Документ взят из кэша поисковой машины. Адрес оригинального документа : http://observ.pereplet.ru/images/evgeny/ApJ/magneto04may07.doc Дата изменения: Fri May 4 02:49:51 2007 Дата индексирования: Mon Oct 1 21:35:47 2012 Кодировка: koi8-r Поисковые слова: вторая космическая скорость

Трехпараметрическая модель магнитовращательного коллапса (MASTER collapse
model) и центральная машина космических гамма-всплесков всех типов.

Spinar Paradigma of the Magneto-Rotational Collapse
and
Gamma Ray Burst Central Engine


Предложена простая трехпараметрическая модель коллапса с определяющей
ролью вращения и магнитного поля (MASTER collapse model - MAgnetic STEllar
Rotational Collapse Model). Входными параметрами теории являются - масса,
момент вращения и магнитное поле коллапсара. Модель включает приближенное
описание следующих эффектов: центробежную силу, релятивистские эффекты
метрики Керра, давления ядерной материи, диссипацию вращательного момента
из-за присутствия магнитных полей, уменьшение дипольного магнитного момента
вследствии эффектов сжатия и эффектов ОТО (черная дыра не имеет волос)
нейтринное охлаждение, замедление времени и эффекты гравитационного
красного смещения.
Модель позволяет описать временное поведение «центральной» машины и
демонстрирует качественное разнообразие типов такого поведения в природе.
Развитая теория прилагается к объяснению наблюдаемых особенностей гамма-
всплесков всех типов. В частности, модель позволяет унифицировать явление
прекурсоров, рентгеновских и оптических вспышек и появление плато на
временнах в несколько тысяч секунд.

1.Введение.

Интерес к магниторотационному коллапсу заметно усилился в последние
годы, в связи с проблемой космических гамма-всплесков. Сейчас
представляется весьма вероятным, что длинные гамма-всплески связаны с
коллапсом быстровращающегося ядра массивной звезды, а короткие гамма-
всплески скорее всего являются результатом слияния нейтронных звезд,
которое тоже можно рассматривать как коллапс быстровращающегося объекта.
Как отмечалось раннее (Lipunova, 1997, Lipunova & Lipunov, 1998), например
слияние двух нейтронных звезд и нейтронных звезд и черных дыр может
представляет собой многовариантную картину (mergingology) которая может
порождать разнообразное временное поведение гамма-вслеска. Это, возможно, и
подтверждается отмеченной недавно усложненной классификацией гамма-
всплесков (Gehrels et al., 2006).

Кроме того наблюдения, так называемых прекурсоров и рентгеновских
вспышек наверняка свидетельсвуют о сложном характере работы центральной
машины (Lazzati, 2005; Chincarini et al., 2007). В ряде случаев установками
ROTSE (Akerloff, 199?,), (Castro Tirado, 1???), MASTER (Lipunov et al.,
2007) наблюдались оптические вспышки
Все это инициирует теоретическое (в основном численное) исследование
коллапса с превалирующей ролью вращения. Имеются многократные попытки
учесть эффекты вращения и магнитных полей в численных расчетах, которые
очень сложны для интуитивного понимания и при том являются крайне
приближенными в силу сложности задачи (Gehrels et al., 2006, Woosley, 1993,
Бисноватый-Коган. Вусли, Matthew et al., 2007).

Recently, (Lipunov & Gorbovskoy 2007) показали, что спинар-парадигма
может объяснить естественным образом не только явления удаленных
прекрусоров и вспышек, но явления экстраординарно-длинных рентгеновских
плато.

В настоящей статье мы предлагаем псевдоньютоновскую теорию такого
коллапса на примере простой нестационарной аналитической модели,
позволяющий включить максимальное число физических эффектов.
С помощью предложенной модели мы интепретируем данные о наблюдениях
прекурсоров (Lazzati, 2005) и X-ray flares (Chincarini ey al., 2007), а
также некоторых интересных гамма-всплесков.

2. Модель спинара.

Важность учета магнитовращательных эффектов в процессе коллапса впервые
отмечалась в связи с проблемой энерговыделения и эволюции квазаров (Хойл и
Фаулер, 1963; Озерной, 1966; Морисон, 1969; Озерной и Усов, 1973) и
проблемой сброса оболочки сверхновых звезд (Бисноваты-Коган; 1971, LeBlance
& Wilson 1970).

В частности отмечалось, что коллапс звезды, обладающей значительным
вращательным моментом, может сопровождаться образованием квазистатического
объекта - спинара - равновесие которого поддерживается центробежными
силами. Острайкер (1970) и Липунов (1983) предполагали существование
маломассивных спинаров с околосолнечной массой. Ускорение и замедление
спинаров в процессе аккреции подробно рассмотрено в работе Lipunov, 1987.
Модель спинара, учитывающая релятивистские эффекты (включая
исчезновение магнитного поля при образовании черной дыры) была построена в
работе Lipunova G.V. (1997), где дан подробный обзор работ по теории
спинаров и сделана попытка приложения модели спинара к явлению гамма-
всплеска.
Спинар можно рассматривать, как промежуточное состояние коллапсирующего
объекта, время жизни которого определяется временем диссипации
вращательного момента. Как отмечали Lipunova & Lipunov (1998) появление
центробежного барьера могло бы объяснить длительный (от нескольких секунд
до часов) характер энерговыделния центральной машины у гамма-всплесков.
Замечательным обстоятельством является то, что спинар (в отличие например
от радиопульсара) по мере потери вращательного момента, не замедляется, а
ускоряется, что приводит к нарастанию светимости, которое сменяется
падением вследствие исчезновения магнитного поля и релятивистского эффекта
замедления времени и гравитационного красного смещения у горизонта событий.
В работе Lipunova (1997) рассматривается модель спинара в вакууме, что
оправдано при рассмотрении двух нейтронных звезд. При коллапсе же ядра
массивной звезды спинар окружен оболочкой звезды и истекающим с его
экватора веществом. Взаимодейтсиве спинара с окружающей плазмой было нами
рассмотрено в работе Lipunov (1987), откуда мы и берем закон, описывающий
диссипацию вращательного момента спинара.
Наконец в работе Lipunov & Gorbovskoy (2007) построена стационарная
модель спинара учитывающая релятивстские эффекты и максимально-возможную
диссипацию вращательного момента спинара.
Ниже мы отказываемся от квазистационарного рассмотрения и строим
нестационарную модель ротационного коллапса.


3. Spinar scenario of magnetic rotational collapse.
Сценарий коллапса быстровращающегося ядра.


Рассмотрим качественно магнитовращательный коллапс ядра звезды имеющего
массу Mcore и эффективный параметр Керра (Thorne et al., 1986).
[pic] (1),


где I = k Mcore R02 - момент инерции ядра, omega - угловая скорость
вращения, c и G - скорость света и постоянная тяготения и магнитную энергию
Um.
При сохранении вращательного момента ядра (что, конечно, будет нарушено
в нашем сценарии) величина a остается постоянной.
Пусть [pic] - отношение магнитной энергии ядра к его гравитационной
энергии:
[pic] (2).


Полную магнитную энергию можно записать через среднее магнитное поле B
пронизывающего спинар:
[pic]=(1/6)B2/R3 (3)


Отметим, что в приближении сохранения магнитного потока (ВR2 = const)
отношение магнитной и гравитационной энергии остается постоянным в течении
коллапса:

[pic]= const , [pic] без учетов эффектов ОТО.
Пусть начальный параметр Керра a0 > 1. Тогда прямое образование черной
дыры невозможно и процесс коллапса разбивается на несколько важных этапов
(см. Рис.1.):

A. Потеря устойчивости ядра и свободное падение
Характерное время этой стадии порядка времени свободного падения
[pic], (4)


где RA - начальный радиус ядра звезды. Энергия в процессе коллапса
практически не излучается, а гравитационная энергия переходит в
кинетическую, вращательную и магнитную энергию ядра.
B. Остановка сжатия центробежными силами.
Свободный коллапс останавливается центробежными силами, там где
[pic] (5)


Откуда следует, что начальный радиус спинара примерно равен:
RB=a2GMcore/c2=a2Rg/2 (6)


При этом выделяется половина гравитационной энергии:
[pic] (7)


Если энергии достаточна для «пробоя» оболочки звезды, то есть если
импульс переданный части оболочки превышает импульс соответсвующий
параболическому разлету. Пусть в энергию джета конвертируется часть
[pic]
[pic] (8)


возникнет вспышка жесткого излучения.
Подставляя в условие (8) энергию впышки (формула (7)) и радиус спинара
(6) получаем условие пробоя на первый джет:
[pic] (9)


Где Vp- параболическая скорость на поверхности оболочки звезды. В
реальноситуации Vp = 2000-3000 km/s , [pic] и все практически
определяется углом раскрытия джета. Эта простая оценка показывает, что
даже при большом растворе джета первый пробой весьма вероятен.
Вспышка в силу осевой симметрии должна быть направлена по оси
вращения и иметь угол раскрытия [pic]. Длительность этой стадии
определяется временем выхода джета на поверхность (Rshell/c~10-30s) и
характером высвечивания, определяемый структурой первичного джета и
оболочки.
Характер спектра будет определяться гамма-фактором джета.
Далее образовавшися спинар, не теряя осевой симметрии эволюционирует до
самого коллапапса
C. Диссипативная эволюция спинара

По мере уноса вращательного момента спинар сжимается. При этом
увеличивается скорость вращения и светимость спинара. Одновременно
уменьшается магнитный дипольный момент, и увеличение светимости сменяется
ее падением. Кривая энерговыделения приобретает характер вcпышки.
Продолжительность этой стадии определяется моментом сил уносящих
вращательный момент коллапсара. В реальности здесь могут играть
существенную роль турбулентная вязкость и магнитные поля.

И соответствующее время дисиспации (spinar life time):
[pic] (10)


где Ksd - характерный момент дисиспативных сил. Понятно, что при самых
общих предположениях о характере магнитного поля тормозящий момент сил
должен быть прямо пропорциональным магнитной энергии спинара:
[pic] (11)


Где [pic], безразмерный множитель определяющий степень закручненности
магнитных силовых линий через которые происходит диссипация вращаетльного
момента.
Соответсвенно общее время диссипации вращательного моента (время жизни
спинара (9)) будет равно:
[pic] (12)


D. Second burst.
В процессе диссипации происходит выделение энергии, которое постоянно
возрастает до тех пор пока не начнут сказываться эффекты общей теории
относительности - красное смещение и исчезновение магнитного поля.
По мере нарастания светимости, в какой-то момент начинают выполняться
условия пробоя (penetration) оболочки (аналогичное (8)):
[pic] (13)


Появляется второй джет мощность которого достигает своего максимума
вблизи гравитационного радиуса.При этом эффективный кероовский параметр
стремится к предельному для предельновращающейся керровской дыры: a(1.
Максимальная светимость описывается диссипацией вращательной энергии
вблизи гравитационного радиуса:
[pic] (14)


Условие пробоя второго джета лучше писать через неравенство давлений:
[pic] (15)


Напомним, что [pic] - так называемая естественная светимость.
Конечно, формула (13) не учитывает гравитационного красного смещения,
ослабления магнитного поля и проч.
Характерное время вблизи максимума:
[pic] (16)


Дальнейшая судьба звезды зависит от ее массы. Если масса превышает
предел Оппенгеймера-Волкова звезда коллапсирует в черную дыру. В противном
случае (Lipunova & Lipunov, 1998) образуется нейтронная звезда, которая
остывает через 10 секунд (Надежин и др.) и продолжает тормозитьcя по
формуле
[pic] (17)


где[pic] - дипольный магнитный момент, [pic]- радиус светового
цилиндра,
И излучать как обычный пульсар. При постоянном магнитном поле
светимость пульсара будет убывать по закону:
[pic] (18)


В случае слияния двух нейтронных звезд или нейтронной звезды и черной
дыры первая стадия A очень коротка так как «падение» начинается с
нескольких гравитационных радиусов. Вследствие гравитационно-волновых
потерь компоненты двойной системы сначала приближаются друг к другу до
радиуса последней устойчивой орбиты и после сливаются и образуют спинар.
Перед моментом образование спинара возможны небольшая вспышка в момент
слияния звезд с энергией:

[pic] (19)


Рассмотренная качественная картина магнитовращательного коллапса может
быть проиллюстрирована следующей схемой (см.Рис2.) в координатах Um и a -
эффектиный кероровский парметр.
Предложенная картина немедленно позволяет естественным образом
объяснить явление прекурсоров и вспышек. При большом вращательном моменте
(a>>1) начальный радиус велик и соответсвенно мало выделение энергии, что
позволяет интерпретировать стадию B как явление прекурсора.
При малом значении вращательного момента (a>~1) начальный радиус
спинара близок к нескольким гравитационным радиусам и стадия B уже должна
инепретироваться как гамма-всплеск, а последующая впышка спинара D как
явление вспышки.
Замечательно, что время между двумя burstами всегда поределяется
продолжительностью дииспации момента (12), и следовательно измерение rest
времени сразу дает соотношение между керровским параметровм и долей
магнитной энергии:
[pic] (20)

где [pic] .
Соответсвенно характерное магнитное поле в момент коллапcа (вблизи Rg)
оказывается равным:
[pic] (21)



где [pic].


Предложенный сценарий позволяет свести наблюдаемое разнообразие гамма-
всплесков, прекурсоров и вспышек к двум параметрам магнитное поле -
начальный вращательный момент. При слабом магнитном поле и большом
вращательном моменте (правый нижний угол) первая вспышка будет слабой
(велик центробежный барьер) и образующийся джет не пробивает оболочку
звезды - прекурсора нет. Затем следует медленный коллапс (магнитное поле
слабо) приводящий к слабому рентгеновски-богатому всплеску. При уменьшении
начального вращательного (двигаемся по диаграмме налево) момента энергия
выделяемая центробежном барьере растет и джет спосбен «пробить» оболочку
звезды. Первая впышка будет проявлять себя как прекурсор. Прекурсор будет
удален от гамма-всплеска такак при малом поле велико время диципации
вращательного момента. При уменьшении вращательного момента (еще левее по
горизонтали) растет энергия прекурсора и при a>~1 энергия прекурсора
превышает 1051-52 эрг и он будет проявлять себя как гамма-всплеск., а
последущий коллапс спинара приведет к явлению X-ray plateau (левый нижний
угол Lipunov & Gorbovskoy, 2007). Если далее двигаться в сторону увеличения
магнитного поля (вверх), то последущий коллапс спинара приведет к явлению X-
ray flare. Далее, при еще большем магнитном поле, flare приближается к
гамма-всплеску, растет ее энегрия и она становится сама частью гамма-
всплеска (левый верхний угол). При движении вправо возрастает момент и
первый всплеск теряет энергию становиться прекурсором близким ко второму,
фактически гамма-всплеску.
При очень большом вращательной моменте (правый верхний угол) энергии
прекурсора недостаточно для пробива оболочки и остается всплеск без
сателлитов. Продолжительность энерговыделения растет при уменьшении
магнитного поля, а сам всплеск становится мягче (возращаемся в правый
нижний угол).
[pic]


Рис.2. На диаграмме магнитное поле- параметр Керра показано
качественное изменение характеристик гамма-всплеска и сопутствующих явлений
.

4. One point pseudo Newtonian Spinar Model
Нестационарная модель магниторотационного коллапса.

Целью предлагаемой модели является правильное качественное и
приближенное количественное описание магнитовращательного коллапса, которое
позволило бы проследить за эволюцией мощности энерговыделения
коллапсирующего объекта и продемонстрировать многобразный характер работы
центральной машины. При этом спинар будет рождаться и умирать естественным
образом, как результат решения нестационарной задачи.
Будем полагать, что в начальный момент мы имеем вращающийся объект (это
может быть потерявшее устойчивость ядро массивной звезды или слившаяся
нейтронная звезда или массивный диск вокруг черной дыры). Масса объекта М,
радиус Rcore, момент вращения [pic], дипольный момент [pic] и параметр
Керра [pic].

a. Dynamic Equation

Уравнение движения запишем в псевдоньютоновском приближении:

[pic] (24)


Где Fgr- гравитационное ускорение, Fc- центрбежное ускорение, Fnuclear-
давление вещества.
Cуществуют многократные попытки предложить псевдоньютоновский
потенциал, который бы симулировал Керовскую метрику (см. Артемова и др.,
1996 ). В нашей модели мы будем использовать эффективное ускорение в форме
предложенной Mukhopadhyay (2002) для частиц двигающихся в экваториальной
плоскости вращения:


[pic] (25)

где[pic].

Эта формула соотвествует потенциалу Пачинского-Wiita (1980) для
невращающейся черной дыры.

[pic] (26)

[pic] (27)


Давление газа, включающее давление и давление тепловое может быть
описано как кинетическая энергия частиц вычисленная с помощью
релятивистского инварианта (Зельдович, Блинников, Шакура):

[pic] (28)


Второй член под корнем учитывает давление вырожденного газа, а третий
тепловую энергию.

Константу b переобозначим:
[pic] (30)


Фактически мы использовали формулу для давления частично вырожденного
Ферми-газа с вкладом теплового давления. Понятно, что уравнение реальной
ядерной материи не описывается таким простым выражением. Тем не менее
подбирая значения константы b нам удалось получить нейтронные звезды с
вполне правдоподобными парметрами (см. Приложение 1). Меняя константу b, мы
в частности можем менять предел Оппенгеймера-Волкова для холодных
невращающихся нейтронных звезд.
Конечно, следует помнить, что реальный предел Оппенгеймера-Волкова
зависит как от скорости вращения нейтронной звезды так и от ее тепловой
энергии (Фридман и др., ). В нашей модели эта зависимость качественно
правильно отражает полученные раннее численные результаты.
Наконец, мы ввели эффективную диссипативную силу Fdiss:
[pic] (31)


Физически понятно, что после выхода на центробежный барьер ядро
испытывает сильнейшие колебания с харатерным временем 1/[pic]. При этом
происходит перераспределение момента и протекают сложные не аксиально-
симметричные движения, которые в конце концов должная привести к выделению
половины гравитационной энергии и образованию квазистатического
цилиндрически симметричного объекта - спинара. Конечно, детальное
рассмотрение этого перехода лежит за рамками нашей простой модели. Мы же
просто вводим демпфирующую силу полагая что ее работа полностью
превращается в тепло и, таким образом, наша простая модель правильно
описывает общее энерговыделение при образовании спинара, но совершенно
бессильна описать временное поведение в этот момент. Фактически, мы
полагаем :

[pic] (32)


Везде ниже, если нигде специально оговорено, принято [pic]=0.04.

b) Angular momentum losses equation

Уменьшение вращательного момента спинара (коллапсара) обусловлено
действием магнитных и вязких сил. В настоящей работе мы предполагаем, что
диссипация вращательного момента осуществляется за счет действия
эффективного магнитного поля. Тогда момент тормозящих сил in disk-like
object будет равен (see Lipunov, 1992)
[pic], (33)

where [pic] and [pic] - z и [pic] componets of magnetic fields.
Введем дипольный магниный момент спинара [pic]. Далее для простоты
изложения мы везде будем писать уравнения так как будто спинар обладает
дипольным магнитным полем. Однако, на самом деле наши уравнения не
изменятся если мы будем пользоваться просто неким средним магнитным полем
спинара и в качестве характеристики поля использовать введенную выше
магнитную энергию спинара Um. Это справедливо именно для исполбзуемого нами
ниже момента сил торможения.
Let [pic], where [pic] is dipolar strength of the magnetic fields. ).
Тогда момент торомзящих сил будет навен (see Lipunov, 1987, 1992 see below)
[pic], (34)


Где [pic], Rt - характерный радиус взаимодействия магнитного поля с
окружающей плазмой:

RAlfven - альвеновский радиус (Пропеллер)

[pic] - радиус коротации (Аккретор)

[pic] - радиус светового цилиндра (Эжектор)

Альфеновский радиус в случае спинара меньше или порядка радиуса звезды
и не играет большой роли в рассматриваемой ситуации.
Эффективный радиус взаимодействия в случае коллапсирующего ядра, скорее
всего близок к радиусу корротации, который в свою очередь близок к радиусу
спинара по условию его равновесия. Поэтому тормозящий момент можно как:
[pic] (xx)


И соответствующее время дисиспации:
[pic]
TC = IB Omega2 / MyuB2/ R3B
Тогда:
[pic]

Где [pic]- безразмерная константа, Rmin - характерный радиус
взаимодействия магнитного поля с неколлапсирующей плазмой:

Итак, уравнение изменгения вращательного момента спинара принимает вид
(Lipunov, 1987):

[pic] (xx)



Записанный в данной форме тормозящий момент является абсолютным верхним
пределом для возможного торможения спинара.

Если масса коллапсара меньше предела Оппенгеймера-Волкова в конце
образуется нейтронная звезда, которая будет тормозиться по магнитодипольной
формуле:

[pic] (xx)


c. Magnetic Field Evolution

Как известно, в процессе коллапса магнитное поле должно исчесзать
(Гинзбург и Озерной, 1963).
В ньютоновском приближениеии при сохранении магнитного потока дипольный
момент ведет себя как:
[pic] (xx)


С учетом релятивистких эффектов магнитное поле обращается в ноль не в
нуле а по достижении горизонта событий. Расчет эволюции дипольного
магнитного поля для вращающегося тела (в керровской метрике) был проделан
Manko and Sibgatullin (1992).
В качестве первого приближения можно использовать простую
аппроксимацию:
[pic] (XX)

Здесь Rmin - экваториальный радиус горизонта событий. Поскольку R0>>Rmin
это выражение дает правильное поведение дипольного момента вдали от
гравитационного радиуса и обращает магнитное поле в ноль на горизонте
событий.

Однако этот закон дает слишком быстрое уменьшение магнитного поля и мы
в расчетах использовали модифицированный закон исчезновения магнитного поля
из работы Гинзбурга и Озерного (1963):
[pic] (ЧЧ)


где [pic] .

В настоящей работе мы пренебрегаем эффектами генерации магнитных полей.

d). Energy losses.

Выделение энергии в процессе коллапса обусловлено сначала диссипацией
кинетической энергии падения на центробежный барьер и торможением спинара
магнитными силами:
[pic] до образования спинара
[pic] после образования спинара

Where Rmin=Rc всегда если масса ядра превышает предел Оппенгеймера-
Волкова.
Удаленный наблюдатель вследствии гравитационного красного смещения и
замедления времени будет фиксировать меньшую светимость светимость.
Мы примем что наблюдаемая светимость равна:
(xx)


Где [pic] - функция длительности - отношение хода часов опорных
наблюдателей к темпу течения мирового времени на экваторе метрики Керра
(Thorne et al., 1986):
[pic] (XX)


Eсли масса ядра меньше предела Оппенгеймера-Волкова, в конце спинар
превращается в нейтронную звезду и светимость определяется магнитодипольной
формулой:

[pic] (00)


Наконец, рассмотрим случай, когда вращение мало настолько, что спинар
не образуется вообще.
В этом случае происходит прямой коллапс. Как мы отмечали выше, впервые
задачу об электромагнитной вспышке с учетом эффектов ОТО исчезновения
магнитного поля рассматривала Липунова (1997). При прямом коллапсе
вращательное излучение несущественно, так как звезда не успевает сделать
даже оборота и оказывается под горизонтом событий. Зато велико радиальное
изменение дипольного момента:

[pic] (ККК)



Что бы пересчитать это значение в наблюдаемую светимость нужно кроме
гравитационного красного смещения учесть релятивистский эффект Доплера
вызванный радиальным падением излучателя в практически Шварцшильдовской
метрике(Lipunova, 1997).

5. Коллапс ядра большой массы (M > MOV).

Рассмотрим вначале случай, когда масса коллапсирующего ядра существенно
превышает предел Оппенгеймера-Волкова . В качестве начальных условий
системы дифуравнений примем начальный радиус ядра 1000Rg. На Рис. NN
показаны реачситаные изменение радиуса, параметра Керра и среднего
магнитного поля для нескольких произвольных начальных парметров ядра в
зависимости огт собственного времени (то есть без учета фактора
длительности). На диаграмме NN+! Приведены расчеты эволюции центральной
машины для широкого диапазона моделей. Отметим несколько важных моментов.
Во-первых коллапс таких ядер заканчивается образованием предельно
вращающейся Керровской дыры. Конечно, в рест фрэйм это событие отодвигается
на бесконечно далекое время.
Диаграмма полностью подтверждает наш качественный сценарий (Рис. 2)и
демонстрирует богатое разноорбразий времен и энергий прекрусоров, гамма-
всплесков и и вспышек. Расчет энерговыделения при прямом коллапсе (a0<1)
подверждает краткость и слабость вспышки. Отметим, что практически для всех
значений магнитного поля общая энегргия не привышыет 10-4Mc2. Очевидно, что
в этом случае трудно представить себе появление джетов и явления гамма-
всплеска. Скорее всего такой коллапс приводит к явлению обычной сверхновой
звезды.
Однако при увеличении момента события происходят более драматично. При
a0>1 рано или поздно ценртобежные силы превзойдут гравитационные, что
остановит коллапс и даст время и возможность при остановки излучить
громадную энергию ~0.1Mc2. При этом рождается спинар, а релятивисский джет
пробивает оболочку звезды и инициирует гамма-всплеск. Величина первой
вспышки зависит только от первоначального радиуса спинара, который в первом
приближении определяется только моментом, что отлично видно на диаграмме.
Все системы в одном столбце имеют одинаковую энергию вспышки. Далее бразды
правления берет в свои руки магнитное поле и именно оно задает темп
диссипации вращательного момента и главным образом определяет дальнейшю
эволюцию ядра. По мере исчезновения момента, радиус ядра уменьшается а
магнитная светимость растет, пока (при R~Rg) ни достигает своего максимума,
величена которого задается только полем. Это так же наглядно видно из
диаграммы. После чего светимость резко падает из-за релятивисских эффектов
вблии горионта событий (исченовение поля, гравитационное красное смещение и
замедление времени). Соотношением энергий первой и второй вспышки и будет
определять весь зоопарк (все разнообразие) явлений всплесков, прекурсоров и
вспышек. В эксремальном случае, когда магнитное поле велико ([pic]), а
момент сравнительно мал (1 разделены малым временем ~1-10cек.Так что тут не невозможно разделить
всплеск от прекурсора или вспышки, приходиться говорить о двойном гамма-
всплеске.
Если двигаться в право по диаграмме в сторону увеличения момента,
первоначальный радиус спинара будет становиться больше (для систем
спрекурсорами ~100Rg), выделяющаяся при этом гравитационная энергия
уменьшаеться и первая вспышка слабеть. Таким образом мы попадем в область
прекусоров: ([pic]~10-2-10-4, 10 чем меньше магнитное поле тем больше удален прекурсор от гамма-всплеска. В
промежутке между прекурсором и гамма-всплеска светимоть практически не
именяется.
Если же от области двойных всплеском вдигаться вниз, тем самым уменьшая
магнитное поле, удаляя и ослабляя вторую вспышку попадаем в обширную
область вспышек ([pic]~10-4-10-7, 2 начального момента спинар будет иметь первоначальный радиус ~10Rg и первая
вспышка будет очень мощной. Магнитное же поле слабо и мощности второй
вспышки хватит только для X-ray fare