Giro y voltereta

Cambio repentino del eje de giro causado por la fusión con otro agujero negro

Diagrama esquemático de un cambio de espín de un agujero negro.

Un cambio de espín en un agujero negro se produce cuando el eje de giro de un agujero negro giratorio sufre un cambio repentino de orientación debido a la absorción de un segundo agujero negro (más pequeño). Se cree que los cambios de espín son una consecuencia de las fusiones de galaxias , cuando dos agujeros negros supermasivos forman un par ligado en el centro de la galaxia fusionada y se fusionan después de emitir ondas gravitacionales . Los cambios de espín son importantes desde el punto de vista astrofísico, ya que una serie de procesos físicos están asociados con los giros de los agujeros negros; por ejemplo, se cree que los chorros en las galaxias activas se lanzan paralelos a los ejes de giro de los agujeros negros supermasivos. Por lo tanto, un cambio en el eje de rotación de un agujero negro debido a un cambio de espín daría como resultado un cambio en la dirección del chorro.

Física de los giros

Un cambio de espín es una etapa tardía en la evolución de un agujero negro binario . El sistema binario consta de dos agujeros negros, con masas y , que giran alrededor de su centro de masas común . El momento angular total del sistema binario es la suma del momento angular de la órbita , , más los momentos angulares de espín de los dos agujeros. Si escribimos como las masas de cada agujero y como sus parámetros de Kerr, ^[1] y luego usamos el ángulo desde el norte de sus ejes de espín como se da por , podemos escribir, ${\displaystyle M_{1}}$ ${\displaystyle M_{2}}$ ${\displaystyle J}$ ${\displaystyle {L}}$ ${\displaystyle {S}_{1,2}={S}_{1}+{S}_{2}}$ ${\displaystyle \mathbf {M_{1}} ,\mathbf {M_{2}} }$ ${\displaystyle \mathbf {a_{1}} ,\mathbf {a_{2}} }$ ${\displaystyle \theta }$

$${\displaystyle \mathbf {S} _{1}=\{\mathbf {a} _{1}\mathbf {M} _{1}\cos(\pi /2-\theta ),\mathbf {a} _{1}\mathbf {M} _{1}\sin({\tfrac {\pi }{2}}-\theta )\}}$$ $${\displaystyle \mathbf {S} _{2}=\{\mathbf {a} _{2}\mathbf {M} _{2}\cos({\tfrac {\pi }{2}}-\theta ),\mathbf {a} _{2}\mathbf {M} _{2}\sin({\tfrac {\pi }{2}}-\theta )\}}$$ $${\displaystyle \mathbf {J} _{\text{init}}=\mathbf {L} _{\text{orb}}+\mathbf {S} _{1}+\mathbf {S} _{2}.}$$

Si la separación orbital es suficientemente pequeña, la emisión de energía y momento angular en forma de radiación gravitatoria hará que la separación orbital disminuya. Finalmente, el agujero más pequeño alcanza la órbita circular estable más interna, o ISCO, alrededor del agujero más grande. Una vez que se alcanza la ISCO, ya no existe una órbita estable y el agujero más pequeño se sumerge en el agujero más grande, fusionándose con él. El momento angular final después de la coalescencia es de solo ${\displaystyle M_{2}}$

$${\displaystyle \mathbf {J} _{\text{final}}=\mathbf {S} ,}$$

el momento angular de giro del único agujero fusionado. Si se descuida el momento angular que se lleva la onda gravitacional durante la caída final (que es pequeño ^[2]), la conservación del momento angular implica

$${\displaystyle \mathbf {S} \approx \mathbf {L} _{\text{ISCO}}+\mathbf {S} _{1}+\mathbf {S} _{2}.}$$

${\displaystyle S_{2}}$es del orden de veces y se puede ignorar si es mucho menor que . Haciendo esta aproximación, ${\displaystyle (M_{2}/M_{1})^{2}}$ ${\displaystyle S_{1}}$ ${\displaystyle M_{2}}$ ${\displaystyle M_{1}}$

$${\displaystyle \mathbf {S} \approx \mathbf {L} _{\text{ISCO}}+\mathbf {S} _{1}.}$$

Esta ecuación establece que el giro final del agujero es la suma del giro inicial del agujero más grande más el momento angular orbital del agujero más pequeño en la última órbita estable. Como los vectores y están orientados genéricamente en direcciones diferentes, apuntarán en una dirección diferente a la de un cambio de giro. ^[3] ${\displaystyle S_{1}}$ ${\displaystyle L}$ ${\displaystyle S}$ ${\displaystyle S_{1}}$

El ángulo con el que se reorienta el giro del agujero negro depende del tamaño relativo de y , y del ángulo entre ellos. En un extremo, si es muy pequeño, el giro final estará dominado por y el ángulo de giro puede ser grande. En el otro extremo, el agujero negro más grande podría ser inicialmente un agujero negro de Kerr con rotación máxima . Su momento angular de giro es entonces del orden de ${\displaystyle L_{\rm {ISCO}}}$ ${\displaystyle S_{1}}$ ${\displaystyle S_{1}}$ ${\displaystyle L_{\rm {ISCO}}}$

$${\displaystyle S_{1}\approx GM_{1}^{2}/c.}$$

El momento angular orbital del agujero más pequeño en el ISCO depende de la dirección de su órbita, pero es del orden de

$${\displaystyle L_{\text{ISCO}}\approx GM_{1}M_{2}/c.}$$

Comparando estas dos expresiones, se deduce que incluso un agujero bastante pequeño, con una masa de aproximadamente una quinta parte de la del agujero más grande, puede reorientar el agujero más grande en 90 grados o más. ^[3]

Conexión con radiogalaxias

Los cambios de espín de los agujeros negros se analizaron por primera vez en el contexto de una clase particular de radiogalaxias , las fuentes de radio con forma de X. ^[3] Las galaxias con forma de X presentan dos pares de lóbulos de radio desalineados: los lóbulos "activos" y las "alas". Se cree que las alas están orientadas en la dirección del chorro antes del cambio de espín, y que los lóbulos activos apuntan en la dirección actual del chorro. El cambio de espín podría haber sido causado por la absorción de un segundo agujero negro durante una fusión de galaxias .

Véase también

• Agujero negro supermasivo  : el tipo de agujero negro más grande
• Onda gravitacional  : aspecto de la relatividad en la física
• Galaxia de radio  : tipo de galaxia activa que es muy luminosa en longitudes de onda de radio.

Referencias

1. Rosalba Perna . KERR (SPINNING) BLACK HOLES [Diapositivas de PowerPoint]. Recuperado de http://www.astro.sunysb.edu/rosalba/astro2030/KerrBH.pdf
2. Baker, John G.; Centrella, Joan; Choi, Dae-Il; Koppitz, Michael; van Meter, James (22 de marzo de 2006). "Extracción de ondas gravitacionales de una configuración espiral de agujeros negros fusionados". Physical Review Letters . 96 (11): 11102. arXiv : gr-qc/0511103 . Código Bibliográfico :2006PhRvL..96k1102B. doi :10.1103/physrevlett.96.111102. ISSN  0031-9007. PMID  16605809. S2CID  23409406.
3. Merritt, D. (1 de agosto de 2002). "Rastreo de fusiones de agujeros negros a través de la morfología del lóbulo de radio". Science . 297 (5585): 1310–1313. arXiv : astro-ph/0208001 . Bibcode :2002Sci...297.1310M. doi :10.1126/science.1074688. ISSN  0036-8075. PMID  12154199. S2CID  1582420.

Enlaces externos

• Evolución de un sistema binario de agujeros negros masivos Un artículo sobre agujeros negros binarios.
• Los científicos detectan una "pistola humeante" de colisión de agujeros negros