1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Астрономический журнал
  4. T. 99, № 10, 2022

Астрономический журнал, 2022, T. 99, № 10, стр. 805-831

Наблюдаемое направление поляризации в зависимости от геометрических и кинематических параметров релятивистских джетов

М. С. Бутузова 1, 2, *

1 Крымская астрофизическая обсерватория РАН
Научный, Россия

2 Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН, Астрокосмический центр
Москва, Россия

* E-mail: mbutuzova@craocrimea.ru

Поступила в редакцию 28.07.2022
После доработки 30.08.2022
Принята к публикации 30.08.2022

Полный текст (PDF)

Аннотация

Исследование направления поляризации является ключевым в вопросе восстановления пространственной структуры магнитного поля в парсековых джетах активных галактик. Но из-за релятивистских эффектов проекцию на небесную сферу магнитного поля в системе отсчета источника нельзя полагать ортогональной наблюдаемому направлению электрического вектора в волне. Более того, локальная ось компонента джета может не совпадать с направлением его движения, что влияет на наблюдаемое направление поляризации. В данной статье мы анализируем поперечные джету распределения электрического вектора в волне, полученные в результате моделирования при различных кинематических и геометрических параметрах джета для винтового магнитного поля с различным углом закрутки, и для тороидального магнитного поля в центре, окруженного оболочкой с переменной толщиной, пронизанной полоидальным полем. Мы установили, что 1) форма поперечного распределения электрического вектора зависит сложным образом от углов оси джета и вектора скорости с лучом зрения; 2) существует неоднозначность в определении направления закрутки винтового магнитного поля при использовании только распределений электрического вектора в волне; 3) обе рассматриваемых топологии магнитного поля могут воспроизводить как поляризационную структуру “канал-оболочка”, так и отдельные яркие детали на оси струи с продольным направлением поляризации.

Ключевые слова: поляризация, блазар, джет

1. ВВЕДЕНИЕ

Феномен активных ядер галактик (АЯГ) определяется аккрецией вещества на сверхмассивную черную дыру. Этот процесс обусловливает возникновение азимутального компонента даже при изначально полоидальном магнитном поле (см., напр., численное моделирование в работе [1]). Азимутальный компонент играет важную роль в процессах формирования джетов [2, 3]. Поэтому естественно ожидать, что в некоторой мере упорядоченное винтовое магнитное поле будет присутствовать вплоть до расстояний в несколько парсек от истинного начала джета. О магнитном поле можно делать некоторые выводы на основе поляризационных наблюдений. В частности, наблюдения в оптическом диапазоне обнаруживают резкие изменения направления электрического вектора (EV) в волне без четко установленной корреляции с полной и поляризованной интенсивностью и степенью поляризации на различных временн${\text{ы}}\prime $х масштабах (см. [4, 5] и ссылки в них). С одной стороны, наблюдаемую переменность свойств поляризации можно объяснить прохождением ударных волн через ячейки турбулентности, в которых магнитное поле ориентировано случайным образом [6]. Однако Лютиков и Кравченко [7] показали, что при строго упорядоченном винтовом магнитном поле изменение скорости и ориентации джета относительно луча зрения приводит к бессистемным изменениям свойств поляризации.

Джеты на парсековых масштабах непосредственно наблюдаются методом радиоинтерферометрии со сверхдлинными базами (РСДБ). В данных этих наблюдений присутствуют изменения свойств поляризации как вдоль, так и поперек джета [8, 9]. Недавние результаты многолетнего мониторинга парсековых джетов АЯГ [9, 10], выполненного в рамках проекта MOJAVE11, указывают на присутствие стабильного распределения свойств поляризации в джетах. Наблюдаемые поперечные джету распределения полной и поляризованной интенсивности, степени поляризации и отклонения EV от локальной оси джета хорошо воспроизводятся в численных моделированиях при строго упорядоченном магнитном поле и с учетом нерадиального движения компонентов и изогнутой формы джетов [11, 12]. Более того, есть свидетельства присутствия упорядоченного винтового магнитного поля на килопарсековых масштабах (см., напр., [13, 14]).

Помимо винтового магнитного поля в джетах АЯГ на парсековых масштабах, часто рассматривается топология “канал-оболочка”. А именно, в центральной части джета (канале) предполагается тороидальное магнитное поле, тогда как во внешней оболочке, окружающей канал, – продольное. Подобная топология магнитного поля подтверждается наблюдаемым распределением EVs для нескольких источников [15] и могла бы возникнуть из-за взаимодействия потока джета с окружающей средой [16, 17]. В недавних моделированиях поперечных джету распределений свойств поляризации при некоторых параметрах было найдено хорошее соответствие между теоретическими и наблюдаемыми профилями одновременно для полной и поляризованной интенсивности, степени поляризации и отклонения EV в волне от локальной оси джета как для винтового магнитного поля, так и для конфигурации “канал-оболочка” [11, 12].

Из сказанного выше следует, что вопросы о том, присутствует ли глобальное магнитное поле в джетах АЯГ на парсековых масштабах, насколько оно упорядоченное и какова его конфигурация, остаются открытыми. Цель данной статьи, во-первых, выявить в релятивистских джетах основные признаки винтового магнитного поля, которые не могут быть интерпретированы в предположении топологии “канал-оболочка”, на основе анализа теоретических поперечных распределений направления EV относительно локальной оси струи, полученных в работах [11, 12]. Во-вторых, проследить зависимость форм поперечных распределений EVs от геометрических параметров джета. В разделе 2 мы приводим краткое описание используемой геометрической и кинематической модели джета, наиболее полно отражающей наблюдаемые свойства [9, 18, 19] исследуемых объектов. Проводимый анализ формы поперечных распределений EVs и выявленные основные особенности для винтового поля и топологии “канал-оболочка” приведены в разделе 3. Разделы 4 и 5 включают обсуждение полученных результатов и выводы соответственно.

2. МОДЕЛЬ ДЖЕТА

Результаты длительного мониторинга парсековых струй АЯГ, выполненного в рамках программы MOJAVE, показывают, что детали джетов инжектируются под различными позиционными углами и часто двигаются по искривленным траекториям [18, 19]. При этом джеты каждого объекта распространяются в пределах строго фиксированного угла на небесной сфере [20]. Эти данные указывают на то, что представление о прямом джете, вектор скорости которого совпадает с осью струи, устарело. Вместо него была предложена модель винтового джета с нерадиальным движением его компонентов, которая позволила описать порой противоречивые наблюдаемые свойства блазаров S5 0716+714 [21–23] и OJ 287 от парсековых до килопарсековых масштабов [24, 25]. Эта модель при широкой вариации параметров была использована для вычисления поперечных распределений свойств поляризации, часть из которых хорошо соответствует наблюдаемым [11, 12]. Важно подчеркнуть, что моделирование проводилось в предположении оптически тонкого джета по следующим причинам. Во-первых, было показано, что оптическая толщина $\tau > 1$ только в РСДБ-ядрах (наиболее компактная и яркая деталь на радиокарте), с удалением от которого $\tau $ резко уменьшается [26]. Во-вторых, Фарадеевское вращение для джетов из выборки MOJAVE составляет только несколько градусов и в основном происходит в области, близкой к РСДБ-ядру [27], что свидетельствует о низкой концентрации тепловых электронов, влиянием которых на наблюдаемые на 15 ГГц свойства поляризации можно пренебречь.

Для возможности аналитического описания изменения ориентации локальной оси джета в пространстве, в проводимом моделировании предполагался винтовой джет, ось которого лежит на поверхности воображаемого конуса с углом полураствора $\xi = 1^\circ $. Джет разбивался на цилиндрические компоненты, ось и вектор скорости которых составляет угол $\rho $ и $p$ с образующей конуса, соответственно. Азимутальный угол $\varphi $ последовательных компонентов отличается. Изменение $\varphi $ приводит к изменениям угла $\theta $ между вектором скорости компонента и лучом зрения, что отражается на значении Доплер-фактора $\delta $, и угла, под которым расположен компонент джета относительно наблюдателя ${{\theta }_{\rho }}$. Придавая параметрам модели различные значения, а именно, угол оси конуса с лучом зрения ${{\theta }_{0}} = 2^\circ $, 5° и 10°, $p = 2^\circ $, 3°, 5° и 10°, и $\rho {\text{/}}p = 1$, 2, 3, 5, 15 и 25, при условии $\rho < 90^\circ $, было получено 63 набора геометрических параметров джета. Для каждого из них магнитное поле задавалось винтовым с углом закрутки $\psi {\kern 1pt} ' = 0^\circ $, 10°, 25°, 45°, 55°, 65°, 75° и 90° и топологией “канал-оболочка” с расстоянием от оси, на котором происходит переход, равным ${{R}_{t}} = 0.25$, 0.33, 0.5, 0.7 и 0.9 в единицах радиуса джета. Скорость компонентов полагалась равной 0.995$c$ ($c$ – скорость света). Таким образом, всего рассматривалось 819 наборов параметров модели. Для каждого из них, с учетом релятивистских эффектов [28], вычислялись параметры Стокса путем интегрирования по лучу зрения в 61 равноудаленных точках, которые в проекции на картинную плоскость располагаются на поперечном сечении компонента джета и находятся в интервале от $ - 0.9$ до 0.9 радиусов струи. Компоненты выбирались с шагом по $\varphi $ в 10° от $\varphi = 1^\circ $ до 351°. Затем производилась свертка полученного распределения с одномерной Гауссианной с шириной на половине высоты, равной 1/3 от ширины компонента, и строились поперечные распределения полной и поляризованной интенсивности, степени поляризации и отклонения EV в волне от локальной оси джета. Важно отметить ошибочность восстановления магнитного поля в источнике как перпендикулярное наблюдаемому EV, так как этот способ не учитывает релятивистские эффекты [28]. Поэтому в данной статье мы проводим анализ формы полученных поперечных распределений направления EVs в зависимости от геометрических параметров при заданных конфигурациях магнитного поля в джете.

3. АНАЛИЗ ПОПЕРЕЧНОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЯ НАПРАВЛЕНИЯ ПОЛЯРИЗАЦИИ

В данных наблюдений [8, 15] выделяют основные типы поперечных джету распределений EVs. А именно, 1) EV направлен параллельно оси джета; 2) EV перпендикулярен оси; 3) EV параллелен с одной стороны джета и перпендикулярен с другой; 4) EV параллелен вблизи оси струи и перпендикулярен на краях. В последнем случае поляризационную структуру называют “канал-оболочка”, но мы ее напрямую не связываем с топологией магнитного поля “канал-оболочка”. Основные рассматриваемые нами типы распределений EVs и критерии их определения по данным моделирований, выполненных в работах [11, 12], приведены в табл. 1.

Таблица 1.

Основные типы поперечного распределения EVs и критерии их определения

Номер Краткая характеристика Критерии определения
1 Поперечное Среднее по точкам в срезе $ > 60^\circ $ и амплитуда изменений $(\Delta {\text{EV}})\;\leqslant \;20^\circ $
2 Продольное Среднее по точкам в срезе $ < 30^\circ $ и $\Delta {\text{EV}}\;\leqslant \;20^\circ $
3 “Наклонное” $30^\circ \;\leqslant $ среднее по всем точкам $\leqslant \;60^\circ $
4 “Канал-оболочка” Среднее на отрезках [–0.9, –0.3] и [0.3, 0.9] > на 30° среднего на отрезке [–0.39, 0.39] и минимальное на отрезке [–0.39, 0.39] $ < 45^\circ $
5 “Лево-асимметричное” Среднее на отрезке [–0.9, –0.3] < среднего на отрезке
[–0.3, 0.3] < среднего на отрезке [0.3, 0.9] и $\Delta {\text{EV}} > 30^\circ $
6 “Право-асимметричное” Среднее на отрезке [–0.9, –0.3] > среднего на отрезке
[–0.3, 0.3] > среднего на отрезке [0.3, 0.9] и $\Delta {\text{EV}} > 30^\circ $
7 Не определен Все остальные, не соответствующие типам 1–6

Форма наблюдаемого поперечного распределения EVs зависит от $\delta $ и от угла между осью компонента и лучом зрения ${{\theta }_{\rho }}$. Так как скорость компонентов считаем неизменной, то зависимость от $\delta $ сводится к зависимости от $\theta $. При $p \ne 0^\circ $ интервал значений $\theta $ изменяется в большем диапазоне, чем ${{\theta }_{0}} \pm \xi $ [21]. Этот интервал зависит от ${{\theta }_{0}}$ и $p$ и индивидуален для каждого набора параметров. Для того чтобы отобразить изменение формы распределения EVs в зависимости от угла, мы для каждого рассматриваемого набора (или наборов) параметров интервал значений $\theta $ делили на три части (малые, средние и большие значения углов $\theta $), для каждой из которых строили гистограмму встречаемости выделенных типов распределений (см. Приложение A, рис. 5–17). Для устранения влияния неравномерности распределения значений $\theta $ в рассматриваемом интервале, мы для каждого интервала значений $\theta $ делили количество распределений EVs определенного типа на их общее количество. Сплошная, штриховая и пунктирная линии соответствуют, в порядке перечисления, большим, средним и малым углам $\theta $. Анализируя полученные гистограммы, можно выделить следующие закономерности.

Рис. 1.

Типы распределения EVs (отмечены различными символами) в зависимости от $\theta $ и ${{\theta }_{\rho }}$ при $p = 3^\circ $ и $\rho {\text{/}}p = 25$. Точки, формирующие замкнутые петли a, b и c, получены при ${{\theta }_{0}} = 2^\circ $, 5° и 10° соответственно, и равноотстоящих значениях азимутального угла. Штриховая линия соответствует ${{\theta }_{\rho }} = p$. Угол винтового магнитного поля с локальной осью джета составляет 25° (слева) и 65° (справа).

Рис. 2.

Гистограмма встречаемости комбинаций форм распределений EVs в каждом модельном джете при всех значениях $\psi {\kern 1pt} '$. Комбинации типов форм распределений EVs без и содержащие дополнительно тип 7 отмечены серым и черным цветами соответственно.

Рис. 3.

Зависимость типа распределения EVs от $\theta $ и ${{\theta }_{\rho }}$ при $p = 2^\circ $, $p{\text{/}}\rho = 15$ и ${{R}_{t}} = 0.33$ (слева) и 0.5 (справа). Точки, формирующие замкнутые петли a, b и c, получены для 36 равноотстоящих значений азимутального угла $\varphi $ при ${{\theta }_{0}} = 2$, 5° и 10° соответственно. Штриховая линия показывает уровень ${{\theta }_{\rho }} = p$.

Рис. 4.

Комбинации форм распределений EVs в каждом модельном джете при всех значениях ${{R}_{t}}$. Черным цветом отмечены те, которые дополнительно содержат тип 7.

3.1. Винтовое магнитное поле

При $\psi {\kern 1pt} ' = 0^\circ $ существенно преобладает поперечное джету направление EV (рис. 5 Приложения А). С увеличением как $\rho {\text{/}}p$, так и $p$ начинают появляться продольные и наклонные к оси джета распределения направлений EVs сначала для малых, затем и для больших углов $\theta $ (рис. 5). Ситуация сильно изменяется уже при $\psi {\kern 1pt} ' = 10^\circ $ (рис. 6 Приложения А). Поперечные EVs в основном встречаются при $\rho {\text{/}}p = 1$, тогда как преобладающим типом распределения EVs становится “право-асимметричный”. При $\rho {\text{/}}p\; \geqslant \;15$ и $p\; \geqslant \;5^\circ $ начинают встречаться и “лево-асимметричные” распределения EVs при всех интервалах значений $\theta $. Более того, только при $p = 10^\circ $ и $\rho {\text{/}}p\; \geqslant \;5$ при больших значениях $\theta $ появляется значимое число распределений EVs типа “канал-оболочка”. Схожая ситуация наблюдается при $\psi {\kern 1pt} ' = 25^\circ $ (рис. 7 Приложения А). Интересно отметить, что, например, при $p = 10^\circ $ и $\rho {\text{/}}p\; \geqslant \;3$ “лево-асимметричный” тип распределения EVs присутствует при больших значениях $\theta $, а при средних и малых – “право-асимметричный”, тогда как при $p = 3^\circ $ и $\rho {\text{/}}p = 25$ “право-” и “лево-асимметричные” распределения EVs встречаются при всех значениях углов $\theta $. То есть, при одной и той же конфигурации магнитного поля и угле между вектором скорости компонента джета и лучом зрения, наблюдатель может зарегистрировать как “право-” так и “лево-асимметричные” распределения EVs. Отличие в распределениях может быть вызвано разными углами между осью компонента джета и лучом зрения (${{\theta }_{\rho }}$) при одинаковых $\theta $.

Для проверки этого предположения мы построили встречаемость типов формы распределения EVs в зависимости от $\theta $ и ${{\theta }_{\rho }}$ (рис. 1). Угол ${{\theta }_{\rho }}$ вычисляли по формулам (11)–(13) в [21], подставляя $\rho $ вместо $p$. Из-за дискретности значений параметров в нашем моделировании, на левой панели рис. 1 проявляются три замкнутых петли a, b и c, точки которых соответствуют 36 равноотстоящим значениям азимутального угла $\varphi $ при ${{\theta }_{0}} = 2^\circ $, 5° и 10° соответственно. Для петли a “право-асимметричные” распределения EVs (тип 6) встречаются только при минимальных возможных значениях ${{\theta }_{\rho }}$, тогда как при ${{\theta }_{\rho }} \gtrsim 74^\circ $ присутствует только “лево-асимметричное” распределение EVs (тип 5). Схожее поведение прослеживается для петель b и c, за исключением двух фактов. Во-первых, повышается частота встречаемости “право-асимметричных” распределений EVs. Во-вторых, для петли c, имеющей максимальную амплитуду изменения ${{\theta }_{\rho }}$ при ${{\theta }_{\rho }} < 75^\circ $ помимо “право-асимметричного” встречается и “лево-асимметричный” тип распределения EVs при минимально достижимых углах ${{\theta }_{\rho }}$. С другой стороны, при ${{\theta }_{\rho }} > 75^\circ $ преобладает “лево-асимметричное” распределение EVs, но при максимально достижимых углах ${{\theta }_{\rho }}$ появляется “право-ассиметричное”. Важно отметить, что при одинаковом Доплер-факторе, но при разном ${{\theta }_{\rho }}$ будут регистрироваться различные типы распределения EVs. Например, при $\theta = 3^\circ $ с увеличением ${{\theta }_{\rho }}$ от 69° до 78° наблюдаются “право-асимметричные”, “продольные” и “лево-асимметричные” распределения EVs при одном и том же винтовом магнитном поле в источнике с углом закрутки $\psi {\kern 1pt} ' = 25^\circ $. Таким образом, сложная зависимость формы распределения EVs от $\theta $ и ${{\theta }_{\rho }}$ делает невозможным определение направления закрутки магнитного поля в джете только на основе асимметрии распределения EVs.

С дальнейшим увеличением $\psi {\kern 1pt} '$ до 45° поперечные EVs при $\rho {\text{/}}p > 1$ практически полностью пропадают, начинает преобладать “лево-асимметричное” распределение EVs и возрастает встречаемость структуры “канал-оболочка” (рис. 8 Приложения А). Тенденция к доминированию числа случаев распределений 4-го и 5‑го типов присутствует до $\psi {\text{'}} = 65^\circ $ (рис. 10 Приложения А), при котором преобладающее распределение EVs – это структура “канал-оболочка”, которая присутствует практически во всех диапазонах значений $\theta $ и ${{\theta }_{\rho }}$ (рис. 1, правая панель). При приближении магнитного поля к тороидальному ($\psi {\kern 1pt} ' = 90^\circ $) в подавляющем большинстве присутствует распределение EVs типа “канал-оболочка” (рис. 12 Приложения А).

Как видно из рис. 1, фиксированные наборы модельных параметров могут воспроизводить несколько типов форм распределений EVs. Для анализа количества форм распределений EVs и их типов, присутствующих в отдельном модельном джете, были построены соответствующие гистограммы (Приложение B, рис. 18–25). Чтобы избежать громоздкости рисунков, одинаковые комбинации форм распределений EVs без и с типом 7, были построены совместно. На рис. 2 приведена гистограмма для всех рассмотренных значений $\psi {\kern 1pt} '$. Видно, что примерно половина случаев имеет только 1 или 2 формы распределений EVs. Около одной трети от всех случаев имеют 4 и более форм распределений EVs. В преобладающем большинстве в модельных джетах встречаются поперечные, “право-” и “лево-асимметричные” распределения, структура “канал-оболочка” и их комбинации. Необходимо подчеркнуть, что типы 5 и 6 при рассматриваемом правостороннем винтовом магнитном поле встречаются одинаково часто, более того, при нескольких наборах параметров модели эти формы распределений EVs присутствуют в одном джете. Этот факт указывает на неоднозначность определения направления магнитного поля только на основе распределе-ний EVs.

Отдельно отметим, что области с продольным направлением EVs (тип 3), интерпретируемые только в предположении поперечной оси джета ударной волны (см., напр., [16, 29]), возникают в некоторых модельных джетах и всегда в комбинации с другими типами распределений (см. рис. 2). Из рисунков Приложения A видно, что тип 3 возникает только при $\rho {\text{/}}p > 1$ и $\psi {\kern 1pt} ' = 0$ или 90°. Для продольного поля тип 3 в целом приходится на все интервалы значений угла вектора скорости с лучом зрения, хотя при некоторых параметрах – только на малые или средние значения $\theta $. Тогда как для тороидального поля тип 3 приходится только на малые и средние углы $\theta $, что подразумевает бóльший Доплер-фактор, и, как следствие, высокую интенсивность излучения этих областей с продольными EVs.

3.2. Топология “канал-оболочка”

При малом радиусе “канала” ${{R}_{t}} = 0.25$ (в единицах радиуса джета), содержащего тороидальное магнитное поле, на характер поперечного распределения EVs влияет в основном “оболочка”, пронизанная продольным магнитным полем (рис. 13 Приложения А). Это приводит к доминированию поперечных EVs и малому отличию от случая $\psi {\kern 1pt} ' = 0^\circ $. При $\rho {\text{/}}p\; \geqslant \;3$ появляется некоторое количество распределений EVs других типов, частота встречаемости которых, особенно типа “канал-оболочка”, возрастает с увеличением ${{R}_{t}}$. При ${{R}_{t}} = 0.5$ (рис. 15 Приложения А) форма распределения “канал-оболочка” становится преимущественной. С дальнейшим увеличением ${{R}_{t}}$ (рис. 16, 17 Приложения А) доминирование типа “канал-оболочка” усиливается, а поперечные EVs присутствуют в основном при $\rho {\text{/}}p = 1$.

Из рис. 3 видно, что при ${{R}_{t}} = 0.33$ и ${{\theta }_{\rho }} \gtrsim 30^\circ $ преобладают продольные EVs, тогда как с увеличением ширины “канала”, и, следовательно, с ростом его вклада в общее излучение, проявляется структура “канал-оболочка”. С другой стороны, для обоих рассматриваемых ${{R}_{t}}$ при $22^\circ \lesssim {{\theta }_{\rho }} \lesssim 27^\circ $ присутствуют продольные EVs. Однако так же, как и для случая винтового магнитного поля, явно выраженной зависимости формы распределения EVs нет, так как, например, поперечные EVs встречаются и для минимально достижимых $\theta $ и ${{\theta }_{\rho }}$ при ${{R}_{t}} = 0.33$ и ${{\theta }_{0}} = 10^\circ $. В случае ${{R}_{t}} = 0.5$ и ${{\theta }_{0}} = 10^\circ $ распределение “канал-оболочка” встречается как для минимальных, так и для максимальных значений углов $\theta $ и ${{\theta }_{\rho }}$.

Рассматривая количество различных типов распределений EVs в модельных джетах, можно сказать следующее. Примерно 2/3 наборов параметров воссоздают не более 3 типов распределений EVs, но преобладают модельные джеты, имеющие только один тип (рис. 4). А именно, либо поляризационная структура “канал-оболочка”, либо поперечные EVs, встречающиеся для 20 и 10% случаев соответственно. Примечательно, что для симметричного в системе источника магнитного поля, редко, но появляются “право-” или “лево-асимметричные” распределения EVs, но только в комбинации с другими типами при фиксированном наборе модельных параметров. Продольное распределение EVs встречается только совместно с другими типами при $\rho {\text{/}}p > 1$ и ${{R}_{t}} \leqslant 0.5$ во всем интервале значений $\theta $, но имея тенденцию к увеличению встречаемости при малых $\theta $. Комбинации форм распределений EVs при различных толщинах оболочки представлены в Приложении В, рис. 26–30.

4. ОБСУЖДЕНИЕ

Определение конфигурации магнитного поля в джетах АЯГ основано на измерении Фарадеевского вращения плоскости поляризации и анализе распределения EVs в струе. Результаты первого метода лишь косвенно можно применить к джету, так как ощутимое изменение направления поляризации происходит только при распространении волны в тепловой плазме, вероятно, окружающей релятивистскую струю [30]. Например, Габузда и соавт. [31, 32] обнаружили значимый поперечный джету градиент меры вращения у большинства исследованных объектов. Более того, у некоторых из них мера фарадеевского вращения имеет различный знак на разных сторонах джета, что непосредственно свидетельствует о противоположных направлениях магнитного поля на разных сторонах струи. Эти факты позволили авторам говорить о присутствии винтового магнитного поля в самом джете. Этот вывод получил дополнительное подтверждение тем, что объекты с обнаруженным поперечным градиентом меры вращения имеют EVs продольные на оси джета и поперечные с одного или двух краев [30]. Образование поляризационной структуры “канал-оболочка” объясняется винтовым полем, направленным под большим углом к оси джета, тогда как поле с малым углом закрутки создает асимметричные распределения. Последнее обусловлено влиянием релятивистских эффектов [28] и геометрией, которые дают основание ожидать продольных EVs с той стороны джета, где магнитное поле направлено ближе к лучу зрения, и поперечных EVs с противоположной [33]. Следовательно, по асимметрии распределений EVs можно определять направление магнитного поля в джете. Однако весь анализ данных наблюдений и моделирование до недавнего времени проводились в предположении, что ось джета совпадает с вектором скорости (напр., [28, 34, 35]). Поэтому наблюдаемое изменение поперечного джету распределения EVs связывалось с изменением либо угла джета с лучом зрения, либо угла закрутки магнитного поля.

Бутузова и Пушкарев [11, 12] впервые в моделировании рассматривали отличающиеся друг от друга значения углов вектора скорости и локальной оси джета с лучом зрения. В рамках этого, при $\rho {\text{/}}p \ne 1$ получен параметр Стокса $U \ne 0$, что обеспечивает отклонения EVs от локальной оси джета, отличающиеся от ожидаемых в статье [28] 0° и 90°. Несовпадение наблюдаемых EVs с продольным или поперечным направлениями интерпретировалось либо вводом дополнительных предположений, например, о разупорядоченности магнитного поля [34], или нивелировалась учетом Фарадеевского вращения [36]. Так как объекты из выборки MOJAVE мало подвержены Фарадеевскому вращению [27], то этот эффект нами не учитывался в анализе. Мы показали, что в результатах моделирования в большинстве случаев воспроизводятся наблюдаемые характерные поперечные джету распределения EVs. Присутствие распределений EVs, не соответствующих типичным (номер 7 в табл. 1), связано с сильной асимметрией, возникающей при $\psi {\kern 1pt} ' \approx (45^\circ \pm 10^\circ )$ и затрудняющей определение формы распределения EVs. При топологии магнитного поля “канал-оболочка”, при некоторой комбинации параметров возникает поперечное распределение EVs, содержащее либо перпендикулярные EVs на оси и параллельные на краях, либо занимающую 3/4 ширины джета описанную структуру “канал-оболочка”, окруженную по краям областями с продольными EVs. Учитывая, что моделирования проведены в предположении строго упорядоченного магнитного поля и имеется соответствие с наблюдаемыми поперечными распределениями полной и поляризованной интенсивности, степени поляризации и EV для джетов квазаров 0333+321 (NRAO 140), 0836+710 (4C+71.07) и 1611+343 [11, 12], есть веские основания полагать, что магнитное поле на парсековых масштабах является сильно упорядоченным.

Мы проанализировали влияние Доплер-фактора на форму поперечного распределения EVs при различных конфигурациях магнитного поля. Так как в моделировании скорость компонентов джета была неизменной и равной $\beta = 0.995$ в единицах скорости света (что соответствует Лоренц-фактору 10), то были построены распределения встречаемости характерных типов распределений EVs в зависимости от угла между вектором скорости и лучом зрения $\theta $. Отметим, что при ультрарелятивистских скоростях влияние $\theta $ на Доплер-фактор больше, чем $\beta $. Поэтому изменение $\beta $ привело бы к малому изменению $\delta $, который стал бы таким же, как и при $\beta = 0.995$, но с немного отличающимся $\theta $. Значение этого угла при заданных параметрах, наиболее вероятно, осталось бы в той же части интервала возможных значений $\theta $, на которые он был разделен при построении гистограмм встречаемости характерных типов распределения EVs. Даже если бы в некоторых случаях новое значение $\theta $ стало бы соответствовать другой части интервала, то качественно это бы не изменило полученные здесь результаты.

5. ВЫВОДЫ

Мы проанализировали поперечные джету профили распределения EVs в системе отсчета наблюдателя при фиксированной конфигурации глобального магнитного поля и различных кинематических и геометрических параметрах джета. Основные выводы следующие.

1) Изменение углов оси компонента джета и его вектора скорости с лучом зрения приводит к изменению наблюдаемого профиля поперечного распределения EVs при неизменном магнитном поле.

2) Характерные типы распределений EVs для продольного магнитного поля ($\psi {\kern 1pt} ' = 0^\circ $) и конфигурации “канал-оболочка” схожие, преимущественный тип – поперечные EVs, но встречаются продольное и “наклонные”.

3) Обе рассмотренных топологии магнитного поля воспроизводят поляризационную структуру “канал-оболочка”, в которой в середине джета EV параллелен, а на краях перпендикулярен локальной оси струи. Этот тип распределения, наравне с “лево-асимметричным”, является доминирующим при винтовом поле с $\psi {\kern 1pt} ' = 45^\circ $, а начиная с $\psi {\kern 1pt} ' = 55^\circ $ и выше – основным преобладающим типом распределения. Для топологии поля “канал-оболочка” при ${{R}_{t}} \leqslant 0.33$ поляризационная структура “канал-оболочка” заметно начинает проявляется только при $p \geqslant 5^\circ $ и $\rho {\text{/}}p \geqslant 3$, тогда как доминирующими остаются поперечные джету EVs. При ${{R}_{t}} \geqslant 0.5$ распределение EV “канал-оболочка” является существенно преобладающим при всех остальных параметрах модели. Несмотря на это, поперечные EVs продолжают встречаться при ${{R}_{t}} \geqslant 0.5$ только при $\rho {\text{/}}p = 1$.

4) Правостороннее направление закрутки магнитного поля при $\psi {\kern 1pt} ' = 10^\circ $ может дать “право-” и “лево-асимметричные” устойчивые наблюдаемые распределения EVs в одном источнике. При бóльших $\psi {\kern 1pt} '$ вплоть до 75° одновременно в модельных джетах распределения 5-го и 6-го типов не наблюдаются, они присутствуют в комбинации со структурой “канал-оболочка” или более сложных. При некоторых фиксированных модельных параметрах и при $\psi {\kern 1pt} ' = 10^\circ $ и 25° в источниках может быть только “право-”, или только “лево-асимметричное” распределение EVs. Все вышеперечисленное указывает на то, что для определения направления закрутки винтового магнитного поля необходимо учитывать формы поперечных распределений EVs вдоль всего джета, геометрические и кинематические параметры струи.

5) Как при винтовом магнитном поле, так и при топологии “канал-оболочка” в некоторых наборах модельных параметров воспроизводятся продольные оси джета распределения EVs, причем только в комбинации с другими типами распределений. Продольные EVs имеют тенденцию возникать при больших Доплер-факторах, что приводит к детектированию ярких деталей джета с продольным EVs, которые ранее ассоциировались только с ударными волнами.

Таким образом, для получения надежных выводов о физических условиях в джетах на основе данных радиоинтерферометрических наблюдений, исследование свойств поляризации необходимо дополнять результатами анализа кинематики и геометрии.

Работа поддержана грантом РНФ 21-12-00241.

Приложения А и В, состоящие только из рисунков, приведены в конце статьи.

Список литературы

  1. A. Tchekhovskoy and O. Bromberg, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 461, L46 (2016).

  2. R. D. Blandford and R. L. Znajek, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 179, 433 (1977).

  3. R. D. Blandford and D. G. Payne, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 199, 883 (1982).

  4. C. M. Raiteri, M. Villata, M. I. Carnerero, J. A. Acosta-Pulido, et al., Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 489, 1837 (2019).

  5. M. Raiteri and M. Villata, Galaxies 9, 42 (2021).

  6. A. P. Marscher, Astrophys. J. 780, id. 87 (2014).

  7. M. Lyutikov and E. V. Kravchenko, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 467, 3876 (2017).

  8. M. L. Lister and D. C. Homan, Astron. J. 130, 1389 (2005).

  9. A. Pushkarev, Y. Kovalev, M. Lister, T. Savolainen, M. Aller, H. Aller, and M. Hodge, Galaxies 5, 93 (2017).

  10. A. B. Pushkarev, Monthly Not. Roy. Astron. Soc., submitted, arXiv:2209.04842 (2022).

  11. M. Butuzova and A. Pushkarev, European VLBI Network Mini-Symposium and Users’ Meeting 2021, 12–14 July, 2021 (2022), https://pos.sissa.it/cgi-bin/reader/conf.cgi?confid99, id.5 .

  12. M. S. Butuzova and A. B. Pushkarev, Monthly Not. Roy. Astron. Soc., submitted, arxiv: arXiv:2209.15359 (2022).

  13. D. M. Christodoulou, D. C. Gabuzda, S. Knuettel, I. Contopoulos, D. Kazanas, and C. P. Coughlan, Astron. and Astrophys. 591, id. A61 (2016).

  14. S. Knuettel, D. Gabuzda, and S. O’Sullivan, Galaxies 5, 61 (2017).

  15. A. B. Pushkarev, D. C. Gabuzda, Y. N. Vetukhnovskaya, and V. E. Yakimov, Astron. Rep. 49, 5 (2005).

  16. R. A. Laing, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 193, 439 (1980).

  17. G. Ghisellini, F. Tavecchio, and M. Chiaberge, Astron. and Astrophys. 432, 401 (2005).

  18. M. L. Lister, M. F. Aller, H. D. Aller, D. C. Homan, et al., Astron. J. 146, id. 120 (2013).

  19. M. L. Lister, D. C. Homan, K. I. Kellermann, Y. Y. Kovalev, A. B. Pushkarev, E. Ros, and T. Savolainen, Astrophys. J. 923, id. 30 (2021).

  20. A. B. Pushkarev, Y. Y. Kovalev, M. L. Lister, and T. Sa-volainen, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 468, 4992 (2017).

  21. M. S. Butuzova, Astron. Rep. 62, 116 (2018).

  22. M. S. Butuzova, Astron. Rep. 62, 654 (2018).

  23. M. S. Butuzova, Astroparticle Phys. 129, id. 102577 (2021).

  24. M. S. Butuzova and A. B. Pushkarev, Universe 6, 191 (2020).

  25. M. S. Butuzova, Astron. Rep. 65, 635 (2021).

  26. A. B. Pushkarev, T. Hovatta, Y. Y. Kovalev, M. L. Lister, et al., Astron. and Astrophys. 545, id. A113 (2012).

  27. T. Hovatta, M. L. Lister, M. F. Aller, H. D. Aller, D. C. Homan, Y. Y. Kovalev, A. B. Pushkarev, and T. Sa-volainen, Astron. J. 144, id. 105 (2012).

  28. M. Lyutikov, V. I. Pariev, and D. C. Gabuzda, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 360, 869 (2005).

  29. P. A. Hughes, H. D. Aller, and M. F. Aller, Astrophys. J. 341, 54 (1989).

  30. C. Gabuzda, A. R. Reichstein, and E. L. O’Neill, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 444, 172 (2014).

  31. D. C. Gabuzda, S. Knuettel, and B. Reardon, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 450, 2441 (2015).

  32. D. C. Gabuzda, M. Nagle, and N. Roche, Astron. and Astrophys. 612, id. A67 (2018).

  33. D. C. Gabuzda, Galaxies 9, 58 (2021).

  34. T. V. Murphy, Cawthorne, and D. C. Gabuzda, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 430, 1504 (2013).

  35. C. Prior and K. N. Gourgouliatos, Astron. and Astrophys. 622, id. A122 (2019).

  36. J. M. Hutchison, T. V. Cawthorne, and D. C. Gabuzda, Monthly Not. Roy. Astron. Soc. 321, 525 (2001).

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Астрономический журнал

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал