تغير تحت الأحمر دون الثانية من النجم النيوتروني المراكم النموذجي 4U 1728-34

الملخص

نقدم تقريرا عن أول رصد متزامن عالي الدقة الزمنية في الأشعة السينية وتحت الحمراء (IR) لثنائي سيني منخفض الكتلة يحوي نجما نيوترونيا في حالته الصلبة. أجرينا $\approx 2$h من الرصد المتزامن لـ 4U 1728-34 باستخدام HAWK-I@VLT وXMM–Newton وNuSTAR. أظهر المصدر تغيرا معنويا في الأشعة السينية وتحت الحمراء وصولا إلى مقاييس زمنية دون الثانية. وبقياس دالة الارتباط المتبادل بين منحنيي الضوء في تحت الأحمر والأشعة السينية، اكتشفنا ارتباطا معنويا مع تقدم تحت الأحمر بمقدار $\approx 30-40$ms بالنسبة إلى الأشعة السينية. حللنا اعتماد التأخر على طاقة الأشعة السينية، فوجدنا زيادة هامشية نحو الطاقات الأعلى. ونظرا إلى إشارة التأخر، نفسر ذلك بوصفه دليلا محتملا على الكمتنة انطلاقا من فوتونات بذرية خارجية. نناقش أصل الفوتونات البذرية في تحت الأحمر من حيث إشعاع السيكلو-سنكروترون من تدفق ساخن ممتد. وأخيرا، رصدنا أيضا النظير تحت الأحمر لاندفاع سيني من النوع I، بتأخر قدره $\approx 7.2$s. وعلى الرغم من احتمال وجود تأثيرات إضافية، فإننا، بافتراض أن هذا التأخر ناتج من زمن انتقال الضوء بين الجسم المركزي والنجم المرافق، نجد أن 4U 1728-34 لا بد أن تكون له فترة مدارية أطول من $3$h وميل أكبر من 8^∘.

1 المقدمة

الثنائيات السينية منخفضة الكتلة (LMXBs) هي أنظمة يكون فيها نجم نيوتروني (NS) أو ثقب أسود (BH) في حالة تراكم للمادة من نجم مرافق منخفض الكتلة. وخلال انفجاراتها، تعرض هذه الأنظمة توزيعا طيفيا عريضا ومعقدا للطاقة يتغير في مراحل نشاطها المختلفة. يمكن تمييز حالتين رئيسيتين (انظر مثلا Tananbaum et al., 1972; Fender et al., 2004; Migliari and Fender, 2006; Done et al., 2007; Lin et al., 2007; Belloni et al., 2011; Muñoz-Darias et al., 2014): ما يسمى “الحالة اللينة”، حيث يكون الانبعاث حراريا في معظمه، ناشئا من قرص تراكم سميك بصريا ورقيق هندسيا (يسيطر على الجزء اللين من طيف الأشعة السينية)؛ و“الحالة الصلبة”، حيث يهيمن على طيف الأشعة السينية قانون قدرة ذي قطع، بقيمة قطع نموذجية قدرها $\approx 10-20$keV للنجوم النيوترونية و$\approx 100$keV للثقوب السوداء (Burke et al., 2017). ويفسر هذا المكون من حيث تدفق داخل سميك هندسيا ورقيق بصريا (يشار إليه أيضا باسم "الهالة")، يقوم بكمتنة فوتونات أشعة سينية ألين ناشئة من القرص (في الثقوب السوداء؛ Done et al., 2007; Zdziarski and Gierliński, 2004) أو من الطبقة الحدية (في النجوم النيوترونية؛ Lin et al., 2007). وفي الحالة الصلبة، يمكن لهذه الأنظمة أيضا أن تظهر طيفا مسطحا يمتد من الأطوال الموجية الراديوية إلى البصرية-تحت الحمراء، ويرتبط عادة بإشعاع سنكروتروني من نفاثة مدمجة (انظر مثلا Corbel and Fender, 2002; Russell et al., 2007; Migliari et al., 2010; Baglio et al., 2016; Díaz Trigo et al., 2018; Tetarenko et al., 2021).

من المقبول عموما أن هندسة تدفق التراكم حول الأجسام المدمجة المراكمة تتطور أثناء انفجاراتها (انظر مثلا Esin et al., 1997; Lin et al., 2007, 2009; Ingram and Done, 2010; De Marco et al., 2017; Wang et al., 2017, 2019; van den Eijnden et al., 2020; Méndez et al., 2022). ومع ذلك، لا تزال البنية الدقيقة للتدفق الداخل وصلته بالنفاثة موضع نقاش (Kalemci et al., 2022). ومن الخصائص الأساسية لـ LMXBs التي يمكن أن تساعد في الإجابة عن هذه الأسئلة المحورية وجود تغير عشوائي قوي، في الحالة الصلبة، عبر الطيف الكهرومغناطيسي وصولا إلى مقاييس زمنية دون الثانية (انظر مثلا Motch et al., 1982; van der Klis, 1994; Belloni et al., 2005; Tetarenko et al., 2021).

يحتوي نطاق فوق البنفسجي-البصري-تحت الأحمر (UV/O/IR) على مساهمات من ثلاثة مكونات باعثة تتغير على امتداد الانفجار وتعمل على مقاييس زمنية مختلفة: القرص المشعع، والنفاثة، ومساهمة من تدفق ساخن داخلي ممتد (Corbel and Fender, 2002; Corbel et al., 2013; Hynes, 2005; Gierliński et al., 2009; Migliari et al., 2010; Chaty et al., 2011; Buxton et al., 2012; Poutanen et al., 2014; Kosenkov et al., 2020). ولذلك فقد أثبتت دراسات التغير في هذه النطاقات أنها شديدة الفاعلية في تقييد خصائص LMXBs.

في السنوات الأخيرة، أتاح تطوير مقاييس ضوئية بصرية-تحت حمراء جديدة وسريعة نموا سريعا في الرصود متعددة الأطوال الموجية، المتزامنة تماما وعالية الدقة الزمنية، لـ BH LMXBs. وأظهر اكتشاف تأخر قدره $\approx +0.1$s في ما لا يقل عن 3 ثقوب سوداء (GX 339-4، V404 Cyg وMAXI J1820+070) بين الأشعة السينية والانبعاث البصري-تحت الأحمر بوضوح أن تقلبات معدل تراكم الكتلة يمكن أن تنتقل من التدفق الداخل إلى النفاثة، حيث يعاد إصدارها على هيئة إشعاع سنكروتروني (Casella et al., 2010; Gandhi et al., 2010, 2017; Malzac, 2014; Paice et al., 2019). وقد فتح ذلك نافذة جديدة في دراسات فيزياء النفاثات، مقدما قيودا أساسية جديدة على سرعة النفاثة (Casella et al., 2010; Tetarenko et al., 2018; Zdziarski et al., 2022)، وارتفاع وامتداد منطقة الصدمة الأولى (Gandhi et al., 2017; Vincentelli et al., 2018; Paice et al., 2019) ونصف قطر الإطلاق (Vincentelli et al., 2019).

أدت رصود إضافية إلى اكتشاف ارتباط غير خطي بين النطاقين (Kanbach et al., 2001; Durant et al., 2011; Veledina et al., 2017; Vincentelli et al., 2021; Paice et al., 2021)، وكذلك تذبذبات شبه دورية في O-IR (Motch et al., 1983; Kalamkar et al., 2016; Vincentelli et al., 2019, 2021). وأشار ذلك إلى مساهمة أكثر من مكون متغير واحد في انبعاث O-IR (كما اقترحت أيضا دراسات O-IR طويلة الأمد؛ Kosenkov et al., 2020). ومن أكثر المرشحين الواعدين لتفسير هذه السمات المثيرة إشعاع سنكروتروني من المناطق الخارجية لتدفق داخلي ساخن ممغنط (Veledina et al., 2011). وقد أظهرت قلة من LMXBs، تشمل كلا من الثقوب السوداء والنجوم النيوترونية، أدلة محتملة على هذا المكون، لكن ليس واضحا تحت أي شروط يمكن له أن يهيمن على النفاثة (Degenaar et al., 2014; Veledina et al., 2017; Paice et al., 2021; Shahbaz et al., 2023).

على الرغم من غنى الظواهر في O-IR لدى BH LMXBs، ركز عدد قليل نسبيا من الدراسات على الخصائص السريعة متعددة الأطوال الموجية لـ NS LMXBs، ويرجع ذلك أساسا إلى انخفاض لمعانها. وبسبب توهجاتها القوية وتغيرها غير الساكن، انصب معظم الاهتمام على الأجسام التي تراكم باستمرار بمعدلات عالية (أي ما يسمى “مصادر Z”؛ McGowan et al., 2003; Dubus et al., 2004; Durant et al., 2011; Shahbaz et al., 2023; Vincentelli et al., 2023)، أو النجوم النابضة الميلي ثانية الانتقالية (Shahbaz et al., 2015, 2018; Papitto et al., 2019; Baglio et al., 2019, 2023). ومع ذلك، لم تجر أي دراسة لـ NS LMXBs في حالتها الصلبة “المعيارية”.

هنا، نقدم أول رصد متزامن وسريع في IR/الأشعة السينية للنجم النيوتروني المراكم 4U 1728-34 (أو GX 354-0، RA: 17 31 57.73، DEC: -33 50 02.5) أثناء حالته الصلبة. هذا النظام نجم نيوتروني (NS) معروف جيدا ضعيف المغنطة يستدل على أنه يراكم من مانح فقير بالهيدروجين (Shaposhnikov et al., 2003; Galloway et al., 2010). ويصنف على أنه LMXB دائم من نمط Atoll ذي كثافة عمود هيدروجين مجرية عالية، $N_{\mathrm{H}}=2.4-4.5\times {10}^{22}$ cm^-2 (Piraino et al., 2000; D’Aí et al., 2006; Díaz Trigo et al., 2018). الأنظمة من نمط Atoll هي مصادر للأشعة السينية يمكن أن تمر بانتقالات بين حالة لينة وحالة صلبة. وعندما تفعل ذلك، فإنها ترسم مسارات نمطية في مخطط لون-لون للأشعة السينية (أي ما يسمى فرعي “Island” و“Banana”)، وترتبط أيضا بتطور في خصائص التوقيت (انظر، مثلا، Hasinger and van der Klis, 1989; van der Klis, 2006). وتحديدا، كما لوحظ في BH LMXBs، فإن مكونات الضجيج عريض النطاق في طيف القدرة السيني، إلى جانب تذبذباته شبه الدورية، تتطور نحو ترددات أعلى مع اقتراب المصدر من طور ألين وأعلى لمعانا (انظر، مثلا Psaltis et al., 1999; Homan et al., 2007; Altamirano et al., 2008). وبالتفصيل، رغم أن مدة هذه الحالات يمكن أن تختلف اختلافا كبيرا من مصدر إلى آخر (انظر مثلا van der Klis, 2006; Muñoz-Darias et al., 2014, والمراجع الواردة فيه)، فإن 4U 1728-34 يمر بانتقالات منتظمة في الحالة كل $\sim 40-60$ يوم (Muñoz-Darias et al., 2014, للكشف السابق عن هذه الدوريات انظر أيضا: Kong et al. 1998; Galloway et al. 2003)

كشفت رصود حديثة في الأشعة السينية/تحت الحمراء في الحالة اللينة أول نظير تحت أحمر لاندفاع من النوع I (Vincentelli et al., 2020). وتنشأ هذه الومضات السينية السريعة من انفلات نووي حراري على سطح النجم النيوتروني (Hansen and van Horn, 1975; Woosley and Taam, 1976). وعادة ما يرتبط النظير منخفض الطاقة (المكتشف عند أطوال UV/O/IR الموجية) لهذه الأحداث بالانبعاث المعاد معالجته من القرص والنجم المرافق. ومن ثم يمكن استخدام التأخر بين الأشعة السينية وانبعاث UV/O/IR لتقييد المعلمات المدارية لهذه الأنظمة (انظر مثلا Hynes et al., 2006; Muñoz-Darias et al., 2007; Vincentelli et al., 2020).

2 البيانات

2.1 الأشعة تحت الحمراء: HAWK-I@VLT

أجرينا رصودا فوتومترية عالية الدقة الزمنية لـ 4U 1728-34 باستخدام HAWK-I (Pirard et al., 2004)، المثبت على UT4 في Very Large Telescope في Cerro Paranal، تشيلي. نفذت الرصود في 2019-03-23 (MJD 58565) بين 06:34 و08:34 UTC في نمط FastPhot (معرف البرنامج: 0102.D-0182) باستخدام نافذة من $128\times 64$ حاويات، مما أتاح لنا بلوغ دقة زمنية قدرها 0.125s. سجلت البيانات في N = 200 مكعبا بياناتيا من 250 إطارا لكل منها، تفصل بينها فجوات قدرها $\approx 3$s. ثم قسنا منحنى الضوء بعد طرح الخلفية من الهدف ومن نجم مرجعي ساطع ونجم مقارنة باستخدام برمجية ULTRACAM (Dhillon et al., 2007). ولئلا نفقد تتبع النجوم، ثبت الموضع النسبي للهدف ونجم المقارنة بالنسبة إلى النجم المرجعي. وضمن مكعب واحد كان موضع الفتحة قادرا على تعديل موقعه متتبعا النجوم. حددت مجموعة واحدة من أنصاف أقطار فتحات الاستخراج لكل مكعب من أجل أخذ تغيرات الرؤية طويلة الأمد في الحسبان. ولإزالة أي تأثيرات زائفة إضافية، قمنا بعد ذلك بتطبيع منحنى ضوء الهدف إلى النجم المرجعي (VVV J173159.32-335001.92, K${}_s{}^{}=10.562\pm 0.001$). أظهر منحنى الضوء المستخرج من نجم مقارنة قريب (VVV J173200.33-335005.87, K${}_s{}^{}=14.58\pm 0.04$) منحنى ضوء مستقرا بلا اتجاهات طويلة الأمد. وكان القدر المتوسط لـ 4U 1728-34 هو $14.5\pm 0.02$ ($\approx 1.1$mJy، وهو تدفق مماثل للقياسات السابقة التي أجراها Díaz Trigo et al., 2018). تعرض جزء من المكعبات لفقدان بضعة إطارات. لذلك، عند النظر في الارتباط المتبادل مع الأشعة السينية، استبعدت هذه المكعبات من التحليل. وخلال بضعة مكعبات، انتهى المصدر قريبا جدا من حافة الكاشف، مما شوه منحنى الضوء المتحصل عليه؛ واستبعدت هذه المكعبات أيضا من التحليل الكلي. بعد استخراج منحنى الضوء، وضعنا الطوابع الزمنية في نظام الزمن الديناميكي المركزي الباري (TDB) باستخدام تقويم JPL DE405 الأرضي، مع اعتماد الطريقة الموصوفة في Eastman et al. (2010).

2.2 الأشعة السينية اللينة: XMM-Newton

رصدنا 4U 1728-34 بكاميرا EPIC-pn على متن تلسكوب الأشعة السينية (0.5-10 keV) XMM–Newton في نمط Timing (Strüder et al., 2001). أجريت الرصود في الليلة نفسها بين 05:37 و13:32 UTC (obsid: 0831791401). وبعد تطبيق التصحيح المركزي الباري (عبر أداة barycen مع اعتماد تقويم JPL DE405 الأرضي)، استخرجنا الأحداث بين العمود RAWX 27 و47، مختارين فقط الأحداث ذات PATTERN<=4 وFLAG==0. وتظهر البيانات أيضا اندفاعا سينيا واضحا أثناء نافذة HAWK-I الزمنية؛ ولتحليل التغير العشوائي (والارتباط مع التغير السريع في IR، انظر القسمين 3.1 و3.2)، استبعدت هذه السمة من البيانات. وبالتفصيل، استبعدنا الأحداث في نافذة بين 4200 و4400 s من بداية الرصد. حويت الأحداث السينية المختارة لتطابق منحنى الضوء في IR. وبسبب معدل العد العالي جدا لهذا الحدث، الذي يشوه شكل منحنى الضوء، حصلنا، لتحليل إشارة الاندفاع (انظر القسم 3.3)، على منحنى الضوء باستخدام الأمر epiclccorr بدقة زمنية قدرها $0.5$s.

2.3 الأشعة السينية الصلبة: NuSTAR

رصد NuSTAR (Harrison et al., 2013) المصدر 4U 1728–34 من 2019-03-22 22:26:09 إلى 2019-03-23 12:11:09 UTC بزمن تعرض كلي على المصدر قدره 19.3 ks (obsid: 90501312002) بكلتا وحدتي المستوى البؤري A وB (FPMA وFPMB فيما يلي). عالجنا قوائم الأحداث، ورشحنا الفوتونات بين 3 و79 keV، واستبعدنا عبور القمر الاصطناعي عبر شذوذ جنوب الأطلسي باستخدام الأداة nupipeline. طبق التصحيح المركزي الباري أيضا عبر أمر ftool baryocrr (وفي هذه الحالة أيضا استخدمنا تقويم JPL DE405 الأرضي). جمعت عدادات المصدر والخلفية ضمن منطقة دائرية نصف قطرها 150 ثانية قوسية. ثم استخرجنا منحنيات ضوء المصدر المصححة إلى المركز الباري لكلتا وحدتي FPM وفحصناها بحثا عن وجود اندفاعات. اكتشفنا اندفاعا واحدا مدته $\approx 100$s قبل حملة XMM–Newton/HAWK-I المتزامنة تماما. أما الاندفاع المكتشف في حملة XMM–Newton/HAWK-I، فقد وقع أثناء فجوة رؤية. وبعد استبعاد الاندفاع المحدد، ولدت الأطياف وملفات الاستجابة بتطبيق النص البرمجي nuproducts. حوينا الأطياف للحصول على نسبة إشارة إلى ضجيج لا تقل عن 20.

3 تحليل البيانات والنتائج

3.1 التغير العشوائي

بفضل الدقة الزمنية دون الثانية لـ HAWK-I، قسنا طيف كثافة القدرة (PDS) في نطاق IR باستخدام الوصفة الموصوفة في Uttley et al. (2014). بحثنا أولا هل كان الهدف متغيرا على نحو معنوي بحساب PDS مع 64 حاوية (أي طول مقطع = 8s) لكل مقطع لكل من هدفنا ونجم المقارنة (انظر الشكل 1). وبينما يظهر الأول ضجيجا أحمر واضحا، كما يلاحظ عادة في الأنظمة المراكمة (انظر مثلا Press, 1978; Uttley et al., 2005; Scaringi et al., 2015, والمراجع الواردة فيه)، يظهر الأخير طيفا مسطحا، متسقا مع ضجيج غير مترابط فقط. تظهر بعض الانحرافات عن الثابت (انظر مثلا حول 2 و4 Hz). إلا أننا نلاحظ أنها تقع ضمن $2\sigma$ من أفضل ملاءمة ثابتة لدينا، ومن ثم فمن غير المرجح أن تكون ناتجة من عيوب آلية يمكن أن تؤثر في الإشارة.

ثم حسبنا PDS بدقة ترددية أفضل وتغطية أوسع (أي وصولا إلى ترددات أدنى): وللقيام بذلك ملأنا الفجوات بإضافة نقاط موزعة لوغ-طبيعيا حافظت على التدفق نفسه، وPDS عالي التردد لمنحنى الضوء في IR. حسب PDS باستخدام 128 حاوية لكل مقطع (أي طول مقطع = 16s) وإعادة تحوي هندسية قدرها 1.2 (انظر الشكل 2). وبينما يظهر PDS عند الترددات المنخفضة كسرا حول 0.3 Hz، فإنه يظهر انعطافا صاعدا فوق $\approx$ 1 Hz. وبالنظر إلى الاتجاه عند الترددات دون 1 Hz، فمن غير المرجح أن يكون مثل هذا التغير في الميل ناتجا من التراكب الطيفي فقط. إلا أن مثل هذا التأثير يمكن أن يسببه تقليل في تقدير مستوى الضجيج الأبيض، الذي حسب باتباع الوصفة في Vaughan et al. (2003). لذلك حسبنا أيضا PDS بتقدير الضجيج من خلال ملاءمة مستوى ثابت بين 3 و4 Hz. وعلى الرغم من أن هذا يمثل التقدير الأكثر تحفظا، فإننا لا نزال نقيس تغيرا معنويا فوق 1 Hz (النقاط الصفراء الفارغة في الشكل 2). ويبلغ rms المتكامل المحسوب في الحالة الأولى $\approx 2$%.

قارننا PDS في IR بـ PDS لبيانات XMM–Newton مع 16348 حاوية لكل مقطع ومعامل إعادة تحوي هندسية قدره 1.1. يظهر PDS السيني ضجيجا عريض النطاق قويا كما يلاحظ عادة في NS LMXBs في حالتها الصلبة، مع قمة (بوحدات $\nu P_{\nu }$) حول بضعة Hz وrms متكامل قدره 20 %. وتتسق هذه القيمة مع التوقعات النموذجية من الحالة الصلبة (Muñoz-Darias et al., 2014).

Figure 1: طيف كثافة القدرة في IR (PDS) لهدفنا (4U 1728-34، نقاط حمراء) ونجم المقارنة المختار (نقاط زرقاء). وبينما يظهر الأول ضجيجا أحمر واضحا، يتسق الأخير مع ضجيج بواسوني. أعيد تحجيم PDS لنجم المقارنة توخيا للوضوح. يمثل الخط الرمادي ملاءمة ثابتة لـ PDS الخاص بنجم المقارنة، بينما يمثل الخط البرتقالي أفضل ملاءمة ثابتة في المدى بين 3 و4 Hz.

Figure 2: PDS بعد طرح الضجيج في الأشعة السينية (نقاط زرقاء) وIR (نقاط حمراء ممتلئة) (بوحدات $\nu P_{\nu }$) لـ 4U 1728-34 أثناء رصودنا. تمثل الدوائر الصفراء الفارغة PDS في IR عند تقدير الضجيج البواسوني بملاءمة ثابت بين 3 و4 Hz (انظر الخط البرتقالي في الشكل 1). لدى PDS في IR تغير أدنى بكثير ويظهر كسرا عند ترددات أقل.

ميزنا أصل هذا الضجيج بقياس دالة الارتباط المتبادل المتقطعة (CCF) بين الأشعة السينية (0.5-10 keV) وIR باستخدام الإجراء نفسه الموصوف في Gandhi et al. (2010). وكما في جميع الدراسات السابقة، نستخدم الأشعة السينية نطاقا مرجعيا: أي إن التأخر الموجب يعني أن IR يتأخر عن الأشعة السينية. تتبع كل الرسوم هذا الاصطلاح، ما لم يحدد خلاف ذلك. تمتلك CCF بين XMM–Newton/HAWK-I قمة سيئة الفصل حول $\approx 0$، ويبدو أنها غير متناظرة قليلا حول التأخرات السالبة (الشكل 3). وبحساب التأخر بوصفه المتوسط المرجح لتأخرات الارتباط المتبادل بين $\pm 0.5$s ونشر الأخطاء تبعا لذلك، نحصل على تأخر قدره $-41\pm 11$ms: أي إن IR يتقدم تغير الأشعة السينية. وقارننا هذه القيمة بتأخرات فورييه: أي باستخدام طور الطيف المتبادل بين IR والأشعة السينية. حسب ذلك باتباع الخطوات الموصوفة في Uttley et al. (2014). وتحصل أيضا قيمة قابلة للمقارنة عند حساب التأخر الزمني لفورييه بين منحنيي الضوء في الأشعة السينية وIR عند الترددات العالية: $-32\pm 15$ms في مدى 1-4 Hz و$-42\pm 20$ms بين 2 و4 Hz.

ومن أجل التحقق من معنوية الارتباط المرصود، أجرينا اختبارين. قيمنا أولا CCF بين XMM–Newton ومنحنيات الضوء في IR لنجم المقارنة: ويبين غياب الارتباط الظاهر في الشكل 3 (المنحنى الرمادي) أن القمة ليست زائفة. ثانيا، فحصنا ما إذا كانت القمة ناتجة من تقلبات ضجيج غير مترابطة. وللقيام بذلك، حاكينا N = 10³ منحنيات ضوء اصطناعية لها PDS نفسه لمنحنى ضوء XMM–Newton وأطوار عشوائية، وربطناها تبادليا بمنحنى الضوء في IR. ومن عرض التوزيع المتحصل عليه وجدنا أن قمتنا معنوية عند $\approx 8\sigma$. أخيرا، تحققنا أيضا مما إذا كان الشكل متأثرا بإحصاءات العد، مصححين التطبيع من التباين الزائد (Vaughan et al., 2003). إلا أننا لم نجد تغيرا معنويا في شكل CCF ولا في التأخر المستنتج منه. ولذلك يمكننا أن نستنتج أن لا تناظر CCF، ومن ثم تقدم IR، حقيقي.

Figure 3: دالة الارتباط المتبادل (CCF) المحسوبة بين XMM–Newton وHAWK-I لـ 4U 1728-34 (نقاط حمراء) ونجم المقارنة (منحنى رمادي).

3.2 اعتماد CCF على الطاقة

بحثنا اعتماد CCF على الطاقة باستخدام منحنيات ضوء XMM–Newton المستخرجة في نطاقي 0.5-4 و4-10 keV. وتظهر الرسوم الناتجة (انظر الشكل 4، اللوحات العليا) تطورا محتملا بين النطاقين. ولاستبعاد أن يكون ذلك تأثيرا ناجما عن التطبيع، قيمنا تأخرات الطور في مجال فورييه بين IR والنطاقين السينيين باستخدام 64 حاوية لكل مقطع ومعامل إعادة تحوي هندسية قدره 1.4. وعلى الرغم من ضعف الإحصاءات، تظهر اللوحات السفلى من الشكل 4 أن أطياف التأخر-التردد الناتجة تبدو كأنها تنحرف هامشيا بعضها عن بعض فوق 1 Hz (حيث يصبح التأخر في نطاق 4-10 keV أطول).

ومن أجل استقصاء هذه النتيجة بمزيد من التفصيل، حسبنا طيف التأخر-الطاقة بتكامل الطيف المتبادل بين 1 و4 Hz لأربعة نطاقات طاقة سينية (0.5-2، 2-4، 4-6 و6-10 keV). وبالنظر إلى تقدم IR، استخدمنا نطاقات IR مرجعا. ننبه القارئ إلى أن هذا يعكس الاصطلاح المستخدم حتى الآن: أي إن التأخر الموجب يعني أن الأشعة السينية تتأخر عن IR. يبين الشكل 5 طيف التأخر الزمني مقابل الطاقة الناتج. وبينما لا يتطور تقدم IR (أو تأخر الأشعة السينية) تطورا معنويا بين 0.5 و6 keV، يمكن رؤية زيادة هامشية في نطاق 6-10 keV. حاولنا أيضا قياس التأخرات باستخدام نطاقات أعرض (0.5-4 و4-10 keV، أي كما في التحليل المبين في الشكل 4) ووجدنا فرقا هامشيا فقط قدره $\approx$ 1.5 $\sigma$: من 17$\pm$15 ms إلى 62$\pm$27 ms. ونلاحظ أنه، كما هو متوقع من طيف التأخر-التردد، عند إجراء التحليل نفسه عند ترددات أدنى (أي 0.1-1 Hz)، تكون كل التأخرات متسقة مع الصفر.

Figure 4: اللوحة العليا: CCF في الأشعة السينية/IR باستخدام طاقات سينية مختلفة: 0.5-4 keV (مربعات حمراء على اليسار) و4-10 keV (دوائر زرقاء على اليمين). اللوحة السفلى: تأخرات الطور في الأشعة السينية/IR باستخدام النطاقات نفسها (وترميز الألوان نفسه). ولتيسير المقارنة، تمثل الخطوط الرمادية في اللوحات اليسرى قياسات أجريت بنطاق 4-10 keV، وفي اللوحات اليمنى تعيد الخطوط الرمادية إنتاج الحسابات باستخدام نطاق 0.5-4 keV.

Figure 5: طيف التأخر-الطاقة باستخدام IR نطاقا مرجعيا: أي إن التأخر الموجب يعني تأخر الأشعة السينية عن IR. يبين الرسم كيف يبدو أن التأخر يصبح أكبر عند الطاقات فوق 6 keV.

3.3 اندفاع من النوع I

كما ذكر أعلاه، قدم منحنى ضوء XMM–Newton اندفاعا سينيا واضحا متزامنا مع مكعبات HAWK-I. إلا أنه، بسبب وجود التغير العشوائي، لا يظهر منحنى الضوء في IR زيادة واضحة كما في الاندفاع السابق الذي أورده Vincentelli et al. (2020). ومع ذلك، وجدنا بقياس CCF مع إدراج الاندفاع قمة عريضة تشير إلى أن IR يستجيب فعلا للاندفاع السيني أيضا في الحالة الصلبة (انظر الشكل 6، اللوحة اليمنى). ومن اللافت أن CCF يبدو أيضا أنه يظهر ارتباطا عكسيا ضعيفا عند $\approx -5$s. وبفحص منحنى الضوء في IR بدقة زمنية أدنى، وجدنا وجود هبوط هامشي أثناء الطور الأولي من الاندفاع يتبعه استجابة موجبة للاندفاع السيني (انظر الشكل 6، اللوحة اليسرى)، وهو ما قد يفسر الارتباط العكسي الضعيف عند التأخرات السالبة. قدرنا معنوية هذا الارتباط بربط منحنى ضوء XMM، شاملا الاندفاع، تبادليا بإشارة غير مترابطة لها خصائص منحنى الضوء في IR نفسها. حاكينا ${10}^3$ منحنيات ضوء ذات نسبة إشارة إلى ضجيج وطيف قدرة مماثلين لما قاسه HAWK-I، ووازنّاها مع منحنى ضوء XMM وحسبنا CCF لكل الإزاحات الممكنة. يرسم حد $1\sigma$ المتحصل عليه من التوزيع في الشكل 6، (اللوحة اليمنى). قمة CCF عالية المعنوية ($\approx 4.4\sigma$)، بينما، كما هو متوقع، لا يتجاوز الهبوط عند التأخر السالب نحو $\approx 3\sigma$.

باتباع الإجراء الموصوف في Gandhi et al. (2017) وPeterson et al. (1998)، قيمنا تأخر الأشعة السينية/IR من خلال المتوسط المرجح (وخطئه المعياري) لـ CCF ضمن عرضه الكامل عند نصف القيمة العظمى، فوجدنا تأخرا قدره $7.2\pm 1.4$s. أظهرت الرصود السابقة في الحالة اللينة تأخرا مرتبطا بالاندفاع قدره $4.5\pm 0.25$s (Vincentelli et al., 2020)، ومن ثم فهو أصغر بمستوى ثقة $\approx 2\sigma$.

Figure 6: اللوحة اليسرى: منحنى ضوء XMM–Newton (خط أزرق) وHAWK-I (نقاط حمراء، أعيد تحويها إلى $0.75$s توخيا للوضوح) أثناء الاندفاع من النوع I. وضع الخط المتقطع عند صعود الاندفاع (أي بين أول حاوية ذات ارتفاع واضح، وآخر حاوية متسقة مع الانبعاث المستمر). يظهر منحنى الضوء في IR ارتباطا عكسيا هامشيا حول قمة الاندفاع السيني يتبعه صعود واضح. تعود الفجوة في نهاية اندفاع XMM–Newton إلى انقطاع القياس عن بعد. اللوحة اليمنى: CCF للحالة الصلبة (HS، نقاط زرقاء) مقارنة بتلك المقاسة في الحالة اللينة (SS، منحنى رمادي؛ Vincentelli et al., 2020). وقد حسبت الأخيرة فقط حتى تأخر قدره $\pm 15$s بسبب المدة المحدودة للبيانات المتزامنة. ومع ذلك، يوجد فرق واضح بين الحقبتين. تمثل الخطوط المتقطعة-المنقطة مستوى ضجيج الثقة 1$\sigma$ لرصود الحالة الصلبة.

3.4 تحليل الطيف السيني

ميزنا أيضا الحالة الطيفية السينية للمصدر بتحليل طيف NuSTAR بين 3 و79 keV (الشكل 7). وباتباع الدراسات الطيفية السابقة لـ NS LMXBs (Wang et al., 2017, 2019; Ludlam et al., 2019; van den Eijnden et al., 2020) استخدمنا نموذجا ذا أربعة مكونات: امتصاص بين نجمي، ومكون جسم أسود، وقانون قدرة ذي قطع، وانعكاس. وبالتفصيل، استخدمنا نموذج كمبتنة (thcomp؛ Zdziarski et al., 2020) ملتفا مع مكون جسم أسود (bbodyrad) ونموذج انعكاس نسبي (relxillCp؛ García et al., 2014). ثبتنا كثافة عمود الهيدروجين N_H على القيمة الواردة في قاعدة بيانات heasarc لإحداثيات المصدر، أي $1.35\times {10}^{22}$cm^-2 .

يمكن للنموذج إعادة إنتاج البيانات باتفاق جيد (${\chi }^2/dof\approx 1.07$)، وترد قيم أفضل ملاءمة في الجدول 1. وجدنا وجود مكون حراري عند $kT\approx 1$keV، مما يشير على الأرجح إلى الطبقة الحدية (انظر مثلا Lin et al., 2007; Armas Padilla et al., 2017). ووجدت درجة حرارة الوسط الساخن المكمتن $k{T}_e\approx 15$keV. وكلتا القيمتين متسقتان مع القياسات السابقة لأطياف الأشعة السينية لـ NS LMXBs أثناء الحالة الصلبة (Lin et al., 2007; Burke et al., 2017). وتتسق قيمة كسر التغطية مع 1، مما يشير إلى أن كل الفوتونات البذرية تخضع للكمتنة. أما بالنسبة إلى مكون الانعكاس، فيتسق الطيف مع قرص عالي التأين، ($\log \xi \approx 3.5$)، ومبتور ($R_{in}\approx {10}^7$cm) وذي ميل منخفض ($i$ بين $\approx {20}^{\circ }$ و${30}^{\circ }$). يتيح لنا نموذج الانعكاس تعريف مؤشري ملف انبعاثية القرص ونصف قطر للانتقال بين المؤشرين. وبما أن الملاءمة لا تتطلب تأثيرات نسبية قوية (إذ إن القرص مبتور)، ثبتنا كلا المؤشرين عند 3، وهي القيمة المتوقعة في الحالة النيوتنية. وثبت الدوران أيضا عند 0 للسبب نفسه. علاوة على ذلك، عند ترك كثافة القرص ($\rho$) معلمة حرة، نجد قيمة قدرها $\rho \approx 2.5\times {10}^{18}$cm^-3.

كما ذكر أعلاه، لهذا الرصد طيف أصلب بكثير مقارنة بأول كشف للاندفاع المبلغ عنه في Vincentelli et al. (2020). وعلى وجه الخصوص، تهيمن على الرصد السابق مكونة حرارية قوية يمكن ملاءمتها بانبعاث جسم أسود قرصي بدرجة حرارة قدرها $\approx$3 keV. ونجد أيضا دليلا على سمات انعكاس وكذلك ذيلا صلبا فوق 50 keV. وهذا يتماشى مع الدراسات السابقة للمصدر (انظر مثلا Kajava et al., 2017; Wang et al., 2019)، ويجري حاليا تحليل أكثر تفصيلا لتطور الطيف، يتجاوز هدف هذه الورقة (Vincentelli et al., in prep.).

Figure 7: اللوحة العليا: أطياف NuSTAR لـ 4U 1728-34. تمثل النقاط السوداء والحمراء البيانات من كاشفي FPMA وFPMB على التوالي. يمثل الخط المتصل النموذج الكلي، بينما تشير الخطوط المتقطعة إلى المكونات الفردية. اللوحة السفلى: بواقي الملاءمة.

Table 1: معلمات أفضل ملاءمة للتحليل الطيفي لـ NuSTAR FPMA + FPMB. أعيد إنتاج البيانات جيدا بافتراض نموذج كمبتنة ممتص + انعكاس: وتحديدا، استخدمنا النموذج phabs $\times$ (thcomp $⊛$ bbodyrad + relxillCP). ثبتت N_H على $1.35\times {10}^{22}$cm^-2، و$a=0$ وكلا مؤشري ملف الانبعاثية على 3. تورد جميع الأخطاء عند مستوى ثقة 90 %.

Component	Parameter		Value
thcomp
	${\mathrm{\Gamma }}_{\tau }$		1.9$\pm$0.01
	$k{T}_e$ (keV)		15.4${}_{-0.6}{}^{}{}_{}{}^{+0.3}$
	$co{v}_{frac}$		0.99${}_{-0.09}{}^{}{}_{}{}^{+0.01}$
bbodyrad
	$kT$ (keV)		0.96${}_{-0.01}{}^{}{}_{}{}^{+0.07}$
	norm		154${}_{40}{}^{}{}_{}{}^{+28}$
relxillCp
	inc (∘)		23${}_{-9}{}^{}{}_{}{}^{+13}$
	Rin ($\times$6 GM/c2)		6${}_{-2}{}^{}{}_{}{}^{+9}$
	log$\xi$		3.5$\pm$0.1
	log $\rho$ (cm-3)		18.4${}_{-0.5}{}^{}{}_{}{}^{+0.7}$
	norm ($\times$ 10-3)		1.8$\pm$0.4
${\chi }^2$ /dof (FMPA)			491 / 485
${\chi }^2$ /dof (FMPB)			546 / 466
${\chi }^2$ /dof (total)			1037 / 961
Flux 3-79 keV (erg cm-2 s-1)			3.6 $\times$10-9
Flux 3-6 keV (erg cm-2 s-1)			7.3 $\times$10-10
Flux 6-9 keV (erg cm-2 s-1)			5.5 $\times$10-10

4 المناقشة

4.1 التغير العشوائي والتأخرات

تظهر رصودنا المتزامنة تماما بـ XMM–Newton/HAWK-I لـ 4U 1728-34 إشارة مترابطة قوية مع تقدم في تحت الأحمر قدره $\approx 40$ms. وبالنظر إلى أن بنية CCF غير محلولة، فليس من المباشر تقديم تفسير فيزيائي لهذا التأخر. علاوة على ذلك، هذه هي المرة الأولى التي يستكشف فيها نطاق IR دون الثانية لـ NS LMXB ضعيف المغنطة في الحالة الصلبة. لذلك لا توجد حاليا نماذج يمكنها التنبؤ بهذه السمة. ونظرا إلى التشابه بين BH LMXBs وهذه الأنظمة (انظر مثلا Psaltis et al., 1999; Muñoz-Darias et al., 2014; Vincentelli et al., 2023)، حاولنا تفسير هذه الإشارة من خلال نماذج طورت حديثا للثقوب السوداء ذات الكتلة النجمية.

تاريخيا، فسرت الدراسات الطيفية عريضة النطاق لـ LMXBs عادة وجود فائض في IR في الحالة الصلبة على أنه مكون نفاثة (Corbel and Fender, 2002; Russell et al., 2006; Migliari et al., 2010; Gandhi et al., 2011; Corbel et al., 2013; Baglio et al., 2016; Díaz Trigo et al., 2018; Marino et al., 2020). ومن زاوية زمنية، لم يؤكد هذا السيناريو إلا في BH LMXBs بفضل كشف تأخر قدره 0.1s بين تغير الأشعة السينية وO-IR (Gandhi et al., 2008; Casella et al., 2010; Malzac, 2014). ووفقا لهذا النموذج، تحقن تقلبات معدل التراكم من التدفق الداخل (التي ترصد في الأشعة السينية) في النفاثة، حيث يعاد إصدارها في صورة إشعاع سنكروتروني عند طاقات أدنى (من O-IR إلى الراديو) من خلال تصادمات الصدمات الداخلية (Jamil et al., 2010; Malzac, 2013): لذلك يستجيب IR للتغيرات في الأشعة السينية بتأخر موجب.

يبدو أن تقدم IR الذي وجدناه في تحليلنا لا يحبذ نموذجا نقيا للنفاثة. إلا أنه من المهم التذكير بأنه بسبب ضعف دقة CCF لا يمكننا استبعاد وجود نفاثة تماما. فقد يبقى مكون ذو تأخر (موجب)، أصغر من نصف الدقة الزمنية لـ CCF لدينا، موجودا. وفي هذا الصدد، من المثير أيضا ملاحظة أن تأخر الأشعة السينية/IR الناتج من الصدمات الداخلية متوقع أن يتناسب مع كتلة الجسم المركزي (Malzac, 2013). ومن ثم، إذا كانت خصائص النفاثة متشابهة بين الثقوب السوداء والنجوم النيوترونية، فإننا نتوقع تأخرا مرتبطا بالنفاثة قدره $\approx 10$ms. تضع رصودنا حدا علويا لهذا التأخر قدره $\approx 60$ms (أي نصف الدقة الزمنية لـ CCF). ويمكن اختبار هذا السيناريو بأجهزة IR ذات دقة زمنية أعلى (انظر مثلا ERIS@VLT Davies et al., 2018).

ثمة سيناريو آخر استدعي لتفسير فائض تدفق O-IR في الحالة الصلبة، وهو إنتاج إشعاع سيكلو-سنكروتروني من تدفق داخلي ساخن ممتد (Veledina et al., 2011, 2013). ووفقا لهذه النماذج، ستنتج الأشعة السينية بعد ذلك من كمتنة هذه الفوتونات (Wardziński and Zdziarski, 2000; Poutanen and Vurm, 2009). ويبدو أن إشارة التأخر توحي بأن الكمتنة قد تكون معنية. واعتمادا على توزيع طاقات الإلكترونات و/أو تغير بعض معلمات النظام، يمكن إعادة إنتاج ارتباط موجب مع تقدم O-IR (Poutanen and Vurm, 2009; Veledina et al., 2017; Paice et al., 2021).

نناقش في الفقرات التالية الآثار المحتملة المتعلقة بمنطقة باعثة للسيكلو-سنكروترون. تحتاج هذه الحسابات إلى قيمة لمعان IR، التي تعتمد على المسافة والانطفاء. أما بالنسبة إلى المسافة، فسنستخدم القيمة المستحصلة من قياسات اندفاعات تمدد نصف القطر الفوتوسفيري (أي $\approx 5$kpc؛ Galloway et al., 2003). أما الانطفاء فأكثر غموضا إذ لا يوجد قياس مباشر لـ $N_{\mathrm{H}}$. وبالنسبة إلى التحليل الطيفي، وجدنا ملاءمة جيدة باستخدام $1.35\times {10}^{22}$ cm² (انظر الجدول 1)، إلا أن أعمالا سابقة وجدت أيضا ملاءات جيدة باستخدام $N_{\mathrm{H}}$ أعلى (تقريبا بمعامل 2). وباستخدام العلاقة التي وجدها Güver and Özel (2009)، تؤدي مثل هذه القيم لـ $N_{\mathrm{H}}$ إلى A_V يتراوح بين $\approx 6$ و11. وباتباع قانون Cardelli et al. (1989)، تترجم هذه بدورها إلى A_K بين $\approx$ 0.7 و1.3. ولحساباتنا حافظنا على الاتساق مع ملاءمتنا الطيفية، واعتمدنا القيمة الأدنى لـ A_K. غير أننا ننبه إلى أن القيم المناقشة قد تتغير بمعامل بضعة تبعا للانطفاء.

إذا كان انبعاث IR يتطابق مع قمة طيف السيكلوترون، فمن الممكن تقييد هندسة المنطقة الباعثة. وبالتفصيل، بعد تكييف المعادلات الموصوفة في Masters et al. (1977) للأقزام البيضاء المراكمة، يمكن كتابة نصف قطر صفيحة باعثة لإشعاع سيكلوتروني كما يلي:

$$R=\sqrt{\frac{12c^2}{32{\pi }^2}\frac{L_{cyc}}{kT{\nu }^3}}$$ (1)

حيث إن $L_{cyc}$ هو اللمعان المرصود عند التردد الكهرومغناطيسي $\nu$ ($1.5\times {10}^{14}$Hz)، و$T$ هي درجة حرارة الصفيحة. درجة الحرارة الدقيقة للمنطقة الباعثة للسيكلوترون غير معروفة. إلا أننا نستطيع أن نفترض أن حرارتها لن تكون أعلى من درجة حرارة الهالة المستنتجة من الملاءمة الطيفية للأشعة السينية ($k{T}_e\approx$15keV). ومن ثم سيعطينا ذلك حدا أدنى لنصف القطر. ونلاحظ أن هذا صالح في ظل افتراض توزيع ماكسويلي حراري للإلكترونات، وأن قيمة درجة الحرارة الفعالة قد تتغير تبعا لتوزيع طاقات الإلكترونات. نحصل على لمعان منزوع الاحمرار في نطاق K_S مقداره $L_{cyc}$ يساوي $\approx {10}^{33}$erg s^-1؛ غير أنه، بالنظر إلى rms في IR قدره $\approx$ بضعة في المئة، يمكن أن يكون لمعان المكون المتغير (المسؤول عن CCF) أدنى حتى $\approx {10}^{31}$erg s^-1. وبإدخال هذه القيم في المعادلة 1، نجد أن $R$ يجب أن يكون على الأقل من رتبة ${10}^8-{10}^9$cm. تبدو مثل هذه القيم غير محتملة، لأنها ستكون متسقة هامشيا مع مسافة زمن انتقال الضوء بين منطقتي إصدار الأشعة السينية وIR ($\approx {10}^{-2}$ ثانية ضوئية، أي ${10}^8$ cm).

نظرنا أيضا في حالة منطقة سنكروترونية باعثة في IR. وبالتفصيل، وبطريقة مشابهة لـ Chaty et al. (2011)، استخدمنا منطقة أسطوانية أحادية النطاق تصدر إشعاعا سنكروترونيا في IR. وعلى الرغم من أن وصفا أكثر واقعية ينبغي أن يتضمن تدفقا ساخنا طبقيا (Veledina et al., 2013)، فإننا نعتمد هذا التقريب لأنه يتيح لنا إيجاد علاقة بسيطة نسبيا بين الكميات الأساسية مثل نصف القطر ($R$) وارتفاع الصفيحة ($h$)، والمجال المغناطيسي ($B$)، وكسر الإشعاع السنكروتروني والتدفق. وبذلك يمكننا تقييد معلمات النظام وكذلك هندسة الهالة. وبالتفصيل، بافتراض تساوي التقسيم ($\xi$=1)، ومسافة 4U 1728-34، يمكن كتابة المعادلتين 1 و2 من Chaty et al. (2011) كما يلي:

$$B=C_B\nu {\left(\frac{h}{S}\right)}^{\beta }[\mathrm{G}]$$ (2)

$$R=\frac{C_R}{\nu }{\left(\frac{S}{h}\right)}^{\alpha }[\mathrm{cm}]$$ (3)

حيث إن $\nu$ هو كسر الطيف السنكروتروني معبرا عنه بوحدات ${10}^{14}$Hz، و$S$ هو التدفق بوحدات 10 mJy، و$h$ هو الارتفاع معبرا عنه بوحدات $R$ (أي، $H/R$)، بينما $C_R$ و$C_B$ ثابتان (على التوالي $2.5\times {10}^8$ و$5\times {10}^5$). أما قيم المؤشرين $\alpha$ و$\beta$ فهي على التوالي 17/36 و1/9.

قاس Díaz Trigo et al. (2018) توزيع الطاقة الطيفية عريض النطاق لـ 4U 1728-34 في حالة طيفية مشابهة، فوجد تردد كسر بين $1.3-11.0\times {10}^{13}$Hz ($\nu \approx 1.3-11.0\times {10}^{-1}$). علاوة على ذلك، وبالنظر إلى إشارة التأخر، فمن غير المعقول أن ينشأ معظم التغير من النفاثة. ولذلك يمكننا افتراض أن ارتفاع الأسطوانة أصغر من نصف القطر (أي $h_{max}=1$). وأخيرا، وبالنظر إلى rms قدره بضعة في المئة، يمكننا وضع حد أدنى للتدفق السنكروتروني (المتغير) قدره $\approx {10}^{-2}$mJy ($S_{min}\approx {10}^{-3}$). وبالجمع بين هذه الكميات الثلاث نستطيع تقييد المجال المغناطيسي ونصف قطر الصفيحة. وبالنسبة إلى الأول، يترجم ذلك إلى:

(4)

تتسق مثل هذه القيمة مع التوقعات للمصادر ضعيفة المغنطة، مثل 4U 1728-34 (انظر مثلا Casella et al., 2008; Ludlam et al., 2019). أما عند النظر في نصف القطر، فنحصل على:

$$R>R_{min}=\frac{C_R}{{\nu }_{max}}{\left(\frac{S_{min}}{h_{max}}\right)}^{\alpha }\approx 9\times {10}^6\mathrm{cm}$$ (5)

تتسق مثل هذه القيمة مع القيمة المستنتجة من ملاءمتنا الطيفية للأشعة السينية ($R_{in}=5-19\times {10}^6$cm). ومن ثم، إذا نظرنا الآن في الحد الأعلى الذي وضعه تحليل بيانات NuSTAR (أي بتثبيت $R=R_{max}=1.9\times {10}^7$ cm)، يمكننا أيضا إعادة ترتيب المعادلات ووضع قيود على $h_{min}$ و${\nu }_{min}$. وبالنسبة إلى $h$ نحصل على:

$$h>h_{min}={\left(\frac{C_R}{{\nu }_{max}{R}_{max}}\right)}^{\frac{1}{\alpha }}{S}_{min}\approx 0.2$$ (6)

وهو ما يشير إلى إسفين سميك. ونلاحظ أن قياسات الاستقطاب السيني الحديثة لنجوم نيوترونية أخرى منخفضة المجال المغناطيسي في LMXBs عند معدلات تراكم أعلى أشارت إلى هندسة كروية، مع نصف قطر بتر أصغر (Capitanio et al., 2023; Chatterjee et al., 2023; Farinelli et al., 2023). ومن ثم يمكن تفسير غياب التغير العشوائي السريع في IR في الحالات اللينة (Vincentelli et al., 2020) بانكماش التدفق الساخن مع اقتراب المصدر من معدلات تراكم أعلى (انظر مثلا Esin et al., 1997; Wijnands and van der Klis, 1999; Ingram and Done, 2010; Muñoz-Darias et al., 2014; van den Eijnden et al., 2020). ولذلك قد تستخدم مزيد من بيانات هذه المصادر، مع توقيت سريع متعدد الأطوال الموجية ورصود استقطابية، في المستقبل لوضع قيود أقوى على تطور هذا المكون بوصفه دالة في اللمعان.

أما بالنسبة إلى الكسر السنكروتروني فنحصل على:

$$\nu >{\nu }_{min}=\frac{C_R}{R_{max}}{\left(\frac{S_{min}}{h_{max}}\right)}^{\alpha }\approx 0.5[\times {10}^{14}\mathrm{GHz}]$$ (7)

وهذا يتسق مع النتائج التي حصل عليها Díaz Trigo et al. (2018) ويوحي بأن الانقلاب بين المنطقة الرقيقة بصريا والسميكة بصريا يقع في نطاق IR القريب. وتلزم رصود جديدة متعددة الأطوال الموجية، مع تغطية IR المتوسطة، لتأكيد هذا السيناريو.

4.2 اندفاع من النوع I

لقد قسنا للمرة الثانية النظير تحت الأحمر المتأخر لاندفاع سيني من النوع I في 4U 1728-34. ومن المقبول عموما أن هذه الومضات السينية تحدث بسبب انفلات نووي حراري على سطح النجم النيوتروني المراكم (Hansen and van Horn, 1975; Woosley and Taam, 1976). وعادة ما يفسر وجود نظراء UV/O/IR في هذه الأنظمة على أنه إعادة معالجة من القرص الخارجي والنجم المرافق (O’Brien et al., 2002; Hynes et al., 2006).

ومن اللافت أننا وجدنا تغيرا في تأخر الأشعة السينية/IR، منتقلا من 4.5 إلى 7.2 s مقارنة برصد سابق (Vincentelli et al., 2020). ويوحي مثل هذا الفرق الواضح بأن اندفاع IR ينشأ من انبعاث حراري معاد معالجته من النجم المانح. وإذا كان ذلك ناجما فقط عن تغير في الطور المداري (أي إن تغير هندسة التدفق الساخن لا يؤثر في التأخر بين الاندفاع المحرك والمعاد معالجته)، فيمكن استخدام هذا القياس لمزيد من تقييد فترة النظام ووضع حد على الميل.

4.2.1 تفسير هندسي: حدود على الفترة المدارية

على نحو مشابه لـ Vincentelli et al. (2020)، بمجرد اعتبار النجم المانح مصدرا نقطيا وافتراض أن 7.2s تقاس عند الاقتران العلوي مع $i={90}^{\circ }$، يمكننا وضع حد أدنى للفترة المدارية. في تلك الحالة، سيقابل التأخر ( $\tau$) المقدار $\tau =2a/c$ (حيث $a$ هو الفصل المداري و$c$ هي سرعة الضوء)، إضافة إلى زمن إعادة المعالجة (الذي يتوقع أن يكون أقل من بضعة 100 ms؛ Cominsky et al., 1987). وحتى عند النظر في حالة أكثر واقعية، حيث يشغل النجم كسرا كبيرا من الفصل المداري، أو إذا نشأ انبعاث IR من جزء كبير من النجم، فسيظل هذا الحد قائما. ومن ثم، نظرا إلى تأخر قدره 7.2 s، يمكننا القول إن $a=3.5c$. ووفقا لقانون كبلر الثالث (لكتلة نجم نيوتروني معيارية قدرها 1.4 M_⊙)، ينتج عن ذلك فترة مدارية صغرى قدرها $\approx 3$h، مستبعدا الطبيعة فائقة الصغر للمصدر التي اقترحها Galloway et al. (2010). وهذا سيكون أيضا متسقا مع الفترة المستنتجة من عمليات البحث الحديثة عن النبضات العابرة ($P_{orb}$ بين $2$h و$8$hr؛ Bahar et al., 2021).

4.2.2 تفسير هندسي: حدود على الميل

في ظل فرضية أن اندفاع IR ينشأ من إعادة المعالجة، يمكن استخدام قياس التأخرات من حدثين مختلفين لوضع أول حد أدنى لميل المصدر. إن مسافة زمن انتقال الضوء بين النجم المركزي والمانح في نظام مداري ذي نصف محور رئيس $a$، وميل $i$ عند طور مداري $\varphi$ هي (O’Brien et al., 2002):

$$\tau =\frac{a}{c}\cdot [1+\sin i\cdot \cos \varphi ]$$ (8)

ومن ثم، إذا كان لدينا اندفاعان من النظام نفسه مقاسان عند طورين مختلفين، فسنرصد فرقا في التأخر بين الاندفاع المحرك والمعاد معالجته. ويمكننا التعبير عن الفرق بين التأخرات المعاد معالجتها المقاسة كما يلي:

$$\mathrm{\Delta }\tau ={\tau }_2-{\tau }_1=\frac{a}{c}\sin i\cdot [\cos {\varphi }_2-\cos {\varphi }_1]$$ (9)

بالنسبة إلى ميل معين، سيرى أكبر فرق زمني قابل للرصد بين تأخرين عندما تكون أطوار الاندفاعين 0 و$\pi$، ومن ثم:

(10)

بافتراض قيمة عظمى $a_{\max }/c=10$ (أي قيمة نصف المحور الرئيس لفترة مدارية قدرها $\approx 20$h )، يعطي هذا $i>8^{\circ }$. وهذا يتسق مع النمذجة السابقة للمصدر (Vincentelli et al., 2020) ويضع أول قيد هندسي على ميل 4U 1728-34.

4.2.3 تأثيرات إضافية

من المثير ملاحظة أن اندفاع IR المرصود يظهر أيضا بعض الخصائص التي لا تتسق تماما مع سيناريو إعادة المعالجة. فمدته أقصر بكثير من مدة الاندفاع السيني، ولا يشبه شكله تماما الشكل المرصود عند الطاقة العالية (على خلاف حالة الحالة اللينة؛ Vincentelli et al., 2020). ويمكن تفسير المدة الأقصر بافتراض مستوى عال للمستمر (انظر مثلا Vincentelli et al., 2020) وبأننا لا نرصد إلا جزءا صغيرا من النجم يعيد معالجة الأشعة السينية (أي إذا كان النجم بيننا وبين NS؛ O’Brien et al., 2002). غير أن ملفا مختلفا للاندفاع المعاد معالجته يمكن أن ينشأ أيضا إذا كان الاندفاع الذي ترصده المناطق الخارجية من النظام مختلفا عن الاندفاع السيني المرصود. وقد يأتي تفسير محتمل لذلك من تأثير تدفق ساخن ممتد، موجود خلال هذه الحالة (استدعي طرح مماثل أيضا لتفسير غياب الارتباط بين منحنيات الضوء السينية والبصرية/فوق البنفسجية في AGN. انظر مثلا Gardner and Done, 2017). فعلى سبيل المثال، إذا استنزفت الهالة أثناء الاندفاع من النوع I (كما تشير الرصود والمحاكيات عالية الطاقة) ثم عادت إلى الظهور أثناء اضمحلاله، فقد تشتت التدفق السيني بطريقة معقدة، حاجبة جزئيا سطح النجم النيوتروني عن المرافق. وسيؤدي ذلك إلى إشارة قيادة "مبتورة"، مفسرا الشكل المختلف للاندفاع المعاد معالجته.

تتمثل إشارة إضافية للهالة في وجود “هبوط” هامشي في منحنى الضوء في IR عند قمة الاندفاع السيني. وتلزم رصود إضافية لتأكيد هذه السمة، إلا أنه من المثير ملاحظة أن مثل هذا الارتباط العكسي سيكون متوقعا إذا نشأ IR من إشعاع سنكروتروني صادر عن الهالة (Degenaar et al., 2018). فإذا بردت الهالة بسبب الزيادة الدرامية في الفوتونات البذرية اللينة من الومضة النووية الحرارية (كما تدعم ذلك الرصود عالية الطاقة لمصادر اندفاعات الأشعة السينية من النوع I، انظر مثلا Maccarone and Coppi, 2003; Chen et al., 2013, 2018; Ji et al., 2013, 2014b, 2014a; Kajava et al., 2017; Sánchez-Fernández et al., 2020)، فمن المتوقع أيضا أن ينخفض الإشعاع السنكروتروني. وقد يؤدي تثبيت هذا الهبوط برصود أخرى إلى قيود مستقلة جديدة على تطور تدفق التراكم أثناء هذه الأحداث الشديدة.

5 الاستنتاجات

أجرينا أول رصود متزامنة دون الثانية في IR/الأشعة السينية لنجم نيوتروني مراكم في الحالة الصلبة المنخفضة. ووجدنا نتيجتين رئيسيتين:

• اكتشفنا إشارة مترابطة بين الأشعة السينية وتحت الحمراء على مقاييس زمنية ميلي ثانية مع تقدم في IR قدره $\approx 30-40$ms. ولا توجد نماذج محددة يمكن أن تفسر هذه السمة. إلا أننا، نظرا إلى اعتماد التأخر على الطاقة، نقترح سيناريو تنتج فيه فوتونات سيكلوترونية أو (على الأرجح) سنكروترونية في IR بواسطة تدفق داخلي ساخن ممتد، ثم تخضع للكمتنة بفعل الإلكترونات الأعلى طاقة المسؤولة عن الانبعاث السيني غير الحراري.

• كشفنا النظير تحت الأحمر لاندفاع من النوع I بتأخر قدره $\approx 7.2$s بالنسبة إلى نظيره السيني. وبالجمع بين هذه النتيجة وقياسات سابقة، وبافتراض أن التغير لا يتأثر بالحالة الطيفية، نحصل على فترة مدارية صغرى قدرها $\approx 3$h وحد أدنى لميل $\approx 8^{\circ }$. غير أننا نلاحظ أيضا أن شكل اندفاع IR يوحي بأن بعض التفاعل مع الهالة جار.

تؤكد هذه النتائج قوة التغير السريع متعدد الأطوال الموجية في دراسة عمليات التراكم. علاوة على ذلك، فإن اكتشاف تغير مترابط دون الثانية في الأشعة السينية/IR في 4U 1728-34 يفتح نافذة جديدة في دراسة NS LMXBs. وقد تتمكن رصود إضافية بأجهزة IR جديدة ذات دقة زمنية أعلى (مثل ERIS@VLT؛ Davies et al., 2018) من فصل القمة المرصودة في CCF، مما يؤدي إلى قيود غير مسبوقة على هندسة تدفق التراكم والشروط الفيزيائية للنفاثة في NS LMXBs.

الشكر والتقدير

نشكر المحكم على التعليقات القيمة التي حسنت جودة الورقة وقابليتها للقراءة. استفاد هذا العمل من النقاشات التي جرت خلال اجتماع ISSI في برن "النظر إلى اقتران القرص بالنفاثة من زوايا مختلفة". يقر FMV بالدعم من المنحة FJC2020-043334-I الممولة من MCIN/AEI/10.13039/501100011033 وNext Generation EU/PRTR. ويدعم هذا العمل وزارة العلوم الإسبانية بموجب المنح PID2020–120323GB–I00، وPID2021–124879NB-I00، وEUR2021–122010 يقر TMB بالمساهمة المالية من المنحة PRIN INAF 2019 n.15. وتقر YC بالدعم من المنحة RYC2021-032718-I، الممولة من MCIN/AEI/10.13039/501100011033 والاتحاد الأوروبي NextGenerationEU/PRTR. ويقر LS بالمساهمات المالية من اتفاقيات ASI-INAF 2017-14-H.O و I/037/12/0؛ ومن منحة البحث “iPeska” (P.I. Andrea Possenti) الممولة ضمن نداء INAF PRIN-SKA/CTA (القرار 70/2016)، ومن PRIN-INAF 2019 no. 15 ومن وزارة الجامعة والبحث الإيطالية (MUR)، PRIN 2020 (prot. 2020BRP57Z) "GEMS".

استخدم هذا البحث أداة الوصول إلى كتالوج VizieR، CDS، Strasbourg، France (DOI : 10.26093/cds/vizier). نشر الوصف الأصلي لخدمة VizieR في 2000، A&AS 143، 23"

توافر البيانات

كل البيانات الخام متاحة علنا في المستودعات الإلكترونية الخاصة بـ ESO وXMM-Newton وأرشيفات NuSTAR.