهجية المتوقعة 5% (انظر القسم 2.2).

Epoch	MJD	Telescope	Central frequency	$S_{\nu }$
			(Hz)	(mJy)
2017 Sep 12	58008.57	ATCA	17$\times$109	172$\pm$7
	58008.57	ATCA	19$\times$109	171$\pm$7
	58007.91	ALMA	97.5$\times$109	232$\pm$10
	58007.98	ALMA	145.0$\times$109	227$\pm$15
	58007.94	ALMA	236.0$\times$109	220$\pm$20
	58008.09	REM	1.39$\times$1014	54$\pm$5
	58008.09	REM	1.81$\times$1014	45$\pm$6
	58008.09	REM	2.43$\times$1014	45$\pm$9
	58008.42	LCO	3.94$\times$1014	64$\pm$27
2017 Sep 14	58010.56	ATCA	5.5$\times$109	185$\pm$8
	58010.56	ATCA	9.0$\times$109	185$\pm$8
	58010.56	ATCA	17.0$\times$109	179$\pm$7
	58010.56	ATCA	19.0$\times$109	166$\pm$7
	58010.09	REM	1.39$\times$1014	80$\pm$8
	58010.09	REM	1.81$\times$1014	60$\pm$10
	58010.09	REM	2.43$\times$1014	54$\pm$10
	58010.80	LCO	2.99$\times$1014	57$\pm$19
	58010.09	REM	3.28$\times$1014	49$\pm$18
	58010.09	REM	3.93$\times$1014	100$\pm$45
2017 Sep 15	58011.56	ATCA	5.5$\times$109	166$\pm$7
	58011.56	ATCA	9.0$\times$109	182$\pm$7
	58011.56	ATCA	17.0$\times$109	179$\pm$7
	58011.56	ATCA	19.0$\times$109	175$\pm$7
	58010.97	VISIR	6.19$\times$1013	96$\pm$8
	58011.10	REM	1.39$\times$1014	65$\pm$7
	58011.10	REM	1.81$\times$1014	53$\pm$7
	58011.09	REM	2.43$\times$1014	59$\pm$11
2017 Sep 16	58012.55	ATCA	5.5$\times$109	164$\pm$7
	58012.55	ATCA	9.0$\times$109	178$\pm$7
	58012.53	ATCA	17.0$\times$109	184$\pm$7
	58012.53	ATCA	19.0$\times$109	184$\pm$7
.	58011.97	VISIR	2.47$\times$1013	157$\pm$5
	58013.03	VISIR	3.44$\times$1013	141$\pm$12
	58012.10	REM	1.39$\times$1014	56$\pm$6
	58012.10	REM	1.81$\times$1014	52$\pm$7
	58012.11	REM	2.43$\times$1014	54$\pm$10
2017 Sep 17	58013.55	ATCA	5.5$\times$109	135$\pm$6
	58013.55	ATCA	9.0$\times$109	142$\pm$6
	58013.55	ATCA	17.0$\times$109	123$\pm$5
	58013.55	ATCA	19.0$\times$109	118$\pm$5
	58013.9	VISIR	6.19$\times$1013	45$\pm$5
2017 Sep 21	58017.46	ATCA	5.5$\times$109	151$\pm$6
	58017.46	ATCA	9.0$\times$109	121$\pm$5
	58017.46	ATCA	17.0$\times$109	92$\pm$4
	58017.46	ATCA	19.0$\times$109	86$\pm$3
	58017.98	ALMA	97.5$\times$109	52$\pm$10
	58018.05	ALMA	145.0$\times$109	30$\pm$3
	58018.99	VISIR	3.44$\times$1013	20$\pm$4
	58017.03	REM	1.39$\times$1014	16$\pm$3
	58017.44	LCO	3.12$\times$1014	30$\pm$9
	58017.41	LCO	3.93$\times$1014	52$\pm$24
	58017.44	LCO	3.93$\times$1014	48$\pm$21

Appendix B التغيرية الراديوية داخل الرصد في 2017 أيلول/سبتمبر 17

التغيرية الراديوية داخل الرصد لـ MAXI J1535$-$571 من رصد ATCA لدينا في 2017 أيلول/سبتمبر 17، من القسم 4.2.

Table 4: بيانات راديوية بفواصل زمنية قدرها دقيقتان من MAXI J1535$-$571 في 2017 أيلول/سبتمبر 17 (كما هو مبين في الشكل 2). يدل MJD على منتصف كل فاصل زمني مدته دقيقتان. عروض النطاق لبيانات الراديو الأعلى ترددًا ($>$15 GHz) هي 1 GHz، متمركزة حول التردد المدرج في الجدول، في حين أن بيانات الراديو الأخفض ترددًا (15 GHz) لها عروض نطاق قدرها 512 MHz. وطُبق على كثافات الفيض لايقين منهجي قدره 0.5% (انظر القسم 2.1).

MJD	Central frequency	$S_{\nu }$
	(GHz)	(mJy)
58013.53900	16.5	125.35 $\pm$ 0.63
	17.5	123.83 $\pm$ 0.62
	18.5	121.68 $\pm$ 0.61
	19.5	118.54 $\pm$ 0.60
58013.54038	16.5	125.67 $\pm$ 0.63
	17.5	123.70 $\pm$ 0.62
	18.5	122.24 $\pm$ 0.61
	19.5	119.52 $\pm$ 0.60
58013.54177	16.5	125.07 $\pm$ 0.63
	17.5	123.32$\pm$ 0.62
	18.5	122.02 $\pm$ 0.61
	19.5	119.38 $\pm$ 0.60
58013.54316	16.5	124.15 $\pm$ 0.62
	17.5	123.37 $\pm$ 0.62
	18.5	121.84 $\pm$ 0.61
	19.5	119.02 $\pm$ 0.60
58013.54941	4.75	130.08 $\pm$ 0.65
	5.25	132.31 $\pm$ 0.66
	5.75	134.19 $\pm$ 0.67
	6.25	136.17 $\pm$ 0.68
	8.25	143.40 $\pm$ 0.72
	8.75	143.39 $\pm$ 0.72
	9.25	142.09 $\pm$ 0.71
	9.75	139.58 $\pm$ 0.70
58013.55080	4.75	130.01 $\pm$ 0.65
	5.25	133.13 $\pm$ 0.67
	5.75	134.91 $\pm$ 0.67
	6.25	136.87 $\pm$ 0.68
	8.25	144.60 $\pm$ 0.72
	8.75	144.34 $\pm$ 0.72
	9.25	142.42 $\pm$ 0.71
	9.75	140.40 $\pm$ 0.70
58013.55219	4.75	131.00 $\pm$ 0.65
	5.25	133.39 $\pm$ 0.67
	5.75	135.87 $\pm$ 0.68
	6.25	138.03 $\pm$ 0.69
	8.25	144.89 $\pm$ 0.72
	8.75	143.44 $\pm$ 0.72
	9.25	142.60 $\pm$ 0.71
	9.75	140.38 $\pm$ 0.70
58013.55358	4.75	129.91 $\pm$ 0.65
	5.25	134.55 $\pm$ 0.67
	5.75	136.77 $\pm$ 0.68
	6.25	139.12 $\pm$ 0.70
	8.25	146.32 $\pm$ 0.73
	8.75	143.42 $\pm$ 0.72
	9.25	140.89 $\pm$ 0.70
	9.75	140.04 $\pm$ 0.70
58013.55497	4.75	130.72 $\pm$ 0.65
	5.25	134.77 $\pm$ 0.67
	5.75	137.17 $\pm$ 0.69
	6.25	139.87 $\pm$ 0.70
	8.25	144.11 $\pm$ 0.72
	8.75	142.28 $\pm$ 0.71
	9.25	139.73 $\pm$ 0.70
	9.75	138.83 $\pm$ 0.69
58013.55635	4.75	129.32 $\pm$ 0.65
	5.25	133.11 $\pm$ 0.67
	5.75	136.89 $\pm$ 0.68
	6.25	139.16 $\pm$ 0.70
	8.25	142.33 $\pm$ 0.71
	8.75	140.07 $\pm$ 0.70
	9.25	138.92 $\pm$ 0.69
	9.75	136.49 $\pm$ 0.68
58013.55751	4.75	131.10 $\pm$ 0.66
	5.25	133.96 $\pm$ 0.67
	5.75	135.00 $\pm$ 0.68
	6.25	136.10 $\pm$ 0.68
	8.25	133.36 $\pm$ 0.67
	8.75	132.09 $\pm$ 0.66
	9.25	131.11 $\pm$ 0.66
	9.75	129.58 $\pm$ 0.65
58013.56399	16.5	117.24 $\pm$0.59
	17.5	115.24 $\pm$ 0.58
	18.5	112.99 $\pm$ 0.56
	19.5	109.40 $\pm$ 0.55
58013.56539	16.5	116.90 $\pm$ 0.58
	17.5	115.09 $\pm$ 0.58
	18.5	112.45 $\pm$ 0.56
	19.5	108.84 $\pm$ 0.54
58013.56643	16.5	116.04 $\pm$0.58
	17.5	113.99 $\pm$ 0.57
	18.5	111.53 $\pm$ 0.56
	19.5	108.67 $\pm$ 0.54

Appendix C نصف قطر منطقة التسارع الأولى ومجالها المغناطيسي

اشتقاق المجال المغناطيسي ونصف قطر منطقة التسارع الأولى كما أوضحت Chaty et al. (2011). من Rybicki and Lightman (1979) وLongair (2011)، بالنسبة إلى مصدر باعث للسنكروترون له توزيع قانون قوى من الإلكترونات بطيف طاقة $N(E)dE=\kappa E^{-p}dE$، حيث $p$ هو الدليل الطيفي لطاقات الجسيمات، يرتبط المجال المغناطيسي لمنطقة التسارع الأولى، $B_{\mathrm{F}}$، بتردد وكثافة فيض الكسر الطيفي للنفاثة (${\nu }_{\mathrm{break}}$ و$S_{\nu ,\mathrm{b}}$، على التوالي)، بحيث:

$$B_{\mathrm{F}}={\left(\frac{2{\mu }_0^2{c}^{4}Ah{Y}^2}{T^3}\right)}^{2/(2p+13)}{(D\xi )}^{-4/(2p+13)}{S}_{\nu ,\mathrm{b}}^{-2/(2p+13)}\sin a^{-(2p+5)/(2p+13)}{\nu }_{\mathrm{b}},$$ (5)

حيث

$$A=\frac{\sqrt{3}{e}^3}{8{\pi }^2{ϵ}_{0}c{m}_e(p+1)}{\left(\frac{m_e^3{c}^4}{3e}\right)}^{-(p-1)/2}{\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{f}}\left(\frac{p}{4}+\frac{19}{12}\right){\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{f}}\left(\frac{p}{4}-\frac{1}{12}\right),$$ (6)

$$Y=\frac{{\gamma }_{\max }^{(2-p)}-{\gamma }_{\min }^{(2-p)}}{(2-p)},$$ (7)

و

$$T=\frac{\sqrt{3}{e}^{3}c}{32{\pi }^2{ϵ}_0{m}_e}{\left(\frac{3e}{2\pi m_e^3{c}^4}\right)}^{p/2}{\mathrm{\Gamma }}_f\left(\frac{3p+22}{12}\right){\mathrm{\Gamma }}_f\left(\frac{3p+2}{12}\right).$$ (8)

هنا، ${\mu }_0$ هي نفاذية الفراغ، و$c$ هي سرعة الضوء؛ وإذا افترضنا أن منطقة التسارع الباعثة سنكروترونيًا أسطوانة متجانسة نصف قطرها $R_{\mathrm{F}}$ وارتفاعها $H_{\mathrm{F}}$، فإن العامل $h$ يربط بينهما بحيث $H_{\mathrm{F}}=h{R}_{\mathrm{F}}$ حيث نفترض $h$=1، و$D$ هو المسافة إلى المصدر. ويفترض $\xi =1$ أن طاقة الإلكترونات اللاحرارية تساوي كثافة طاقة المجال المغناطيسي، و$a$ هي زاوية الخطوة للإلكترونات حيث نأخذ المتوسط على توزيع متناحٍ لزوايا الخطوة. و$e$ و$m_e$ هما شحنة الإلكترون وكتلته، على التوالي. و$B$ هي شدة المجال المغناطيسي، و${ϵ}_0$ هي سماحية الفراغ، و${\mathrm{\Gamma }}_{\mathrm{f}}$ هي دالة غاما، وأخيرًا فإن ${\gamma }_{\min }$ و${\gamma }_{\max }$ هما عاملا لورنتز الأدنى والأعلى للإلكترونات، على التوالي، بحيث ${\gamma }_{\max }\gg {\gamma }_{\min }=1$.

توصَف مساحة المقطع العرضي لمنطقة التسارع الأولى، $R_{\mathrm{F}}$، كما يلي:

$$\begin{array}{c}{R}_{\mathrm{F}}=2{\mu }_0{c}^2{\left(2{\mu }_0^2{c}^4{m}_e^{2}Ah\right)}^{-(p+6)/(2p+13)}{T}^{(p+5)/(2p+13)}{(\xi Y)}^{-1/(2p+13)}\sin a^{2/(2p+13)}{D}^{(2p+12)/(2p+13)}{S}_{\nu ,\mathrm{b}}^{(p+6)/(2p+13)}{\nu }_{\mathrm{b}}^{-1}.\hfill \end{array}$$ (9)