We are searching data for your request:
Upon completion, a link will appear to access the found materials.
As ons van relativistiese bewegings praat, sê dan vanuit 'n relativistiese straal, wat word dan bedoel met die term "grootmaat Lorentz-faktor", en die grootsnelheid, $ beta $?
Ek dink dit verwys na die snelheid en Lorentz-faktor $ ( beta = v / c $ en $ gamma = [1- beta ^ 2] ^ {- 1/2}) $ van die gas as geheel. Binne die gas kan daar deeltjies wees wat met verskillende snelhede beweeg.
As u dus 'n bol gas opneem op 10.000 K (ouch) en dit op 100 m / s gooi, dan is die bulk spoed 100 m / s, maar die deeltjies in die gas het natuurlik hul eie individuele snelhede.
Wat is die grootste Lorentz-faktor? - Sterrekunde
Abstrak
Ons gebruik 'n monster radio-harde Active Galactic Nuclei (AGNs) met gemete swart gatmassas om die straalvormingsmeganismes in hierdie bronne te ondersoek. Ons vind 'n beduidende korrelasie tussen swartgatmassa en die bulk Lorentz-faktor van die straalkomponente vir hierdie monster, terwyl daar geen beduidende korrelasie tussen die Lorentz-bulk-faktor en die Eddington-verhouding is nie. Onlangse ondersoeke dui daarop dat die mees massiewe swart gate in elliptiese sterrestelsels gemiddeld hoër draaie het as die swart gate in spiraalstelsels. Die korrelasie tussen swartgatmassa en grootmaat Lorentz-faktor van die straalkomponente wat in hierdie werk aangetref word, impliseer dat die bewegingsnelheid van die straalkomponente waarskynlik deur die swartgat-draai gereguleer word. Die stralings wat vinniger beweeg word magneties versnel deur die magnetiese velde wat die horison van vinniger draaiende swart gate inryg
Om 'n opdatering of verwydering van hierdie vraestel in te dien, moet u 'n versoek vir opdatering / regstelling / verwydering indien.
Lorentz transformasie afleiding
Die eerste afleiding is soortgelyk aan hier.
Lorentz transformasies vir ruimte met tyd
Laat onprimeer x en t van traagheidsraam K wees en gegrond wees x ' en t ′ van traagheidsraamwerk K ′ wees. Aangesien ruimte aanvaar word dat dit homogeen is, moet die transformasie lineêr wees. Die algemeenste lineêre verwantskap word verkry met vier konstante koëffisiënte, A, B, C, en D:
'N Liggaam in rus in die K' raam op posisie x′ = 0 beweeg met konstante snelheid v in die K-raam. Daarom moet die transformasie oplewer x′ = 0 as x = vt. Daarom, B = −Gem en die eerste vergelyking word
Gebruik die relatiwiteitsbeginsel
Volgens die relatiwiteitsbeginsel is daar geen bevoorregte Galileaanse verwysingsraamwerk nie: daarom moet die omgekeerde transformasie vir die posisie van raam K 'na raam K dieselfde vorm hê as die oorspronklike, maar met die snelheid in die teenoorgestelde rigting, dit wil sê vervang v met −v:
Bepaling van die konstantes van die eerste vergelyking
Aangesien die spoed van die lig in alle verwysingsraamwerke dieselfde is, moet die transformasie dit waarborg vir die geval van 'n ligsein t = x/c wanneer t′ = x′/c, met spoed van lig c. Vervanging vir t en t′ In die voorafgaande vergelykings gee:
Die vermenigvuldiging van hierdie twee vergelykings gee,
Op enige tyd daarna t = t′ = 0, xx′ Is nie nul nie, dus deel albei kante van die vergelyking deur xx' resultate in
wat die “Lorentz-faktor” is.
Wanneer die transformasievergelykings benodig word om die ligseinvergelykings in die vorm te bevredig x = ct en x′ = ct′, Deur die x en x '-waardes, dieselfde tegniek lewer dieselfde uitdrukking vir die Lorentz-faktor.
Bepaling van die konstantes van die tweede vergelyking
Die transformasievergelyking vir tyd kan maklik verkry word deur die spesiale geval van 'n ligsein, wat weer bevredigend is, in ag te neem x = ct en x′ = ct′ Deur die ruimtelike koördinaat term vir term in die vroeëre verkreë vergelyking te vervang
wat die transformasiekoëffisiënte bepaal C en D as
So C en D is die unieke konstante koëffisiënte wat nodig is om die konstantheid van die ligsnelheid in die gegronde stelsel van koördinate te bewaar.
Lorentz transformasies vir tyd met ruimte
Laat onprimeer x en t vanaf die tydsraamwerk K wees en voorberei word x ' en t ′ vanaf die tydsraamwerk K ′ wees. Aangesien daar aanvaar word dat die tyd homogeen is, moet die transformasie lineêr wees. Die algemeenste lineêre verwantskap word verkry met vier konstante koëffisiënte, A, B, C, en D:
'N Liggaam in rus in die K' raam op posisie x′ = 0 beweeg met konstante vastigheid w in die K-raam. Daarom moet die transformasie oplewer x′ = 0 as x = t/w. Daarom, B = −A/w en die eerste vergelyking word
Gebruik die relatiwiteitsbeginsel
Volgens die relatiwiteitsbeginsel is daar geen bevoorregte Galileaanse verwysingsraamwerk nie: daarom moet die omgekeerde transformasie vir die posisie van raam K 'na raam K dieselfde vorm hê as die oorspronklike, maar met die lentiteit in die teenoorgestelde rigting, dit wil sê vervang w met −w:
Bepaling van die konstantes van die eerste vergelyking
Aangesien die spoed van die lig in alle verwysingsraamwerke dieselfde is, moet die transformasie dit waarborg vir die geval van 'n ligsein t = kx wanneer t′ = kx′, Met tempo van die lig k. Vervanging vir t en t′ In die voorafgaande vergelykings gee:
Die vermenigvuldiging van hierdie twee vergelykings gee,
Op enige tyd daarna t = t′ = 0, xx′ Is nie nul nie, dus deel albei kante van die vergelyking deur xx' resultate in
wat die “Lorentz-faktor” is.
Wanneer die transformasievergelykings benodig word om die ligseinvergelykings in die vorm te bevredig x = t/k en x′ = ct′/k, deur die x en x '-waardes, dieselfde tegniek lewer dieselfde uitdrukking vir die Lorentz-faktor.
Bepaling van die konstantes van die tweede vergelyking
Die transformasievergelyking vir tyd kan maklik verkry word deur die spesiale geval van 'n ligsein, wat weer bevredigend is, in ag te neem x = t/k en x′ = t′/kdeur die ruimtelike koördinaat term vir term in die vroeër verkreë vergelyking te vervang
wat die transformasiekoëffisiënte bepaal C en D as
So C en D is die unieke konstante koëffisiënte wat nodig is om die konstantheid van die ligsnelheid in die gegronde stelsel van koördinate te bewaar.
2. EEN-SONE GEVAL
Beskou 'n GRB-uitwerp met grootmaat LF Γ en radius R. Neem aan dat die fotone in die uitstaande raam van die uitwerp isotropies is, met fotongetaldigtheid per fotonenergie dn'/d'. Hierna dui, tensy anders aangedui, hoeveelhede met hooftekens die komende raam aan en hoeveelhede sonder priktekens die raam van waarnemer op die Aarde.
In die (comoving-frame) dinamiese tyd R/ Γc, 'n foton reis 'n pad van R/ Γ. Vir 'n foton van energie ε '= ε (1 + Z) / Γ (met Z die GRB-rooi verskuiwing), word die optiese diepte as gevolg van γγ-botsings gedurende 'n dinamiese tyd gegee deur Gould & amp Schréder (1967)
waar en Θ 'die hoek tussen die botsende fotonpaar is. Die deursnit word gegee deur
waar en is die snelheid en energie onderskeidelik van die gegenereerde elektron in die middel van die momentumraam van die botsing. Die radius R van die emissiegebied kan verband hou met die hoekverspreidingstyd δtang, as gevolg van 'n geometriese effek, deur R = 2Γ 2 cδtang/(1 + Z). Aangesien die hoekverspreidingstyd verband hou met die waargenome veranderlikheidstyd δt deur δtang = δt, ons het
Vir 'n GRB met die waargenome fotongetal per tydseenheid per eenheid fotonenergie per eenheid detectorarea, aangedui deur N(), kan die fotongetaldigtheid per eenheid fotonenergie in die komende raam gegee word deur
waar dL is die GRB-helderheidsafstand, en = Γ '/ (1 + Z).
Dit is belangrik om te let op 'n verskil van vorige werke. In Vergelyking (1) het ons nie die boonste grens van die integrasie as oneindig beskou nie, maar 'n sekere fotonenergie ε 'maksimum , omdat die HE-stert na verwagting afgesny sal word as gevolg van γγ-absorpsie. Die afsnypenergie is net daar waar τ (ε 'maksimum ) = 1 gebeur. Om die afsnypenergie selfstandig op te los εmaksimum = Γε 'maksimum /(1 + Z) vir gegewe Γ, moet ons die boonste grens van die integrasie neem as ε 'maksimum , en los τ (ε 'opmaksimum ) = 1 met behulp van vergelykings (1) - (4) en waargenome GRB-spektrum N().
Dit is bekend dat die GRB-spektrum aangepas kan word deur die Band-funksie (Band et al. 1993)
waar c = bl(α - β) / (2 + α), en A, α, β en bl is die genormaliseerde koëffisiënt, lae-energie-helling, die HE-helling en die νFν piek energie, onderskeidelik. In sekere Fermi-LAT GRB's, 'n ekstra spektrale komponent buite die bandfunksie word beweer dat dit bestaan, veral aan die HE-einde (Abdo et al. 2009b, 2009c). Hierdie ekstra komponent kan beskryf word as 'n kragwet,
met APL, die normalisering by 1 GeV en βPL die spektrale indeks.
Dit is handig om die Γ – ε op te losmaksimum verband met eersgenoemde benaderings. Die HE, 100 MeV, fotone wissel gewoonlik met fotone bo die piek energie. Laat ons die teikenfotonverdeling as 'n enkele kragwet benader N() = N0 −s in die volgende analitiese afleiding.
In vergelyking (1) word die boonste grens van die eerste integraal gewoonlik aanvaar & # x221e. Dit geld vir εmaksimum Γ 2 m 2 ec 4 / [εmaksimum (1 + Z) 2] en die spektrumhelling s & gt 1. In hierdie geval, met behulp van δ-benadering vir die dwarsdeursnee by teikenfotonenergie bo die drempel, σ ≈ (3/16) σT, τ (εmaksimum ) = 1 kan opgelos word om Γ as funksie van ε te geemaksimum ,
Wanneer εmaksimum Γ 2 m 2 ec 4 / [εmaksimum (1 + Z) 2], d.w.s. die energie van vernietigde fotone word vergelyk met die van teikenfotone, kan die boonste limiet nie as & # x221e meer. In hierdie geval word Γ gegee deur Li (2010)
Vervolgens voer ons 'n numeriese berekening uit om τ (εmaksimum ) = 1. Vir die waarnemings neem ons die drie helder Fermi-LAT GRBs 080916C, 090510 en 090902B, en neem dieselfde tydsintervalle in ag in die GRB's waar die LF's deur Abdo et al beperk is. (2009a, 2009b, 2009c), sowel as afdeling "a" in GRB 080916C. Die eienskappe van spektra en vloed vir hierdie GRB's word in Tabel 1 getoon. Die berekende resultate word in Figuur 1 gegee, waar ons die resultate van die selfbestendige berekening en die vorige metode vergelyk met behulp van 'n teiken foton spektrum sonder die HE afsny. Ons sien dat die resultate vir ε van mekaar afwykmaksimum 100 MeV of Γ 'n paar honderde. In die geval van afdeling "a" in GRB 080916C, waar die maksimum waargenome fotonenergie laer is (sien Figuur 1), is die LF-limiet met die self-konsekwente berekening baie kleiner as die met die vorige metode. Om selfbestendig te wees, moet die boonste grens van die integrasie in Vergelyking (1) dus in hierdie geval noukeurig beskou word as die maksimum fotonenergie. Ons merk ook op dat die LF-beperkings met 'n boonste grens van oneindigheid steeds geldig is vir die tydsegmente wat deur Abdo et al. Gebruik is. (2009a, 2009b, 2009c).
Figuur 1. Verhouding tussen die waargenome maksimum fotonenergie en die onderste limiet tot die grootste LF in die een-sone geval vir die drie helder GRB's. Die aangenome parameters van die GRB's word in Tabel 1 getoon. Soos aangedui in die plot, stem die gestippelde lyne ooreen met die resultate deur gebruik te maak van teikenfone sonder 'n spektrale afsnyding, terwyl die soliede lyne ooreenstem met ons selfbestendig berekeninge met behulp van afgeknotte teikenfoton-spektra. Die sterre dui op die waargenome hoogste energie van fotone in die relevante tydsintervalle.
Tabel 1. Parameters van drie helder LAT-GRB's
| GRB Naam | Tydsinteval | bl | α | β | A | βPL | APL | Z | δt | εhoogste |
|---|---|---|---|---|---|---|---|---|---|---|
| (s) | (keV) | (cm −2 s −1 keV −1) | (cm −2 s −1 keV −1) | (ms) | (GeV) | |||||
| GRB 080916C-a | 0.004–3.58 | 440 | −0.58 | −2.63 | 0.055 | ⋅⋅⋅ | ⋅⋅⋅ | 4.35 | 100 a | 0,02 b |
| GRB 080916C-b | 3.58–7.68 | 1170 | −1.02 | −2.21 | 0.035 | ⋅⋅⋅ | ⋅⋅⋅ | 4.35 | 100 a | 3 |
| GRB 090510 | 0.8–0.9 | 1894 | −0.86 | −3.09 | 0.028 | −1.54 | 6.439 & # x00d7 10 −9 | 0.903 | 12 | 30.5 |
| GRB 090902B | 9.6–13 | 821 | −0.26 | −5.0 | 0.082 | −1.98 | 4.3 & # x00d7 10 −10c | 1.822 | 53 | 11.2 |
Aantekeninge. a Greiner et al. (2009). b Die spektrumvloei van hierdie gedeelte by & gt20 MeV is slegs 'n boonste limiet, soos getoon in die ondersteunende materiaal van Abdo et al. (2009a). c Privaat kommunikasie met Francesco de Palma en die ander parameters is ontleen aan Abdo et al. (2009a, 2009b, 2009c).
Numeriese waardes
In die tabel hieronder toon die linkerkolom snelhede as verskillende breuke van die ligspoed (d.w.s. in eenhede van c). Die middelste kolom toon die ooreenstemmende Lorentz-faktor, die finale is die wederkerige. Die vetgedrukte waardes is presies.
| Spoed (eenhede van c) | Lorentz faktor | Wederkerig |
|---|---|---|
 |  |  |
| 0.000 | 1.000 | 1.000 |
| 0.050 | 1.001 | 0.999 |
| 0.100 | 1.005 | 0.995 |
| 0.150 | 1.011 | 0.989 |
| 0.200 | 1.021 | 0.980 |
| 0.250 | 1.033 | 0.968 |
| 0.300 | 1.048 | 0.954 |
| 0.400 | 1.091 | 0.917 |
| 0.500 | 1.155 | 0.866 |
| 0.600 | 1.250 | 0.800 |
| 0.700 | 1.400 | 0.714 |
| 0.750 | 1.512 | 0.661 |
| 0.800 | 1.667 | 0.600 |
| 0.866 | 2.000 | 0.500 |
| 0.900 | 2.294 | 0.436 |
| 0.990 | 7.089 | 0.141 |
| 0.999 | 22.366 | 0.045 |
| 0.99995 | 100.00 | 0.010 |
Sterrekundiges neem 'n helder relatiwistiese straal van die Blazar af
VLBA-beeld van PSO J0309 + 27. Beeldkrediet: Spingola et al. / Bill Saxton / NRAO / AUI / NSF.
Blazers is aktiewe galaktiese kerne met relatiewe stralings van materie wat byna vinnig teen die vinnige lig op ons af beweeg.
Hulle gloei nie net met sigbare lig nie, maar met elke vorm van bestraling, van radiogolwe tot gammastrale.
Ten spyte van intensiewe waarnemings- en teoretiese pogings oor etlike dekades, bly die besonderhede van blazarastrofisika ontwykend.
PSO J0309 + 27, wat in 2019 ontdek is, is ongeveer 12,8 miljard ligjare van die aarde af geleë.
Die voorwerp word gesien soos toe die heelal minder as 'n miljard jaar oud was, of net meer as 7% van die huidige ouderdom.
Dit is die helderste radio-emitterende baadjie wat nog op so 'n afstand gesien is. Dit is ook die tweede helderste X-straal-emitterende baadjie op so 'n afstand.
In nuwe navorsing het die sterrekundige Cristiana Spingola van die Universiteit van Bologna en kollegas opvolgwaarnemings van PSO J0309 + 27 gedoen met die Karl G. Jansky Very Large Array (VLA) en die Very Long Baseline Array (VLBA).
"In die nuwe beeld kom die helderste radio-uitstoot van die kern van die sterrestelsel, regs onder," het die navorsers gesê.
'Die straal word aangedryf deur die gravitasie-energie van 'n supermassiewe swart gat in die kern en beweeg na buite, links bo.'
"Die straal wat hier gesien word, strek ongeveer 1600 ligjare en toon struktuur daarin."
Die ontleding van PSO J0309 + 27 se eienskappe bied ondersteuning vir sommige teoretiese modelle waarom blazars skaars is in die vroeë Heelal.
"As PSO J0309 + 27 'n ware baadjie is, soos voorgestel deur die röntgen-eienskappe, dan vind ons dat die grootste Lorentz-faktor relatief laag moet wees," het die wetenskaplikes in hul referaat geskryf.
"Hierdie waarde is ten gunste van 'n scenario wat tans voorgestel word om die gebrek aan hoë-rooiverskuiwingsbaadjies met die huidige voorspellings te versoen."
"Nietemin kan ons nie uitsluit dat PSO J0309 + 27 onder 'n groter kijkhoek gesien word nie, wat impliseer dat die X-straalemissie verbeter moet word, byvoorbeeld deur die omgekeerde Compton-verspreiding met die Kosmiese Mikrogolfagtergrond."
“Strenger beperkings op die grootste Lorentz-faktor in PSO J0309 + 27 en op hierdie faktore in die ander hoë-rooiverskuiwingsbaadjies is nodig om te toets of hul eienskappe intrinsiek verskil van dié van die lae-rooiverskuiwingsbaadjies.”
Die bevindings is in die tydskrif gepubliseer Sterrekunde & astrofisika.
C. Spingola et al. 2020. Eienskappe van die Parsec-skaal van die radio wat die AGN op z & gt 6 helderste vertoon. A & ampA 643, L12 doi: 10.1051 / 0004-6361 / 202039458
Wat regeer Lorentz-faktore van straalkomponente in Blazars?
Ons gebruik 'n monster radio-harde Active Galactic Nuclei (AGNs) met gemete swart gatmassas om die straalvormingsmeganismes in hierdie bronne te ondersoek. Ons vind 'n beduidende korrelasie tussen swartgatmassa en die bulk Lorentz-faktor van die straalkomponente vir hierdie monster, terwyl daar geen beduidende korrelasie tussen die Lorentz-bulk-faktor en die Eddington-verhouding is nie. Onlangse ondersoeke dui daarop dat die mees massiewe swart gate in elliptiese sterrestelsels gemiddeld hoër draaie het as die swart gate in spiraalstelsels. Die korrelasie tussen swartgatmassa en grootmaat Lorentz-faktor van die straalkomponente wat in hierdie werk aangetref word, impliseer dat die bewegingsnelheid van die straalkomponente waarskynlik deur die swartgat-draai gereguleer word. Die stralings wat vinniger beweeg word magneties versnel deur die magnetiese velde wat die horison van vinniger draaiende swart gate inryg.
Dit is 'n voorskou van intekenaarinhoud, toegang via u instelling.
OPLOSSINGS VAN DIE WINDVERGELYKING IN RELATIVISTIESE MAGNETISEERDE JETS
Ons bestudeer die grootversnelling in relativistiese asimmetriese gemagnetiseerde uitvloei deur die momentumvergelyking langs die vloei op te los, die sogenaamde windvergelyking. Die oplossings vir die grootste Lorentz-faktor hang af van die meetkunde van die veld / stroomlyn deur die "bondelfunksie" S. Ons ondersoek die algemene eienskappe van die S-funksie en hoe die keuse daarvan die versnelling beïnvloed. In ons studie word verskillende snelstygings en stadige vervalvoorbeelde vir S gekies, met 'n globale maksimum naby die vinnige magnetosoniese kritieke punt, soos vereis uit die reëlmatigheidstoestand. Vir elke geval bepaal ons die terminale Lorentz-faktor γ∞ en die versnellingsdoeltreffendheid γ∞/ μ, waar μ die totale energie-tot-massa-vloei-verhouding is (wat gelyk is aan die maksimum moontlike Lorentz-faktor van die uitvloei). Met die regte keuse van S kan ons doeltreffendhede van meer as 50% behaal. Laastens ondersoek ons die vorm van die veld / stroomlyn met betrekking tot die keuse van die S-funksie. Die resultate van hierdie werk, afhangend van die keuse van μ, kan op relativistiese GRB- of AGN-stralers toegepas word.
Dit is 'n Open Access-artikel gepubliseer deur World Scientific Publishing Company. Dit word versprei onder die voorwaardes van die Creative Commons Attribution 3.0 (CC-BY) lisensie. Verdere verspreiding van hierdie werk is toegelaat, mits die oorspronklike werk behoorlik aangehaal word.
Doppler-faktor, Lorentz-faktor en kykhoek van superluminale kwasars
Ons het ondersoek ingestel na die eienskappe van kenmerke wat in superluminale bronne gesien word, wat dikwels komponente genoem word. Ons resultaat dui op 'n redelike sterk korrelasie van r∼0.76 tussen komponent radiale afstand L en komponentgrootte ℜ. Die aanname van eenvoudige ballistiese beweging en vrye adiabatiese uitbreiding, het ons in staat gestel om die waargenome straalkomponentparameters te gebruik om die Doppler-faktor, Lorentz-faktor en die onderste limiet tot die kijkhoek ten opsigte van 'n verre waarnemer te beperk. Die geskatte gemiddelde Doppler-faktor, Lorentz-faktor en kijkhoek is onderskeidelik 10,3 ± 5,0, 18,3 ± 6,2 en 3,7 ± 2,3 vir Γ= 4/3 terwyl die waardes verkry vir Γ= 5/3 is 12,2 ± 5,9,17,2 ± 5,1 en 2,9 ± 1,6, waar Γ is die adiabatiese indeks. Die groot verspreiding in ons resultate kan te wyte wees aan die onsekerhede wat deur die aannames gemaak is.
Dit is 'n voorskou van intekenaarinhoud, toegang via u instelling.
Die terminale grootmaat Lorentz-faktor van relativistiese elektron-positronstrale
Ons bied 'n numeriese simulasie aan van die grootste Lorentz-faktor van 'n relativistiese elektron-positronstraal wat aangedryf word deur die Compton-raketeffek van akkretieskyfstraling. Daar word aanvaar dat die plasma 'n kragregverdeling het ne(γ) ∝ γ -s met 1 & lt γ & lt γmaksimum en word voortdurend weer verhit om te vergoed vir bestralingsverliese. Ons sluit die volledige deursnit Klein – Nishina (hierna KN) in en bestudeer die rol van die energie bo-afsny γmaksimum, spektrale indeks s en bron kompaktheid. Ons bepaal die terminale grootmaat Lorentz-faktor in die gevalle van supermassiewe swart gate, relevant vir AGN, en sterre swart gate, relevant vir galaktiese mikroquasars. In laasgenoemde geval is Klein-Nishina-deursnee-effekte belangriker en veroorsaak 'n terminale Lorentz-faktor kleiner as in eersgenoemde geval. Ons resultaat stem goed ooreen met grootmaat Lorentz-faktore wat in Galactic (GRS 1915 + 105, GRO J1655−40) en ekstragalaktiese bronne waargeneem is. Verskille in verspreide bestraling en versnellingsmeganisme-doeltreffendheid in die AGN-omgewing kan verantwoordelik wees vir die verskeidenheid relativistiese beweging in daardie voorwerpe. Ons hou ook rekening met die invloed van die grootte van die aanwasskyf as die eksterne radius klein genoeg is, kan die grootste Lorentz-faktor tot 60 wees.
