Astronomie

Comment la quantité de nucléide produite par les processus s et r a-t-elle changé au fil du temps ?

Comment la quantité de nucléide produite par les processus s et r a-t-elle changé au fil du temps ?

Pour un exercice, j'ai besoin de découvrir comment la quantité de nucléide produite par les processus s et r a changé au fil du temps et j'ai également besoin de dessiner un diagramme schématique du rapport s/r en fonction du temps de 13,6 Ga jusqu'à aujourd'hui et expliquer mon raisonnement. J'ai cherché une réponse dans mes notes de cours et aussi dans le cours mais je ne trouve pas de solution à ce problème. Quelqu'un peut-il m'aider où je pourrais trouver une réponse à cela?


Où, oh où est le r-processus disparu ?

Nous présentons une revue des sources possibles de r-processus noyaux (r-noyaux). On sait qu'il n'existe pas encore de mécanisme auto-cohérent pour fournir des neutrons abondants pour un r-processus dans les vents propulsés par les neutrinos des étoiles à neutrons naissantes. Nous considérons que le lourd r-les noyaux avec des nombres de masse A > 130 (Ba et plus) ne peuvent pas être produits dans les vents entraînés par les neutrinos. Néanmoins, le r-processus et les vents entraînés par les neutrinos peuvent être directement ou indirectement liés par un mécanisme supplémentaire inconnu, qui, par exemple, pourrait fournir des éjecta avec des échelles de temps dynamiques très courtes de ≲ 0,004 s. Ce mécanisme indéterminé doit fournir une source de neutrons au sein des mêmes sites stellaires généraux qui subissent l'effondrement du cœur pour produire l'étoile à neutrons. Les données d'observation sur les étoiles à faible métallicité dans le halo galactique montrent que les sites produisant le lourd r-les noyaux ne produisent pas de Fe ou d'autres éléments entre N et Ge. Dans la mesure où une étoile à neutrons en formation est la clé de la production du lourd r-noyaux, alors les seules sources possibles sont les supernovae résultant de l'effondrement de noyaux O-Ne-Mg ou l'effondrement induit par accrétion de naines blanches, dont aucun ne produit les éléments du groupe Fe ou ceux de masse intermédiaire (au-dessus de C et N) . Preuves d'observation sur s et r-noyaux dans les étoiles à faible métallicité avec des abondances élevées de C et N montre que le r-process est également actif dans les systèmes binaires.

Les noyaux avec A ∼ 90 –110 produits par les réactions de particules chargées (CPR) dans les vents entraînés par les neutrinos sont en général présents dans les étoiles pauvres en métaux avec des abondances élevées ou faibles de charges lourdes. r-noyaux. Les noyaux CPR et les lourds r-les noyaux ne sont pas fortement couplés. Certaines étoiles pauvres en métaux présentent des enrichissements extrêmement élevés en r-noyaux et ont établi que les schémas d'abondance de ces noyaux sont universellement proches du schéma d'abondance solaire des r-noyaux.

Utilisation d'une étoile modèle avec des enrichissements élevés de lourds r-noyaux et un autre à faible enrichissement nous développons un modèle à deux composantes basé sur les abondances d'Eu (à partir de sources de r-noyaux) et Fe (à partir de supernovae Fe core-effondrement). Ce modèle donne de très bonnes prédictions quantitatives pour les abondances de tous les autres éléments dans les étoiles pauvres en métaux avec [ Fe / H ] - 1,5 pour lesquelles les abondances Eu et Fe sont connues. Nous attribuons les éléments CPR tels que Sr, Y et Zr aux réactions dans les vents entraînés par les neutrinos d'une étoile à neutrons naissante et de la r-noyaux au vrai hypothéqué "r-traiter". Les noyaux CPR doivent être produits chaque fois qu'une étoile à neutrons se forme, qu'elle soit lourde ou non. r-les noyaux sont produits ou non. En utilisant le modèle à deux composants, nous estimons que le rendement de l'élément CPR Sr est ∼ 10 - 6 M ⊙ pour un seul événement de formation d'étoiles à neutrons. Des modèles astrophysiques auto-cohérents sont nécessaires pour établir que les noyaux CPR sont communs aux étoiles à neutrons produites dans les deux sources pour le poids lourd. r-noyaux et ceux de Fe. Nous montrons que les données d'observation semblent parfaitement cohérentes avec le modèle à deux composantes. Le mécanisme et le site spécifiques pour la production de poids lourds r-les noyaux restent à trouver.


Comment fonctionne le PET ?

Le PET fonctionne en utilisant un appareil de balayage (une machine avec un grand trou en son centre) pour détecter des photons (particules subatomiques) émis par un radionucléide dans l'organe ou le tissu examiné.

Les radionucléides utilisés dans les TEP sont fabriqués en attachant un atome radioactif à des substances chimiques qui sont utilisées naturellement par l'organe ou le tissu particulier au cours de son processus métabolique. Par exemple, dans les TEP du cerveau, un atome radioactif est appliqué au glucose (sucre dans le sang) pour créer un radionucléide appelé fluorodésoxyglucose (FDG), car le cerveau utilise le glucose pour son métabolisme. Le FDG est largement utilisé en TEP.

D'autres substances peuvent être utilisées pour la numérisation TEP, en fonction de l'objectif de la numérisation. Si le flux sanguin et la perfusion d'un organe ou d'un tissu présentent un intérêt, le radionucléide peut être un type d'oxygène radioactif, de carbone, d'azote ou de gallium.

Le radionucléide est administré dans une veine par une ligne intraveineuse (IV). Ensuite, le scanner TEP se déplace lentement sur la partie du corps examinée. Les positons sont émis par la décomposition du radionucléide. Des rayons gamma sont créés lors de l'émission de positons, et le scanner détecte alors les rayons gamma. Un ordinateur analyse les rayons gamma et utilise les informations pour créer une carte d'image de l'organe ou du tissu étudié. La quantité de radionucléide collectée dans le tissu affecte la luminosité du tissu sur l'image et indique le niveau de fonction de l'organe ou du tissu.


Comment calculer la demi-vie ?

Pour l'instant, vous avez parcouru la formule de la demi-vie et vous vous demandez peut-être comment trouver la demi-vie en utilisant cette équation de demi-vie. Le calcul de la demi-vie est quelque peu compliqué, mais nous simplifierons le processus pour votre compréhension. Calculons la demi-vie d'un élément en supposant quelques éléments pour des raisons de calcul.

t = 120 secondes

T = 60 secondes

Ainsi, si un élément avec la valeur initiale de 200 grammes se désintègre à 50 grammes en 120 secondes, sa demi-vie sera de 60 secondes.

De même, vous pouvez également calculer d'autres paramètres tels que la quantité initiale, la quantité restante et le temps en utilisant les équations ci-dessus. Si vous ne voulez pas vous lancer dans ces calculs complexes, mettez simplement les valeurs dans la calculatrice ci-dessus. Notre calculateur simplifiera l'ensemble du processus pour vous.

Découvrez quelques autres calculatrices de notre part, conçues spécialement pour vous.


3. COURBES DE LUMIÈRE

Pour tester comment les variations de la vitesse de chauffage et de la composition nucléaires tardives affectent les transitoires électromagnétiques possibles associés aux fusions d'étoiles à neutrons, nous calculons les courbes de lumière en utilisant un schéma de transport radiatif gris simplifié dans un flux sortant à symétrie sphérique.

3.1. Méthodes de transfert radiatif

L'éjecta est supposé se dilater de manière homologue, de sorte que r = Vermont. La structure de densité de l'écoulement est ensuite décrite par

SkyNet donne une vitesse de chauffe (t), qui est la quantité totale d'énergie libérée par unité de masse et par unité de temps due aux réactions nucléaires. La majorité de cette énergie est emportée par les neutrinos, mais une fraction, disons F, est thermalisé dans le matériau. Donc F(t) est la vitesse de chauffage du matériau due aux réactions nucléaires et aux désintégrations.

Pour les écoulements homologues, la vitesse peut être considérée comme une coordonnée lagrangienne. Écrire les équations de transport radiatif grises et lagrangiennes au premier ordre dans v/c (par exemple, Mihalas & Weibel-Mihalas 1999), en utilisant la vitesse comme coordonnée lagrangienne, et en incluant la libération d'énergie des réactions nucléaires donne

E est la densité d'énergie de rayonnement, t est le temps écoulé depuis la fusion, v est la vitesse mesurée en unités de la vitesse de la lumière c, F est le flux de rayonnement, ρ est la densité donnée dans l'équation (11), κ est l'opacité, une = 4σ/c est la constante de rayonnement où σ est la constante de Stefan-Boltzmann, T est la température du fluide, est le facteur d'Eddington (c'est-à-dire le rapport de la pression de rayonnement à la densité d'énergie de rayonnement), vous est l'énergie interne spécifique du fluide, p est la pression du fluide, F est la fraction de la vitesse de chauffage qui est thermalisée. Le taux de chauffage n'est pas entièrement thermalisé car une grande partie de l'énergie de désintégration nucléaire va dans les neutrinos et les neutrinos des rayons gamma sont perdus du système et les rayons gamma ne sont que partiellement thermalisés. Pour calculer avec précision la fraction de thermalisation, il faudrait des informations beaucoup plus détaillées sur la β-decays que ce qui est disponible dans REACLIB et il faudrait aussi faire γ-transport de rayons. Après Barnes & Kasen (2013), nous adoptons F = 0.3.

Le fluide est supposé être un gaz parfait non relativiste et non dégénéré de poids moléculaire μ, de sorte que l'énergie interne spécifique est vous = 3 T/(2μ). Les équations de transport grises sont discrétisées dans l'espace sur une grille en quinconce, avec E et vous défini sur les centres de zone et F défini sur les bords de zone. Le système résultant d'équations différentielles ordinaires est ensuite résolu en temps en utilisant une méthode d'Euler en arrière. Les facteurs d'Eddington sont obtenus en résolvant l'équation de transport statique de Boltzmann sur une grille de rayons tangente au début d'un pas de temps. Cette méthode est similaire à celle décrite dans Ensman (1994), spécialisée dans une sortie homologue. Les zones sont choisies pour augmenter de manière logarithmique en s'éloignant du rayon maximum. Ceci est fait pour garantir que la couche de découplage de rayonnement est résolue même à des densités élevées.

La structure de densité est supposée être décrite par une loi de puissance brisée comme le soutiennent Chevalier & Soker (1989). Ce choix a été fait principalement pour faciliter la comparaison avec Barnes & Kasen (2013). La rupture de la loi de puissance et l'échelle de densité sont fixées pour donner la masse totale souhaitée et l'énergie cinétique totale de l'écoulement. Nous utilisons et v = 0.1 c, où c est la vitesse de la lumière, pour tous les modèles de courbe de lumière (par exemple, Hotokezaka et al. 2013a Rosswog 2013 Foucart et al. 2014).

On note que l'évolution de la densité dans le modèle de transport et celle donnée dans l'équation (1) sont toutes deux proportionnelles à t -3 , mais ils ont des facteurs d'échelle différents. Le point principal de ρ(t) donné dans l'équation (1) est de contrôler l'échelle de temps sur laquelle la densité change au moment de la nucléosynthèse (t 1 s), mais extrapoler cette densité aux temps tardifs et supposer qu'il s'agissait de la densité uniforme d'une boule de gaz en expansion à une vitesse fixe conduirait à des vitesses d'expansion supraluminiques dans de nombreux cas. L'équation (11) donne une estimation beaucoup plus raisonnable de la densité à des moments tardifs après la fin de la nucléosynthèse.

Le calcul de la longueur d'onde exacte et de l'opacité dépendante de la température d'un mélange est extrêmement difficile en raison du grand nombre d'éléments et de raies d'absorption impliqués. En particulier, les groupes d'éléments lanthanides et actinides ont des structures linéaires très compliquées et les calculs de structure linéaire et d'opacité les plus sophistiqués n'ont été effectués que pour quelques nucléides représentatifs (par exemple, Kasen et al. 2013). De tels calculs d'opacité détaillés dépassent le cadre de ce travail et nous utilisons une simple prescription pour calculer l'opacité grise κ en fonction de la température T et la composition comme

κFe(T) et sont les opacités de fer et de néodyme données dans Kasen et al. (2013). La somme couvre toutes les espèces de lanthanides et d'actinides avec Xje étant la fraction massique d'une espèce particulière de lanthanide ou d'actinide. Nous soustrayons l'opacité du fer de l'opacité du néodyme car donnée dans Kasen et al. (2013) est en fait l'opacité d'un mélange contenant Xje néodyme et fer. Notre approximation suppose que chaque lanthanide et actinide contribue au même nombre de raies avec la même distribution d'énergie. L'opacité utilisée dans le calcul des gris est considérée comme l'opacité moyenne de Planck, qui est appropriée lorsque l'opacité dépendante de la longueur d'onde est calculée dans l'approximation de Sobolev (D. Kasen 2015, communication privée). À des températures supérieures à 10 4 K, les opacités sont maintenues constantes car les états d'ionisation qui auraient été atteints à ces températures n'ont pas été inclus dans le calcul d'opacité d'origine et les opacités y sont artificiellement faibles (D. Kasen 2015, communication privée).

3.2. Dépendance des courbes de lumière Kilonova sur les propriétés de sortie

La figure 8 montre les courbes de lumière et les taux de chauffage des cas dont les abondances finales sont montrées dans la figure 1. Dans le panneau de gauche, les cas riches en lanthanides (Ouie = 0,01, 0,19) sont environ un ordre de grandeur plus faible que le cas sans lanthanide (Ouie = 0,25) et ils culminent à environ une semaine au lieu d'environ un jour. La température effective au pic des boîtiers riches en lanthanides est également beaucoup plus faible (

5700 K) que la température du boîtier sans lanthanide. Les vitesses de chauffe entre 0,01 et 100 jours sont cependant presque identiques pour ces trois cas, de sorte que les différences significatives dans les courbes de lumière sont uniquement dues à la quantité de lanthanides présents dans les éjectas et à leur effet sur l'opacité. Comparer les cas Ouie = 0,25 et Ouie = 0,50, qui sont tous deux sans lanthanide, l'impact de la vitesse de chauffe sur la courbe de lumière est visible. La vitesse de chauffage est plus faible pour le Ouie = 0,50 cas, car la plupart des noyaux stables sont produits, ce qui conduit à moins de chauffage. Le résultat est que la courbe de lumière du Ouie = 0,50 cas pics légèrement plus tard (2,6 jours contre 1,2 jours pour Ouie = 0,25), est d'environ un ordre de grandeur plus faible et plus rouge (la température spectrale est

Figure 8. Courbes de lumière et taux de chauffage de certains calculs de nucléosynthèse sélectionnés. La gauche: Ouie = 0,01, 0,19, 0,25, 0,50 et τ = 7,1 ms. Avec Ouie = 0,01 et Ouie = 0,19, nous obtenons le processus r complet et l'éjecta est donc riche en lanthanide, ce qui augmente considérablement l'opacité, entraînant un faible transitoire qui atteint son maximum environ une semaine après l'événement de nucléosynthèse. Ceci est en contraste avec le Ouie = 0,25 cas, qui a un taux de chauffage très similaire à celui du bas-Ouie cas, mais ne produit pas de lanthanides, et donc le transitoire est plus brillant et culmine plus tôt. le Ouie = 0,50 transitoire est également sans lanthanide et culmine à quelques jours, mais comme une quantité importante de nucléides stables est produite, le chauffage est beaucoup moins important, ce qui conduit à un faible transitoire. Droite: Ouie = 0,25, et τ = 7,1 ms. Comme nous l'avons vu sur la figure 1, les boîtiers et sont riches en lanthanides, tandis que et sont exempts de lanthanides, ce qui est clairement visible dans les courbes de lumière. Même si et ont essentiellement le même taux de chauffage, le boîtier est considérablement plus faible car il contient une petite quantité de lanthanides. L'éjecta d'une fusion d'étoiles à neutrons binaires devrait avoir des entropies comprises entre 1 et (par exemple, Goriely et al. 2011 Just et al. 2015).

Dans le panneau de gauche de la figure 8, les courbes de lumière pour Ouie = 0,01 et Ouie = 0,19 ont un petit pic à des moments très précoces (environ 0,04 jours). Ce pic précoce provient de notre sous-estimation de l'opacité à haute température. Il y a aussi une petite bosse au début de la courbe de lumière du Ouie = 0,50 cas, ce qui est dû au comportement de la vitesse de chauffe aux temps précoces. Lors de la détermination du pic réel de la courbe de lumière, nous négligeons tous les pics antérieurs à 0,5 jour, à moins qu'ils ne soient plus de trois fois plus brillants que tous les pics après 0,5 jour. S'il n'y a pas de pics après 0,5 jour, nous choisissons le pic le plus brillant qui est plus de trois fois plus brillant que le dernier pic (qui se situe également avant 0,5 jour).

Le panneau de droite de la figure 8 montre des courbes de lumière sélectionnées avec Ouie = 0,25 et diverses entropies initiales. Les boîtiers et produisent des courbes de lumière riches en lanthanides très typiques, alors qu'ils produisent une courbe de lumière typique sans lanthanide et produisent une courbe de lumière qui contient des traces de lanthanides.

Dans les cas où nous fabriquons des lanthanides à plus faible Ouie, nous nous attendons à ce que la luminosité maximale augmente et passe à des périodes plus précoces à des Ouie lorsque les éjectas passent de riches en lanthanides à sans lanthanides, car la grande contribution à l'opacité des lanthanides disparaît soudainement (Kasen et al. 2013 Tanaka & Hotokezaka 2013). Ceci est illustré à la figure 9. Lorsque les lanthanides ne sont pas produits, le transitoire devient généralement plus brillant, plus court et plus bleu. On rappelle de la figure 3 que la vitesse de chauffe à 1 jour a tendance à diminuer un peu lorsque les lanthanides s'en vont. Ainsi, la luminosité maximale Lp dans les cas sans lanthanide est plus grande non pas parce qu'il y a plus de chauffage dans ces cas, mais parce que le pic se produit plus tôt (en raison de la plus petite opacité) et que la vitesse de chauffage est toujours plus grande aux premiers temps qu'aux derniers temps.

Graphique 9. Résultats de la courbe de lumière en fonction de Ouie pour les valeurs sélectionnées de s et τ. Pour montrer comment les lanthanides et le gel riche en neutrons ont un impact sur la courbe de lumière, nous montrons à nouveau l'abondance des lanthanides et des actinides XLa+Ac au pic et l'abondance des neutrons Xm à 10 minutes, qui étaient déjà montrées dans la figure 3. De plus, nous traçons le taux de chauffage M au pic, avec , la luminosité maximale Lp, heure de pointe tp, et la température effective du corps noir Teff au sommet de la courbe de lumière. Notez que dans les cas de gel riches en neutrons, la vitesse de chauffage M et l'échelle de temps de pointe tp sortent des échelles, leurs valeurs sont et 15-30 minutes, respectivement. Comme prévu, Lp suit d'assez près la vitesse de chauffe, sauf dans les cas où l'on obtient un gel riche en neutrons. Dans ces cas, nous obtenons un transitoire brillant et très bleu au début. Le point exact dans Ouie de la transition d'un transitoire alimenté par des neutrons à une kilonova ordinaire sur cette figure est quelque peu arbitraire, car elle dépend de la méthode exacte pour trouver le pic de courbe de lumière que nous choisissons, comme expliqué dans le texte. Mis à part les transitoires alimentés par les neutrons, la tendance générale est que nous voyons un transitoire légèrement plus sombre et plus rouge à des moments ultérieurs si l'éjecta est riche en lanthanides, et un transitoire plus brillant et plus bleu à des moments plus tôt s'il est sans lanthanide. Ceci est cohérent avec des travaux antérieurs (par exemple, Barnes & Kasen 2013).

En regardant le temps tp de la courbe de lumière de la figure 9, nous voyons que la courbe de lumière culmine à environ 6 jours si l'éjecta est riche en lanthanides et à environ 1 jour si l'éjecta est sans lanthanide, ce qui est cohérent avec des travaux antérieurs (par exemple, Roberts et al. 2011 Barnes & Kasen 2013 Tanaka & Hotokezaka 2013). À haute Ouie, où nous voyons des oscillations de la vitesse de chauffage dues à la production de nucléides spécifiques (comme expliqué dans la section 2.4), la variation de la vitesse de chauffage se reflète dans la luminosité maximale Lp et l'heure de pointe tp. Plus de chauffage entraîne un transitoire plus brillant à des moments ultérieurs, car le chauffage maintient l'éjecta plus chaud, et donc l'opacité reste élevée car des niveaux plus excités sont peuplés, ce qui augmente le nombre de lignes optiquement épaisses (Kasen et al. 2013). Inversement, moins de chauffage conduit à un transitoire plus faible à des moments plus précoces car l'éjecta est plus froid et donc l'opacité est plus faible.Cette variation se reflète également dans la température effective Teff du transitoire, mais dans une moindre mesure. En général, les transitoires riches en lanthanides ont Teff

1.8 μm dans les bandes infrarouges H et K. Les transitoires sans lanthanide ont Teff

6000 K (même si c'est un peu plus bas à très haute Ouie où le chauffage radioactif est réduit), qui culmine à λ

480 nm dans la bande optique B.

Sur la figure 9, nous pouvons également clairement voir que la congélation riche en neutrons produit des transitoires très brillants, très précoces et très ultraviolets. Les exemples les plus propres sont s30τ0,1 et s100τ0.1. Là, la luminosité varie de 2 × 10 41 à 10 42 erg s −1 , la température effective est d'environ 7 × 10 4 K, qui culmine à λ

40 nm (ultraviolet extrême), et le pic se produit environ une heure après l'événement de nucléosynthèse. Ces résultats sont très similaires à ceux de Metzger et al. (2015) ont trouvé, cependant, ils ont trouvé des températures effectives maximales de

10 4 K, car ils utilisaient des opacités plus élevées (κ = 30 cm 2 g −1 ) car leurs trajectoires contenaient encore une quantité importante de lanthanides et d'actinides (B. Metzger 2015, communication privée). Dans notre cas, nous ne trouvons pas de quantités significatives de lanthanides ou d'actinides si nous obtenons une forte congélation riche en neutrons, et ainsi nous obtenons une opacité plus faible, ce qui élève la température effective Li & Paczyński (1998), rendant un tel transitoire encore plus difficile à détecter car il culmine plus profondément dans l'ultraviolet. Il semble que davantage de travail soit nécessaire pour modéliser de manière cohérente ces transitoires alimentés par les neutrons.

Notez que le point de transition dans Ouie dans la figure 9, où la courbe de lumière culmine à environ 1 h jusqu'à où elle culmine à quelques jours est quelque peu arbitraire car cela dépend de la façon dont nous déterminons le pic dans la courbe de lumière. Comme expliqué ci-dessus, nous avons arbitrairement décidé de ne considérer les pics apparaissant avant 0,5 jour que s'ils sont plus de trois fois plus brillants que les pics ultérieurs. La justification en est que les premiers pics sont très courts et donc difficiles à détecter, mais dans les cas où nous n'obtenons qu'un pic précoce court et brillant, nous ne voulons pas sélectionner de pics ultérieurs qui ne sont en réalité que les points les plus élevés de plateaux très peu profonds et longs.

Nous soulignons que les débits utilisés dans cette section ont été supposés avoir des compositions homogènes. Dans la nature, les flux sortants des fusions d'objets compacts auront une certaine répartition en fraction électronique et auront donc des compositions inhomogènes. Néanmoins, nos modèles simplifiés fournissent des indications sur la sensibilité des courbes de lumière kilonova aux variations de la fraction électronique moyenne, de l'entropie et de l'échelle de temps dynamique pendant la nucléosynthèse du processus r.

3.3. Estimations de masse des observations potentielles de kilonova

Puisque la masse de l'éjecta est un paramètre dans notre modèle simplifié de courbe de lumière, nous pouvons tenter de mettre une limite inférieure sur la masse de l'éjecta nécessaire pour reproduire les observations possibles de kilonova. Pour l'éventuelle kilonova associée au GRB 130603B, il existe une observation dans l'infrarouge, une limite supérieure dans l'optique et une autre limite supérieure dans l'infrarouge aux temps tardifs (Berger et al. 2013 Tanvir et al. 2013). Pour chaque point de notre basse résolution sym0 espace des paramètres, nous calculons neuf courbes de lumière avec toutes les combinaisons de v/c = 0,1, 0,2, 0,3 et M/M = 0,01, 0,05, 0,15. Nous calculons ensuite les magnitudes AB observées qui résulteraient de la courbe de lumière au moment de la trame de repos lorsque les observations ont été faites, en tenant compte du décalage vers le rouge et de la réponse réelle du filtre du Le télescope spatial Hubble (TVH) . 4 Enfin, nous interpolons les magnitudes observées résultantes en fonction de la masse de l'éjecta pour trouver la masse minimale qui reproduit la magnitude observée dans la bande proche infrarouge (TVH filtre WFC3/F160W, à peu près la bande J dans l'image de repos) et produit un signal optique (TVH filtre WFC3/F606W, à peu près la bande B dans le cadre de repos) qui est en dessous des limites supérieures observées.

Nous répétons la procédure ci-dessus pour les courbes de lumière calculées avec différentes efficacités de chauffage F (voir l'équation (14)), comme la valeur exacte de F n'est pas connu mais a une influence directe sur la luminosité de la kilonova. Pour 0,3 et 0,5, nous constatons que les masses d'éjectas minimales (sur tout notre espace de paramètres) nécessaires pour correspondre à la kilonova éventuellement observée après GRB 130603B sont de 0,09, 0,03 et 0,02 masses solaires, respectivement. C'est un résultat raisonnable, car nous nous attendons à ce que la masse minimale nécessaire pour produire une kilonova de luminosité égale diminue à mesure que l'efficacité de chauffage augmente.

Si nous répétons la même procédure avec la kilonova potentiellement observée après GRB 060614 (où il y a des détections à la fois dans le proche infrarouge (télescope spatial Hubble (TVH) filtre WFPC2/F814W, à peu près la bande R dans le cadre de repos) et optique TVH filtre WFPC2/F606W, à peu près la bande V dans l'image de repos), deux limites supérieures infrarouges aux heures tardives et une limite supérieure optique aux heures tardives (Jin et al. 2015 Yang et al. 2015)), nous constatons qu'aucun de nos courbes de lumière calculées avec F = 0,1 peut correspondre aux observations, et pour F = 0,3 et 0,5, nous avons besoin d'une masse minimale de 0,04 et 0,05 masse solaire, respectivement. Nous notons qu'une plus grande masse d'éjecta est nécessaire lorsqu'une plus grande efficacité de chauffage est supposée. Comme il existe des observations dans deux bandes pour GRB 060614, nos ajustements sont plus sensibles à la température spectrale trouvée dans les modèles de courbe de lumière que dans le cas de GRB 130603B. Qualitativement, la température spectrale évolue inversement à la masse et proportionnellement à l'efficacité de chauffage (Li & Paczyński 1998). Par conséquent, pour maintenir une température spectrale fixe lors de l'augmentation de l'efficacité de chauffage, la masse totale doit également être augmentée. Notre méthode simple de calcul de la température effective est probablement inadéquate pour une confrontation détaillée avec des observations multi-bandes, de sorte que ces masses minimales sont nécessairement approximatives. Un autre problème avec cette méthode de recherche de la masse minimale autorisée est que l'écoulement n'a pas une composition homogène (par exemple, Wanajo et al. 2014 Just et al. 2015 Kasen et al. 2015 Metzger et al. 2015). Par conséquent, pour acquérir des estimations plus précises de la masse minimale éjectée dans ces événements potentiels de kilonova, un modèle de courbe de lumière et des simulations hydrodynamiques plus sophistiqués sont nécessaires. Une telle analyse a été réalisée dans Hotokezaka et al. (2013b) pour GRB 130603B, où ils ont trouvé des masses d'éjectas préférées comprises entre 0,02 et 0,1 M.

Néanmoins, les travaux que nous avons présentés ici seront très utiles pour estimer les masses et peut-être même d'autres paramètres à partir d'observations futures de kilonovae. Avec une méthode de transport de rayonnement sophistiquée, on peut calculer des courbes lumineuses précises en utilisant nos taux de chauffage et les abondances de lanthanides et d'actinides. Une conséquence de notre découverte que la vitesse de chauffage ne dépend pas fortement de Ouie dans le régime riche en lanthanides (et même pas sur s et τ sauf à très bas Ouie) est que l'on pourra estimer assez précisément la masse des éjectas des futures kilonovae observées sans connaître précisément les valeurs de Ouie, s, et τ. Une mise en garde est, cependant, qu'il faut bien connaître l'efficacité de chauffage et les opacités des lanthanides et des actinides.


4. Résultats

4.1. Profil de sable de Lees Ferry

Les données de 10 Be pour les six échantillons de sable (voir le tableau 1) ont été modélisées à l'aide des contraintes indiquées dans le tableau 2. Ces données ont permis des solutions qui dépassaient le seuil du chi carré pour le 95 % (2σ) fenêtre de confiance et présentait une diminution exponentielle bien conduite de la concentration de 10 Be avec la profondeur (figure 4a), seules les solutions égales ou inférieures à cette valeur ont été retenues pour l'analyse afin de propager l'erreur de manière appropriée jusqu'aux paramètres calculés. En raison de notre contrainte imposée sur l'érosion nette, l'espace de solution du taux d'érosion est tronqué et n'est donc pas utile pour estimer un taux d'érosion (Figure 5). Les six exemples de simulation donnent des valeurs modales de 83,9−14.1 +19,1 ka et 9,49−2.52 +1,21 × 10 4 atomes g −1 pour l'âge et l'hérédité, respectivement (tableau 3 et figure 5).

Âge (ka) Héritage (10 4 atomes g -1 ) Taux d'érosion (cm ka −1 )
Moyenne 86.0 9.35 0.17
Médian 85.7 9.40 0.18
Mode 83.9 9.49 0.28
Le plus bas χ 2 76.8 8.21 0.06
Maximum 103.8 10.7 0.35
Le minimum 69.8 6.97 0.00
  • a Les valeurs maximum et minimum représentent les 95 % (2σ) fenêtre de confiance pour chaque paramètre pour les données de sable pour les données de galets un seuil de χ 2 ≤ 30 a été imposé et donc aucune incertitude raisonnable ne peut être obtenue à partir de la simulation. Des statistiques sont présentées pour le taux d'érosion cependant, étant donné qu'une contrainte a été placée sur l'érosion nette, elles ne peuvent pas être utilisées pour rapporter une valeur pour le taux d'érosion.

Bien qu'une valeur minimale du chi carré soit renvoyée pour l'ensemble de courbes générées par la simulation, la comparaison de l'espace de solution pour l'âge et les valeurs du chi carré associées (figure 5) montre que, pour ce profil, l'optimisation ne convergera pas vers un seul solution. Ces résultats montrent un large éventail d'âges avec des valeurs de chi carré essentiellement identiques à la valeur minimale de chi carré. C'est-à-dire que lorsque la valeur du chi carré diminue jusqu'à la valeur minimale autorisée par cet ensemble de données, l'âge résultant ne s'approche pas d'une valeur unique. Ceci contraste avec l'espace des solutions d'héritage (figure 5) qui converge vers une solution unique lorsque la valeur du chi carré diminue. L'examen des paires d'âge et de taux d'érosion résultantes dans une simulation sans contrainte démontre en outre l'absence de relation entre le chi carré minimisé et l'âge. La figure 6 montre que tout âge supérieur à ∼70 ka est également susceptible d'être obtenu à partir d'un algorithme d'optimisation. Par conséquent, pour cet ensemble de données, sans aucune contrainte sur l'érosion nette ou le taux d'érosion, seul un âge minimum peut être résolu.

4.2. Profil de galets de Lees Ferry

Les concentrations de TCN mesurées pour le profil de sable produisent une distribution exponentielle théorique avec la profondeur en concordance avec l'équation (1), le profil de galets, cependant, ne démontre pas de diminution exponentielle de la concentration de TCN avec la profondeur (Figure 4b). En particulier, les concentrations de 10 Be des deux échantillons les plus profonds du profil de galets s'écartent considérablement de la forme théorique du profil que suivent les quatre échantillons supérieurs. En raison d'un écart aussi extrême (∼ 75 % et ∼ 500 % des concentrations attendues sur la base de la tendance des quatre échantillons supérieurs), ces deux échantillons de galets les plus profonds n'ont pas pu être inclus dans le modèle, car il est évident qu'aucune solution ne satisferait les six échantillons.

Les données de 10 Be pour les quatre échantillons de galets supérieurs (voir Tableau 1) ont été modélisées en utilisant les mêmes contraintes de modèle que celles imposées aux échantillons de sable puisqu'ils ont été collectés dans la même fosse. Pour ces échantillons, aucune solution n'existait au niveau ou au-dessous du seuil du chi carré pour les 95 % (2σ) fenêtre de confiance. Ainsi, pour obtenir un résultat, le seuil du chi carré a été augmenté manuellement pour examiner les distributions de l'espace de solution de chaque paramètre en fonction de la collecte des meilleurs ajustements possibles aux données. Bien que cela paralyse notre capacité à quantifier l'erreur dans les paramètres calculés à l'aide de l'équation (3), cela permet toujours la détermination des valeurs (modales) les plus probables sur la base des données. La simulation donne des valeurs modales de 117 ka et de 4,60 × 10 4 atomes g −1 pour l'âge et l'hérédité, respectivement (tableau 4 et figure 7).

Âge (ka) Héritage (10 4 atomes g -1 ) Taux d'érosion (cm ka −1 )
Moyenne 121 5.24 0.12
Médian 121 5.09 0.12
Mode 117 4.78 0.20
Le plus bas χ 2 139 7.67 0.17
Maximum 157 10.6 0.24
Le minimum 98.6 2.43 0.00
  • a Les valeurs maximum et minimum représentent les 95 % (2σ) fenêtre de confiance pour chaque paramètre pour les données de sable pour les données de galets un seuil de χ 2 ≤ 30 a été imposé et donc aucune incertitude raisonnable ne peut être obtenue à partir de la simulation. Des statistiques sont présentées pour le taux d'érosion cependant, étant donné qu'une contrainte a été placée sur l'érosion nette, elles ne peuvent pas être utilisées pour déclarer une valeur pour le taux d'érosion.

Contenu

Le noyau d'un atome est constitué de protons et de neutrons (deux types de baryons) réunis par la force nucléaire. Ces baryons sont en outre constitués de particules fondamentales subatomiques appelées quarks reliées par l'interaction forte. Le noyau est plus ou moins un sphéroïde et peut être quelque peu allongé (long) ou aplati (plat) ou autrement pas entièrement rond.

Si le noyau peut être considéré comme ayant un rayon de l'ordre de 5 fm (= 10 × 10 -15 m), cela signifie que sa section est de l'ordre de 10 -28 m 2 , et son volume est d'environ 10 - 42m3.

Isotopes et nucléides Modifier

L'isotope d'un atome est basé sur le nombre de neutrons dans le noyau. Différents isotopes d'un même élément ont des propriétés chimiques très similaires. Différents isotopes dans un échantillon d'un produit chimique peuvent être séparés en utilisant une centrifugeuse ou en utilisant un spectromètre de masse. La première méthode est utilisée pour produire de l'uranium enrichi à partir d'uranium ordinaire, et la seconde est utilisée pour la datation au carbone.

Le nombre de protons et de neutrons ensemble détermine le nucléide (type de noyau). Les protons et les neutrons ont des masses presque égales, et leur nombre combiné, le nombre de masse, est à peu près égal à la masse atomique d'un atome. La masse combinée des électrons est très petite par rapport à la masse du noyau. Les protons et les neutrons pèsent environ 2000 fois plus que les électrons.

La découverte de l'électron par J. J. Thomson a été le premier signe que l'atome avait une structure interne. Au tournant du 20e siècle, le modèle accepté de l'atome était le modèle du "pudding aux prunes" de J. J. Thomson dans lequel l'atome était une grosse boule chargée positivement avec de petits électrons chargés négativement incrustés à l'intérieur. Au tournant du siècle, les physiciens avaient également découvert trois types de rayonnement provenant des atomes, qu'ils appelaient les rayonnements alpha, bêta et gamma. Des expériences en 1911 par Lise Meitner et Otto Hahn, et par James Chadwick en 1914 ont découvert que le spectre de désintégration bêta était continu plutôt que discret. C'est-à-dire que les électrons ont été éjectés de l'atome avec une gamme d'énergies, plutôt que les quantités discrètes d'énergies observées dans les désintégrations gamma et alpha. C'était un problème pour la physique nucléaire à l'époque, car cela indiquait que l'énergie n'était pas conservée dans ces désintégrations. Le problème conduira plus tard à la découverte du neutrino (voir ci-dessous).

En 1906, Ernest Rutherford publia « Le rayonnement de la particule du radium en passant par la matière ». [3] Geiger a développé ce travail dans une communication à la Royal Society [4] avec des expériences que lui et Rutherford avaient faites en passant des particules α à travers l'air, la feuille d'aluminium et la feuille d'or. D'autres travaux ont été publiés en 1909 par Geiger et Marsden [5] et d'autres travaux considérablement étendus ont été publiés en 1910 par Geiger, [6] En 1911-2, Rutherford est allé devant la Royal Society pour expliquer les expériences et proposer la nouvelle théorie de l'atome atomique. noyau tel que nous le comprenons maintenant.

À peu près au même moment où cela se produisait (1909), Ernest Rutherford a réalisé une expérience remarquable dans laquelle Hans Geiger et Ernest Marsden, sous sa supervision, ont tiré des particules alpha (noyaux d'hélium) sur une fine couche de feuille d'or. Le modèle du plum pudding a prédit que les particules alpha devraient sortir de la feuille avec leurs trajectoires au plus légèrement courbées. Il a été choqué de découvrir que quelques particules étaient dispersées selon de grands angles, voire complètement à l'envers dans certains cas. La découverte, commençant par l'analyse des données par Rutherford en 1911, a finalement conduit au modèle de Rutherford de l'atome, dans lequel l'atome a un noyau très petit et très dense composé de lourdes particules chargées positivement avec des électrons intégrés afin d'équilibrer le charger. À titre d'exemple, dans ce modèle, l'azote-14 était constitué d'un noyau avec 14 protons et 7 électrons, et le noyau était entouré de 7 autres électrons en orbite.

Le modèle Rutherford fonctionnait assez bien jusqu'à ce que des études sur le spin nucléaire soient menées par Franco Rasetti au California Institute of Technology en 1929. En 1925, on savait que les protons et les électrons avaient un spin de 1/2, et dans le modèle Rutherford de l'azote -14 les 14 protons et six des électrons auraient dû s'apparier pour annuler le spin de l'autre, et l'électron final aurait dû quitter le noyau avec un spin de 1/2. Rasetti a découvert, cependant, que l'azote-14 a un spin de un.

En 1930, Wolfgang Pauli n'a pas pu assister à une réunion à Tübingen et a envoyé à la place une lettre célèbre avec l'introduction classique "Chères dames et messieurs radioactifs". Dans sa lettre, Pauli a suggéré qu'il y avait peut-être une troisième particule dans le noyau qu'il a appelée le "neutron". Il a suggéré qu'il était très léger (plus léger qu'un électron), qu'il n'avait pas de charge et qu'il n'interagissait pas facilement avec la matière (c'est pourquoi il n'avait pas encore été détecté). Cette issue désespérée a résolu à la fois le problème de la conservation de l'énergie et du spin de l'azote-14, le premier parce que le "neutron" de Pauli emportait l'énergie supplémentaire et le second parce qu'un "neutron" supplémentaire s'est associé à l'électron dans l'azote. 14 noyau lui donnant un spin. Le "neutron" de Pauli a été rebaptisé neutrino (italien pour petit neutre) par Enrico Fermi en 1931, et après une trentaine d'années, il a finalement été démontré qu'un neutrino est réellement émis lors de la désintégration bêta.

En 1932, Chadwick réalisa que le rayonnement observé par Walther Bothe, Herbert L. Becker, Irène et Frédéric Joliot-Curie était en fait dû à une particule massive qu'il appelait le neutron. La même année, Dmitri Ivanenko a suggéré que les neutrons étaient en fait des particules de spin 1/2 et que le noyau contenait des neutrons et qu'il n'y avait pas d'électrons, et Francis Perrin a suggéré que les neutrinos n'étaient pas des particules nucléaires mais qu'ils avaient été créés lors de la désintégration bêta. Pour couronner l'année, Fermi a soumis une théorie du neutrino à Nature (ce que les éditeurs ont rejeté pour être « trop éloigné de la réalité »). Fermi a continué à travailler sur sa théorie et a publié un article en 1934 qui a placé le neutrino sur une base théorique solide. La même année, Hideki Yukawa a proposé la première théorie significative de la force forte pour expliquer comment le noyau se maintient.

Avec les articles de Fermi et Yukawa, le modèle moderne de l'atome était complet. Le centre de l'atome contient une boule serrée de neutrons et de protons, qui est maintenue ensemble par la force nucléaire puissante. Les noyaux instables peuvent subir une désintégration alpha, dans laquelle ils émettent un noyau d'hélium énergétique, ou une désintégration bêta, dans laquelle ils éjectent un électron (ou un positon). Après l'une de ces désintégrations, le noyau résultant peut être laissé dans un état excité et, dans ce cas, il se désintègre jusqu'à son état fondamental en émettant des photons de haute énergie (désintégration gamma).

L'étude des forces nucléaires fortes et faibles a conduit les physiciens à entrer en collision des noyaux et des électrons à des énergies toujours plus élevées. Cette recherche est devenue la science de la physique des particules, dont le plus important est le modèle standard de la physique des particules qui unifie les forces fortes, faibles et électromagnétiques.

Un noyau peut contenir des centaines de nucléons, ce qui signifie qu'avec une certaine approximation, il peut être traité comme un système classique plutôt que comme un système quantique. Dans le modèle de goutte liquide résultant, le noyau a une énergie qui provient en partie de la tension superficielle et en partie de la répulsion électrique des protons.Le modèle de la goutte liquide est capable de reproduire de nombreuses caractéristiques des noyaux, y compris la tendance générale de l'énergie de liaison par rapport au nombre de masse, ainsi que le phénomène de fission nucléaire.

Cependant, se superposent à cette image classique des effets de mécanique quantique, qui peuvent être décrits à l'aide du modèle de coque nucléaire, développé en grande partie par Maria Goeppert-Mayer. Les noyaux avec un certain nombre de neutrons et de protons (les nombres magiques 2, 8, 20, 50, 82, 126, . ) sont particulièrement stables, car leurs coquilles sont remplies.

Une grande partie de la recherche actuelle en physique nucléaire concerne l'étude des noyaux dans des conditions extrêmes telles qu'un spin et une énergie d'excitation élevés. Les noyaux peuvent également avoir des formes extrêmes (similaires à celles des ballons de football américains) ou des rapports neutron/proton extrêmes. Les expérimentateurs peuvent créer de tels noyaux en utilisant des réactions de fusion ou de transfert de nucléons induites artificiellement, en utilisant des faisceaux d'ions provenant d'un accélérateur. Des faisceaux d'énergies encore plus élevées peuvent être utilisés pour créer des noyaux à des températures très élevées, et il y a des signes que ces expériences ont produit une transition de phase de la matière nucléaire normale à un nouvel état, le plasma quark-gluon, dans lequel les quarks se mélangent avec un un autre, plutôt que d'être séparés en triplets comme ils le sont dans les neutrons et les protons.

Désintégration nucléaire Modifier

Si un noyau a trop peu ou trop de neutrons, il peut être instable et se désintégrer après un certain temps. Par exemple, les atomes d'azote-16 (7 protons, 9 neutrons) se désintègrent bêta en atomes d'oxygène-16 (8 protons, 8 neutrons) quelques secondes après leur création. Dans cette désintégration, un neutron dans le noyau d'azote est transformé en proton et en électron par la force nucléaire faible. L'élément de l'atome change car alors qu'il avait auparavant sept protons (ce qui en fait de l'azote), il en a maintenant huit (ce qui en fait de l'oxygène). De nombreux éléments ont plusieurs isotopes qui sont stables pendant des semaines, des années, voire des milliards d'années.

Fusion nucléaire Modifier

Lorsque deux noyaux légers entrent en contact très étroit l'un avec l'autre, il est possible que la force puissante les fusionne. Il faut beaucoup d'énergie pour pousser les noyaux suffisamment près les uns des autres pour que la force puissante ait un effet, de sorte que le processus de fusion nucléaire ne peut avoir lieu qu'à des températures très élevées ou à des densités élevées. Une fois que les noyaux sont suffisamment proches les uns des autres, la force puissante surmonte leur répulsion électromagnétique et les écrase dans un nouveau noyau. Une très grande quantité d'énergie est libérée lorsque les noyaux légers fusionnent car l'énergie de liaison par nucléon augmente avec le nombre de masse jusqu'au nickel-62. Des étoiles comme notre soleil sont alimentées par la fusion de quatre protons en un noyau d'hélium, deux positons et deux neutrinos. le incontrôlé la fusion de l'hydrogène en hélium est connue sous le nom d'emballement thermonucléaire. Recherche pour trouver une méthode économiquement viable d'utilisation de l'énergie d'un contrôlé la réaction de fusion est actuellement entreprise par divers établissements de recherche (voir JET et ITER).

Fission nucléaire Modifier

Pour les noyaux plus lourds que le nickel 62, l'énergie de liaison par nucléon diminue avec le nombre de masse. Il est donc possible que de l'énergie soit libérée si un noyau lourd se brise en deux noyaux plus légers. Cette division des atomes est connue sous le nom de fission nucléaire.

Le processus de désintégration alpha peut être considéré comme un type particulier de fission nucléaire spontanée. Ce processus produit une fission très asymétrique car les quatre particules qui composent la particule alpha sont particulièrement étroitement liées les unes aux autres, ce qui rend la production de ce noyau en fission particulièrement probable.

Pour certains des noyaux les plus lourds qui produisent des neutrons lors de la fission, et qui absorbent également facilement les neutrons pour initier la fission, un type auto-amorçant de fission déclenchée par des neutrons peut être obtenu, dans une réaction dite en chaîne. [Les réactions en chaîne étaient connues en chimie avant la physique, et en fait de nombreux processus familiers comme les incendies et les explosions chimiques sont des réactions chimiques en chaîne]. La fission ou réaction en chaîne "nucléaire", utilisant des neutrons produits par fission, est la source d'énergie pour les centrales nucléaires et les bombes nucléaires de type fission telles que les deux que les États-Unis ont utilisées contre Hiroshima et Nagasaki à la fin de la Seconde Guerre mondiale . Les noyaux lourds tels que l'uranium et le thorium peuvent subir une fission spontanée, mais ils sont beaucoup plus susceptibles de subir une désintégration par désintégration alpha.

Pour qu'une réaction en chaîne déclenchée par des neutrons se produise, il doit y avoir une masse critique de l'élément présent dans un certain espace sous certaines conditions (ces conditions ralentissent et conservent les neutrons pour les réactions). Il existe un exemple connu de réacteur à fission nucléaire naturel, qui était actif dans deux régions d'Oklo, au Gabon, en Afrique, il y a plus de 1,5 milliard d'années. Les mesures de l'émission naturelle de neutrinos ont démontré qu'environ la moitié de la chaleur émanant du noyau terrestre résulte de la désintégration radioactive. Cependant, on ne sait pas si cela résulte de réactions en chaîne de fission.

Production d'éléments lourds Modifier

Au fur et à mesure que l'Univers s'est refroidi après le big bang, il est finalement devenu possible pour les particules telles que nous les connaissons d'exister. Les particules les plus courantes créées dans le big bang qui sont encore facilement observables pour nous aujourd'hui étaient les protons (hydrogène) et les électrons (en nombre égal). Certains éléments plus lourds ont été créés lors de la collision des protons, mais la plupart des éléments lourds que nous voyons aujourd'hui ont été créés à l'intérieur des étoiles au cours d'une série d'étapes de fusion, telles que la chaîne proton-proton, le cycle CNO et le triple-alpha traiter. Des éléments de plus en plus lourds sont fabriqués au cours de l'évolution d'une étoile.

Étant donné que l'énergie de liaison par nucléon culmine autour du fer, l'énergie n'est libérée que dans les processus de fusion se produisant en dessous de ce point. Puisque la création de noyaux plus lourds par fusion coûte de l'énergie, la nature recourt au procédé de capture de neutrons. Les neutrons (en raison de leur manque de charge) sont facilement absorbés par un noyau. Les éléments lourds sont créés soit par un processus lent de capture de neutrons (le s procédé) ou par le rapide, ou r traiter. le s Le processus se produit dans les étoiles à pulsation thermique (appelées AGB, ou étoiles à branches géantes asymptotiques) et prend des centaines à des milliers d'années pour atteindre les éléments les plus lourds de plomb et de bismuth. le r On pense que le processus se produit dans les explosions de supernova parce que les conditions de température élevée, de flux de neutrons élevé et de matière éjectée sont présentes. Ces conditions stellaires rendent les captures de neutrons successives très rapides, impliquant des espèces très riches en neutrons qui se désintègrent ensuite bêta en éléments plus lourds, en particulier aux points dits d'attente qui correspondent à des nucléides plus stables avec des coquilles neutroniques fermées (nombres magiques). le r la durée du processus est généralement de l'ordre de quelques secondes.


Données nucléaires pour la recherche scientifique

Le modèle standard moderne pour l'origine de l'univers postule un début lorsque toute l'énergie (et l'équivalent énergétique de la masse) a été comprimée dans un espace minuscule avec une densité d'énergie et une température extrêmement élevées. Vous ne pouvez pas penser à cet objet dans un grand vide noir - l'espace lui-même était très petit, et l'énergie le remplissait entièrement. Sous la pression de toute cette énergie, l'espace a commencé à s'étendre. La densité d'énergie et la température ont diminué en raison de cette expansion. Une analogie bidimensionnelle populaire pour aider à expliquer cet étrange état de choses est la surface d'un ballon lorsqu'il est gonflé. Au début du gonflage, la surface du ballon est petite, mais c'est tout "l'espace" qui existe. Pendant le gonflage, la surface du ballon augmente, tout comme la quantité d'espace dans l'univers a augmenté pendant l'expansion appelée "Big Bang".

La physique nucléaire a commencé lorsque la température de l'univers est tombée à environ 10 9 K environ 200 secondes après le Big Bang. A ce moment, le rapport neutrons/protons actuellement observé "se fige" (environ 13 % n et 87 % p), et les neutrons se combinent avec les protons pour former 2 H (deutérons), 3 He, 4 He (particules alpha ), et 7 Li. Les rapports primitifs d'abondance de ces noyaux peuvent encore être observés si l'on évite les régions où la matière résiduelle du Big Bang a été traitée par les étoiles. Des théories ont été élaborées pour expliquer ces abondances. Ils dépendent des détails des sections efficaces pour plusieurs réactions nucléaires et de facteurs globaux tels que &Omega B , la densité baryonique totale de l'univers (les baryons sont des neutrons et des protons). Ainsi une connaissance précise de plusieurs réactions nucléaires, telles que t+ 4 He&rarr&gamma+ 7 Li, permet de « peser » l'univers (au moins la partie baryonique) ! Cela vous permet de discuter de questions vraiment importantes, telles que si l'univers continuera à s'étendre pour toujours, ou si la gravité l'empêchera de s'étendre et de s'effondrer pour un autre Big Bang. À T-2, nous travaillons sur des valeurs de plus en plus précises pour les sections efficaces de réaction des ions légers en utilisant une technique de modélisation nucléaire appelée « matrice R ». Des informations sur nos sections efficaces d'ions légers sont disponibles dans notre zone astro. Une autre compilation de données nucléaires pour l'astrophysique est disponible au LBNL.

Le mélange chaud de H, He et Li a continué à se dilater et à se refroidir pendant environ 10 à 15 secondes (30 millions d'années), atteignant une température de 100 K, avant que la force de gravité ne commence à prendre le dessus et à former des galaxies et des étoiles. L'âge actuel de l'univers se situe aux alentours de 16 milliards d'années (les estimations vont de 9 à 23 milliards d'années), et la température a baissé à 2,76 K (le fameux « rayonnement du corps noir »).

Production d'énergie nucléaire dans les étoiles

Grâce à des mécanismes qui font encore débat dans la communauté astronomique, la distribution initialement uniforme de la matière a été brisée d'une manière ou d'une autre pour former les amas qui étaient les proto galaxies. À l'intérieur de ces galaxies, d'autres amas ont commencé à s'effondrer sous l'effet de la gravité en des corps plus petits. La compression de cet effondrement a chauffé le gaz jusqu'à ce qu'il commence à rayonner de la lumière dans l'univers, et l'obscurité a soudainement disparu. Ces nouvelles étoiles ont continué à s'effondrer et à se réchauffer. Après peut-être 10 ou 100 millions d'années de cet effondrement constant, la température interne de la nouvelle étoile a atteint une valeur d'environ 10 millions de degrés (énergies des protons d'environ 1 keV), et les réactions thermonucléaires entre les protons dans le gaz ont commencé. Ces réactions ont fourni une nouvelle énergie pour garder l'étoile brillante et l'empêcher de s'effondrer davantage. Pour un soleil relativement petit, comme le nôtre, la combustion de l'hydrogène peut durer 10 milliards d'années. Nous sommes à environ 5 milliards d'années dans cette période en ce moment. Les grandes étoiles peuvent traverser tout leur cycle de vie et exploser en seulement 10 millions d'années !

Au début de la vie de toute étoile, le combustible nucléaire est l'hydrogène. La première réaction serait p+p&rarrd+e + +&nu, une réaction de très faible section efficace à des énergies proches de 1 keV (elle n'a jamais été observée en laboratoire). Cependant, il y a beaucoup de protons et beaucoup de temps, et des quantités appréciables de deutérium peuvent éventuellement s'accumuler. Cela permet à son tour des réactions comme p+d&rarr&gamma+ 3 He. Ceci peut être suivi par d+ 3 He&rarrp+ 4 He pour achever la fusion des protons en hélium. Chaque étape de ce processus libère de l'énergie pour alimenter l'étoile (si vous voulez connaître la quantité d'énergie libérée par une réaction particulière, consultez notre qtool en ligne). Les sections efficaces de ces réactions et d'autres réactions concurrentes font également partie de nos recherches utilisant la méthode de la matrice R.

Le gaz protonique chaud à l'intérieur d'une jeune étoile est en équilibre thermique avec une température caractéristique, telle que 10 7 K. Les énergies des protons sont réparties en énergie depuis des valeurs assez faibles jusqu'à des énergies plusieurs fois plus élevées que l'énergie moyenne correspondant à la température du gaz (la distribution de Maxwell-Boltzmann). La vitesse de réaction nucléaire moyenne correspondant à une telle distribution nécessite de prendre une intégrale appropriée sur la section efficace de réaction dépendante de l'énergie. Un exemple de ce type de taux de réaction pour plusieurs réactions de deutons de notre zone astro est montré ci-dessous :

La variable "T9" en abscisse représente des unités de 10 9 K. Notez que les vitesses de réaction sur le bord gauche (où la combustion de l'hydrogène a lieu dans les étoiles) sont assez faibles. Ceci est largement dû à la forte répulsion coulombienne entre le projectile chargé positivement et la cible chargée positivement. Ces faibles sections efficaces autour de 1 keV sont très difficiles à mesurer en laboratoire avec des particules chargées. L'approche normale est d'essayer de les mesurer à une énergie plus élevée, puis d'extrapoler aux énergies astrophysiques. Cependant, la méthode de la matrice R utilisée dans notre groupe peut également tirer parti des réactions induites par les neutrons qui conduisent au même "noyau composé". Ces réactions peuvent être mesurées à basse énergie, car le neutron n'est pas repoussé par le noyau cible. Cette application de la théorie nucléaire au problème astrophysique peut réduire la dépendance à l'extrapolation et améliorer la fiabilité des données astrophysiques.

Nucléosynthèse dans les étoiles massives

La plupart des éléments et isotopes que nous voyons dans la nature ont été produits dans des étoiles massives (disons 10 à 100 fois la masse de notre soleil) et dans les explosions de supernova qui marquent la fin de leur vie. Comprendre les abondances relatives de ces éléments et isotopes était un grand casse-tête pour l'astronomie au cours des 70 dernières années, et la réponse dépendait en grande partie de la physique nucléaire et d'un corpus toujours croissant de données nucléaires. Le processus par lequel la matière qui compose notre planète et notre corps a été générée est appelé « nucléosynthèse ».

Les "cendres" de l'étape de combustion de l'hydrogène dans une étoile sont des noyaux de 4 He. Lorsqu'une quantité suffisante d'hydrogène a été consommée pour que l'énergie générée soit insuffisante pour supporter le poids des régions externes de l'étoile contre la force de gravité, l'étoile commence à se contracter et à se réchauffer. Lorsque la température augmente jusqu'à environ 0,1 à 0,2x10 9 K, l'hélium commence à brûler, stabilisant la contraction de l'étoile et la transformant en une géante rouge. Grâce à une série délicate de réactions nucléaires, trois noyaux de 4 He se combinent pour former du 12 C, qui capture ensuite une autre particule alpha dans la réaction 4 He+ 12 C &rarr&gamma+ 16 O. Ainsi, les cendres de l'étape de combustion de l'hélium dans l'évolution stellaire ne sont que le le carbone et l'oxygène qui sont si importants pour la vie. Notre groupe a porté une attention particulière à la réaction alpha-carbone. Il est très difficile à mesurer aux basses énergies astrophysiques, et l'extrapolation est pleine d'incertitudes. Notre approche par matrice R permet de résoudre ces incertitudes.

Dans une étoile 25 fois plus massive que notre soleil, l'étape de combustion de l'hélium dure environ 500 000 ans. Il passe ensuite par une autre contraction et commence à brûler le carbone et l'oxygène. Cette étape fonctionne à des températures de 1 à 2 T9, et les cendres sont majoritairement du 28 Si. Les réactions importantes sont des choses comme 12 C+ 12 C &rarr&alpha+ 20 Ne, qui sont appelées "réactions d'ions lourds". Cette étape ne peut fonctionner que pendant quelques centaines d'années - la fin de la vie de l'étoile massive est très proche.

Voici comment cela se passe. A une température d'environ 4 T9, le silicium commence à brûler à travers un réseau très complexe de réactions. La photodésintégration devient importante à ces températures, et ces réactions « inverses » produisent de nombreux neutrons, protons et particules alpha. Ces particules bombardent alors les noyaux les plus lourds du noyau chaud et accumulent leurs masses par captures successives. Cette construction et cette destruction continuelles de noyaux favorisent ceux qui ont le plus de stabilité. Parce que les noyaux les plus stables connus sont ceux proches du fer, une grande partie du noyau de silicium se transforme en fer en l'espace d'environ 1 jour ! Lorsque le noyau de fer atteint une masse d'environ la même valeur que celle de notre soleil, il devient instable face à l'effondrement gravitationnel. En quelques secondes, il s'effondre jusqu'à ce que les noyaux se poussent les uns contre les autres - une augmentation de la densité d'un facteur de 100 000. Il rebondit ensuite, envoyant une onde de choc intense à travers les régions externes de l'étoile. Ce choc fait sauter 90 % de la masse de l'étoile, y compris toutes les couches d'hydrogène, d'hélium, de carbone-oxygène, de silicium et de fer - juste ce dont nous avons besoin pour fabriquer des planètes et des corps humains.

La phase de combustion du silicium nécessite des informations sur des centaines de réactions neutroniques, protons et alpha, et sur leurs réactions de photodésintégration associées. La combustion ayant lieu à des températures voisines de 4 T9, les énergies moyennes des particules se situent dans la gamme du MeV où des mesures en laboratoire sont possibles. De plus, il existe aujourd'hui de très bons codes de modèles nucléaires avec des capacités de prédiction en constante amélioration (par exemple, le code de modèle statistique de pré-équilibre GNASH dans notre Groupe). Du côté négatif, il y a aussi de nombreux nucléides très instables produits dans ces processus, et il n'existe pas de données pour eux. À l'avenir, une nouvelle installation de faisceaux d'ions radioactifs pourrait combler cette lacune. Une autre complication est que certains des nucléides peuvent exister dans des états excités. Des travaux théoriques seront nécessaires pour prédire comment les sections efficaces de réaction des noyaux excités diffèrent de celles de leur état fondamental. Cependant, une conséquence de l'équilibre entre les réactions directes et leur réaction inverse correspondante est que la valeur de la section efficace s'annule, et l'abondance à l'équilibre du matériau dépend de son énergie de liaison (valeur Q) et de certains facteurs de spin. Il est donc très important de disposer de tableaux complets des masses nucléaires qui incluent tous les nucléides possibles dans la région du silicium au fer, même ceux qui sont impossibles à observer dans les expériences. Le modèle de gouttelettes à plage finie (FRDM) de notre groupe a démontré sa capacité à calculer les masses nucléaires des noyaux non mesurés. Pour plus d'informations sur les masses Moller-Nix, vous pouvez consulter les articles dans notre zone de publications, ou vous pouvez utiliser un formulaire HTML en ligne pour récupérer la masse calculée (et d'autres paramètres) pour tout nucléide que vous désirez. Les masses expérimentales sont également fournies, lorsqu'elles sont disponibles. De plus, nous avons un formulaire HTML interactif appelé qtool qui vous permet de calculer les valeurs Q de réaction à partir de masses expérimentales soutenues par des masses calculées si nécessaire.

Nucléosynthèse des isotopes lourds

La discussion ci-dessus omet manifestement toute production de noyaux au-dessus d'environ A=70. D'où viennent notre or, notre tungstène et notre uranium ? La théorie suggère que trois processus supplémentaires peuvent être responsables : une séquence lente d'absorptions de neutrons successives (le processus s), une séquence rapide d'absorptions de neutrons (le processus r) et une séquence rapide d'absorptions de protons (le processus rp) .

Dans le processus s, on part des noyaux du groupe fer existants. Par conséquent, on ne s'attendrait à ce qu'il se produise que dans des étoiles de deuxième génération qui se sont effondrées à partir des résidus d'une précédente explosion de supernova. Un flux de neutrons est nécessaire, et il est très probable que ces neutrons proviennent de diverses réactions (&alpha,n) dans la région brûlant l'hélium d'une étoile géante rouge. L'isotope germe Z,A de la région du fer absorbe un neutron, passant de A à A+1. Si le nouvel isotope est stable, il peut absorber un autre neutron, allant vers A+2.S'il est instable, on suppose que le taux de capture des neutrons est suffisamment faible pour que le nucléide ait suffisamment de temps pour se désintégrer en Z+1 par émission &beta - avant la prochaine capture. Le même processus d'absorption neutronique est ensuite répété pour Z+1. Ainsi, les nucléides produits se situent dans la "vallée de stabilité bêta" du graphique des nucléides. L'analyse montre que l'abondance d'un nucléide devrait être inversement proportionnelle à sa section efficace pour absorber un neutron moyenné sur le spectre des neutrons présents pendant le processus s. Cette distribution de neutrons semble être caractérisée par une température moyenne d'environ 30 keV. Ainsi, l'exigence de données nucléaires pour le processus s est une bonne connaissance des sections efficaces (n,&gamma) dans la gamme d'énergie de 1 keV à 100 keV pour les isotopes proches de la ligne de stabilité bêta. Beaucoup de ces sections efficaces ont été mesurées et évaluées au fil des ans. Celles qui sont tabulées dans le fichier de données nucléaires standard américain ENDF/B-VII sont accessibles via notre Index to ENDF/B-VII. Certaines incertitudes subsistent et ce sont de bonnes cibles pour de nouvelles mesures.

Ce processus ne peut pas expliquer tous les rapports isotopiques observés, et le processus r a été développé pour résoudre le problème. Il commence également avec un nucléide germe Z,A de la région du fer, et un neutron est absorbé pour donner A+1. Cependant, dans le processus r très rapide, on suppose que A+1 peut ne pas avoir le temps de se désintégrer avant d'absorber un autre neutron et d'atteindre A+2. Cette séquence continue de se déplacer vers ce que l'on appelle la "ligne de goutte à goutte de neutrons" jusqu'à ce que la probabilité d'absorber un nouveau neutron soit dépassée par la probabilité qu'un neutron soit détruit par photodésintégration. Ce point d'équilibre définit la valeur d'équilibre A pour ce Z. Certains des noyaux se désintégreront en Z+1 par émission &beta pendant cet équilibre et fourniront une graine pour une nouvelle série de captures de neutrons. Le chemin de la nucléosynthèse remonte donc le long d'une ligne quelque part entre la vallée de stabilité et la ligne d'égouttement des neutrons (le décalage dépendant de conditions telles que la température, le flux de neutrons et le flux de photons) jusqu'à ce que finalement la fission tue la chaîne dans la région des actinides. . Ce processus nécessite clairement un énorme flux de neutrons, et on suppose qu'il a lieu lors de l'explosion d'une supernova. Cela ne dure que quelques secondes lorsque le flux de neutrons s'arrête, tous les noyaux instables produits le long de la ligne de processus r se désintègrent par émission &beta jusqu'à un point final stable. Une analyse de ce processus indique que l'abondance relative de chaque nucléide devrait être proportionnelle à la durée de vie de désintégration de son ancêtre sur la ligne de processus r. C'est clairement une région difficile pour faire des mesures en laboratoire ! La théorie vient à la rescousse. Le même FRDM qui donne les masses nucléaires calculées peut également être utilisé pour estimer les durées de vie de la désintégration bêta. Ils sont disponibles sous forme de tableaux dans des articles qui peuvent être trouvés dans notre (Espace Publications, ou de manière interactive via un formulaire HTML en ligne. Un tracé des nucléides contribuant au processus r et les abondances résultantes est montré ci-dessous, superposé à une représentation de &beta - durées de vie. Les petits carrés noirs sont les isotopes stables, la ligne noire représente la limite des nucléides connus du côté riche en neutrons, et la ligne magenta en dessous et à droite est un contour typique du processus r. Les petits carrés magenta montrer les nucléides qui sont produits lorsque la ligne de processus r se désintègre.


GW170817—Les papiers

Après trois mois (et une annonce de détection de trou noir binaire), j'ai enfin le temps d'écrire sur la suite d'articles LIGO-Virgo mis en place pour accompagner GW170817.

Les papiers

Il y a actuellement 9 articles dans la famille GW170817. D'autres articles, par exemple examinant en détail l'estimation des paramètres, sont en cours. Les articles sont répertoriés ci-dessous dans l'ordre de publication arXiv. Mon préféré est le papier de découverte GW170817. Bon nombre des faits saillants, en particulier des articles sur l'astronomie Discovery et Multimessenger, sont décrits dans mon Message d'annonce GW170817.

Se tenir au courant de tous les résultats d'observation qui l'accompagnent est une tâche que même Sisyphe n'envierait pas. Je suis sûr que les détails de ceux-ci seront débattus pendant longtemps. J'ai inclus des références à quelques-uns ci-dessous (principalement sous forme de [notes de citation]), mais celles-ci ne sont pas garanties d'être complètes (je continuerai à les développer à l'avenir).

0. Le document de découverte GW170817

Titre: GW170817 : Observation des ondes gravitationnelles d'une inspirale d'étoile à neutrons binaires
arXiv :
1710.05832 [gr-qc]
Journal:
Lettres d'examen physique 119(16):161101(18) 2017
Résumé scientifique LIGO :
GW170817 : Observation des ondes gravitationnelles d'une inspirale d'étoile à neutrons binaires

C'est l'article annonçant la détection des ondes gravitationnelles. Il donne un aperçu des propriétés du signal, des estimations initiales des paramètres de la source (voir le document de propriétés GW170817 pour les mises à jour) et du taux de fusion d'étoiles à neutrons binaires, ainsi qu'un aperçu des résultats des autres documents d'accompagnement.

J'ai été déçu que « l'ère de l'astronomie multi-messagers à ondes gravitationnelles s'ouvre en fanfare » n'ait pas permis de conclure le projet final.

-1. Le papier d'astronomie multimessager

J'ai numéroté cet article comme -1 car il donne un aperçu de tout les observations—ondes gravitationnelles, électromagnétiques et neutrinos—accompagnant GW170817. Je suis un peu désolé pour les observateurs de neutrinos, car ils sont les seuls à ne pas faire de détection. En rassemblant les observations d'ondes gravitationnelles et électromagnétiques, nous pouvons confirmer que les fusions d'étoiles à neutrons binaires sont les géniteurs (au moins certains) de sursauts gamma courts et de kilonovae.

Fais ne pas imprimez cet article, la liste des auteurs s'étend sur 23 pages.

1. Le papier GW170817 sur les rafales de rayons gamma

Titre: Ondes gravitationnelles et rayons gamma d'une fusion d'étoiles à neutrons binaires : GW170817 et GRB 170817A
arXiv :
1710.05834 [astro-ph.HE]
Journal:
Lettres de revues astrophysiques 848(2) : L13(27) 2017
Résumé scientifique LIGO :
Ondes gravitationnelles et rayons gamma d'une fusion d'étoiles à neutrons binaires : GW170817 et GRB 170817A

Nous rassemblons ici les observations LIGO–Virgo de GW170817 et les observations Fermi et INTEGRAL de GRB 170817A. A partir de la coïncidence spatiale et temporelle des ondes gravitationnelles et des rayons gamma, nous établissons que les deux sont associés l'un à l'autre. Il existe un délai de 1,7 s entre le temps de fusion estimé à partir des ondes gravitationnelles et l'arrivée des rayons gamma. À partir de là, nous faisons quelques déductions sur la structure du jet qui est la source des rayons gamma. Nous pouvons également l'utiliser pour contraindre les écarts par rapport à la relativité générale, ce qui est cool. Enfin, nous estimons qu'il y a 0,3 à 1,7 détections conjointes de rayons gamma et d'ondes gravitationnelles par an une fois que nos détecteurs d'ondes gravitationnelles atteignent la sensibilité de conception !

2. Le papier constant GW170817 Hubble

Titre: Une mesure de sirène standard à ondes gravitationnelles de la constante de Hubble [note bonus]
arXiv :
1710.05835 [astro-ph.CO]
Journal:
Nature 551(7678):85-88 2017 [note de bonus]
Résumé scientifique LIGO :
Mesurer l'expansion de l'Univers avec les ondes gravitationnelles

La constante de Hubble quantifie le taux actuel d'expansion de l'Univers. Si vous savez à quelle distance se trouve un objet et à quelle vitesse il s'éloigne (en raison de l'expansion de l'Univers, pas parce qu'il se trouve dans un bus ou quelque chose du genre, c'est important), vous pouvez estimer la constante de Hubble. Les ondes gravitationnelles nous donnent une estimation de la distance à la source de GW170817. Les observations du transitoire optique AT 2017gfo nous permettent d'identifier la galaxie NGC 4993 comme l'hôte de la source GW170817’s. Nous connaissons le décalage vers le rouge de la galaxie (qui indique à quelle vitesse elle se déplace). Par conséquent, en mettant les deux ensemble, nous pouvons déduire la constante de Hubble d'une manière complètement nouvelle.

3. Le papier GW170817 Kilonova

Titre: Estimation de la contribution des éjectas dynamiques dans la kilonova associée à GW170817
arXiv :
1710.05836 [astro-ph.HE]
Journal:
Lettres de revues astrophysiques 850(2) : L39(13) 2017
Résumé scientifique LIGO :
Prédire les conséquences de la collision d'étoiles à neutrons qui a produit GW170817

Lors de la coalescence de deux étoiles à neutrons, beaucoup de matière riche en neutrons est éjectée. Celui-ci subit une désintégration radioactive rapide, qui alimente une kilonova, un transitoire optique. Le signal observé dépend du matériau éjecté. Ici, nous essayons d'utiliser nos mesures d'ondes gravitationnelles pour prédire les propriétés des éjectas avant la rafale d'articles d'observation.

4. Le papier stochastique GW170817

Titre: GW170817 : Implications pour le fond d'onde gravitationnelle stochastique à partir de coalescences binaires compactes
arXiv :
1710.05837 [gr-qc]
Journal: Lettres d'examen physique 120(9):091101(12) 2018
Résumé scientifique LIGO : La symphonie de fond des ondes gravitationnelles des fusions d'étoiles à neutrons et de trous noirs

Nous pouvons détecter les signaux s'ils sont suffisamment forts, mais il y en aura beaucoup plus silencieux que nous ne pourrons pas distinguer du bruit. Ceux-ci s'additionnent pour former un fond de signaux qui se chevauchent, un bruit de fond qui gronde dans nos détecteurs. Nous utilisons le taux inféré de fusions d'étoiles à neutrons binaires pour estimer leur bruit de fond. C'est plus petit que l'arrière-plan des fusions de trous noirs binaires (les trous noirs sont plus massifs, ils sont donc intrinsèquement plus forts), mais ils s'additionnent tous. Il faudra encore quelques années avant que nous puissions détecter un signal de fond.

5. Le papier ancêtre GW170817

Titre: Sur l'ancêtre de la fusion d'étoiles à neutrons binaires GW170817
arXiv :
1710.05838 [astro-ph.HE]
Journal:
Lettres de revues astrophysiques 850(2) : L40(18) 2017
Résumé scientifique LIGO :
Faire GW170817 : étoiles à neutrons, supernovae et coups de piège (je recommande particulièrement de lire celui-ci)

On sait que GW170817 est issu de la coalescence de deux étoiles à neutrons, mais d'où viennent ces étoiles à neutrons ? Ici, nous combinons les paramètres déduits de nos mesures d'ondes gravitationnelles, la position observée d'AT 2017gfo dans NGC 4993 et ​​des modèles pour la galaxie hôte, pour estimer des propriétés telles que le coup de pied donné aux étoiles à neutrons lors de l'explosion de la supernova et combien de temps cela a pris le binaire à fusionner.

6. Le papier neutrino GW170817

Titre: Recherche de neutrinos de haute énergie issus de la fusion d'étoiles à neutrons binaires GW170817 avec ANTARES, IceCube et l'observatoire Pierre Auger
arXiv :
1710.05839 [astro-ph.HE]
Journal:
Lettres de revues astrophysiques 850(2) : L35(18) 2017

Il s'agit de la recherche de neutrinos à partir de la source de GW170817. Beaucoup de neutrinos sont émis lors de la collision, mais pas assez pour être détectables sur Terre. En effet, nous ne trouvons aucun neutrinos, mais nous combinons les résultats de trois expériences pour fixer des limites supérieures.

7. Le papier post-fusion GW170817

Titre: Recherche d'ondes gravitationnelles post-fusion à partir des restes de la fusion d'étoiles à neutrons binaires GW170817
arXiv :
1710.09320 [astro-ph.HE]
Journal:
Lettres de revues astrophysiques 851(1):L16(13) 2017
Résumé scientifique LIGO :
A la recherche de l'étoile à neutrons ou du trou noir résultant de GW170817

Après la fusion des deux étoiles à neutrons, que restait-il ? Une étoile à neutrons plus grosse ou un trou noir ? Potentiellement, nous pourrions détecter les ondes gravitationnelles d'une étoile à neutrons oscillante, lorsqu'elle se déplacera après la collision. Nous ne le faisons pas. Il faudrait que ce soit beaucoup plus proche pour que cela soit plausible. Cependant, cet article explique comment rechercher de tels signaux. L'article sur les propriétés du GW170817 contient un aperçu plus détaillé de tout signal potentiel post-fusion.

8. Le papier des propriétés GW170817

Titre: Propriétés de la fusion d'étoiles à neutrons binaires GW170817
arXiv :
1805.11579 [gr-qc]

Dans le document de découverte GW170817, nous avons présenté les premières estimations des propriétés de la source GW170817’s. C'était le mieux que nous pouvions faire dans le délai serré de l'annonce (c'était un très bon travail à mon avis). Maintenant que nous avons un peu plus de temps, nous pouvons présenter une nouvelle analyse améliorée. Cela utilise des données recalibrées et une sélection plus large de modèles de formes d'onde. Nous intégrons également notre connaissance de l'emplacement de la source, grâce à l'observation d'AT 2017gfo par nos partenaires astronomes, pour nos meilleurs résultats. si vous voulez connaître les détails de la source GW170817’s, c'est le papier pour vous !

Si vous recherchez les résultats les plus récents concernant GW170817, consultez le Papier catalogue O2.

9. Le document sur l'équation d'état GW170817

Titre: GW170817 : Mesures de rayons d'étoiles à neutrons et équation d'état
arXiv :
1805.11581 [gr-qc]

Les étoiles à neutrons sont faites de choses étranges : des matériaux de densité nucléaire que nous ne pouvons pas reproduire ici sur Terre. La matière des étoiles à neutrons est souvent décrite en termes d'équation d'état, une relation qui explique comment le matériau change à différentes pressions ou densités. Une équation d'état plus rigide signifie que le matériau est plus difficile à écraser, et une équation d'état plus douce est plus facile à écraser. Cela signifie que pour une masse donnée, une équation d'état plus rigide prédira une étoile à neutrons plus grosse et plus moelleuse, tandis qu'une équation d'état plus douce prédira une étoile à neutrons plus compacte et plus dense. Dans cet article, nous supposons que la source de GW170817’s est un système d'étoiles à neutrons binaires, où les deux étoiles à neutrons ont la même équation d'état, et voyons ce que nous pouvons en déduire sur les étoiles à neutrons™.

Le document de découverte GW170817

Synopsis: Papier de découverte GW170817
Lisez ceci si : Vous voulez tous les détails de notre première observation d'ondes gravitationnelles d'une coalescence d'étoiles à neutrons binaires
Partie préférée : Regardez comme nous mesurons bien la masse du gazouillis !

GW170817 était une remarquable découverte d'ondes gravitationnelles. C'est le signal le plus fort observé à ce jour, et la source avec les composantes de masse les plus faibles. J'ai écrit sur certains des faits saillants de la découverte dans mon précédent Poste de découverte GW170817.

Les étoiles à neutrons binaires sont l'une des principales cibles de LIGO et de Virgo. La première preuve observationnelle de l'existence d'ondes gravitationnelles est venue d'observations de pulsars binaires, un système d'étoiles à neutrons binaires dont (au moins un) l'un des composants est un pulsar. Par conséquent (contrairement aux trous noirs binaires), nous savions que ces sources existaient avant d'allumer nos détecteurs. Ce qui était moins certain, c'était la fréquence à laquelle ils fusionnaient. Dans notre premier cycle d'observation de détecteurs avancés (O1), nous n'en avons trouvé aucun, ce qui nous a permis d'estimer une limite supérieure du taux de fusion de . Maintenant, nous en savons beaucoup plus sur la fusion d'étoiles à neutrons binaires.

GW170817, en tant que signal fort et long, est une détection très significative. Vous pouvez le voir dans les données à l'œil. Par conséquent, cela aurait dû être une détection facile. Comme c'est souvent le cas avec les expériences réelles, ce n'était pas aussi simple. Le transfert de données depuis la Vierge s'était arrêté pendant la nuit et il y avait un problème (une caractéristique de bruit non stationnaire et non gaussien) dans le détecteur de Livingston, ce qui signifiait que ces données n'étaient pas analysées automatiquement. Néanmoins, GstLAL a signalé quelque chose d'intéressant dans les données de Hanford, et il y a eu une folle agitation pour mettre les autres données en place afin que nous puissions analyser le signal dans les trois détecteurs. Je me souviens avoir été sceptique pendant ces premières minutes jusqu'à ce que je voie le tracé des données de Livingston qui m'a époustouflé : le bip était clairement visible malgré le glitch !

Tracés temps-fréquence pour GW170104 mesurés par Hanford, Livingston et Virgo. Les données de Livinston ont eu le problème supprimé. Le signal est clairement visible dans les deux détecteurs LIGO car le bip de balayage ascendant n'est pas visible dans la Vierge en raison de sa sensibilité plus faible et de la position de la source dans le ciel. Figure 1 du document de découverte GW170817.

En utilisant les données de nos deux détecteurs LIGO (comme discuté pour GW170814, nos algorithmes hors ligne recherchant des binaires de fusion n'utilisent ces deux détecteurs que pendant O2), GW170817 est une détection absolument plaquée or. GstLAL estime un taux de fausses alarmes (le taux auquel vous vous attendez à ce qu'au moins ce signal apparaisse dans les détecteurs en raison d'une fluctuation aléatoire du bruit) de moins d'un sur 1 100 000 ans, tandis que PyCBC estime le taux de fausses alarmes à être inférieur à un sur 80 000 ans.

L'estimation des paramètres (déduire les propriétés de la source) a utilisé les données des trois détecteurs. Nous présentons une analyse initiale (remarquablement approfondie compte tenu du temps disponible) dans cet article (des résultats plus détaillés sont donnés dans l'article sur les propriétés GW170817, et les résultats les plus récents sont dans l'article du catalogue O2). Ce signal est difficile à analyser en raison du glitch et du fait que les étoiles à neutrons binaires sont constituées de stuff™, ce qui peut laisser une empreinte sur la forme d'onde. Nous examinerons plus en détail les effets de ces complications à l'avenir. Nos premiers résultats sont

  • La source est localisée dans une région d'environ à une distance de (nous citons généralement des résultats au niveau de crédibilité de 90%). C'est la source d'ondes gravitationnelles la plus proche à ce jour.
  • La masse de chirp est mesurée à , beaucoup plus faible que pour nos détections binaires de trous noirs.
  • Les spins ne sont pas bien contraints, l'incertitude qui en découle signifie que nous n'obtenons pas de mesures précises des masses des composants individuels. Nous citons des résultats avec deux choix de spin a priori : la limite astrophysiquement motivée de 0,05, et la limite supérieure plus agnostique et conservatrice de 0,89. Je m'en tiendrai à l'utilisation des résultats antérieurs à faible spin par défaut.
  • En utilisant le bas spin a priori, les masses des composants sont - et -. Nous avons la convention que, c'est pourquoi les masses semblent inégales, il y a beaucoup de soutien pour qu'elles soient presque égales. Ces masses correspondent à ce que vous attendez des étoiles à neutrons.

Comme mentionné ci-dessus, les étoiles à neutrons sont faites de stuff™, et les propriétés de celui-ci laissent une empreinte sur la forme d'onde. Si les étoiles à neutrons sont grosses et pelucheuses, elles seront déformées par les marées. Les marées montantes aspirent l'énergie et le moment angulaire hors de l'orbite, rendant l'inspiration plus rapide. Si les étoiles à neutrons sont petites et denses, les marées sont plus petites et l'inspiration ressemble à celle de deux trous noirs. Pour cette première analyse, nous avons utilisé des formes d'onde qui incluent des effets de marée, nous obtenons donc des informations préliminaires sur les marées. Nous ne pouvons pas exclure une déformation de marée nulle, ce qui signifie que nous ne pouvons pas exclure à partir des seules ondes gravitationnelles que la source contient au moins un trou noir (bien que cela soit surprenant, compte tenu des masses). Cependant, nous pouvons placer une limite supérieure faible sur la déformabilité de marée sans dimension combinée de . Ce n'est pas trop informatif pour déterminer de quoi sont faites les étoiles à neutrons, mais nous y reviendrons dans l'article sur les propriétés GW170817 et l'article sur l'équation d'état GW170817.

Compte tenu des masses des sources et de toutes les observations électromagnétiques, nous sommes à peu près sûrs qu'il s'agit d'un système d'étoiles à neutrons binaires - il n'y a rien à suggérer le contraire.

Après avoir observé une (et une) coalescence binaire d'étoiles à neutrons dans O1 et O2, nous pouvons maintenant mettre de meilleures contraintes sur le taux de fusion. Comme première estimation, nous supposons que les masses des composants sont uniformément réparties entre et , et que les spins sont inférieurs à 0,4 (entre les limites utilisées pour l'estimation des paramètres).Compte tenu de cela, nous déduisons que le taux de fusion est , en toute sécurité dans notre limite supérieure précédente [note de citation].

Il y a beaucoup plus que nous pouvons apprendre de GW170817, d'autant plus que nous ne juste ont des ondes gravitationnelles comme source d'information, et cela est expliqué dans les documents d'accompagnement.

Le papier multi-messagers

Synopsis: Papier multi-messagers
Lisez ceci si : Don’t. Utilisez-le aussi pour rechercher quels autres documents lire.
Partie préférée : Les figures! Ce fut un effort d'observation vraiment incroyable pour suivre GW170817

Ce qui est remarquable dans ce papier, c'est qu'il existe. Réunir un groupe aussi diversifié (et compétitif) a été un effort énorme. Alberto Vecchio était l'un des rédacteurs en chef, et chaque soir en quittant le bureau, il était convaincu que le journal se serait effondré au matin. Cependant, cela s'est accroché - l'histoire était trop convaincante. Cet article explique comment les ondes gravitationnelles, les sursauts gamma courts, les kilonovae proviennent tous d'une seule source [note de citation]. C'est le plus grand effort de collaboration dans l'histoire de l'astronomie.

L'article décrit les découvertes et l'ensemble de l'ensemble initial d'observations. Si vous voulez comprendre les observations elles-mêmes, ce n'est pas le papier à lire. Cependant, en l'utilisant, vous pouvez retrouver les papiers que vous voulez. Un grand soin a été apporté à essayer de décrire comment les découvertes ont été faites : par exemple, Fermi a observé GRB 170817A indépendamment de l'alerte aux ondes gravitationnelles, et nous avons trouvé GW170817 sans nous fier à l'alerte GRB, cependant, la communication entre les équipes signifiait que nous avons tout pris très au sérieux et avons lancé les alertes le plus rapidement possible. Pour en savoir plus sur l'historique des observations, je suggère de faire défiler le Archives GCN.

L'article commence par un aperçu des observations des ondes gravitationnelles de l'inspiral, puis de la détection rapide de GRB 170817A, avant de décrire comment la localisation des ondes gravitationnelles a permis la découverte du transitoire optique AT 2017gfo. Cette source, dans la galaxie voisine NGC 4993, a ensuite fait l'objet d'un suivi à travers le spectre électromagnétique. Nous avons une énorme quantité de photométrie et de spectroscopie de la source, montrant un accord général avec les modèles pour une kilonova. Des rémanences aux rayons X et radio ont été observées 9 jours et 16 jours après la fusion, respectivement [note de citation]. Aucun neutrinos n'a été trouvé, ce qui n'est pas surprenant.

Le papier GW170817 sur les rafales de rayons gamma

Synopsis: Papier GW170817 sur rafale de rayons gamma
Lisez ceci si : Vous êtes intéressé par les jets d'où proviennent les sursauts gamma courts ou par les tests de relativité générale
Partie préférée : Combien de science vient d'une simple mesure de retard de temps

Cet article conjoint LIGO–Virgo–Fermi–INTEGRAL combine nos observations de GW170817 et GRB 170817A. Le résultat est l'un des plus riches des documents d'accompagnement.

Détection de GW170817 et GRB 170817A. Les trois panneaux supérieurs montrent les courbes de lumière des rayons gamma (première : détecteurs GBM 1, 2 et 5 pour 10-50 keV deuxième : données GBM pour 50-300 keV troisième : les données SPI-ACS commençant approximativement à 100 keV et avec un limite d'énergie élevée d'au moins 80 MeV), la ligne rouge indique l'arrière-plan. Le bas montre la représentation temps-fréquence des données d'ondes gravitationnelles combinées de manière cohérente de LIGO-Hanford et LIGO-Livingston. Figure 2 du papier GW170817 sur les rafales de rayons gamma.

Le premier élément de la liste des choses à faire pour la science conjointe des ondes gravitationnelles et des rayons gamma est d'établir que nous examinons réellement la même source.

D'après le document de découverte GW170817, nous savons que sa source est cohérente avec le fait d'être un système d'étoiles à neutrons binaires. Par conséquent, il y a de la matière autour de laquelle peut lancer créer les rayons gamma. Les observations Fermi-GBM et INTEGRAL de GRB170817A indiquent qu'il appartient à la classe courte, comme supposé comme le résultat d'une coalescence d'étoiles à neutrons binaires. Par conséquent, il semble que nous pourrions avoir les bons ingrédients.

Maintenant, étant donné qu'il est possible que les ondes gravitationnelles et les rayons gamma aient la même source, nous pouvons calculer la probabilité que les deux se produisent par hasard. La probabilité de coïncidence temporelle est , en ajoutant également la coïncidence spatiale, et la probabilité devient . Il est prudent de conclure que les deux sont associés : fusion d'étoiles à neutrons binaires sont la source d'au moins quelques sursauts gamma courts !

Tester la gravité

Il existe un délai entre le temps de fusion présumé et le sursaut gamma. Étant donné que le signal a voyagé pendant environ 85 millions d'années (en prenant la limite inférieure de 5% sur la distance inférée), c'est une très petite différence : la gravité et la lumière doivent voyager à presque exactement la même vitesse. Pour dériver la limite exacte, vous devez faire des hypothèses sur le moment où les rayons gamma ont été créés. Nous nous attendons à un certain retard car il faut du temps pour que le jet soit créé, puis pour que les rayons gamma se frayent un chemin hors du matériau environnant. Nous prenons de manière conservatrice (et arbitrairement) une fenêtre de délai de 0 à 10 secondes, cela donne

La relativité générale prédit que la gravité et la lumière devraient voyager à la même vitesse, je n'ai donc pas été trop surpris par ce résultat. J'ai été surpris, cependant, que ce résultat semble avoir provoqué une vague d'activité en écartant efficacement plusieurs théories modifiées de la gravité. Je suppose qu'il n'y a pas grand intérêt à expliquer ce que c'est maintenant, mais ce sont principalement des théories qui ajoutent des champs supplémentaires, qui vous permettent de modifier le fonctionnement de la gravité afin que vous puissiez expliquer certains des effets attribués à l'énergie noire ou à la matière noire. Je recommande la figure 2 d'Ezquiaga & Zumalacárregui (2017) pour un résumé des théories qui réussissent le test et de celles qui sont en difficulté. Kase & Tsujikawa (2018) donnent une bonne critique.

Tableau montrant les théories scalaire-tenseur viables (à gauche) et non viables (à droite) après la découverte de GW170817/GRB 170817A. Les théories sont regroupées en théories de Horndeski et (les plus générales) au-delà des théories de Horndeski. La relativité générale est une théorie du tenseur, donc ces modèles ajoutent une composante scalaire supplémentaire. Figure 2 de Ezquiaga & Zumalacárregui (2017).

Nous ne discutons pas des implications théoriques des vitesses relatives de la gravité et de la lumière dans cet article, mais nous utilisons le délai pour fixer des limites pour des écarts potentiels par rapport à la relativité générale.

  1. Nous examinons un type particulier de violation d'invariance de Lorentz. C'est similaire à ce que nous avons fait pour GW170104, où nous avons regardé la dispersion des ondes gravitationnelles, mais ici c'est pour le cas de , que nous n'avons pas pu tester.
  2. Nous regardons le délai de Shapiro, qui est la différence de temps se déplaçant dans un espace-temps courbe par rapport à un espace-temps plat. Que la lumière et la gravité s'effectuent de la même manière est un test du principe d'équivalence faible - que tout tombe de la même manière. Les effets de la courbure peuvent être quantifiés avec le paramètre , qui décrit la quantité de courbure par unité de masse. En relativité générale. Compte tenu du potentiel gravitationnel de la Voie lactée, nous trouvons que [note de citation].

Comme vous vous en doutez compte tenu du petit délai, ces limites sont assez serrées ! Si vous travaillez sur une théorie de la gravité modifiée, vous avez quelques vérifications supplémentaires à faire maintenant.

Sursauts et jets de rayons gamma

À partir de nos observations d'ondes gravitationnelles et de rayons gamma, nous pouvons également faire quelques déductions sur le moteur qui a créé le sursaut. La complication ici est que nous ne savons pas exactement ce qui génère les rayons gamma, et donc les déductions dépendent du modèle. La section 5 de l'article utilise le délai entre la fusion et la rafale, ainsi que la vitesse à laquelle la rafale monte et s'atténue, pour imposer des contraintes sur la taille de la région d'émission dans différents modèles. Les articles passent en revue la dérivation étape par étape, je ne vais donc pas résumer cela ici : si vous êtes intéressé, consultez-le.

Énergies isotropes (à gauche) et luminosités (à droite) pour tous les sursauts gamma avec des distances mesurées. Ces quantités isotropes supposent une émission égale dans toutes les directions, ce qui donne une limite supérieure à la vraie valeur si nous observons sur l'axe. Les sursauts gamma courts et longs sont séparés par la durée standard. La ligne verte montre un seuil de détection approximatif pour Fermi-GBM. Figure 4 du document GW170817 Gamma-ray Burst Paper, vous avez peut-être remarqué que la première version de ce document contenait par erreur deux copies du diagramme d'énergie.

GRB 170817A était inhabituellement faible [note de citation]. Le graphique ci-dessus le compare à d'autres sursauts gamma. C'est définitivement dans la queue. Comme il semble si faible, nous pensons que nous ne regardons pas un sursaut gamma standard. L'explication la plus évidente est que nous ne regardons pas directement dans le jet : nous ne nous attendons pas à voir de nombreuses rafales hors axe, car elles sont plus faibles. Nous nous attendons à ce qu'un sursaut gamma provienne d'un jet de matière lancé dans la direction du moment cinétique total. À partir des seules ondes gravitationnelles, nous pouvons estimer que l'angle de désalignement entre l'axe du moment angulaire orbital et la ligne de visée est (en ajoutant l'identification de la galaxie hôte, cela devient en utilisant la valeur de Planck pour la constante de Hubble et avec la valeur SH0ES ), donc cela est cohérent avec l'affichage de la rafale hors axe (les nombres mis à jour sont donnés dans le document des propriétés GW170817). Il existe plusieurs modèles pour une telle émission de rayons gamma, comme illustré ci-dessous. On pourrait avoir un jet chapeau uniforme (le modèle le plus simple) que l'on regarde légèrement sur le côté, on pourrait avoir un jet structuré, qui est concentré dans l'axe mais que l'on voit hors de l'axe, ou on pourrait avoir un cocon de matière repoussé par le jet principal, dont nous voyons l'émission. D'autres observations électromagnétiques nous en diront plus sur l'inclinaison et la structure du jet [note de citation].

Caricature montrant trois géométries d'observation et profils de jets possibles qui pourraient expliquer les propriétés observées du GRB 170817A. Figure 5 du papier GW170817 sur les rafales de rayons gamma.

Maintenant que nous savons que les sursauts gamma peuvent être aussi faibles, si nous observons des sursauts faibles (avec des distances inconnues), nous devons considérer la possibilité qu'ils soient faibles et proches en plus des habituels lumineux et lointains. .

L'article se termine en considérant combien de détections conjointes d'ondes gravitationnelles et de rayons gamma supplémentaires de coalescences d'étoiles à neutrons binaires nous devrions nous attendre à l'avenir. Lors de notre prochain cycle d'observation, nous pourrions nous attendre à 0,1 à 1,4 détections conjointes par an, et lorsque LIGO et Virgo atteignent la sensibilité de conception, cela pourrait être de 0,3 à 1,7 détections par an.

Le papier constant GW170817 Hubble

Synopsis: Papier constant GW170817 Hubble
Lisez ceci si : Vous vous intéressez à la cosmologie
Partie préférée : À l'avenir, nous pourrons peut-être régler l'argument entre le fond diffus cosmologique et les mesures de supernova

L'Univers est en expansion. Dans l'Univers voisin, cela peut être décrit en utilisant la relation de Hubble

où est la vitesse d'expansion, est la constante de Hubble et est la distance à la source. GW170817 est suffisamment proche pour que cette relation soit maintenue. Nous connaissons la distance depuis la mesure des ondes gravitationnelles et nous pouvons estimer la vitesse à partir du décalage vers le rouge de la galaxie hôte. Par conséquent, il devrait être simple de combiner les deux pour trouver la constante de Hubble. Bien sûr, il y a quelques complications…

Ce travail s'appuie sur l'identification de l'homologue optique AT 2017gfo. Cela nous permet d'identifier la galaxie NGC 4993 comme hôte de la source de GW170817 : nous calculons qu'il y a une probabilité qu'AT 2017gfo soit aussi proche de NGC 4993 dans le ciel par hasard. Sans contrepartie, il serait toujours possible de déduire statistiquement la constante de Hubble en croisant l'emplacement de la source d'ondes gravitationnelles déduit avec l'ensemble des galaxies compatibles dans un catalogue (vous attribuez une probabilité à la source associée à chaque galaxie, à la place de dire que c'est définitivement dans celui-ci). L'identification de NGC 4993 rend les choses beaucoup plus simples.

Comme premier ingrédient, nous avons besoin de la distance des ondes gravitationnelles. Pour cela, une analyse légèrement différente a été effectuée par rapport au document de découverte GW170817. Nous fixons l'emplacement du ciel de la source pour qu'il corresponde à celui d'AT 2017gfo, et nous utilisons des formes d'onde (trou noir binaire) qui n'incluent aucun effet de marée. La position du ciel doit être fixée, car pour cette analyse, nous supposons que nous savons avec certitude où se trouve la source. Les effets de marée n'ont pas été inclus (mais les vrilles précédentes l'étaient) car nous avions besoin de résultats rapidement : les détails des vrilles et des marées ne devraient pas faire beaucoup de différence sur la distance. À partir de cette analyse, nous trouvons que la distance est si nous suivons notre convention habituelle consistant à citer la médiane à un intervalle de crédibilité symétrique à 90 %. Cependant, cet article cite principalement la valeur la plus probable et l'intervalle de crédibilité minimal (pas nécessairement symétrique) de 68,3 %, à la suite de cette convention, nous écrivons la distance comme .

Alors que la proximité de NGC 4993 rend la relation de calcul de la constante de Hubble simple, elle ajoute une complication pour le calcul de la vitesse. Le mouvement de la galaxie n'est pas seulement dû à l'expansion de l'Univers, mais à la façon dont il se déplace au sein des potentiels gravitationnels des groupes et amas voisins. C'est ce qu'on appelle un mouvement particulier. L'ajout de ceci augmente notre incertitude sur la vitesse. En combinant les résultats de la littérature, notre estimation finale de la vitesse est .

Nous mettons ensemble la vitesse et la distance dans une analyse bayésienne. C'est un peu plus compliqué que de simplement diviser les nombres (bien que cela vous donne un résultat similaire). Vous devez être prudent lorsque vous écrivez des choses, sinon vous pourriez implicitement supposer un a priori que vous n'aviez pas l'intention (ma contribution la plus utile à cet article est probablement une conversation sur un tableau blanc avec Will Farr où nous avons repéré une différence dans les hypothèses antérieures approchant le problème de deux manières différentes). Tout cela est expliqué dans les méthodes, ce n'est pas facile à lire, mais cela a du sens lorsque vous travaillez. Le résultat est (cité comme valeur maximale a posteriori et intervalle de 68 %, ou selon la convention habituelle de médiane et d'intervalle de 90 %). Un ensemble de résultats mis à jour est donné dans le document de propriétés GW170817 : (intervalle de 68 % utilisant le bas spin a priori). Ceci est bien (et diplomatiquement) cohérent avec les résultats existants.

La distance a une incertitude considérable car il y a une dégénérescence entre la distance et l'inclinaison orbitale (l'angle de la normale au plan orbital par rapport à la ligne de visée). Si vous pouviez déterminer l'inclinaison à partir d'une autre observation, vous pourriez alors resserrer les contraintes sur la constante de Hubble, ou si vous êtes prêt à adopter l'une des valeurs existantes de la constante de Hubble, vous pouvez cerner l'inclinaison. Des données (données mises à jour) pour vous aider à essayer vous-même sont disponibles [note de citation].

Distribution de probabilité postérieure bidimensionnelle pour la constante de Hubble et l'inclinaison orbitale déduite de GW170817. Les contours marquent les niveaux 68% et 95%. Les bandes colorées sont des mesures du fond diffus cosmologique (Planck) et des supernovae (SH0ES). Figure 2 du papier Hubble Constant GW170817.

À l'avenir, nous pourrons combiner plusieurs événements pour produire une estimation plus précise des ondes gravitationnelles de la constante de Hubble. Chen, Fishbach & Holz (2017) est une étude récente sur la façon dont les mesures devraient s'améliorer avec plus d'événements : nous devrions atteindre une précision de 4 % après environ 100 détections.

Le papier GW170817 Kilonova

Synopsis: Papier GW170817 Kilonova
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Partie préférée : Nous pourrions peut-être créer tous les éléments lourds du processus r, y compris l'or utilisé pour fabriquer les prix Nobel, à partir de la fusion d'étoiles à neutrons.

Lorsque deux étoiles à neutrons entrent en collision, beaucoup de matière est éjectée vers l'extérieur. Ce matériau riche en neutrons subit une désintégration nucléaire - n'étant plus comprimé par la forte gravité à l'intérieur de l'étoile à neutrons, il est instable et se désintègre de l'étrange étoile à neutrons ™ pour devenir des éléments plus familiers (éléments plus lourds que le fer, y compris l'or et le platine ). Au fur et à mesure que ces éléments du processus r sont créés, les réactions nucléaires alimentent une kilonova, le transitoire optique (infrarouge-ultraviolet) accompagnant la fusion. Les propriétés de la kilonova dépendent de la quantité de matière éjectée.

Dans cet article, nous essayons d'estimer la quantité de matière constituant les éjectas dynamiques de la collision GW170817. Les éjectas dynamiques sont des matériaux qui s'échappent lorsque les deux étoiles à neutrons se heurtent (soit à partir de queues de marée, soit de matériaux extraits du choc de collision). Il existe d'autres sources de matière éjectée, telles que les vents du disque d'accrétion qui se forme autour du reste (qu'il s'agisse d'un trou noir ou d'une étoile à neutrons) Suivant la collision, donc ce n'est qu'une partie de l'image cependant, nous pouvons estimer la masse des éjectas dynamiques à partir de nos mesures d'ondes gravitationnelles en utilisant des simulations de fusions d'étoiles à neutrons. Ces estimations peuvent ensuite être comparées aux observations électromagnétiques de la kilonova [note de citation].

La quantité d'éjecta dynamique dépend des masses des étoiles à neutrons, de la vitesse à laquelle elles tournent et des propriétés du matériau de l'étoile à neutrons (décrites par l'équation d'état). Ici, nous utilisons les masses déduites de nos mesures d'ondes gravitationnelles et les intégrons dans des formules d'ajustement calibrées par rapport à des simulations pour différentes équations d'état. Ceux-ci n'incluent pas le spin et ont des incertitudes assez importantes (nous incluons une incertitude relative de 72 % lors de la production de nos résultats), ce ne sont donc pas des estimations de précision. La physique des étoiles à neutrons est un peu désordonnée.

Nous trouvons que l'éjecta dynamique est - (en supposant les résultats de masse à faible spin). Ces estimations peuvent être intégrées aux modèles de kilonovae pour produire des courbes de lumière, ce que nous faisons. Il y a beaucoup de ce type de modélisation dans la littérature car les observateurs essaient de comprendre leurs observations, donc cela n'a rien de spécial en termes de compréhension de cet événement. Cependant, cela pourrait être utile à l'avenir (une fois que nous aurons des hoverboards), car nous pourrions peut-être utiliser des données d'ondes gravitationnelles pour prédire la luminosité d'une kilonova à différents moments, et ainsi aider les astronomes à décider de leur stratégie d'observation.

Enfin, nous pouvons considérer combien d'éléments r-process nous pouvons créer à partir des éjectas dynamiques. Encore une fois, nous ne considérons pas les vents, qui peuvent également contribuer au budget total des éléments du processus r des étoiles à neutrons binaires. Notre estimation des éléments du processus r nécessite plusieurs ingrédients : (i) la masse des éjectas dynamiques, (ii) la fraction des éjecta dynamiques convertis en éléments du processus r, (iii) le taux de fusion des étoiles à neutrons binaires, et ( iv) la convolution du taux de formation d'étoiles et le délai entre la formation binaire et la fusion (que nous considérons être ).Ensemble (i) et (ii) donnent la masse d'éléments du processus r par étoile à neutrons binaire (en supposant que GW170817 est typique) (iii) et (iv) donnent la densité totale des fusions tout au long de l'histoire de l'Univers, et en combinant tout ensemble vous obtenez la masse totale des éléments du processus r accumulés au fil du temps. En utilisant le taux de fusion d'étoiles à neutrons binaires estimé de , nous pouvons expliquer l'abondance galactique des éléments du processus r si plus d'environ 10 % des éjectas dynamiques sont convertis.

Densité actuelle du taux de fusion des étoiles à neutrons binaires par rapport à la masse dynamique de l'éjecta. La région grise montre la plage inférée de 90 % pour le taux, le bleu montre la plage approximative des masses d'éjectas et la bande rouge montre la bande où l'abondance élémentaire galactique peut être reproduite si au moins 50 % de la masse dynamique est convertie. Une partie de la figure 5 du papier GW170817 Kilonova.

Le papier stochastique GW170817

Synopsis: Papier stochastique GW170817
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Partie préférée : La symphonie de fond

Pour chaque signal d'onde gravitationnelle fort, il y en a beaucoup d'autres plus silencieux. Nous ne pouvons pas les extraire individuellement du bruit du détecteur, mais ils sont toujours là, dans nos données. Ils s'additionnent pour former un arrière-plan stochastique, que nous pourrions peut-être détecter en corrélant les données sur notre réseau de détecteurs.

Suite à la détection de GW150914, nous avons considéré le bruit de fond dû aux trous noirs binaires. C'est assez fort, et pourrait être détectable dans quelques années. Ici, nous ajoutons des étoiles à neutrons binaires. Cela ne change pas trop l'image, mais donne une image plus précise.

Les trous noirs binaires ont des masses plus élevées que les étoiles à neutrons binaires. Cela signifie que leurs signaux d'ondes gravitationnelles sont plus forts et plus courts (ils pépient plus rapidement et pépient jusqu'à une fréquence plus basse). Étant plus forts, les trous noirs binaires dominent le fond général. Étant plus courts, ils ont un caractère différent : les trous noirs binaires forment un fond de pop-corn de courts gazouillis qui se chevauchent rarement, mais les étoiles à neutrons binaires sont suffisamment longues pour se chevaucher, formant un bourdonnement plus continu.

La densité d'énergie sans dimension à une fréquence d'onde gravitationnelle de 25 Hz à partir de trous noirs binaires est , et à partir d'étoiles à neutrons binaires c'est . Il y a en moyenne des signaux binaires de trous noirs dans les détecteurs à un instant donné, et des signaux binaires d'étoiles à neutrons.

Série temporelle simulée illustrant la différence entre les signaux binaires de trous noirs (vert) et d'étoiles à neutrons binaires (rouge). Chaque chirp augmente en amplitude jusqu'au point où le binaire fusionne. Les signaux binaires de trous noirs sont des gazouillis courts et forts, tandis que les signaux d'étoiles à neutrons binaires plus longs et plus silencieux forment un arrière-plan qui se chevauche. Figure 2 du document stochastique GW170817.

Pour calculer le fond, nous avons besoin du taux de fusion. Nous avons maintenant une estimation pour les étoiles à neutrons binaires, et nous prenons l'estimation la plus récente du document de découverte GW170104 pour les trous noirs binaires. Nous utilisons les taux en supposant la distribution de masse de la loi de puissance pour cela, mais le résultat n'est pas trop sensible à cela : nous nous soucions du nombre de signaux dans le détecteur, et les taux en sont dérivés, ils sont donc d'accord lorsqu'on travaille à rebours. Nous faisons évoluer la densité du taux de fusion à travers l'histoire cosmique en tenant compte du taux de formation d'étoiles et du temps de retard entre la formation et la fusion. Une chose similaire a été faite dans le papier GW170817 Kilonova, ici nous avons utilisé un taux de formation d'étoiles légèrement différent, mais les résultats sont fondamentalement les mêmes avec l'un ou l'autre. L'ajout d'étoiles à neutrons binaires augmente le fond stochastique des binaires compacts d'environ 60 %.

La détection dans notre prochain passage d'observation, à une signification modérée, est possible, mais je pense peu probable. Il faudra quelques années avant que la détection soit plausible, mais l'ajout d'étoiles à neutrons binaires s'en rapprochera. Lorsque nous détectons l'arrière-plan, cela nous donnera un autre aperçu du taux de fusion des binaires.

Le papier d'ancêtre GW170817

Synopsis: Papier d'ancêtre GW170817
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Partie préférée : Les chiffres de la Spirographie

L'identification de NGC 4993 en tant que galaxie hôte du système d'étoiles à neutrons binaires de GW170817 nous permet de faire quelques déductions sur la façon dont elle s'est formée. Dans cet article, nous simulons un grand nombre de binaires, retraçant les étapes ultérieures de leur évolution, pour voir lesquels finissent par être similaires à GW170817. Ce faisant, nous apprenons quelque chose sur l'explosion de la supernova qui a formé la deuxième des deux étoiles à neutrons.

Les étoiles à neutrons ont commencé leur vie sous la forme d'une paire d'étoiles régulières [note bonus]. Ceux-ci ont brûlé leur carburant hydrogène, et une fois celui-ci épuisé, ils explosent en supernova. Le noyau de l'étoile s'effondre pour devenir une étoile à neutrons, et les couches externes sont détruites. L'étoile la plus massive évolue plus rapidement et devient la supernova en premier. Considérons les effets de la deuxième supernova et le coup de fouet qu'elle donne au binaire : l'orbite change à la fois en raison de l'effet de fusée du matériau projeté et parce que l'un des composants perd de la masse.

De la combinaison des observations d'ondes gravitationnelles et électromagnétiques de GW170817, nous connaissons les masses de l'étoile à neutrons, le type de galaxie dans laquelle elle se trouve et la position du binaire dans la galaxie au moment de la fusion (nous ne 8217t connais la position exacte, juste sa projection vue de la Terre, mais c'est quelque chose).

Trajectoires orbitales de binaires simulées qui ont conduit à une fusion de type GW170817. Les lignes colorées montrent la projection 2D des orbites dans notre galaxie modèle. Les lignes blanches marquent l'orbite circulaire initiale (projetée) de la pré-supernova binaire, et les flèches rouges indiquent la direction projetée du coup de pied de la supernova. L'ombrage de fond indique la densité stellaire. La figure 4 des équivalents animés du GW170817 Progenitor Paper se trouve dans le résumé scientifique.

Nous commençons à simuler de nombreux binaires juste avant l'explosion de la deuxième supernova. Ceux-ci sont dispersés à différentes distances du centre de la galaxie, ont des séparations orbitales différentes et ont des masses différentes de l'étoile pré-supernova. Nous ajoutons ensuite les effets de la supernova, en ajoutant un coup de pied. Nous fixons ensuite les masses des étoiles à neutrons pour qu'elles correspondent à celles que nous avons déduites des mesures des ondes gravitationnelles. Si le coup de pied de la supernova est trop grand, le binaire s'envole et ne fusionnera jamais (boo). Si le binaire reste lié, nous suivons son évolution au fur et à mesure qu'il se déplace dans la galaxie. La structure de la galaxie est simulée comme un simple modèle sphérique, un profil de Hernquist pour la composante stellaire et un profil Navarro-Frenk-White pour le halo de matière noire [note de citation], qui sont assez standard. Le binaire se rétrécit à mesure que des ondes gravitationnelles sont émises et finissent par fusionner. Si la fusion se produit à une position qui correspond à nos observations (yay), nous savons que les conditions initiales pourraient expliquer GW170817.

Propriétés inférées des progéniteurs : (seconde) vitesse de poussée de la supernova, masse des progéniteurs pré-supernova, séparation binaire pré-supernova et rayon galactique au moment de la supernova. La rangée du haut montre comment les propriétés varient pour différents temps de retard entre la supernova et la fusion. La rangée du milieu compare tous les binaires qui survivent à la deuxième supernova par rapport à ceux de type GW170817. La rangée du bas affiche les paramètres des binaires de type GW170817 avec des décalages galactiques différents de ceux de la plage utilisée pour GW1708017. Les rangées du milieu et du bas supposent un temps de retard d'au moins . Figure 5 du papier GW170817 Progenitor pour voir les corrélations entre les paramètres, consultez la figure 8 du papier GW170817 Progenitor.

Le graphique ci-dessus montre les contraintes sur les propriétés du géniteur. Le deuxième coup de pied de supernova déduit est, similaire à ce qui a été observé pour les étoiles à neutrons dans la Voie lactée, la masse stellaire par supernova est (nous supposons que l'étoile n'est qu'un noyau d'hélium, les couches externes d'hydrogène ayant été enlevées, d'où l'indice) la séparation orbitale pré-supernova était , et le décalage par rapport au centre de la galaxie au moment de la supernova était . Les principales contraintes les plus fortes proviennent du maintien de la limite binaire après que les résultats de la supernova soient largement indépendants du temps de retard une fois celui-ci dépassé [note de citation].

Au fur et à mesure que nous collectons davantage de détections d'étoiles à neutrons binaires, nous pourrons en déduire davantage sur la façon dont elles se forment. Si vous êtes plus intéressé par la façon de construire un système d'étoiles à neutrons binaires, l'introduction de cet article est bien référencée Tauris et al. (2017) est une revue détaillée (pré-GW170817).

Le papier neutrino GW170817

Synopsis: Papier neutrino GW170817
Lisez ceci si : Vous voulez un changement par rapport à l'astronomie multimessagers électromagnétiques à ondes gravitationnelles
Partie préférée : Il y a encore quelque chose à espérer avec les futures détections - GW170817 n'a pas volé toutes les premières. Aussi ce papier est ne pas Abbé et al.

Il s'agit d'une recherche conjointe par ANTARES, IceCube et l'Observatoire Pierre Auger des neutrinos coïncidant avec GW170817. Connaître à la fois l'emplacement et l'heure de la fusion d'étoiles à neutrons binaires facilite la recherche d'homologues. Aucun neutrinos correspondant n'a été détecté.

Candidats neutrinos au moment de GW170817. La carte est en coordonnées équatoriales. La localisation des ondes gravitationnelles est indiquée par le contour rouge et la galaxie NGC 4993 est indiquée par la croix noire. Les régions montantes et descendantes de chaque détecteur sont indiquées, car les détecteurs sont plus sensibles aux neutrinos ascendants, car les détecteurs Cherenkov sont soumis à un bruit de fond provenant des rayons cosmiques frappant l'atmosphère. Figure 1 du document GW170817 Neutrino.

En utilisant les non-détections, nous pouvons placer des limites supérieures sur le flux de neutrinos. Ceux-ci sont résumés dans les graphiques ci-dessous. Des modèles optimistes pour une émission rapide d'un sursaut de rayons gamma sur l'axe conduiraient à un flux détectable, mais sinon, les prédictions théoriques indiquent qu'une non-détection est attendue. D'après les observations électromagnétiques, il ne semble pas que nous soyons dans l'axe, donc l'histoire s'emboîte.

Limites supérieures de confiance à 90 % sur la fluence spectrale des neutrinos par saveur (électron, muon et tau) en fonction de l'énergie dans la fenêtre (en haut) sur le temps de déclenchement de GW170817, et une fenêtre suivant GW170817 (en bas). IceCube est également sensible aux neutrinos MeV (aucun n'a été détecté). Les fluences sont la somme par saveur de la fluence des neutrinos et des antineutrinos, en supposant une fluence égale dans toutes les saveurs. Ceux-ci sont comparés aux prédictions théoriques de Kimura et al. (2017) et Fang & Metzger (2017), mis à l'échelle à une distance de 40 Mpc. Les angles étiquetant les modèles sont des angles de vision dépassant l'angle d'ouverture du jet. Figure 2 de l'article GW170817 Neutrino.

Super-Kamiokande ont fait leur propre recherche de neutrinos, forme à environ (Abe et al. 2018). Ils n'ont rien trouvé ni dans la fenêtre autour de l'événement ni dans la fenêtre qui le suit. De même, BUST a recherché des neutrinos et des antineutrinos de muons et n'a rien trouvé dans la fenêtre autour de l'événement, et aucun excès dans la fenêtre qui le suit (Petkov et al. 2019). NOvA a recherché des neutrinos et des rayons cosmiques autour de l'événement et n'a rien trouvé (Acero et al. 2020).

Le seul article de modélisation des neutrinos post-détection que j'ai vu est Biehl, Heinze, &Winter (2017). Ils modélisent l'émission rapide de la même source que le sursaut gamma et constatent que les flux de neutrinos seraient de sensibilité actuelle.

Le papier post-fusion GW170817

Synopsis: Papier post-fusion GW170817
Lisez ceci si : Vous êtes un optimiste
Partie préférée : Nous vérifions vraiment partout les signaux

Suite à l'inspiration de deux trous noirs, nous savons ce qui se passe ensuite : les trous noirs fusionnent pour former un trou noir plus grand, qui s'installe rapidement dans son état stable final. Nous avons un modèle complet des ondes gravitationnelles de la vie inspiratoire-fusion-baisse des trous noirs binaires en fusion. Les étoiles à neutrons binaires sont plus compliquées.

L'inspiration de deux étoiles à neutrons binaires est similaire à celle des trous noirs. Au fur et à mesure qu'ils se rapprochent, nous pourrions voir des empreintes de distorsions de marée non présentes pour les trous noirs, mais les principaux détails sont les mêmes. C'est le gazouillis de l'inspiration que nous détectons. Cependant, à mesure que les étoiles à neutrons fusionnent, nous n'avons pas une image claire de ce qui se passe. Le matériau est déchiqueté et éjecté des étoiles à neutrons, les étoiles à neutrons se brisent ensemble, tout est plutôt désordonné. Nous n'avons pas une bonne compréhension de ce qui devrait se passer lorsque nos étoiles à neutrons fusionnent, les détails dépendent des propriétés de la substance dont les étoiles à neutrons sont faites - si nous pouvions mesurer le signal d'onde gravitationnelle de cette phase, nous apprendrions beaucoup.

Il y a quatre résultats plausibles d'une fusion d'étoiles à neutrons binaires :

  1. Si la masse totale est inférieure à la masse maximale d'une étoile à neutrons (non tournante) (), nous nous retrouvons avec une étoile à neutrons plus grosse mais toujours stable. Compte tenu de nos inférences à partir de l'inspiration (voir le tracé du document GW170817 sur les rafales de rayons gamma ci-dessous), cela est peu probable.
  2. Si la masse totale est supérieure à la limite d'une étoile à neutrons stable et non rotative, mais peut toujours être supportée par une rotation uniforme (), nous avons une étoile à neutrons supramassive. La rotation ralentira en raison de l'émission de rayonnement électromagnétique et gravitationnel, et finalement l'étoile à neutrons s'effondrera en un trou noir. Le temps jusqu'à l'effondrement pourrait prendre quelque chose comme – on ne sait pas si cela est assez long pour que les étoiles à neutrons supramassives connaissent une crise de mi-vie.
  3. Si la masse totale est supérieure à la limite de support de la rotation uniforme, mais peut toujours être supportée par la rotation différentielle et les gradients thermiques(), alors nous avons une étoile à neutrons hypermassive. L'étoile à neutrons hypermassive se refroidit rapidement par émission de neutrinos et sa rotation ralentit par freinage magnétique, ce qui signifie qu'elle s'effondre rapidement en un trou noir dans .
  4. Si la masse totale est suffisamment grande (), les étoiles à neutrons fusionnant s'effondrent en un trou noir.

Dans le cas de l'effondrement en un trou noir, nous obtenons un ringdown comme dans le cas d'une fusion binaire de trous noirs. La fréquence est d'environ , trop élevée pour que nous puissions actuellement la mesurer. Cependant, s'il y a une étoile à neutrons, il peut y avoir des ondes gravitationnelles de fréquence légèrement inférieure provenant de la matière de l'étoile à neutrons qui oscille. Nous ne sommes pas exactement sûrs de la forme de ces signaux, nous effectuons donc une recherche non modélisée pour eux (connaître la position de la source du GW170817 est utile pour cela).

Comparaison des masses des composants inférées avec les limites de masse critique pour différentes équations d'état. Le panneau de gauche montre la masse maximale d'une étoile à neutrons non tournante par rapport à la masse baryonique initiale (en ignorant le matériau éjecté pendant la fusion et l'énergie de liaison gravitationnelle) le panneau du milieu montre la masse maximale pour une étoile à neutrons en rotation uniforme le panneau de droite montre le maximum masse d'une étoile à neutrons non tournante comparée à la masse gravitationnelle de l'étoile à neutrons la plus lourde. Figure 3 du papier GW170817 sur les rafales de rayons gamma.

Plusieurs algorithmes de recherche différents ont été utilisés pour rechercher un signal post-fusion :

    (cWB) a été utilisé pour rechercher des salves de courte durée (). Celui-ci a recherché une fenêtre comprenant le temps de fusion et couvrant le délai de détection des sursauts gamma, et les fréquences de -. Seules les données LIGO ont été utilisées, car les données Virgo souffraient de grandes fluctuations de bruit au-dessus de .
  1. cWB a été utilisé pour rechercher des rafales de durée intermédiaire (). Cela a cherché une fenêtre de l'heure de la fusion, et les fréquences –. Cela a utilisé les données LIGO et Virgo.
  2. Le pipeline multi-détecteurs d'analyse des transitoires stochastiques (STAMP) a également été utilisé pour rechercher des signaux de durée intermédiaire. Cela a recherché le temps de fusion jusqu'à la fin de O2 (en morceaux), et les fréquences -. Cela n'utilisait que les données LIGO. Il existe deux variantes de STAMP : Zebragard et Lonetrack, et les deux sont utilisées ici.

Bien que GEO soit similaire à LIGO et Virgo et aux hautes fréquences recherchées, ses données n'ont pas été utilisées car nous n'avons pas encore étudié ses propriétés de bruit de manière suffisamment détaillée. Les détecteurs LIGO étant les plus sensibles, leurs données sont les plus importantes pour la recherche.

Aucun candidat plausible n'a été trouvé, nous avons donc fixé des limites supérieures à ce qui aurait pu être détecté. À partir de ceux-ci, il n'est pas surprenant que rien n'ait été trouvé, car nous aurions besoin d'à peu près toute la masse du reste pour être en quelque sorte convertie en ondes gravitationnelles pour voir quelque chose. Les résultats sont présentés dans le graphique ci-dessous. Une analyse mise à jour qui met des limites supérieures sur le signal post-fusion est donnée dans le document de propriétés GW170817.

Densité spectrale d'amplitude de bruit pour les quatre détecteurs, et recherche des limites supérieures en fonction de la fréquence. Les densités spectrales d'amplitude de bruit comparent les sensibilités des détecteurs. Les limites supérieures de recherche sont des amplitudes de déformation quadratique à une efficacité de détection de 50 %. Le code couleur des marqueurs de limite supérieure indique l'algorithme de recherche et la forme indique la forme d'onde injectée pour fixer les limites (la fréquence est la moyenne pour cette forme d'onde). La forme d'onde en mode barre provient de la rotation rapide de l'étoile à neutrons supramassive conduisant à sa distorsion (étirement) de manière non-axisymétrique (Lasky, Sarin & Sammut 2017) la forme d'onde magnétar suppose que l'étoile à neutrons supramassive (à rotation rapide)&# Le champ magnétique 8217s génère une ellipticité significative (Corsi & Mészáros 2009) les formes d'onde de fusion de courte durée sont issues d'une sélection de simulations numériques (Bauswein et al. 2013 Takami et al. 2015 Kawamura et al. 2016 Ciolfi et al. 2017). Les carrés vides sont des formes d'onde de fusion à l'échelle de la distance et de l'orientation déduites de l'inspiration de GW170817. Les lignes noires en pointillés montrent les amplitudes de déformation pour un signal à bande étroite avec un contenu énergétique fixe : la ligne du haut est la valeur maximale possible pour GW170817. Figure 1 du document post-fusion GW170817.

Nous ne pouvons pas dire le sort des étoiles à neutrons de GW170817 à partir des seules ondes gravitationnelles [note de citation]. À mesure que la sensibilité aux hautes fréquences s'améliorera à l'avenir, nous pourrons peut-être voir quelque chose à partir d'un vraiment fermer par fusion d'étoiles à neutrons binaires.

Le papier des propriétés GW170817

Synopsis: Papier de propriétés GW170817
Lisez ceci si : Vous voulez les meilleurs résultats pour la source GW170817’s, notre meilleure mesure de la constante de Hubble ou des limites sur le signal post-fusion
Partie préférée : Regardez comme les incertitudes sont infimes !

Au fil du temps, nous affinons souvent nos analyses des données d'ondes gravitationnelles. Cela peut être dû au fait que nous avons eu le temps de recalibrer les données de nos détecteurs, parce que de meilleures techniques d'analyse ont été développées, ou simplement parce que nous avons eu le temps de terminer des analyses plus intensives en calculs. Cet article est notre première tentative pour améliorer nos inférences sur GW170817.Les résultats utilisent un étalonnage amélioré des données Virgo et analysent une plus grande partie du signal (jusqu'à une basse fréquence de 23 Hz, au lieu de 30 Hz, ce qui donne environ 1500 cycles supplémentaires), utilise des modèles améliorés des formes d'onde et inclut une nouvelle analyse portant sur le signal post-fusion. Les résultats mettent à jour ceux donnés dans le GW170817 Discovery Paper, le GW170817 Hubble Constant Paper et le GW170817 Post-merger Paper.

Inspiré

Notre analyse initiale était basée sur une forme d'onde post-newtonienne rapide à calculer connue sous le nom de TaylorF2. Nous avons pensé que cela devrait être un choix prudent : tous les résultats avec des formes d'onde plus compliquées devraient donner des résultats plus précis. Cela a fonctionné. Nous essayons plusieurs modèles de formes d'onde différents, chacun basé sur les formes d'onde de particules ponctuelles que nous utilisons pour analyser les signaux binaires de trous noirs avec des bits supplémentaires pour modéliser la déformation de marée des étoiles à neutrons. Les résultats sont globalement cohérents, je vais donc me concentrer sur la discussion de nos résultats préférés calculés à l'aide de la forme d'onde IMRPHenomPNRT (qui utilise IMRPHenomPv2 comme base et ajoute des marées calibrées en relativité numérique). Comme dans le document de découverte GW170817, nous effectuons l'analyse avec deux a priori sur les spins binaires, l'un avec des spins jusqu'à 0,89 (ce qui devrait englober en toute sécurité toutes les possibilités d'étoiles à neutrons), et l'autre avec des spins jusqu'à 0,05 (ce qui correspond aux observations de étoiles à neutrons binaires dans notre Galaxie).

La première analyse que nous avons faite a été de vérifier l'emplacement de la source. Chose rassurante, nous sommes tout de même parfaitement cohérents avec la localisation d'AT 2017gfo (ouf !). La localisation est bien améliorée, la zone du ciel à 90% est réduite à juste ! Allez Vierge !

Après avoir établi qu'il est toujours logique qu'AT 2017gfo identifie l'emplacement de la source, nous l'utilisons comme position dans les analyses ultérieures. Nous utilisons toujours la position du ciel de la contrepartie et le décalage vers le rouge de la galaxie hôte (Levan et al. 2017), mais nous n'utilisons généralement pas la distance. En effet, nous voulons pouvoir mesurer la constante de Hubble, qui repose sur l'utilisation de la distance déduite des ondes gravitationnelles.

Nous utilisons la distance de Cantiello et al. (2018) [note de citation] pour un calcul : une estimation de l'angle d'inclinaison. L'inclinaison est dégénérée avec la distance (les deux affectent l'amplitude du signal), donc avoir des contraintes sur l'un nous permet de mesurer l'autre avec une précision améliorée. Sans les informations de distance, nous constatons que l'angle entre le moment angulaire total du binaire et la ligne de visée est pour le prior à spin élevé et avec le prior à spin faible. La différence entre les deux résultats est que le moment angulaire de spin décale légèrement la direction du moment cinétique total. En intégrant les informations de distance, pour la priorité à spin élevé, l'angle est (donc l'angle de désalignement est ) et pour la priorité à faible rotation il est (désalignement) [note de citation].

Orientation et amplitude estimées des deux spins composants. La paire de gauche est pour le prior à spin élevé et donc les magnitudes s'étendent jusqu'à 0,89, et la paire de droite est pour le prior à spin faible et s'étend jusqu'à 0,05. Dans chacun, la distribution pour le composant le plus massif est à gauche et pour le plus petit à droite. La probabilité est classée dans des domaines qui ont des probabilités a priori uniformes. Le prior à spin bas tronque la distribution postérieure, mais c'est moins un problème pour le prior à spin élevé. Les résultats sont affichés à un point de l'inspiration correspondant à une fréquence d'onde gravitationnelle de . Parties des figures 8 et 9 du document de propriétés GW170817.

  • La distance de luminosité est avec le prior à spin faible et avec le prior à spin élevé. La différence est pour la même raison que la différence dans les mesures d'inclinaison. Les résultats sont cohérents avec la distance jusqu'à NGC 4993 [note de citation].
  • La masse de chirp décalée vers le rouge vers le cadre du détecteur est mesurée comme étant avec le bas spin avant et avec le haut spin. Cela correspond à une masse physique de chirp de .
  • Les spins ne sont pas bien contraints. Nous obtenons la meilleure mesure le long de la direction du moment angulaire orbital. Pour le low-spin a priori, cela suffit à défavoriser les spins qui sont antialignés, mais c'est à peu près tout. Pour le prior à spin élevé, nous excluons les grands spins alignés ou antialignés, et les très grands spins dans le plan. Les composantes alignées du spin sont mieux décrites par le paramètre de spin inspiral effectif , pour le prior à spin faible et pour le prior à spin élevé .
  • En utilisant le prior à faible spin, les masses des composants sont - et -, et pour le prior à spin élevé, elles sont - et -.

Ceux-ci sont largement cohérents avec nos résultats précédents. Il y a de petits décalages, mais le plus gros changement est que les erreurs sont un peu plus petites.

Masses estimées pour les deux étoiles à neutrons dans le binaire en utilisant les priors à spin élevé (à gauche) et à spin faible (à droite). Le tracé bidimensionnel suit une ligne de masse de chirp constante qui est trop étroite pour être résolue à cette échelle. Les résultats sont affichés pour quatre modèles de forme d'onde différents. TaylorF2 (utilisé dans l'analyse initiale), IMRPhenomDNRT et SEOBNRT ont des spins alignés, tandis que IMRPhenomPNRT inclut la précession de spin. IMRPhenomPNRT est utilisé pour les principaux résultats. Figure 5 du document de propriétés GW170817.

Pour la constante de Hubble, nous trouvons avec le prior à spin faible et avec le prior à spin élevé. Ici, nous citons au maximum une valeur postérieure et les intervalles les plus étroits à 68 % par opposition à l'intervalle crédible médian et symétrique à 90 % habituel. Vous pourriez penser qu'il est étrange que l'incertitude soit plus petite lors de l'utilisation d'un a priori plus large, mais ce n'est qu'une autre conséquence de la différence dans les mesures d'inclinaison. Les valeurs sont largement en accord avec nos valeurs initiales.

Le meilleur paramètre de marée mesuré est la déformabilité de marée sans dimension combinée. Avec le prior à spin élevé, nous ne pouvons définir qu'une limite supérieure de . Avec le prior à faible spin, nous constatons que nous sommes toujours cohérents avec une déformation nulle, mais la distribution culmine loin de zéro. Nous avons en utilisant l'intervalle de crédibilité médian et symétrique habituel à 90%, et si nous prenons l'intervalle de 90% le plus étroit. Il semble que nous ayons détecté des effets de matière, mais comme nous avons dû utiliser la méthode a priori à faible spin, qui n'est appropriée que pour les étoiles à neutrons, ce serait un argument circulaire. Plus de détails sur ce que nous pouvons apprendre sur les déformations des marées et de quoi sont faites les étoiles à neutrons, en supposant que nous avons des étoiles à neutrons, sont donnés dans le document GW170817 sur l'équation d'état.

Post-fusion

Auparavant, dans le document post-fusion GW170817, nous recherchions un signal post-fusion. Nous n'avons rien trouvé. Maintenant, nous essayons de déduire la forme du signal, en supposant qu'il est là (avec un pic dans le temps de coalescence). Nous ne trouvons toujours rien, mais maintenant nous fixons des limites supérieures beaucoup plus strictes sur le signal qu'il pourrait y avoir.

Pour cette analyse, nous utilisons les données des deux détecteurs LIGO, et du GEO 600 ! Nous n'utilisons pas les données de la Vierge, car elles ne se comportent pas bien à ces fréquences élevées. Nous utilisons BayesWave pour essayer de contraindre le signal.

Densité spectrale d'amplitude de bruit pour les détecteurs utilisés, limites supérieures de déformation antérieure et postérieure, et simulations numériques sélectionnées en fonction de la fréquence. Les limites supérieures du signal sont des limites bayésiennes crédibles à 90 % pour le signal à Hanford, mais sont dérivées d'une analyse cohérente des trois détecteurs indiqués. Figure 13 du document de propriétés GW170817.

Bien que les limites supérieures soient bien meilleures, elles sont encore environ 12 à 215 fois plus élevées que les attentes des simulations. Par conséquent, nous devons améliorer la sensibilité de notre détecteur d'environ un facteur de 3,5 à 15 pour détecter un signal similaire. Doigts croisés!

Le document sur l'équation d'état GW170817

Synopsis: GW170817 Papier sur l'équation d'état
Lisez ceci si : Vous voulez savoir de quoi sont faites les étoiles à neutrons
Partie préférée : Les belles parcelles de papillons

Habituellement, dans notre travail, nous aimons rester ouverts d'esprit et ne pas faire trop d'hypothèses. Dans notre analyse de GW170817, telle que présentée dans le GW170817 Properties Paper, nous sommes restés agnostiques sur les composants du binaire, vu ce que les données nous disent. Cependant, d'après les observations électromagnétiques, il existe des preuves solides que la source est un système d'étoiles à neutrons binaires. Dans cet article, nous considérons comme acquis que la source est composé de deux étoiles à neutrons, et que ces étoiles à neutrons sont constituées de matériaux similaires™ [note de citation], pour voir ce que nous pouvons apprendre sur les propriétés des étoiles à neutrons.

Lorsque deux étoiles à neutrons se rapprochent, elles sont déformées par la gravité de l'autre. Les marées sont élevées, un peu comme la Lune crée des marées sur Terre. La création de marées retire de l'énergie de l'orbite, ce qui accélère le déroulement de l'inspiration. C'est quelque chose que nous pouvons mesurer à partir du signal des ondes gravitationnelles. Les marées sont plus grosses quand les étoiles à neutrons sont plus grosses. La taille des étoiles à neutrons et leur facilité d'étirement et d'écrasement dépendent de leur équation d'état. Nous pouvons utiliser les mesures des masses des étoiles à neutrons et la quantité de déformation des marées pour déduire leur taille et leur équation d'état.

Le signal est analysé comme dans le document de propriétés GW170817 (forme d'onde IMRPhenomPNRT, faible spin avant, position définie pour correspondre à AT 2017gfo). Cependant, nous ajoutons également quelques informations sur la composition des étoiles à neutrons.

Le calcul du comportement de ce matériau incroyablement dense est difficile, mais il existe des relations (appelées relations universelles) entre la déformabilité des étoiles à neutrons et leurs rayons qui sont insensibles aux détails de l'équation d'état. L'une met en relation des combinaisons symétriques et antisymétriques des déformations de marée des deux étoiles à neutrons en fonction du rapport de masse, nous permet de calculer des déformations de marée cohérentes. Un autre relie la déformation de marée à la compacité (masse divisée par le rayon) nous permet de convertir les déformations de marée en rayons. L'analyse inclut l'incertitude dans ces relations.

En plus de cela, nous utilisons également un modèle paramétrique de l'équation d'état pour modéliser les déformations de marée. En échantillonnant directement en fonction de l'équation d'état, il est facile d'imposer des contraintes sur les valeurs autorisées. Par exemple, on impose que la vitesse du son à l'intérieur de l'étoile à neutrons soit inférieure à la vitesse de la lumière, que l'équation d'état puisse supporter les étoiles à neutrons de cette masse, qu'il soit possible d'expliquer l'étoile à neutrons confirmée la plus massive (on utilise une limite inférieure pour cette masse de ), ainsi qu'elle est thermodynamiquement stable. L'hébergement de l'étoile à neutrons la plus massive s'avère être une information importante.

Le graphique ci-dessous montre les paramètres de déformation de marée déduits pour les deux étoiles à neutrons. Les deux techniques, en utilisant les relations insensibles à l'équation d'état et en utilisant le modèle d'équation d'état paramétré sans pour autant inclus la contrainte d'apparier l'étoile à neutrons, donnent des résultats similaires. Pour une étoile à neutrons, ces résultats indiquent que le paramètre de déformation de marée serait . Nous privilégions les équations d'état plus douces aux plus rigides [note de citation]. Je pense que cela signifie que les étoiles à neutrons sont plus câlins.

Distributions de probabilité pour les paramètres de marée des deux étoiles à neutrons. La déformation due aux marées de l'étoile à neutrons la plus massive doit être supérieure à celle de la plus petite étoile à neutrons. L'ombrage vert et les contours (50 % et 90 %) sont calculés à l'aide des relations insensibles à l'équation d'état. Les contours bleus correspondent au modèle d'équation d'état paramétré. Les contours oranges proviennent du document de propriétés GW170817, où nous ne supposons pas une équation d'état commune. Les lignes noires sont des prédictions à partir d'une sélection de différentes équations d'état Figure 1 de l'Equation-of-State Paper GW170817.

Nous pouvons traduire nos résultats en estimations de la taille des étoiles à neutrons. Les graphiques ci-dessous montrent les rayons inférés. Les résultats du modèle d'équation d'état paramétré incluent désormais la contrainte d'accommodation d'une étoile à neutrons, qui est la principale raison de la différence dans les tracés. En utilisant les relations insensibles à l'équation d'état, nous trouvons que le rayon de l'étoile à neutrons la plus lourde (–) est et le rayon de l'étoile à neutrons la plus légère (–) est . Avec le modèle d'équation d'état paramétré, les rayons sont (–) et (–).

Distributions de probabilité postérieures pour les masses et les rayons des étoiles à neutrons (bleu pour l'étoile à neutrons plus massive, orange pour la plus légère). Le tracé de gauche utilise les relations insensibles à l'équation d'état et celui de droite utilise le modèle d'équation d'état paramétré. Dans les graphiques à une dimension, les lignes pointillées indiquent les priors. Les lignes en haut à gauche indiquent la taille d'un trou noir de Schwarzschild et la limite de Buchadahl pour l'effondrement d'une étoile à neutrons. Figure 3 du document sur l'équation d'état GW170817.

Quand j'étais étudiant, je me souviens avoir appris que les étoiles à neutrons avaient à peu près un rayon. Nous savons maintenant que ce n'est pas le cas.

Si vous souhaitez approfondir vos recherches, vous pouvez télécharger les échantillons postérieurs de ces analyses.

Bonus notes

Sirènes standards

En astronomie, nous utilisons souvent des bougies standard, des objets comme les supernovae de type IA de luminosité connue, pour déduire les distances. Si vous savez à quel point quelque chose devrait être brillant et à quel point vous le mesurez, vous savez à quelle distance il se trouve. Par analogie, nous pouvons déduire à quelle distance se trouve une source d'ondes gravitationnelles en fonction de son niveau sonore. Ce n'est donc pas une bougie, mais une sirène. Sean Carrol en explique plus sur ce terme sur son blog.

Nature

Je connais… Nature a publié l'article original de Schutz sur la mesure de la constante de Hubble à l'aide d'ondes gravitationnelles. Par conséquent, il existe une belle symétrie dans la publication du premier résultat réel en faisant cela dans Nature trop.

Amas globulaires

Au lieu d'un système binaire d'étoiles à neutrons formé d'un binaire de deux étoiles nées ensemble, il est possible que deux étoiles à neutrons se rapprochent dans un environnement stellaire dense comme un amas globulaire. Une fraction significative de trous noirs binaires pourrait être formée de cette façon. Les étoiles à neutrons binaires, étant moins massives, ne sont pas aussi communément formées de cette façon. Nous ne nous attendrions pas à ce que GW170817 se soit formé de cette façon. Dans le GW170817 Progenitor Paper, nous soutenons que la probabilité que la source GW170817/8217s provienne d'un amas globulaire est faible - pour les taux prédits, voir Bae, Kim & Lee (2014).

Levan et al. (2017) recherchent un amas stellaire sur le site d'AT 2017gfo et ne trouvent rien. Les plus petits 30 % des amas globulaires de la Voie lactée échapperaient à cette limite, mais ils ne représentent que 5 % de la masse stellaire dans les amas globulaires et une infime fraction des interactions dynamiques. Fong et al. (2019) effectuent des observations détaillées à la recherche d'un amas globulaire et ne trouvent rien non plus. Cela exclut un cluster jusqu'à , qui est pratiquement l'ensemble (99,996%) d'entre eux. Par conséquent, il est peu probable qu'un cluster soit la source de ce binaire.

Notes de citation

Taux de fusion

À partir de nos données d'ondes gravitationnelles, nous estimons que la densité actuelle du taux de fusion d'étoiles à neutrons binaires est . Plusieurs observateurs électromagnétiques ont effectué leurs propres estimations de taux à partir de la fréquence de détection (ou de son absence) de transitoires électromagnétiques.

Kasliwal et al. (2017) considèrent les transitoires observés par la Palomar Transient Factory et estiment une densité de débit d'environ (limite supérieure de 3 sigma de ), vers le bas de notre fourchette, mais leur débit augmente si toutes les fusions ne sont pas aussi brillantes qu'AT 2017gfo .

Siebert et al. (2017) calcule le taux de transitoires de type AT 2017gfo dans l'enquête Swope Supernova. Ils obtiennent une limite supérieure de . Ils utilisent pour estimer la probabilité que AT 2017gfo et GW170817 ne soient qu'une coïncidence fortuite et ne soient en réalité pas liés. La probabilité est à 90 % de confiance.

Smartt et al. (2017) estiment le taux de kilonova à partir de l'enquête ATLAS, ils calculent une limite supérieure de 95% de , en toute sécurité au-dessus de notre plage.

Yang et al. (2017) calcule les limites supérieures à partir de l'enquête DLT40 Supernova. Selon le rougissement supposé, c'est entre et . Leur figure 3 montre que c'est bien au-dessus des taux attendus.

Zhang et al. (2017) s'intéresse au taux de sursauts gamma. Si vous connaissez la vitesse des sursauts gamma courts et des fusions d'étoiles à neutrons binaires, vous pouvez en apprendre davantage sur l'angle de rayonnement du jet. Plus le jet est petit, moins nous avons de chances d'observer un sursaut gamma. Pour ce faire, ils font leur propre dos de l'enveloppe pour le taux d'ondes gravitationnelles. Ils obtiennent . Ce n'est pas trop mal, mais respectez notre résultat.

Si vous êtes intéressé par les perspectives d'avenir de la détection de kilonova, je vous recommande Scolnic et al. (2017). Consultez leur tableau 2 pour les taux de détection (en supposant un taux de ): LSST et WFIRST verront des lots, environ 7 et 8 par an respectivement.

En utilisant des contraintes d'observation ultérieures sur la structure du jet, Gupta & Bartos (2018) utilisent le taux de sursaut de rayons gamma court pour estimer un taux de fusion d'étoiles à neutrons binaires de . Ils prévoient qu'environ 30% des détections d'ondes gravitationnelles seront accompagnées de sursauts gamma, une fois que LIGO et Virgo atteindront la sensibilité de conception.

Della Valle et al. (2018) calculent un taux de kilonova observable de . Pour correspondre à notre taux de fusion d'étoiles à neutrons binaires, nous n'avons besoin soit que d'une fraction de fusions d'étoiles à neutrons binaires pour produire des kilonovas, soit qu'elles ne soient observables que pour des angles de vision inférieurs à . Leur tableau 2 contient une belle compilation de taux pour de courts sursauts gamma.

L'histoire électromagnétique

Quelques notes sur un aperçu incomplet des articles décrivant la découverte électromagnétique. Pour les données d'observation, je recommande de regarder le projet Open Kilonova.

Indépendamment de notre détection d'ondes gravitationnelles, un court sursaut gamma GRB 170817A a été observé par Fermi-GBM (Goldstein et al. 2017). Fermi-LAT n'a rien vu, car il était hors ligne pour traverser l'anomalie de l'Atlantique Sud. Au moment de la fusion, INTEGRAL suivait l'emplacement de GW170814, heureusement cela signifiait qu'il pouvait encore observer l'emplacement de GW170817, et suite à l'alerte, ils ont trouvé GRB 170817A dans leurs données (Savchenko et al. 2017).

Suite à notre localisation des ondes gravitationnelles, un transitoire optique AT 2017gfo a été découvert. La découverte a été faite par la collaboration One-Meter Two-Hemisphere (1M2H) utilisant le télescope Swope à l'Observatoire de Las Campanas au Chili, ils ont désigné le transitoire comme SSS17a (Coulter et al. 2017). Le soir même, plusieurs autres équipes ont également trouvé le transitoire à moins d'une heure d'intervalle :

  • La recherche de distance inférieure à 40 Mpc (DLT40) a trouvé le transitoire à l'aide du télescope PROMPT de 0,4 m de l'observatoire interaméricain Cerro Tololo au Chili, ils ont désigné le transitoire DLT17ck (Valenti et al. 2017).
  • La collaboration VINROUGE (je pense qu'ils ne s'identifient pas réellement dans leurs propres articles) a trouvé le transitoire en utilisant VISTA à l'Observatoire européen austral au Chili (Tanvir et al. 2017).Leur article décrit également les observations de suivi avec le Very Large Telescope, le télescope spatial Hubble, le télescope optique nordique et le télescope danois de 1,54 m, et contient l'une de mes sections d'introduction préférées des articles de découverte.
  • La collaboration MASTER s'est poursuivie avec leur réseau de télescopes mondiaux, et c'est leur télescope à l'Observatoire de l'Université nationale de San Juan en Argentine qui a trouvé le transitoire (Lipunov et al. 2017) ils désignent de manière plutôt accrocheuse le transitoire comme OTJ130948.10-232253.3.
  • La collaboration Dark Energy Survey et Dark Energy Camera GW-EM (DES et DECam) a trouvé le transitoire avec le DECam sur le télescope Blanco de 4 m, qui se trouve également à l'Observatoire interaméricain Cerro Tololo au Chili (Soares-Santos et al. 2017).
  • La collaboration de l'observatoire de Las Cumbres a utilisé son réseau mondial de télescopes, avec, sans surprise, son télescope de 1 m à l'observatoire interaméricain Cerro Tololo au Chili pour la première image du transitoire (Arcavi et al. 2017). Leur stratégie d'observation est décrite dans un article d'accompagnement (Arcavi et al. 2017), qui décrit également le suivi de GW170814.

A partir de ceux-ci, vous pouvez voir que l'Amérique du Sud était l'endroit idéal pour cet événement : c'était la nuit au bon moment.

Il y a eu un énorme suivi dans la gamme infrarouge-optique-ultraviolet d'AT 2017gfo. Villar et al. (2017) tente de les rassembler de manière cohérente. Leur Figure 1 est magnifique.

Courbes de lumière assemblées à partir d'observations ultraviolettes, optiques et infrarouges d'AT 2017gfo. Les points de données sont les données homogénéisées et les lignes sont des modèles de kilonova ajustés. La lumière bleue domine initialement mais s'estompe rapidement, tandis que la lumière rouge subit une décroissance plus lente. Figure 1 de Villar et al. (2017).

Hinderer et al. (2018) utilisent des simulations de relativité numérique pour comparer la théorie et les observations des contraintes d'ondes gravitationnelles sur la déformation de la marée et la courbe de lumière kilonova. Ils constatent que les observations pourraient être cohérentes avec un binaire étoile à neutrons-trou noir et bien avec une étoile à neutrons binaire. Coughline & Dietrich (2019) arrivent à une conclusion similaire. Je pense qu'il est peu probable qu'il y ait un trou noir de cette faible masse, mais il est intéressant de noter qu'il existe des simulations qui peuvent correspondre aux observations.

AT 2017gfo a également été la cible d'observations à travers le spectre électromagnétique. Une rémanence aux rayons X a été observée 9 jours après la fusion et 16 jours après la fusion, juste au moment où nous pensions que l'excitation était terminée, une rémanence radio a été trouvée :

  • Les rayons X ont été observés pour la première fois par Chandra X-ray Observatory, 9 jours après la fusion (Troja et al. 2017). Cet article décrit également le suivi optique avec le télescope spatial Hubble, le spectrographe multi-objets Gemini, le Korea Microlensing Telescope Network et une non-détection radio avec l'Australia Telescope Compact Array. Margutti et al. (2017) ont observé avec Chandra 2,3 jours après la fusion (quand ils n'ont rien trouvé) et 15 jours quand ils ont trouvé quelque chose. Hâve et al. (2017) décrivent des observations profondes de Chandra 15 et 16 jours après la fusion.
  • La collaboration GROWTH a trouvé une émission radio initialement 16 jours après la fusion avec le Very Large Array (Hallinan et al. 2017) : il y a un signal marginal après 10 jours, mais il n'y a pas de source définitivement identifiable à ce moment-là. Ils ont également observé avec l'Australia Telescope Compact Array (qui a vu la rémanence lors de l'observation 19 jours après la fusion), le Giant Metrewave Radio Telescope, le VLA Low Band Ionosphere and Transient Experiment et le Green Bank Telescope (qui n'a pas fait de détections). Alexandre et al. (2017) détectent pour la première fois une émission radio en observant 19 et 39 jours après la fusion avec le Very Large Array. Ils ne détectent rien avec l'Atacama Large Millimeter/submillimeter Array.

La rémanence continuera à s'éclaircir pendant un certain temps, nous pouvons donc nous attendre à une série de mises à jour :

    observé avec Chandra 108 et 111 jours après la fusion. Ruan et al. (2017) observé avec Chandra 109 jours après la fusion. Le grand écart dans les observations aux rayons X par rapport aux observations initiales est dû au fait que le Soleil a gêné. mettre à jour les résultats radio CROISSANCE jusqu'à 107 jours après la fusion (la plus grande durée tout en anticipant les nouvelles observations aux rayons X), en observant avec le Very Large Array, l'Australian Telescope Compact Array et le Giant Meterewave Radio Telescope.

De manière excitante, la rémanence a également été repérée dans l'optique :

    observé avec Hubble 110 jours (cadre de repos) après la fusion (c'est-à-dire lorsque le Soleil était à l'écart de Hubble). À ce stade, la kilonova aurait dû disparaître, mais ils ont trouvé quelque chose, et c'est assez bleu. La conclusion est qu'il s'agit de la rémanence et qu'elle culminera dans environ un an. rassemble les observations radiographiques Chandra, les observations radio Very Large Array et les observations optiques Hubble. Les observations de Hubble sont de 137 jours après la fusion, et les observations de Chandra sont de 153 jours et 163 jours après la fusion. Ils constatent qu'ils sont tous d'accord (y compris le signal radio provisoire à 10 jours après la fusion). Ils soutiennent que l'émission défavorise les jets dans l'axe et les boules de feu sphériques.

Evolution de la densité d'énergie spectrale radio, optique et rayons X de l'homologue de GW170817. La radio et les rayons X sont toujours dominés par la rémanence, comme indiqué par eux suivant la même loi de puissance. Au début, l'optique est dominée par la kilonova, mais à mesure que celle-ci s'estompe, la rémanence commence à dominer. Figure 1 de Margutti et al. (2018).

    observé aux rayons X 135 jours après la fusion avec XMM-Newton. Ils constatent que le flux s'estompe par rapport à la tendance précédente. Ils suggèrent que nous n'en sommes qu'au chiffre d'affaires, ce qui est cohérent avec les observations les plus récentes de Hubble. observé à de basses fréquences radio avec le radiotélescope géant à ondes métriques. Ils ont vu le signal après 67 jours post-fusion, mais cela évolue peu sur la durée de leurs observations (jusqu'au jour 152 post-fusion), suggérant également un turn-over. observés en radio 125 à 200 jours après la fusion avec le Very Large Array et le Australia Telescope Compact Array, et ils constatent que la rémanence commence à s'estomper, avec un pic à 149 ± 2 jours après la fusion. fait des observations aux rayons X à 260 jours après la fusion. Ils concluent que la rémanence s'estompe définitivement, et que ce n'est pas à cause du dépassement de la fréquence de refroidissement du synchrotron. observé en radio à 298 jours. Ils trouvent le turn-over autour de 170 jours. Ils soutiennent que les résultats soutiennent un jet étroit et efficace. observé en radio et rayons X à 359 jours. La décoloration est maintenant évidente et commence à révéler quelque chose sur la structure du jet. Leurs meilleurs ajustements semblent favoriser un jet relativiste structuré ou un cocon grand angle. observé en optique à 358 jours. Ils en déduisent un pic autour de 140-160 jours. Leurs observations sont bien ajustées soit par un jet structuré gaussien, soit par un jet à deux composants (le deuxième composant étant le cocon), bien que le modèle à deux composants ne corresponde pas bien aux premières observations aux rayons X. Ils concluent qu'il doit y avoir eu un jet réussi d'une certaine forme.

Observations radio, optiques et rayons X jusqu'à 358 jours après la fusion. Les lignes colorées montrent des modèles de jets gaussiens ajustés. Figure 3 de Lamb et al. (2018).

    observer en optique jusqu'à 584 jours après la fusion, combiné à une observation en radio jusqu'à 585 jours après la fusion et aux rayons X 583 jours après la fusion. Ces observations favorisent un jet structuré par rapport à un écoulement quasi-sphérique. Hajela et al. (2019) étendent encore plus les observations radio et aux rayons X, jusqu'à 743 jours après la fusion.

À gauche : rémanence optique observée jusqu'à 584 jours après la fusion avec des prédictions pour un jet structuré et un écoulement quasi-sphérique (Wu & MacFadyen 2018). À droite : observations radio, optiques et aux rayons X à 535 jours, 534 jours et 533 jours après la fusion respectivement. Les triangles indiquent les limites supérieures. Figures 2 et 3 de Fong et al. (2019).

    observé avec Chandra entre 935 et 942 jours après la fusion, et observe un joli déclin, compatible avec un jet qui s'étend. Ils ont également regardé à la radio, mais n'ont rien trouvé. compiler un ensemble uniforme d'observations radio, optiques et de rémanence des rayons X. Leur ensemble de données couvre 0,5 à 940 jours après la fusion. C'est vraiment un bel ensemble de données !

Courbes de lumière optique, radio et rayons X, mises à l'échelle par un indice spectral le mieux adapté de sorte que les différentes observations se superposent, pour la rémanence de GW170817’s. Le panneau supérieur montre les observations individuelles, étiquetées par observatoire et bande d'observation. Le panneau du bas montre une moyenne mobile. Figure 1 de Makhathini et al. (2020).

    continuer à obtenir des observations radio et aux rayons X jusqu'à 1270 jours après la fusion. La radio est comme prévu pour un jet structuré, mais il peut y avoir un éclaircissement dans les rayons X ? constatez qu'il y a un éclaircissement dans les rayons X après environ 900 jours. Cependant, il n'y a rien dans la radio. Cela pourrait suggérer une certaine forme de rémanence de kilonova (ce qui peut s'opposer à un effondrement rapide en un trou noir), ou cela pourrait provenir d'une accrétion sur le reste. L'un ou l'autre serait une observation intéressante. analyser à nouveau les données radiographiques en vérifiant l'étalonnage. Ils ne trouvent pas d'augmentation, mais trouvent un excès à des moments tardifs qui est difficile à expliquer avec la seule rémanence du jet, suggérant qu'il y a une émission supplémentaire comme une rémanence de kilonova.

Observations aux rayons X (en haut) et radio (en bas) de Chandra et du Very Large Array, respectivement. Les observations radiographiques montrent un excès au bout d'environ 900 jours, mais ce n'est pas le cas en radio. Les lignes rouge et orange montrent l'émission synchrotron estimée pour différentes lois de puissance. La courbe grise montre l'émission synchrotron de l'éjecta dynamique d'une kilonova à partir d'une simulation de relativité numérique d'une fusion d'étoiles à neutrons. Figure 2 de Hajela à al. (2021).

L'histoire du cross-over le plus ambitieux d'observations astronomiques pourrait-elle maintenant toucher à sa fin ?

Retard Shapiro

En utilisant le délai entre GW170817 et GRB 170817A, quelques autres équipes ont également fait leur propre estimation du délai Shapiro avant de savoir ce qu'il y avait dans notre GW170817 Gamma-ray Burst Paper.

    considérer le potentiel de la Voie Lactée et la structure à grande échelle à estimer. considérer toutes les galaxies du catalogue GLADE qui se trouvent dans un rayon de de la ligne de visée, et dériver . estimer en utilisant le potentiel de la Voie lactée et en utilisant le potentiel de l'amas de la Vierge.

Notre estimation de est la plus conservatrice.

Comparaison avec d'autres sursauts gamma

Les homologues électromagnétiques de GW170817 sont-ils similaires à ce qui a été observé auparavant ?

Yue et al. (2017) comparent GRB 170817A avec d'autres sursauts gamma. C'est une faible luminosité, mais ce n'est peut-être pas le seul. Il pourrait y avoir d'autres rafales similaires (peut-être GRB 070923, GRB 080121 et GRB 090417A), si elles proviennent effectivement de sources proches. Ils suggèrent que GRB 130603B peut être l'équivalent sur l'axe de GRB 170817A [note de citation] cependant, la non-détection de kilonovae pour plusieurs rafales indique qu'il doit également y avoir une certaine variation dans leurs propriétés. Cela concorde avec les résultats de Gompertz et al. (2017), qui compare les observations de GW170817 avec d'autres kilonovae : elle est plus faible que les autres kilonovae candidates (GRB 050709, GRB 060614, GRB 130603B et provisoirement GRB 160821B), mais tout aussi lumineuse que les limites supérieures des autres sursauts. Il doit y avoir une diversité dans les observations de kilonovae. Fong et al. (2017) examinent la diversité des rémanences (des rayons X à la radio) et constatent à nouveau que la contrepartie du GW170817 est faible. C'est probablement parce que nous sommes hors axe. L'étude la plus complète est celle de von Kienlin et al. (2019) qui recherchent dix ans d'archives Fermi et trouvent 13 sursauts gamma courts de type GRB 170817A : GRB 081209A, GRB 100328A, GRB 101224A, GRB 110717A GRB 111024C, GRB 120302B, GRB 120915A, GRB 130502A, GRB 140511A, GRB 150101B, GRB 170111B, GRB 170817A et GRB 180511A. Il existe une gamme de comportements dans ceux-ci, les GRB plus courts montrant une variabilité rapide. Les observations futures aideront à démêler l'ampleur de la variation entre les différents angles d'observation et l'ampleur de la variation intrinsèque de la source - peut-être que de courts sursauts gamma proviennent de binaires étoile à neutrons-trou noir ?

Inclinaison, jets et éjecta

Presque tous les articles d'observation tentent d'estimer les propriétés des éjectas, l'angle de vision ou quelque chose sur la structure du jet. J'essaierai peut-être de les rassembler plus tard, mais je n'ai pas encore eu le temps car la liste est très longue ! La plupart des mesures d'inclinaison supposaient un jet uniforme en forme de chapeau, ce qui, nous le savons maintenant, n'est pas un bon modèle.

À mon avis de non-expert, les résultats ultérieurs semblent plus intéressants. Avec des observations radio interférométriques de base très longues jusqu'à 230 jours après la fusion, Mooley et al. (2018) affirment que si l'émission radio initiale était alimentée par le large cocon d'un jet structuré, l'émission ultérieure est dominée par un jet étroit et énergétique. Il y avait eu un jet réussi, donc nous aurions vu quelque chose comme un court sursaut gamma régulier sur l'axe. Ils estiment que l'angle d'ouverture du jet est , et que nous le regardons à un angle de . Avec des observations radiographiques et radio à 359 jours, Troja et al. (2018) estiment (le repliement des contraintes d'ondes gravitationnelles également) que l'angle de vision est , et la largeur d'un jet structuré gaussien serait .

Constante de Hubble et désalignement

Guidorzi et al. (2017) tentent de resserrer la mesure de la constante de Hubble en utilisant des observations radio et aux rayons X. Leur modélisation suppose un jet uniforme, ce qui ne ressemble pas à une option actuellement privilégiée [note de citation], il y a donc une incertitude basée sur le modèle à inclure ici. De plus, il est peu probable que le jet soit parfaitement aligné avec le moment angulaire orbital, ce qui peut ajouter quelques degrés d'incertitude supplémentaire.

Mandel (2018) fonctionne dans l'autre sens et utilise la récente estimation de la constante de Dark Energy Survey Hubble pour limiter l'angle de désalignement à moins de , ce qui (sans surprise) concorde assez bien avec le résultat que nous avons obtenu en utilisant la valeur de Planck. Finstad et al. (2018) utilise la distance de luminosité de Cantiello et al. (2018) [note de citation] comme un a priori (gaussien) pour une analyse du signal d'onde gravitationnelle, et obtenez un désalignement (où les erreurs sont une incertitude statistique et une estimation de l'erreur systématique à partir de l'étalonnage de la déformation).

Hotokezaka et al. (2018) utilisent les résultats d'inclinaison de Mooley et al. (2018) [note de citation] (avec les échantillons postérieurs mis à jour du document de propriétés GW170817) pour déduire une valeur de (citant la médiane et l'intervalle de crédibilité symétrique de 68 %). L'utilisation de différents modèles de jet modifie un peu leur valeur pour la constante de Hubble, contrairement au choix du spin a priori (puisque nous obtenons pratiquement toutes les informations d'inclinaison de leurs observations radio). Les résultats sont toujours cohérents avec Planck et SH0ES, mais sont plus proches de la valeur de Planck.

Distribution de probabilité postérieure pour la constante de Hubble déduite de GW170817 en utilisant uniquement les ondes gravitationnelles (GW) et le repliement des modèles pour le modèle de jet de puissance (PLJ) ​​et les observations radio d'interférométrie à très longue base (VLBI). Les lignes symétriques marquent des intervalles de 68%. Les bandes colorées sont des mesures du fond diffus cosmologique (Planck) et des supernovae (SH0ES). Figure 2 de Hotokezaka et al. (2018)

Dhawan et al. (2019) utilisent la photométrie à large bande de la kilonova pour estimer l'angle d'observation sous la forme . En combinant cela avec les résultats du Hubble Constant Paper qu'ils trouvent .

Propriétés NGC 4993

Dans le papier GW170817 Progenitor, nous avons utilisé les propriétés des composants pour NGC 4993 de Lim et al. (2017) : une masse stellaire de et une masse de halo de matière noire de , où nous utilisons la valeur de Planck de (mais les conclusions sont similaires en utilisant la valeur SH0ES pour cela).

Blanchard et al. (2017) estiment une masse stellaire d'environ . Ils examinent également l'histoire de la formation des étoiles, 90% ont été formés il y a, et l'âge stellaire médian pondéré en masse est . De cela, ils en déduisent un temps de retard de fusion de -. À partir de là, et en supposant que le système est né près de son emplacement actuel, ils estiment que la supernova se déplace vers l'extrémité inférieure de notre estimation. Ils utilisent .

Je suis et al. (2017) trouvent une masse stellaire moyenne de − et l'âge stellaire moyen est supérieur à environ . Ils donnent également une estimation de la distance de luminosité de , qui chevauche notre estimation des ondes gravitationnelles. Je ne sais pas quelle valeur ils utilisent.

Levan et al. (2017) suggèrent une masse stellaire d'environ . Ils constatent que 60% des étoiles en masse sont plus anciennes que et que moins de 1% sont moins que vieilles. Leur figure 5 contient des informations sur les coups de pied probables de la supernova, ils concluent qu'il était probablement petit, mais ne le quantifient pas. Ils utilisent .

Poêle et al. (2017) trouver. Ils calculent un âge stellaire moyen pondéré en masse de et un âge minimum probable pour le système source GW170817’s de . Ils utilisent .

Troie et al. (2017) trouvent une masse stellaire de , et suggèrent une ancienne population stellaire d'âge .

Ebrová & Bílek (2018) supposent une distance de et trouvent une masse de halo de . Ils suggèrent que NGC 4993 a avalé une galaxie de type tardif plus petite quelque part entre et il y a, très probablement il y a environ.

Le consensus semble être que la population stellaire est ancienne (et pas grand-chose d'autre). Heureusement, les conclusions du GW170817 Progenitor Paper sont assez solides pour des délais plus longs que ce qui semble probable.

Quelques autres articles examinent la distance de la galaxie :

    combiner une mesure de décalage vers le rouge de MUSE et une estimation du plan fondamental basée sur les observations de Hubble, pour obtenir une distance de . utiliser les observations de Hubble pour estimer la distance à l'aide des fluctuations de luminosité de surface. Ils obtiennent une distance de . Cela implique une valeur pour la constante de Hubble de .

Les valeurs sont cohérentes avec nos estimations des ondes gravitationnelles.

Le destin des restes

Nous ne pouvons pas être certains de ce qui est arrivé aux restes de fusion des seules observations d'ondes gravitationnelles. Cependant, les observations électromagnétiques donnent ici quelques indices.

Evans et al. (2017) soutiennent que leur non-détection de rayons X lors de l'observation avec Swift et NuSTAR indique qu'il n'y a pas de reste d'étoile à neutrons à ce stade, ce qui signifie que nous devons nous être effondrés pour former un trou noir 0,6 jour après la fusion. Ce n'est pas trop restrictif en termes de différentes manières dont le reste pourrait s'effondrer, mais exclut un reste d'étoile à neutrons stable. MAXI n'a pas non plus détecté de rayons X 4,6 heures après la fusion (Sugita et al. 2018).

Pooley, Kumar & Wheeler (2017) examinent les observations aux rayons X de la rémanence. Ils calculent que si le reste était une étoile à neutrons hypermassive avec un grand champ magnétique, la luminosité précoce (10 jours après la fusion) serait beaucoup plus élevée (et nous pourrions nous attendre à voir des explosions de magnétar). Par conséquent, ils pensent qu'il est plus probable que le reste soit un trou noir. Cependant, Piro et al. (2018) suggèrent que si le spin-down du reste de l'étoile à neutrons est dominé par les pertes dues à l'émission d'ondes gravitationnelles, plutôt qu'à l'émission électromagnétique, alors le scénario est toujours viable. Ils soutiennent qu'une éruption de rayons X provisoirement identifiée, observée 155 jours après la fusion, pourrait être la preuve de la dissipation du champ magnétique toroïdal de l'étoile à neutrons.

Kasen et al. (2017) utilisent la composante rouge observée de la kilonova pour affirmer que le reste doit s'être effondré en un trou noir dans . Une étoile à neutrons irradierait l'éjecta avec des neutrinos, abaisserait la fraction de neutrons et rendrait l'éjecta plus bleu. Comme il est rouge, le flux de neutrinos a dû être coupé et l'étoile à neutrons s'est effondrée. Nous sommes dans le cas b dans leur figure ci-dessous.

Caricature des différents composants de la matière éjectés des fusions d'étoiles à neutrons. Les couleurs rouges montrent des éléments r-process lourds et les couleurs bleues des éléments r-process légers. Il y a une queue de marée de matière formant un tore dans le plan orbital, des vents à peu près sphériques provenant du disque d'accrétion et de la matière pressée dans les motifs polaires pendant la collision. Dans le cas a, nous avons une étoile à neutrons à vie longue et son irradiation neutrino conduit à des éjectas bleus. Dans le cas b, l'étoile à neutrons s'effondre, coupant le flux de neutrinos. Dans le cas c, il y a une fusion étoile à neutrons-trou noir, et nous n'avons pas le matériau polaire de la collision. Figure 1 de Kasen et al. (2017) voir également la figure 1 de Margalit & Metzger (2017).

Ai et al. (2018) constatent qu'il existe certains coins de l'espace des paramètres pour certaines équations d'état où une étoile à neutrons de longue durée est possible, même compte tenu des observations. Par conséquent, nous devons rester ouverts d'esprit.

Margalit & Metzger (2017) et Bauswein et al. (2017) notent que la quantité relativement importante d'éjecta déduite des observations [note de citation] est plus facile à expliquer lorsqu'elle est retardée (sur des échelles de temps de ). Ceci est difficile à résoudre à moins que les rayons des étoiles à neutrons soient petits (). Metzger, Thompson & Quataert (2018) dérivent comment cette tension pourrait être résolue si le reste était un magnétar en rotation rapide avec une durée de vie de -. Matsumoto et al. (2018), suggèrent que l'émission optique est alimentée par le jet et la matière qui s'accrétent sur l'objet central, plutôt que par la désintégration du processus r, ce qui permet des quantités beaucoup plus faibles d'éjecta, ce qui pourrait également résoudre le problème. Yu & Dai (2017) suggèrent que l'accrétion sur une étoile à neutrons à longue durée de vie pourrait alimenter l'émission et ne nécessiterait qu'une seule opacité pour l'éjecta. Li et al. (2018) ont avancé une théorie similaire, affirmant que la masse élevée de l'éjecta et la faible opacité sont des problèmes pour l'explication standard du processus r, mais que le recours à une étoile à neutrons pourrait fonctionner. Cependant, Margutti et al. (2018) disent que l'émission de rayons X alimentée par un moteur central est défavorisée à tout moment.

En conclusion, il semble probable que nous nous sommes retrouvés avec un trou noir, et nous avons eu une étoile à neutrons instable pendant une courte période après la fusion, mais je ne pense pas que cela ait encore déterminé combien de temps cela a duré.

Gill, Nathanail & Rezzolla (2019) ont examiné le temps qu'il faudrait pour produire la quantité d'éjecta observée, et les quantités relatives d'éjection rouge et bleue, ainsi que le délai entre la mesure des ondes gravitationnelles de la fusion et l'observation du sursaut gamma, pour estimer combien de temps il a fallu au reste pour s'effondrer en un trou noir. Ils trouvent une vie de .

Étoiles jumelles

Nous pourrions ne pas avoir deux étoiles à neutrons avec la même équation d'état si elles peuvent subir une transition de phase. Ce serait un peu comme si l'un était composé de guimauve pelucheuse et l'autre de guimauve gluante grillée : ils ont le même ingrédient, mais dans l'un le type de truc a changé, lui donnant des propriétés physiques différentes. Les étoiles à neutrons standard pourraient être constituées de matière hadronique, un peu comme un noyau géant, mais nous pourrions avoir un autre type où les hadrons se décomposent en leurs quarks constitutifs. On pourrait donc avoir deux étoiles à neutrons de masses similaires mais avec des équations d'état très différentes. C'est ce qu'on appelle le scénario des étoiles jumelles. Les étoiles hybrides qui ont des noyaux de quarks entourés de couches externes hadroniques sont souvent discutées dans ce contexte.

Équation d'état de l'étoile à neutrons

Plusieurs articles ont exploré ce que nous pouvons déduire de la nature de l'étoffe d'étoiles à neutrons™ à partir des ondes gravitationnelles ou des observations électromagnétiques de la coalescence des étoiles à neutrons. C'est un problème assez délicat. Vous trouverez ci-dessous quelques recherches sur les rayons des étoiles à neutrons et leurs déformations liées aux marées. Celles-ci semblent compatibles avec les rayons inférés dans le document sur l'équation d'état GW170817.

Bauswein et al. (2017) soutiennent que la quantité d'éjecta déduite de la kilonova est trop importante pour qu'il y ait eu un effondrement rapide en un trou noir [note de citation]. En utilisant cela, ils estiment que le rayon d'une étoile à neutrons non rotative de masse a un rayon d'au moins . Ils estiment également que le rayon de l'étoile à neutrons non rotative de masse maximale doit être supérieur à . Köppel, Bovard & Rezzolla (2019) calculent une analyse similaire et mise à jour, en utilisant une nouvelle approche pour s'adapter à la masse maximale d'une étoile à neutrons, et ils trouvent un rayon pour est supérieur à , et pour est supérieur à .

Annala et al. (2018) combinent notre mesure initiale de la déformation de marée, avec l'exigence selon laquelle l'équation d'état prend en charge une étoile à neutrons (qui, selon eux, nécessite que la déformation de marée d'une étoile à neutrons soit d'au moins ). Ils soutiennent que cette dernière condition implique que le rayon d'une étoile à neutrons est au moins et la première qu'il est inférieur à .

Radis et Al. (2018) combinent des observations de la kilonova (la quantité d'éjecta déduite) avec des mesures d'ondes gravitationnelles des masses pour imposer des contraintes sur la déformation de marée. À partir de leurs simulations, ils soutiennent que pour expliquer les éjectas, la déformabilité de marée sans dimension combinée doit être . Ceci est cohérent avec les résultats du document de propriétés GW170817, mais éliminerait le pic principal de la distribution que nous avons déduit des seules ondes gravitationnelles. Cependant, Kuichi et al. (2019) montrent qu'il est possible d'obtenir l'éjecta requis pour des déformations de marée plus petites, en fonction d'hypothèses sur la masse maximale d'étoiles à neutrons (des masses plus élevées permettent des déformations de marée plus petites) et l'asymétrie des composantes binaires.

Lim & Holt (2018) effectuent des calculs d'équation d'état. Ils constatent que leur méthode particulière (théorie efficace chirale) est déjà en bon accord avec les estimations de la masse maximale des étoiles à neutrons et des déformations de marée. Ce qui est sympa. En utilisant leurs modèles, ils prédisent que pour la masse de gazouillis GW170817’s.

Raithel, Özel & Psaltis (2018) soutiennent que f ou une masse chirp donnée, n'est qu'une faible fonction des masses des composants et dépend principalement des rayons. Par conséquent, à partir de notre valeur initiale inférée, ils ont mis une limite supérieure de 90 % sur les rayons de .

Les plus et al. (2018) considèrent un large éventail d'équations d'état paramétrées. Ils considèrent à la fois les équations d'état hadroniques (constituées de particules telles que les neutrons et les protons) et celles où elles subissent des transitions de phase (avec des hadrons se brisant en quarks), ce qui pourrait potentiellement signifier que les deux étoiles à neutrons ont des propriétés assez différentes [note de citation] . Un certain nombre de contraintes différentes sont imposées, pour donner une sélection de plages de rayons potentielles. Combinant l'exigence selon laquelle les étoiles à neutrons peuvent être à la hauteur (Antoniadis et al. 2013), la masse maximale d'étoiles à neutrons déduite par Margalit & Metzger (2017), notre limite supérieure initiale d'ondes gravitationnelles sur la déformation de marée et la limite inférieure de Radice et Al. (2018), ils estiment que le rayon d'une étoile à neutrons est – pour l'équation d'état hadronique. Pour l'équation d'état avec la transition de phase, ils font la même chose, mais sans la déformation de marée de Radice et Al. (2018), et trouvez que le rayon d'une étoile à neutrons est - .

Paschalidis et al. (2018) examinent plus en détail l'idée des équations d'état avec les transitions de phase hadron-quark, et la possibilité que l'un des composants de la source GW170817’s soit une étoile hybride hadron-quark. Ils constatent que les mesures de marée initiales sont cohérentes avec cela.

Burgio et al. (2018) explorent davantage la possibilité que les deux composants binaires aient des propriétés différentes. Ils considèrent à la fois qu'il y a une transition de phase hadron-quark, et aussi qu'une étoile est hadronique et l'autre est une étoile à quarks (constituée de quarks déconfinés, plutôt que ceux emballés dans des hadrons). Les observations aux rayons X indiquent que les étoiles à neutrons ont des rayons dans la gamme -, alors que la plupart des rayons déduits pour les composants GW170817’s sont plus grands. Cet article soutient que cela peut être résolu si l'un des composants de la source GW170817’s était une étoile hybride hadron-quark ou une étoile quark.

De et al. (2018) effectuent leur propre analyse du signal gravitationnel, avec une variété de différents a priori sur les masses composantes. Ils supposent que les deux étoiles à neutrons ont le même rayon. Dans le document sur l'équation d'état GW170817, nous constatons que la différence peut aller jusqu'à environ , ce qui, je pense, en fait une approximation correcte. Zhao & Lattimer (2018) examine cela plus en détail. Dans leur approximation, ils estiment que les étoiles à neutrons ont un rayon commun de –.

Malik et al. (2018) utilisent la limite supérieure initiale des ondes gravitationnelles sur la déformation de marée et la limite inférieure de Radice et Al. (2018) en combinaison avec plusieurs équations d'état (calculées à l'aide du champ moyen relativiste et des recettes de Skyrme Hartree-Fock, qui semblent délicieuses). Pour une étoile à neutrons, ils obtiennent une déformation de marée dans la gamme – et le rayon dans la gamme –.

Radice & Dai (2018) font leur propre analyse de nos données d'ondes gravitationnelles (en utilisant le binning relatif) et combinent cela avec une analyse des observations électromagnétiques à l'aide de modèles pour le disque d'accrétion. Ils trouvent que le rayon de a est . Ces résultats sont en bon accord avec les nôtres, leur inclusion de données électromagnétiques pousse leurs résultats combinés vers des valeurs plus importantes pour la déformation de marée.

Montana et al. (2018) considèrent des scénarios d'étoiles jumelles [note de citation] où nous avons une étoile à neutrons hadronique régulière et une étoile hybride hadron-quark. Ils constatent que les données sont cohérentes avec les binaires étoile à neutrons-étoile à neutrons, étoile à neutrons-étoile hybride ou hybride étoile-étoile hybride. Leur tableau II est une collection utile de résultats pour le rayon d'une étoile à neutrons, y compris la possibilité de transitions de phase.

Coughlin et al. (2018) utilisent nos résultats LIGO-Virgo et les combinent avec des contraintes issues de l'observation de la kilonova (combinée avec des ajustements aux simulations numériques) et du sursaut gamma. Les observations électromagnétiques donnent des informations supplémentaires sur la déformabilité de la marée, le rapport de masse et l'inclinaison. Ils utilisent l'approximation selon laquelle les étoiles à neutrons ont des rayons égaux. Ils constatent que la déformabilité des marées a un intervalle de 90 % – et le rayon de l'étoile à neutrons est de –.

Zhou, Chen & Zhang (2019) utilisent des données d'expériences de collisionneur d'ions lourds, qui limitent les propriétés de la densité nucléaire stuff™ à une extrémité du spectre, l'existence d'étoiles à neutrons et nos contraintes de papier d'équation d'état GW170817 sur la déformation de marée pour déterminer que le rayon d'une étoile à neutrons est -.

Kumar & Landry (2019) utilisent les contraintes du papier d'équation d'état GW170817 et combinent celles-ci des contraintes électromagnétiques pour obtenir une mesure globale de la déformabilité des marées. Ils utilisent des observations de sursauts de rayons X d'Özel et al. (2016) qui donnent des mesures de masse et de rayon, et les traduisent à l'aide de relations universelles. Leur résultat global est que la déformabilité d'une étoile à neutrons est de .

Gamba, Read & Wade (2019) estiment l'erreur systématique dans les résultats du document d'équation d'état GW170817 pour le rayon de l'étoile à neutrons qui peut avoir été introduite à partir d'hypothèses sur l'équation d'état de la croûte. Ils trouvent que l'erreur pourrait être (environ 3%).


Résumé et vocabulaire

La demi-vie d'un isotope est utilisée pour décrire la vitesse à laquelle l'isotope se désintègre et émet un rayonnement. En utilisant la demi-vie, il est possible de prédire la quantité de matière radioactive qui restera après un laps de temps donné. (ce)-14 procédures de datation ont été utilisées pour déterminer l'âge des artefacts organiques. Sa demi-vie est d'environ 5700 ans.

  • Rayonnement de fond: Rayonnement provenant de sources environnementales, notamment la croûte terrestre, l'atmosphère, les rayons cosmiques et les radio-isotopes. Ces sources naturelles de rayonnement représentent la plus grande quantité de rayonnement reçue par la plupart des gens.
  • Demi-vie: La demi-vie d'une substance radioactive est l'intervalle de temps nécessaire pour qu'une quantité de matière se désintègre à la moitié de sa valeur d'origine.