천문학

중성자 별 반경에 대한 신뢰할 수있는 광학 측정이 있습니까?

중성자 별 반경에 대한 신뢰할 수있는 광학 측정이 있습니까?


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나는 중성자 별의 크기를 예측할 수있는 많은 이론이 있다는 것을 알고 있습니다. 내 질문은 관측을 기반으로 한 신뢰할 수있는 크기 추정이 있는지 여부입니다. 신뢰할 수 있으려면 그러한 관측은 중성자 별과 우리와의 거리에 대한 좋은 추정치를 가져야하며, 이는 반드시 독립적 인 출처에서 계산되어야합니다. 아니 대상의 겉보기 크기 나 이론에서 계산되지 않으면 순환 추론의 유죄입니다!


예, 중성자 별 RX J1856.5-3754의 관측 반경은 17km입니다. 일반 상대성 이론을 고려한 후 실제 반경은 14km로 계산됩니다. 반지름이 알려진 유일한 중성자 별은 아닙니다.


* 천문학 자들이이 반경에 어떻게 도달했는지 언급 할 가치가 있습니다. 기술적으로 X- 선 데이터를 흑체에 맞추는 것은 반경 5km의 계산에 도달하는데, 이는 비정상적으로 작게 보이므로 한동안이 별은 쿼크 별과 같은 더 이국적인 것일 수 있다고 믿었습니다. 그러나 온도를 기반으로 한 대기 모델링 후 방출 반경의보다 정확한 추정치는 17km로 도출되었습니다. 중력 적 적색 편이가 설명되면 14km의 값이 산출되었습니다. Magnetic Hydrogen Atmosphere Models and the Neutron Star RX J1856.5−3754-Wynn C. G. Ho, et al.


중성자 별

지난 시간에 우리는 초기 질량이 태양 질량보다 최소 5 ~ 8 배 큰 별들의 운명에 대해 논의했습니다. 삶이 끝날 때, 그들은 철 그룹 요소의 비활성 코어를 구축합니다. 이 핵은 서로 융합 될 때 에너지를 생성하지 않기 때문에 핵은 결국 중력에 대항하여 스스로를 지탱할 수없고 붕괴됩니다. 오늘 우리는 "핵이 붕괴 된 후 코어는 어떻게됩니까?"라는 질문을 제기합니다.

두 가지 주요 가능성이 있습니다. 중성자 별이라고하는 안정적이고 매우 작은 물체를 형성하거나 붕괴를 멈추지 않고 블랙홀을 형성하는 것입니다. 오늘 첫 번째 가능성에 집중하고 다음 수업에서 블랙홀을 다룰 것입니다.

중성자 별의 크기는 얼마입니까?

기억 하시겠지만, 전자로 인한 축퇴 압력은 별의 헬륨 또는 탄소 / 산소 코어를 안정화 할 수 있습니다. 이러한 압력은 전자가 다른 입자와 동일한 양자 특성을 갖지 않는 "fermions"라고하는 아 원자 입자 클래스의 구성원이기 때문에 발생합니다.

중성자는 또한 페르미온이며, 따라서 다른 중성자에 매우 근접하게 강제되면 퇴화 압력을 나타냅니다. 거대한 별의 철핵이 붕괴되는 동안 전자 축퇴 압력은 압축을 중지하기에 충분하지 않습니다. 그러나 많은 경우 중성자 퇴화 압력이이를 막을 수 있습니다. 그 결과는 기본적으로 중성자의 공입니다. 중성자 별.

하지만이 공은 얼마나 큰가요? 이 퇴화 압력이 지탱할 수있는 물질의 양에 제한이 있습니까?

"중성자 별은 얼마나 거대합니까?" 합리적으로 잘 대답 할 수 있습니다. 천문학 자들은 구성원 중 하나 또는 둘 모두가 중성자 별인 여러 쌍성계를 발견했습니다. 우리는 케플러의 제 3 법칙을 사용하여 이러한 궤도의 쉽게 측정되는주기를 쉽게 측정 할 수없는 크기를 구성 요소의 질량으로 변환 할 수 있습니다.

케플러의 제 3 법칙은 두 개의 중력으로 묶인 물체의주기를 궤도의 크기와 총 질량과 관련시킵니다.

  • 피 궤도의 기간
  • 지 만유 중력 상수 = 6.67 x 10-11 N * m 2 / kg 2
  • 미디엄1, 미디엄2 두 몸의 질량입니다
  • 궤도의 반장 축

케플러의 제 3 법칙을 매우 익숙한 시스템에 적용 해 보겠습니다.

이 같은 기술은 많은 중성자 별의 질량을 밝혀냈다.


그림 1 Kiziltan et al., ApJ, 778, 66 (2013)

그들 대부분은 1.0-1.5 태양 질량 범위의 질량을 갖지만 일부는 2 태양 질량에 이릅니다. 불확실성이 다소 크지 만 중성자 축퇴 압력이 찬드라 세 카르 한계를 초과하는 질량을 가진 물체를지지 할 수 있다는 것은 분명합니다.

최근의 일부 측정에 따르면 중성자 별 질량의 상한이 태양 질량 2.5 배까지 늘어날 수도 있고, 아마도 더 높을 수도 있습니다. 지구상의 실험실에서는 이러한 특성을 가진 물질을 만들 수 없기 때문에 중성자 물리학이 불확실합니다. 우리는 중성자 별을 백색 왜성보다 훨씬 잘 이해하지 못합니다.


Shao et al., Phys. 개정 D. 102, 3006 (2020)

중성자 별의 RADII는 어떻습니까? 이것들은 질량보다 측정하기가 훨씬 더 어렵습니다. 극히 드물게 근처의 동 반성에서 물질을 축적하는 중성자 별은 크기에 대한 단서를 제공 할 수있는 X 선 방출의 특징을 보여줍니다. 아래 그림은 8 개의 중성자 별 시스템의 측정과 일치하는 질량과 반경의 범위를 보여줍니다.


Steiner, Lattimore 및 Brown, ApJ 765, L5 (2013)에서 가져온 그림 1

중성자 별은 미친 성질을 가진 물질로 만들어진 것이 분명합니다.

젊은 중성자 별은 뜨겁다

상상할 수 있듯이 코어 붕괴 초신성은 매우 에너지가 넘치는 사건입니다. 새로 태어난 중성자 별은 자신의 몸이 무너짐에 따라 매우 높은 온도로 가열되며, 이로 인해 많은 중력 위치 에너지가 손실됩니다. 그 위에 (문자 그대로) 물질이 중성자 별의 표면으로 떨어지고 매우 빠른 속도로 충돌하는 코어 바로 외부 층의 가스의 모든 운동 에너지가 있습니다.

결과는 매우 HOT 개체입니다. 얼마나 더워? 몇몇 경우에, 우리는 열 방출로부터 젊은 중성자 별의 온도를 추정 할 수 있습니다.


Grigorian, Voskresensky 및 Blaschke, arXiv 1702.01342 (2017)에서 가져온 그림 3의 패널

특히 X 선 영역, 게 성운의 경우 흑체 방출은 약 1.5 nm = 15 옹스트롬에서 정점에 이릅니다. 젊은 중성자 별은 그러한 짧은 파장에서 상당한 양의 흑체 복사를 방출할 수 있는 극소수의 고체 물체 중 하나입니다.

이제 그들은 또한 더 긴 파장에서 흑체 복사를 방출합니다. 그러나 중성자 별은 매우 작기 때문에 광도는 매우 작습니다. 사실, 천문학 자들은 소수의 중성자 별에서만 광 복사를 감지했습니다. 그중 하나는 게 성운의 중심에있는 중성자 별입니다.


Adam Block이 Kitt Peak Visitor Center의 0.4m 망원경으로 찍은 이미지 이미지. Adam Block, NOAO 및 NSF 제공.

중성자 별은 팽창하는 가스 구름의 중심 근처에있는 금 상자에있는 세 개의 별 중 하나입니다. 1 초 미만의 노출을 촬영할 수있는 고속 카메라로이 영역을 살펴보면 다음과 같은 특이한 것을 볼 수 있습니다.

이 빛의 섬광은 초당 약 30의 일정한 간격으로 도착합니다.


Nicholas Law의 논문에서 라이트 커브 제공.

중성자 별은 왜 일정한 간격으로 방사선 펄스를 방출해야합니까?

전파 방출 펄스 : 펄서

게 성운의 중성자 별은 혼자가 아닙니다. 우리가 발견 한 많은 중성자 별은 주기적으로 발광하면서 전자기파를 방출합니다. 사실, 중성자 별에 대한 최초의 관측 증거는 신비한 물체에서 나오는 변칙적 인 전파 방출이었습니다. 1967 년에 대학원생 인 Jocelyn Bell은 영국 케임브리지 근처에서 망원경으로 감지 된 전파를 기록한 긴 종이 조각을 조사하고있었습니다. 그녀는 하늘의 특정 위치에서 약간의 흠집을 발견했습니다.


이미지 제공 : Billthom 및 Wikimedia

후속 관찰에 따르면 소스는 매일 밤 같은 위치에 있었고 전파는 약 30 헤르츠의 속도로 매우 짧은 펄스로 나왔습니다.

아래 링크에서 펄서의 일부 라디오 녹음 (선천적 라디오 수신기가없는 사람들을 위해 오디오로 변환 됨)을들을 수 있습니다. 광범위한 펄스 주파수에 유의하십시오.

  1. 중성자 별은 매우 빠르게 회전하고 있습니다
  2. 매우 강한 자기장이 회전축과 잘못 정렬되어 있습니다.

아래 그림을 클릭하면 회전축과 자기 축의 정렬이 잘못되어 어떻게 방사선 펄스를 관찰 할 수 있는지 확인할 수 있습니다.


펄서가 작동하는 모습을 보여주는 Shockwave Flash 애플릿을 시작하려면 이미지를 클릭하십시오.

무선 (및 ​​광학 및 X 선) 방출이 생성되는 정확한 메커니즘은 약간의 미스터리로 남아 있습니다. 모든 사람들은 중성자 별의 자전과 동시에 자기장이 주위를 돌면서이 자기장에 잡힌 전자가 가속되는 중성자 별을 둘러싼 매우 강한 자기장과 관련이 있다는 데 동의합니다. 그러나 과학자들은 아직 모든 세부 사항에 대해 수렴하지 않았습니다. 증거로 천체 물리학 데이터 시스템의 "추상 텍스트"에서 "펄서 메커니즘"이라는 문구를 검색해보십시오. 방금 2019 년 1 월부터 2020 년 10 월 사이에 발표 된 논문을 요청했고 283 개의 논문 목록을 받았습니다. 쳇.

모두가 동의하는 한 가지 항목은 펄서 메커니즘을 통한 전자기 스펙트럼을 통한 에너지 방출이 그것이 무엇이든 중성자 별의 회전에서 에너지를 추출해야한다는 것입니다. 펄서가 노화됨에 따라 속도가 느려지고 그 기간이 증가해야합니다. 아래 그림의 예를보십시오.

펄서가 일정 시간 동안 회전하는 속도의 변화를 측정 할 수 있다면 소위 스핀 다운 시간 펄서의 : 물체가 회전을 멈추는 데 걸리는 시간 (또는 적어도 상당한 속도를 늦추는 데 걸리는 시간)의 대략적인 추정치입니다.

PSR 0833-45의 경우 4000 일의 시간 간격은 3.456 x 10 8 초에 해당합니다. 그런 다음 다음과 같은 방식으로이 개체의 스핀 다운 시간을 계산할 수 있습니다.

대략적인 근사치로 펄서의 나이를 스핀 다운 시간의 절반으로 추정 할 수 있습니다. 따라서 PSR 0833-45의 대략적인 연령은 약 11,000 년이됩니다.

펄서주기의 측정을 사용하여 파생 될 수있는 다른 많은 기본 속성이 있습니다. 자세한 내용은 NRAO의 "Essential Radio Astronomy"6 장을 참조하십시오.

중성자 별 바이너리는 중력파에 대한 증거를 제공합니다

2016 년에 LIGO 프로젝트는 중력파의 첫 번째 직접 감지를 발표했습니다. 훌륭한 소식과 물리학과 공학의 승리입니다. 그러나 과학자들이 중력파의 존재에 대한 강력한 증거를 찾은 것은 이번이 처음이 아닙니다. 펄서가 초기 노력의 핵심이었습니다.

1975년 Joe Taylor(UMass 교수)와 Russell Hulse(그의 대학원생)는 가장 특이한 전파 펄서를 기술하는 논문을 발표했습니다.


Hulse와 Taylor의 초록, ApJ 195, 51 (1975)

거대 Arecibo 전파 망원경으로 관찰 한 결과이 특정 물체의 펄스가 정확히 일정한 간격으로 도착하지 않았고, 때로는 일정보다 앞 섰으며, 다른 시간에는 일정보다 늦었습니다. 엄격하게주기적인 동작과의 차이점은 다음과 같은 패턴을 보여줍니다.


Hulse and Taylor, ApJ 195, 51 (1975)에서 가져온 그림 1

Hulse와 Taylor는이 펄서 PSR 1913 + 16이 이진 시스템의 일부라고 추론했습니다. 이 시스템의 질량 중심 주위를 움직일 때 펄스는 때때로 예상보다 약간 일찍 (궤도의 가까운쪽에있을 때), 때로는 예상보다 늦게 (궤도의 먼쪽에있을 때) 도달했습니다. ). 확실히 흥미롭고 명백한 방법으로 유용합니다. 그것은 우리가 중성자 별의 질량을 결정할 수있게 해주었습니다.

그러나 Hulse와 Taylor는 또한이 시스템이 그다지 분명하지 않은 방식으로 흥미 롭다는 것을 깨달았습니다. 일반 상대성 이론을 테스트하기 위해! 아인슈타인의 일반 상대성 이론 (GR)은 충분히 큰 물체가 충분히 큰 진폭으로 가속되면 중력 복사를 방출 할 것이라고 가정했습니다. 이 이진 중성자 별 시스템은 무선 펄스의 도착 시간을 매우 정밀하게 측정 할 수 있기 때문에 트릭을 수행 할 수 있습니다.

따라서 향후 몇 년 동안 Taylor와 그의 협력자들은 계속해서 PSR 1913 + 16을 면밀히 모니터링했습니다. GR의 예측은 중력파가 이원계에서 에너지를 빼앗아 궤도가 약간 줄어들 것이라고 예측했습니다. 1982 년에 그들은 7 년 분량의 데이터에 대한 분석을 발표하여 궤도가 축소되고 GR에 의해 예측 된 양만큼 감소했음을 보여주었습니다.


그림 6 : Taylor and Weisberg, ApJ 253, 908 (1982)

이진 궤도의 진화는 이후 22 년 정도 동안 GR의 예측을 계속 따르고 있습니다.


그림 1은 Weisberg와 Taylor의 "Binary Radio Pulsars", ASP Conf. Ser. 328 (2005)

이 이진 펄서 시스템을 발견하고이를 사용하여 아인슈타인의 일반 상대성 이론을 테스트 한 공로로 Hulse와 Taylor는 1993 년 노벨 물리학상을 수상했습니다.


이미지 제공 : nobelprize.org

지도의 마커로 펄서 사용

인터넷과 Google지도가 등장하기 며칠 전 사람들은지도에 자신의 위치를 ​​표시하기 위해 다양한 방법을 사용했습니다. 예를 들어, 이정표는 다른 특정 위치에 대한 방향을 알려 주었을뿐만 아니라 약간의 기하학적 구조를 사용하여지도에서 게시물의 위치를 ​​수정하도록 허용했습니다.


이미지 제공 : 미국 역사 박물관

전파는 가스와 먼지 구름을 통과 할 수 있기 때문에 은하계의 모든 부분에서 펄서를 감지 할 수 있습니다. 또한 각 펄서에는 고유 한 주파수가 있습니다. 이러한 이유로 많은 과학자들과 작가들은 펄서가 좋은 은하계 표지판을 만들 것이라고 생각했습니다.

1972 년 파이오니어 10 호와 11 호 우주선은 목성과 토성에 대한 임무를 수행 할 준비를하고있었습니다. 가스 거인과 만난 후 각 배는 태양에서 멀리 떨어진 매우 빠른 속도로 우주로 날아갈 것입니다. 그들은 성간 공간으로 이동하여 태양계에서 탈출하여 은하수 깊은 곳으로 방황 할 것입니다. 우주를 떠돌아 다니는 외계 생명체가 언젠가 우주선을 발견 할 수있는 기회가 있었기 때문에 NASA는 각 배에 명판을 붙이기로 결정했습니다. . 아래 그림은 플라크의 (약간 수정된) 버전입니다. 수소 원자 그림 아래 왼쪽에있는 다이어그램을 참고하십시오 (분자가 아닌 스핀-플립 전환을 만드는 하나의 원자).


Voyager 우주선에 배치 된 약간 수정 된 플라크 버전, Wikipedia 제공 원본 버전의 이미지를 클릭하십시오.

이 다이어그램은 태양의 위치 인 점에서 멀리 방사되는 선을 보여줍니다. 각 선은 이진수로 표시되어 있습니다. 선은 14 개의 서로 다른 펄서를 나타내고 숫자는 각각의 기간을 나타냅니다. 각 기간은 중성 수소의 21cm 스핀 플립 전이 기간으로 기록됩니다.


Voyager 명판의 펄서지도 부분의 근접 촬영, Wikipedia 제공

14 개의 펄서 모두를 식별 한 다음 다이어그램에 표시된 방향과 거리에서 나타날 위치를 파악하면 지구의 위치를 ​​확인할 수 있습니다. 일을 더 쉽게하기 위해, 지구 위치에서 오른쪽으로, 남성과 여성의 사진 뒤, 플라크의 오른쪽 가장자리까지 이어지는 긴 수평선은 은하수의 중심 방향을 나타냅니다. .


중성자 별 반경에 대한 신뢰할 수있는 광학 측정이 있습니까? -천문학

제한 대상으로 선택된 근처의 회전 동력 밀리 초 펄서 PSR J0437-4715, J0030 + 0451, J1231-1411 및 J2124-3358에 대한 NICER (Neutron Star Interior Composition Explorer) 심층 관찰 세트를 제시합니다. 중성자 별의 질량-반경 관계와 펄스 열 X- 선 방출 모델링을 통한 조밀 물질 상태 방정식 (EoS). 중성자 별 질량-반경 관계에 대한 신뢰할 수있는 제약을 생성하기 위해 데이터 세트의 속성이 매개 변수 추정 분석에 적합 함을 확인하기 위해 수행 된 일련의 조사뿐만 아니라 기기, 관측 및 데이터 처리 / 축소 절차를 설명합니다. 조밀 한 물질 EoS. 장기 타이밍 및 플럭스 동작과 이벤트 데이터의 푸리에 도메인 속성은 의도 된 측정에 악영향을 미칠 수있는 이상을 나타내지 않습니다. 위상 선택 분광법에서 개별 펄스 피크의 방출은 여러 온도가 필요한 PSR J0437-4715를 제외하고 단일 온도 수소 대기 스펙트럼에 의해 잘 설명됩니다.


3. 개별 소스의 관찰 및 반경 측정

3.1. 열핵 버스터

열핵 파열 데이터가 이전에 겉보기 각도 크기, 터치 다운 플럭스 및 거리를 사용하여 중성자 별 반경을 측정하는 데 사용 된 소스가 5 개 있습니다 (표 1 참조).

우리는 또한 Suleimanov et al. (2011)은이 소스에서 관찰 된 하나의 긴 버스트의 냉각 테일 동안 스펙트럼 진화를 기반으로 한 반경 측정을보고했습니다. Güver et al. (2012b), Suleimanov et al. (2011) 연구는 흑체 및 모델 대기 스펙트럼과 크게 다르므로 χ 2 / d.o.f. 스펙트럼 피팅에서 1-8 범위에 있습니다 (Zand & amp Weinberg 2010 참조). 이것은 부착 흐름 또는 광구로 올라온 폭발의 재에서 나온 원 자선에 의해 표면 방출이 상당히 오염되어 결과를 신뢰할 수 없음을 나타냅니다. 대신 4U 1724-207에서 관찰 된 두 개의 정상 버스트의 냉각 꼬리를 사용하여 겉보기 각도 크기를 결정합니다 (Güver et al. 2012b 참조). 이 두 버스트의 스펙트럼은 예상되는 열 모양을 보여주고 χ 2 /d.o.f에 대해 허용 가능한 값을 생성합니다. 우리는 또한 중성자 별 반경을 결정할 때 이러한 폭발(Güver et al. 2012a)에서 측정된 터치다운 플럭스를 사용합니다.

초기 측정 이후 Güver et al. (2012a, b)는 전체 RXTE 버스트 데이터 세트에 대한 연구를 수행했으며 가장 많은 버스터에서 겉보기 각도 크기와 터치 다운 플럭스에서 ~ 10 %의 체계적인 불확실성을 발견했습니다. 또한 Güver et al.(2015)는 원칙적으로 측정 된 버스트 플럭스에 영향을 미칠 수있는 RXTE와 Chandra 간의 플럭스 교정의 체계적 차이에 대해 상한을 ~ 1 %로 설정했습니다.

Güver et al.에서 사용 및 설명 된 절차에 따라 이러한 6 가지 소스에 대한 데이터를 균일하게 재분석합니다. (2012 a, b). 특히, (i) 관찰 된 카운트에 적절한 데드 타임 보정을 적용하여 가장 밝은 소스에 대한 각도 크기와 터치 다운 플럭스를 약간 증가시킵니다. (ii) 베이지안 가우시안 혼합 모델을 사용하여 각도 크기 및 터치 다운 플럭스 측정에서 고유 산란을 정량화합니다. 이것은 일반적으로 측정의 공식적인 불확도보다 크며 추론 된 반경의 불확도를 증가시킵니다. (iii) 개별 소스의 Eddington 제한 버스트 수가 너무 적어 터치 다운 플럭스의 산란을 평가할 수없는 경우 Güver 등의 분석에 따라이 수량에서 11 %의 체계적인 불확실성을 취합니다. (2012a) 제한된 수의 버스트가있는 소스 샘플. (iv) 플럭스 보정 불확실성을 설명하기 위해 겉보기 각도 크기와 터치 다운 플럭스에 1 %의 불확실성을 추가합니다. 우리는 표 1의 모든 측정을 요약하고 아래의 개별 소스에 대한 소스 거리 및 대기 구성에 대한 추가 세부 정보를 논의합니다. 표 1의 불확도에는 1 % 자속 교정 불확도가 포함되어 있지 않습니다.이 불확도는 반지름을 추론 할 때 구적법에 추가됩니다. 또한 Galloway 등에서 사용 된 번호 체계에 따라 부록의 표 A2에이 연구에서 사용 된 버스트의 ID 번호를 나열합니다. (2008a).

그림 3.-(왼쪽 상단) 4U 1820-30에서 버스트의 냉각 테일에서 모든 스펙트럼에 대해 측정 된 플럭스 및 온도의 변화. 빨간색 대각선은 최적의 흑체 정규화와 1σ 불확실성을 보여줍니다. (오른쪽 상단) PRE 버스트에서 터치 다운 순간에 측정 된 흑체 정규화 및 온도에 대한 1- 및 2 σ 신뢰도 윤곽선. 검은 색 대각선은 일정한 터치 다운 플럭스의 윤곽에 해당합니다. (왼쪽 하단) 검은 색 실선 곡선은 모든 측정을 결합하여 얻은 4U 1820 − 30의 질량 및 반경에 대한 68 % 신뢰 윤곽선을 보여 주며 채워진 원이 가장 가능성이 높은 위치를 표시합니다. 실선 파란색 및 녹색 선은 각각 겉보기 각 크기 및 Eddington 플럭스의 가장 가능성있는 값에서 얻은 질량 반경 곡선을 나타내며, 점선 곡선은 이러한 측정의 1σ 불확실성을 나타냅니다. (오른쪽 하단) 2 차원 가능성이 질량에 대해 소외된 후 중성자 별 반지름에 대한 사후 가능성. 점선은 질량보다 평평한 사전을 가정하고 실선은 텍스트에서 논의 된 바와 같이 재활용 된 펄서의 관찰 적으로 추론 된 질량 분포를 사전으로 가정합니다.
그림 4.-그림 3과 동일하지만 SAX J1748.9-2021의 경우.

3.1.1 4u 1820 − 30

4U 1820 − 30은 금속이 풍부한 구형 성단 NGC 6624의 초소형 바이너리입니다. Güver et al. (2010)은 광학 (Kuulkers et al. 2003) 및 근적외선 대역 (Valenti et al. 2007)에서 수행 된 두 가지 거리 측정을 논의했습니다. 첫 번째는 7.6 ± 0.4 kpc의 거리를 제공하고 두 번째는 8.4 ± 0.6 kpc를 제공합니다. Harris et al. (1996 2010 개정) 광학 대역에서 7.9 kpc의 호환 가능한 거리 추정치를 찾으십시오. 불확도는 0.4 kpc 11 1입니다. http://physwww.physics.mcmaster.ca/ ∼ harris / mwgc.ref를 참조하십시오. 광학 측정과 근적외선 측정 중에서 선택할 수있는 추가 정보가 없으면 Güver et al. (2010b)는 그것들을 6.8에서 9.6kpc 사이의 단일 박스카 가능성으로 결합했는데, 이는 최단거리와 중간 거리에서 보장된 가능성보다 더 많이 배치했습니다. 여기서는 Kuulkers et al.의 개별 측정을 반영하는 평균 및 표준 편차와 함께 이중 가우스 우도를 사용하도록 선택합니다. (2003) 및 Valenti et al. (2007) 및 각각에 동일한 통합 가능성을 제공합니다.

중성자 별이 11.4 분 쌍성이라는 사실 (Stella et al. 1987)은 수소가없는 퇴화 왜소 동반자에 의해 공급되어야합니다. 따라서 반지름을 추론 할 때 수소 풍부도를 X = 0으로 설정합니다. 이 소스에서 폭발적인 진동이나 지속적인 맥동이 관찰되지 않았습니다. 이 때문에 겉보기 각도 크기에 스핀 보정을 적용 할 때 2.3 절에서 논의한 것처럼 250Hz에서 650Hz 사이의 스핀 사전이 평평하다고 가정합니다.

그림 3의 왼쪽 상단 패널은 4U 1820-30에서 관찰 된 5 개의 버스트의 냉각 테일 동안 플럭스 및 온도의 변화를 보여주고, 오른쪽 상단 패널은 흑체 정규화 측정에서 68 % 및 95 % 신뢰 윤곽을 보여줍니다. 에딩턴 제한 버스트 5개에서 터치다운 단계 중 온도 대 온도. 이 소스의 터치다운 플럭스의 고유 산란은 매우 작기 때문에 위에서 논의한 대로 이 측정에 11%의 불확실성을 할당합니다.

왼쪽 아래 패널은 2.3 절에서 논의 된 베이지안 프레임 워크 내에서 추론 된 4U 1820-30의 질량 및 반경에 대한 68 % 및 95 % 신뢰도 윤곽선과 함께 일정한 겉보기 각도 크기 (파란색) 및 터치 다운 플럭스 (녹색)를 보여줍니다. ) 이 소스에 대해 얻은 것입니다. 오른쪽 아래 패널은 질량에 대한 2 차원 가능성을 주 변화했을 때 반경에 대한 가능성을 보여줍니다. 우리는 샘플을 구성하는 저 질량 X 선 바이너리의 후손 인 고속 무선 펄서의 관측 된 질량 분포뿐만 아니라 0에서 3M 사이의 질량에 대한 평평한 사전에 대해 이것을 수행합니다. Özel et al. (2012b), 후자의 질량 분포는 평균 1.46 M ⊙ 및 분산 0.21 M ⊙ 인 Gaussian으로 나타낼 수 있습니다. 질량에 대해 두 개의 다른 사전을 사용하는 결과의 차이는 미미합니다. (우리는 상태 방정식의 매개 변수를 추론 할 때 질량에 대한 이러한 관찰 사전없이 완전한 2 차원 우도를 사용합니다.)

그림 5.-그림 3과 동일하지만 EXO 1745 − 248의 경우.

3.1.2 Sax j1748.9-2021

과도 중성자 별 X 선 쌍성 SAX J1748.9-2021은 은하 팽대부에서 거대하고 오래된 성단 인 구상 성단 NGC 6440에 있습니다. 두 개의 광학 및 한 개의 근적외선 연구는 NGC 6440에 일관되고 잘 제한된 거리를 제공합니다. Kuulkers et al. (2003)은 8.4 + 1.5-1.3 kpc, Harris et al. (2010)은 8.5 kpc를 찾았고 Valenti et al. (2007)은 근적외선 데이터를 사용하여 8.2 ± 0.6 kpc를 발견했습니다. 이 마지막 연구에서는 거리 불확도가 개선되고 NGC 6440의 금속성 및 수명을 포함한 속성을 기준 클러스터와 비교하는 방법에 의해 도입 된 체계적 오류를 고려합니다. 두 측정의 중심 값이 어느 쪽의 1σ 불확도보다 작기 때문에 여기서는 후자의 거리와 불확도를 채택합니다.

SAX J1748.9-2021은 420Hz의 스핀 주파수를 가지며, 지속적인 방출에서 관찰되는 간헐적 인 맥동 동안 감지됩니다 (Altamirano et al. 2008). 같은 연구에서도 8.7 시간의 이진 궤도주기가 발견되었습니다. 기증자의 진화 상태에 대한 구체적인 정보가 없기 때문에, 우리는 0에서 0.7 사이의 수소 질량 분율에서 평평한 사전을 취합니다.

그림 4의 왼쪽 상단 패널은 SAX J1748.9-2021에서 관찰 된 4 개의 버스트의 냉각 테일 동안 플럭스 및 온도의 변화를 보여 주며, 오른쪽 상단 패널은 측정에서 68 % 및 95 % 신뢰도 윤곽을 보여줍니다. 2 개의 Eddington 제한 버스트에서 터치 다운 단계 동안 흑체 정규화 대 온도.

그림 4의 하단 패널은 위에서 논의한 베이지안 프레임 워크 및 사전을 사용하여 질량에 대해 소외된 사후 우도와 질량 및 반경의 68 % 신뢰도를 보여줍니다.

그림 6.-그림 3과 같지만 KS 1731 − 260의 경우.

3.1.3 엑소 1745 − 248

EXO 1745 − 248은 은하계에서 가장 금속이 풍부한 구상 성단 중 하나 인 Terzan 5에 있습니다. Terzan 5까지의 거리는 HST / NICMOS 데이터를 사용하여 얻었습니다 (Ortolani et al. 2007). 거리 측정에서 불확실성의 원인은 Özel et al. (2009). 여기서는 너비가 0.63kpc 인 6.3kpc를 중심으로하는 거리에 대해 동일한 평면 우도를 채택합니다.

EXO 1745-248에서는 버스트 진동이나 지속적인 맥동이 관찰 된 적이 없습니다. 이전과 마찬가지로 겉보기 각도 크기에 대한 스핀 보정을 계산할 때 스핀 주파수보다 250 ~ 650Hz 사이의 플랫 사전을 채택했습니다. EXO 1745 − 248의 동반자의 성격은 모호합니다 (Heinke et al. 2003). 스펙트럼을 초소형 소스의 스펙트럼과 경험적으로 비교하면 수소가 부족한 동반자와 함께 초소형 바이너리가 제안되었지만 가능한 적외선 대응 물을 식별하면 수소가 풍부한 공여자의 가능성이 열립니다. 두 가지 가능성을 모두 설명하기 위해 X = 0 − 0.7 범위의 수소 질량 분율에 대해 평평한 사전을 취합니다.

그림 5의 상단 패널은 두 번의 버스트 (왼쪽)의 냉각 테일 동안 플럭스와 온도의 변화를 보여 주며,이 두 번의 터치 다운 단계 동안 흑체 정규화 대 온도 측정에서 68 % 및 95 % 신뢰도 윤곽선을 보여줍니다. Eddington 한정 버스트 (오른쪽).

그림 5의 하단 패널은 이전과 마찬가지로 겉보기 각도 크기, 터치 다운 플럭스, 거리 및 사후 우도 측정으로부터 베이지안 프레임 워크에서 파생 된 질량 및 반경의 68 % 신뢰 윤곽선 (왼쪽)을 보여줍니다. 질량에 대해 소외됨 (오른쪽).

3.1.4 Ks 1731 ~ 260

KS 1731 − 260은 Baade의 창 방향에있는 은하계 돌출부의 이진수입니다. Özel et al. (2012a)는 시선을 따라 항성 밀도를 기반으로이 출처 이전의 거리를 도출했습니다. 우리는 KS 1731 - 260을 대략 7 - 9 kpc의 거리에 배치하는 현재 연구에서 동일한 수치 사전을 사용합니다.

KS 1731-260은 버스트 발진의 검출에 기초하여 524Hz의 스핀 주파수를 갖는다(Smith et al. 1997). 그것의 광학적 대응 물이 확인되었고 (Zurita et al. 2010) 그것의 일부 X 선 폭발의 지속 시간과 에너지는 수소가 풍부한 증가 된 연료를 가리킨다. 그럼에도 불구하고 여기서 분석하는 버스트의 수소 함량에 대한 결정적인 증거가 없기 때문에 수소 질량 분율 X의 0과 0.7 사이의 평평한 분포를 허용합니다.

그림 6의 상단 패널에는 흑체 정규화 및 온도에서 겉보기 각도 크기 및 68 % 및 95 % 신뢰 윤곽을 측정하는 데 사용 된 24 개의 X 선 버스트의 냉각 테일 동안 관찰 된 플럭스 대 온도가 표시됩니다. 두 개의 Eddington 제한 버스트의 터치 다운 단계에서 측정되었습니다.

그림 6의 왼쪽 아래 패널은 베이지안 프레임워크 내에서 추론된 KS 1731 - 260의 질량 및 반경에 대한 68% 신뢰 등고선과 이에 대해 얻은 일정한 겉보기 각도 크기(파란색) 및 터치다운 플럭스(녹색)의 등고선을 보여줍니다. 출처. 오른쪽 아래 패널은 질량에 대한 2 차원 가능성을 주 변화했을 때 반경에 대한 가능성을 보여줍니다.

그림 7.-그림 3과 동일하지만 4U 1724 − 207의 경우.

3.1.5 4u 1724 − 207

4U 1724 − 207은 구상 성단 Terzan 2에 있습니다. Ortolani et al.에 의해이 성단까지의 거리에 대한 초기 연구. (1997)은 선택적 소멸 R이 3.1 또는 3.6으로 설정되었는지 여부에 따라 5.3 또는 7.7 kpc의 거리를 얻었습니다. Valenti et al.의 가장 최근 연구. (2012)는 적색 거성 가지 별의 근적외선 관측을 사용하여 7.4 kpc의 거리를 유도했습니다. 붉어 지거나 색 크기 측정에 관계없이 Terzan 2의 거리가 은하 중심까지의 거리와 같아야한다고 통계적으로 주장 할 수 있습니다 (Racine & amp Harris 1989). 이것은 구상 성단의 전체 시스템이 은하 중심을 중심으로 집중되어 있고 Terzan 2의 방향이 은하 팽창 영역 내에 있다는 사실을 고려할 때 그 거리가 8.0 kpc에 가까울 가능성이 있기 때문입니다 (Reid 1993). 이러한 주장을 바탕으로 가정 된 멸종에 크게 의존하는 측정을 사용하지 않기 위해 Valenti et al. (2012) 7.4 ± 0.5 kpc. 이 오차는 47 Tuc를 참조로 사용하여 추정 된 구상 성단까지의 거리 측정에있어 체계적인 불확실성을 주로 반영합니다.

4U 1724 − 207의 컴패니언 구성에 대한 연구는 없었으며이 소스에서 감지 된 버스트 진동 또는 지속적인 맥동이 없습니다. 이러한 이유로 반경을 추론 할 때 X = 0에서 X = 0.7 사이의 수소 풍부도의 평평한 분포와 250 ~ 650Hz 사이의 스핀 주파수의 평평한 분포를 사용합니다.

그림 7의 왼쪽 상단 패널에는 흑체 모델이 데이터에 적합한 적합을 제공하는 버스트의 냉각 테일 동안 플럭스 대 온도 다이어그램이 표시됩니다 (Güver et al. 2010b의 논의 참조). 오른쪽 상단 패널에는 두 Eddington 제한 버스트의 터치 다운 단계에서 측정 된 흑체 정규화 대 온도의 68 % 및 95 % 신뢰도 윤곽선이 표시됩니다. 마지막으로, 같은 그림의 아래쪽 두 패널에서 추론 된 질량과 4U 1724 − 207의 반지름에 대한 65 % 신뢰 윤곽선과 (오른쪽) 반지름에 대한 사후 우도를 보여줍니다 (왼쪽). 중성자 별.

그림 8.-그림 3과 동일하지만 4U 1608 − 52의 경우. 왼쪽 상단 패널에서 파란색 점은 기본 냉각 꼬리에 해당하고 검은 색 점은 부록에서 논의한대로 이상 값을 나타냅니다.

3.1.6 4u 1608 − 52

4U 1608 − 52는 은하 디스크에 있습니다. 이 소스까지의 거리는 Güver et al. (2010a) 시선을 따라 붉은 덩어리 별에서 얻은 멸종을 고 에너지 해상도 X- 선 관측에서 추론 한 이원과 멸종을 비교하여. 우리는 새로운 찬드라 관측과 새로운 연구에서 얻은 광 소멸 AV와 수소 컬럼 밀도 NH 사이의 최신 관계를 활용하여 부록에서이 분석을 반복합니다 (Foight et al. 2015). 새로운 결과는 거리에 3kpc의 하한을 설정하고 ∼ 4kpc에서 가장 높은 가능성을 제공합니다.

4U 1608 − 52는 620Hz의 스핀 주파수를 가진 현재 샘플에서 가장 빠른 회전 소스입니다 (Hartman et al. 2003). 동료가 알려진 조성을 갖지 않는 다른 출처와 마찬가지로, 우리는 X = 0과 X = 0.7 사이의 수소 질량 분율에 대해 사전에 boxcar를 취합니다.

Güver et al. (2012b), 우리는 버스트의 냉각 꼬리 동안 겉보기 각도 크기의 체계적인 불확실성을 측정하고 이상 값을 탐지하기위한 베이지안 가우스 혼합 방법을 개발했습니다. 4U 1608 - 52는 현재 샘플에서 관찰된 버스트에서 이러한 이상치가 감지된 유일한 소스입니다. 부록에서 이에 대해 논의합니다. 그림 8의 왼쪽 상단 패널은 냉각 테일의 주요 시퀀스를 이러한 이상 값과 구별하기 위해 서로 다른 색상 기호를 사용합니다.

동일한 그림의 오른쪽 상단 패널은 동시 RXTE 및 Chandra 관측 중에 새로 감지 된 버스트를 포함하는 세 개의 Eddington 제한 버스트의 터치 다운 순간에서 흑체 정규화 및 온도의 신뢰도 윤곽선을 보여줍니다 (부록 A2 참조). 마지막으로, 그림 8의 하단 패널은 질량 및 반경의 68 % 신뢰 윤곽 (왼쪽)과 질량에 대해 소외된 사후 가능성 (오른쪽)을 보여줍니다.

다른 소스와 마찬가지로 이러한 Eddington 제한 버스트는 Güver et al.에 설명 된 강력한 광구 반경 확장 (PRE) 기준을 사용하여 선택되었습니다. (2012a) Galloway 등이 처음에 잠재적 인 PRE 이벤트로 식별 한 것보다 훨씬 작은 샘플을 형성합니다. (2008a). Galloway 등의 초기 선택 기준. (2008)은 주로 각 버스트의 피크 이후에 추론 된 겉보기 반경의 비단 조 론적 진화에 기반을 두었 기 때문에 많은 수의 비 PRE 버스트를 샘플로 인정했습니다. Güver et al. (2012a), 이러한 버스트를 면밀히 조사한 결과 추론 된 터치 다운 플럭스 (PRE 이벤트였던 경우)가 가장 밝은 (진정한) PRE 버스트에서 볼 수있는 피크 플럭스보다 훨씬 작다는 것을 분명히 보여줍니다. 일반 상대 론적 적색 편이의 변화 2 2 2 이것은 Galloway 등에서 사용 된 것과 동일한 주장입니다. (2008b) 높은 경사 소스에서 버스트를 거부합니다. . 또한 이러한 잘못 식별 된 PRE 이벤트 중에 추론 된 광구 반경은 동일한 버스트의 점근 반경과 비슷합니다. 이러한 이유로 PRE 이벤트가 아니며 Güver et al.의 기준을 통과하지 못합니다. (2012a).

그림 9.-흑체 정규화, 터치 다운 플럭스 및 4U 1820 − 30까지의 거리에 대한 사전 및 사후 가능성 간의 비교. 두 분광 측정에서 측정 된 체계적 불확실성과 전체 사전 가능성 거리를 고려하면 관측 가능 항목 간의 불일치에 대한 증거가 없습니다.

3.1.7 이전 작업과의 비교

동일한 소스에 대한 이전 연구와 비교하여 여기에 제시된 질량 반경 등고선에는 약간의 차이가 있습니다. 이러한 차이의 주된 이유는 3.1 절 끝에서 논의되었으며 관찰 된 계수에 적절한 데드 타임 보정 적용, 측정에 측정 된 고유 산란 (통계적 불확실성 초과) 통합, 겉보기 각도 크기에 스핀 및 온도 보정 적용 등이 포함됩니다. 및 터치 다운 플럭스, 그리고 베이지안 방법을 사용하여 초기 빈도주의 접근 방식의 편향을 겪지 않는 관측 가능 항목에서 질량과 반경을 추론합니다. 분석 방법의 이러한 모든 개선 사항은 이전보다 ≲ 1km 더 큰 반경 값으로 이어지지 만 (Özel et al. 2010 Özel et al. 2012a Güver & amp Özel 2013과 비교) 다음을 포함하는 윤곽선이 68 %입니다. 이전 연구의 대부분 반경.

우리의 분석 및 결과는 Steiner et al. (2010, 2013), 특히 반경의 가능한 값의 상한 범위. Steiner et al. (2010)은 Özel et al. (2009) 및 Güver et al.(2010a, b) 그러나 PRE 버스트에서 터치 다운으로 식별되는 지점에서 포토 스피어의 위치를 ​​변경하는 것을 포함하여 다양한 가능성을 탐색했습니다. 그들의 분석은 그 지점에서의 광구 반경이 중성자 별 반경보다 훨씬 커서 일반 상대 론적 적색 편이가 무시할 수 있다는 가정을 선호했습니다. 그들은 각 소스의 두 분광 측정이 서로 일치하지 않는다고 주장했기 때문에이 접근법을 따랐습니다. Özel & amp Psaltis (2015)에서 우리는 측정의 실제 체계적인 산란을 고려할 때 이러한 잠재적 인 불일치가 완화된다는 것을 보여주었습니다. 또한, 우리는 그림 1에서 각도 크기에 대한 회전 보정과 Eddington 플럭스에 대한 온도 보정이 관측 물의 일관성을 결정하는 역할을 보여주었습니다. 이러한 보정을 고려하지 않으면 이러한 양에 대한 두 개의 매우 정확한 측정이 서로 일치하지 않는 것처럼 보이며 중성자 별 질량 및 반경에 대한 솔루션으로 이어지지 않습니다.

그림 3-8의 왼쪽 하단 패널에서 볼 수 있듯이 이러한 효과를 고려하면 거리의 가장 가능성이 높은 값과 중심 값만있는 경우에도 모든 소스의 두 분광 관측 물이 68 % 수준에서 서로 일치합니다. 색상 보정 계수가 고려됩니다. 이것은 흑체 정규화의 사전 및 사후 가능성, 터치 다운 플럭스 및 4U 1820-30의 거리를 비교하는 그림 9에 추가로 설명되어 있습니다. 이것이 Steiner et al. (2010)은 솔루션의 일관성이 가장 낮다고 주장했습니다. 이 그림에서 알 수 있듯이 두 관측 값을 결합하면 이전 가능성 내에있는 사후 가능성이 나타나 높은 수준의 일관성을 나타냅니다. 우리는 부록의 표 A3에이 연구에 사용 된 6 개의 열핵 파열 원 모두에 대해 세 가지 측정 된 양 각각에 대한 사후 가능성을보고합니다. 모든 경우에서 사후 우도의 중심 값은 표 1에 표시된 이전 우도의 68 % 범위 내에 있으며, 중성자 별 반경을 추론하는 데 사용되는 측정 간의 높은 일관성을 다시 나타냅니다.

새로운 분석은 솔루션의 일관성에 대한 우려를 제거하기 때문에 Steiner et al.의 천체물리학적으로 비합리적인 가정을 강요하지 않습니다. (2010) 우리가 터치다운 지점으로 식별한 광구가 중성자별 반경보다 훨씬 더 크다는 사실을 확인했습니다. 이것은 두 가지 이유로 문제가 되었습니다. 첫째, 흑체 정규화가 그 지점에서 작게 유지되고 광구 반경이 여전히 매우 크려면 색상 보정 계수가 비 물리적으로 커야합니다. 즉, 대기 모델이 예측하는 것보다 3 배 이상 커야합니다. 둘째, 광구가 중성자 별에 정착함에 따라 1-2 시간 빈 내에서 색 보정 계수는 광구 반경의 변화를 정확히 상쇄하여 일정한 흑체 정규화를 유지하는 방식으로 진화해야합니다. 우리는 현재 연구에서 이러한 암묵적인 가정을 할 필요가 없습니다.

우리의 반경은 Suleimanov 등이보고 한 것보다 훨씬 작습니다. (2011) 및 Poutanen et al. (2014) 누가 버스트를 선택하고 각각 4U 1724-207 및 4U 1608-52의 냉각 꼬리 동안 흑체 정규화의 진화를 사용하여 반경 측정 값을 얻었습니다. Suleimanov et al.의 경우 (2011), 선택 기준은 하나의 버스트를 식별했습니다. 불행히도 Güver et al. (2012b) 및 앞서 논의한 바에 따르면 이러한 버스트의 스펙트럼은 대기 모델과 일치하지 않아 2-8 범위에서 χ 2 값이 감소하여 반경 측정에 적합하지 않습니다.

Poutanen et al. (2014) 폭발이 Suleimanov et al.의 폭발 중성자별 대기 모델에서 예상되는 경향을 따르도록 요구함으로써 4U 1608 ~ 52에서 폭발을 선택했습니다. (2012) at near-Eddington 플럭스. Özel et al. (2015), 우리는 이 기준이 세 가지 이유로 RXTE 데이터에서 버스트 선택에 유용하지 않음을 보여주었습니다. 첫째, 광구 반경 확장 에피소드가 끝날 때 스펙트럼 진화가 너무 빠르게 발생하여 현재 데이터로 해결할 수 없습니다. 스펙트럼 매개 변수를 추출하는 데 사용되는 일반적인 0.25 초 시간 구간 동안 플럭스가 ~ 10 % 진화하기 때문입니다. 이것은 색상 보정 계수의 예상되는 진화를 확인하기 위해 해결해야하는 Eddington 한계 근처의 플럭스 범위입니다. 둘째, 발광 영역의 약간의 변화 (예 : 고르지 않은 연소 또는 진화하는 광구로 인한)로 인한 흑체 정규화의 산란은 이론적 추세를가립니다. 마지막으로 흑체 정규화와 온도 사이의 상관 된 측정 불확도는 모든 추세를 더욱 왜곡합니다. 이러한 데이터 제한을 고려하지 않음으로써 Poutanen et al. (2014)은 방법의 암시 적 가정과 달리 실제 PRE 버스트가 아닌 버스트 세트를 선택했습니다.

위에서 논의했듯이 Suleimanov et al. (2011) 및 Poutanen et al. (2014) 연구에서는 이론적으로 동기 부여 된 기준을 적용하여 방법의 틀과 일치하지 않는 버스트를 선택했습니다. 전자에서는 대기 모델에 의해 명확하게 설명되지 않은 스펙트럼을 선택하고 후자에서는 모델을 비교하여 Eddington 한계 근처의 색상 보정 계수 진화는 도달하지 않은 버스트입니다. Kajava et al. (2014)는이 선택 절차를 더 많은 출처로 일반화하려고 시도했지만 (추가 반경 측정보고없이) 데이터의 한계도 고려하지 않았습니다. 우리는 현재 데이터를 사용하여 스펙트럼 모델에 의해 동기 부여 된이 절차의 적용이 편향되지 않은 데이터 선택이나 신뢰할 수있는 반경 측정으로 이어지지 않는다는 결론을 내립니다.

3.2. 무부하 저 질량 X 선 바이너리

반경 측정이 수행 된 두 번째 소스 그룹은 대기 에포크 (qLMXBs) 동안 저 질량 X 선 바이너리에서 증가하는 중성자 별입니다. 정지 상태에서 중성자 별은 부착 단계 동안 깊은 지각에 저장된 열을 경 원소 대기를 통해 재 방사한다고 생각됩니다 (Brown et al. 1998). 이를 통해 관찰 된 열 스펙트럼을 복사 평형 상태의 대기로부터 표면 방출로 해석 할 수 있으며, 잔류 부착으로 인해 더 높은 에너지에서 약한 power-law 스펙트럼 성분이 존재할 수 있습니다. 중성자 별 대기에서 더 무거운 원소의 침강 시간이 매우 짧기 때문에 휴지 상태에있는 이러한 중성자 별의 광구는 동반 별이 수소가 부족하지 않는 한 수소로 구성 될 것으로 예상됩니다. 이 경우 헬륨으로 구성됩니다.

Chandra 및 XMM-Newton에서 구상 성단의 많은 qLMXB가 관찰되었습니다. 매우 희미하고 붐비는 필드에 위치하기 때문에 이러한 기기의 높은 각도 해상도와 낮은 배경은 겉보기 각도 크기의 분광 제약을 얻는 데 중요했습니다 (예 : Heinke et al. 2006 Webb & amp Barret 2007 Guillot et al. 2011 ).

Guillot et al. (2013)과 Guillot & amp Rutledge (2014)는 구상 성단 M13, M28, M30, ω Cen, NGC 6397 및 NGC 6397에 위치한 중성자 별인이 범주의 6 개 소스에 대해 균일 한 분석을 수행했습니다. 이러한 관측에는 다음이 포함됩니다. Guillot et al.의 표 1에 요약 된 것들. (2013) 및 Guillot & amp Rutledge (2014)에 설명 된대로 M30의 qLMXB (ObsID 2679 Lugger et al. 2007) 및 ω Cen (ObsIDs 13726 및 13727)의 qLMXB에 대한 찬드라 관찰. 이 두 연구는 추출 된 스펙트럼을 수소 대기 모델에 맞춰이 중성자 별의 겉보기 각도 크기를 측정합니다. 그들은 사용된 다양한 수소 모델 대기 스펙트럼에 대한 결과의 의존성을 조사했습니다. 또한 모든 소스를 동시에 피팅 할 때 거리 (위에서 구상 성단의 버스터에 할당 한 불확실성보다 좁지 만)에서 오류의 가우시안 분포를 허용했습니다.

출처 N H a NGC6397에는 헬륨 대기 모델 (XSPEC의 nsx)이 장착되었습니다. k T e f f P.L. 표준. b b "p"는 사후 분포가 모형의 하드 한계 내에서 확률이 0으로 수렴되지 않았 음을 나타냅니다. 거리 c c 참고 문헌 : 1. Harris et al. (1996, 2010 개정) 2. Servillat et al. (2012) 3. Carretta et al. (2000) 4. Lugger et al. (2007) 5. Watkins et al. (2013) 6. Heinke et al.의 논의도 참조하십시오. (2014) 7. Guillot et al. (2013) 및 그 안의 참고 문헌 8. Heinke et al. (2014) Radius d d 그림 12에서와 같이 관측 된 질량 분포에 대해 각 소스의 질량-반경 우도를 주 변화하여 얻은 반경 및 68 % 불확실성.
(10 22 cm-2) (eV) (10 − 7 k e V − 1 초 − 1 c m − 2) (kpc) (km)
M13 0.02 + 0.04 − 0.02p 81 + 27 − 12 4.2 + 3.6-3.1p 7.1 ± 0.411 각주 : 10.9 ± 2.3
M28 0.30 + 0.03 − 0.03 128 + 35 − 13 8.3 + 4.9-4.7p 5.5 ± 0.322 각주 : 8.5 ± 1.3
M30 0.02 + 0.03 − 0.02p 96 + 30 − 13 9.3 + 5.4 ~ 5.3p 9.0 ± 0.5 3,4 3,4 각주 : 11.6 ± 2.1
ω 센 0.15 + 0.04 − 0.04 80 + 24 − 10 0.8 + 1.3-0.7p 4.59 ± 0.08 5,6 5,6 각주 : 9.4 ± 1.8
NGC 6304 0.49 + 0.15 − 0.13 100 + 33 − 17 2.4 + 2.7 ~ 1.9p 6.22 ± 0.26 7 7 각주 : 10.7 ± 3.1
NGC 6397 0.14 + 0.02 − 0.02 66 + 17 − 7 3.3 + 1.8 − 1.8 2.51 ± 0.078 8 각주 : 9.2 ± 1.8

표 2 대기 LMXB의 속성

다양한 정도로 다루어 진 반지름 측정에 영향을 미칠 수있는 체계적인 불확실성의 몇 가지 추가 소스가 있습니다. 잔류 증가로 인한 멱 법칙 스펙트럼 성분. 광학 스펙트럼을 얻은 대부분의 qLMXB는 수소가 풍부한 동반자를 나타내는 H α 방출에 대한 증거를 보여줍니다 (Heinke et al. 2014). 이 qLMXB의 대부분은 우리가 여기에서 사용하는 것과 같이 구상 성단이 아니라 현장에 있습니다. 두 가지 유형의 환경에 있는 소스가 유사한 동반자를 가지고 있다고 가정하면 일반적으로 정지 스펙트럼을 모델링할 때 수소 대기의 사용을 지원합니다. 여기에 사용 된 소스 중 반대의 증거가있는 소스는 NGC 6397의 qLMXB입니다. Heinke et al. (2014)는 HST 관측을 사용하여 H α 방출에 대한 상한만을 얻었으며,이 때문에 위에서 설명한 Chandra / XMM-Newton 데이터 세트에 헬륨 대기 모델을 적용했습니다.

Heinke et al. (2014)는 또한 멱 법칙 구성 요소를 모델링 할 때 서로 다른 스펙트럼 지수를 가정하는 효과를 조사했습니다. 낮은 계수로 인해이 매개 변수의 정확한 측정이 불가능하더라도 특정 값은 반경 측정에 작은 영향을 미치며 이는 체계적 불확실성으로 접힐 수 있습니다. 마지막으로, qLMXB의 표면 방출 온도가 낮기 때문에 스펙트럼 모델링은 저에너지 소멸을 설명하기 위해 성간 매체의 가정 된 모델에 크게 영향을받습니다. Heinke et al. (2014)는 ω Cen 및 NGC 6397의 qLMXB 분석에서 성간 멸종에 대한 다양한 모델을 탐색하고 통계적으로 일관된 결과를 발견했습니다. 중심 값에는 작은 차이가 있지만 불확실성에는 더 큰 차이가 있습니다. 그림 10의 왼쪽 패널에서는 ω Cen에서 중성자 별의 질량과 반지름 추론에 대한 멱 법칙 지수, 거리 및 성간 멸종 모델에 대한 다양한 가정의 효과를 보여줍니다. 특히, 더 큰 효과 중 하나는 그들이 고려하는 두 개의 일반적인 성간 멸종 모델 (스펙트럼 피팅 소프트웨어 XSPEC에서 wabs라고하는 태양이 풍부한 이전 Morrison & amp McCammon 1983 모델과 최근 Wilms et al. al. 2000 모델, 동일한 논문의 ISM 풍부함, XSPEC에서 wilms가있는 tbab이라고 함). wabs 모델 (Guillot et al. 2013에 의해 사용됨)은 동일한 거리에 대해 다소 더 큰 반경으로 이어집니다.

그림 10.-Heinke et al.에 의해 추론 된 ω Cen의 정지 중성자 별에 대한 질량 및 반경의 68 % 신뢰도 윤곽선. (2014 H14) 및 Guillot & amp Rutledge (2014 G14)에 의해 성간 멸종 (wabs : Morrison & amp McCammon 1983 tbabs : Wilms et al. 2000), power-law 스펙트럼 성분의 존재, 그리고 다른 거리에 대해 다른 가정을 사용했습니다. 구상 성단 (4.8kpc 대 5.3kpc)

그림 11.-(왼쪽) 열핵 폭발이있는 모든 중성자 별 (오른쪽)에서 얻은 중성자 별 질량 및 반경에 대한 68 % 신뢰 수준에서의 결합 된 제약 조건 (오른쪽) 정지 중 저 질량 X 선 바이너리의 모든 중성자 별.

현재 연구에서 우리는 Guillot et al. (2013) M13, M28, NGC 6304, NGC 6397, M30 및 ω Cen의 모든 소스에 대해 개별적으로. (마지막 두 출처에 대한 관찰은 Guillot & amp Rutledge 2014에서보고되었습니다). 모든 스펙트럼 피팅에서 고정 된 광자 인덱스 Γ = 1이지만 자유 정규화를 갖는 거듭 제곱 법칙 구성 요소를 허용합니다. 우리는 Wilms et al. (2001) 모든 qLMXB의 균일 한 처리를위한 모든 분석에서 ISM 풍부함. 질량과 반지름에 대한 사후 가능성을 계산할 때 적합에서 자유 매개변수로 수소 기둥 밀도를 남겨둡니다. 우리는 NGC 6397에 있는 것을 제외한 모든 소스에 대해 수소 대기 모델을 사용하며, 여기에는 헬륨 대기 모델을 사용합니다(Heinke et al. 2014 참조). 각 소스에 대한 최적의 스펙트럼 매개 변수는 표 2에 나와 있습니다. 또한 각 소스까지의 거리에 대한 가우스 우도를 사용하여 거리 불확도를 표 2에 제공된 평균 및 표준 편차로 접습니다.

그림 11의 오른쪽 패널에있는 모든 qLMXB에 대한 질량 및 반경에 대한 사후 우도를 보여주고 앞서 논의한 X 선 버스터의 결합 된 제약 조건과 비교합니다. 이러한 모든 측정 간에는 높은 수준의 일치가 있습니다. Guillot et al.에 제시된 것과 비교하여 각 소스의 68 % 신뢰 윤곽선의 너비가 더 큽니다. (2013, 그들의 그림 3 − 7)은 현재 작업에서 수소 컬럼 밀도를 자유 매개 변수로 남겨두기 때문입니다. 3 3 3 동시“Constant Rns”는 Guillot et al. (2013)은 컬럼 밀도 NH를 자유 매개 변수로 남겨 두어 수행되었습니다. 그림 3-7은 고정 된 NH로 수행 된 피팅 결과를 표시합니다. 또한, 현재 연구에는 ω Cen에 대한 추가 X선 데이터도 포함되어 있어 M-R 윤곽을 개선했습니다.


중성자 별 내부에는 무엇이 있습니까?

우리가 만질 수있는 모든 것은 원자로 이루어져 있습니다. 양성자와 중성자라고 불리는 아 원자 입자가 핵을 구성하고 전자가 그 주위를 공전합니다. 그러나이 원자 수준에서는 금, 납 및 우라늄과 같은 우리 세계에서 가장 밀도가 높은 물질조차도 주로 빈 공간으로 구성됩니다.

그들의 핵은 전자의 궤도까지 측정 된 원자 전체의 크기에 비해 매우 아주 작습니다.

이제 금, 우라늄 또는 납 덩어리를 너무 세게 짜서 핵이 닿는 지점에 가까이 다가 오면 빈 공간을 추정 할 수 있습니다. 거대한 원자핵과 비슷한 엄청나게 밀도가 높은 무언가가있을 것입니다. 그것이 중성자 별입니다. 압착 작업에 도달하는 유일한 힘은 중력입니다.

중성자 별은 별이 수명이 다하고 붕괴를 막을 충분한 연료가 없을 때 형성됩니다. 느슨하게 말하면, 핵이 다소 격렬하게 융합되어 접촉 할 때까지 핵이 수축합니다. 그 시점에서 전체 코어가 반동하고 바깥층을 몰아내어 화려한 초신성을 생성합니다. 빠르게 회전하는 콘크리트 코어 만 남아 있습니다. 블랙홀이되지 않고도 가질 수있는 가장 밀도가 높은 것입니다. 밀도가 너무 높아서 지구상의 물질 1 티스푼의 무게는 약 10 억 톤에 이릅니다.

펄서의 개략도. 중앙의 구는 중성자 별을 나타내고 곡선은 자기장 선을 나타내며 돌출 된 원뿔은 방출 영역을 나타냅니다.

물질은 이렇게 엄청나게 높은 밀도에서 어떻게 행동합니까? 각 원자의 핵은 분리되어 있습니까? 원자가 서로 주위를 떠 다니는 양성자, 중성자 및 전자의 구별 할 수없는 혼합이됩니까? 아니면 더 멀리 갈까요? 양성자와 전자가 합쳐져 ​​중성자 수프가 될까요? 그들은 쿼크와 글루온의 거대한 수프에 합쳐 집니까? 아니면 그 이상입니까?

기본적으로 핵 물리학 커뮤니티는 이러한 밀도에서 무슨 일이 일어나는지 모릅니다. 문제는 밀도와 압력을 연관시키는 근본적인 수준에서 물질의 본질을 설명하는 용어 인 방정식 "f"상태라고하는 것으로 귀결됩니다.

만약 별이 하드 코어 (딱딱한 상태 방정식)를 가지고 있다면, 당신은 더 큰 반지름을 가진 더 큰 별을 가질 것입니다. 중성자가 자신의 정체성을 포기하고 쿼크 수프를 형성하는 부드러운 상태 방정식이 있다면 부드럽고 삐걱 거리는 코어와 더 작은 반경을 갖게 될 것입니다. 따라서 별의 반지름 만 측정 할 수 있다면 내부 구성이 무엇인지 알 수 있습니다. 그러나 우리는 직접 측정 할 수 없습니다. 이 별들은 반지름이 10km에서 15km 사이에 불과한 것으로 생각되며, 이는 도시 크기 인 허블이 상상할 수있는 것보다 훨씬 작습니다. 따라서 측정은 간접적인 방법으로 이루어져야 합니다.

우리는 가장 좋은 방법은 X- 선 방출을보고 반지름을 추론하고 우주에서 중성자 별을 관찰해야한다고 믿습니다. 우주의 등대처럼 빛나는 자극을 우리쪽으로 돌릴 때 빠르게 번쩍이는 중성자 별을 펄서라고합니다.

Kepler & # 039s Supernova Remnant, SN 1604의 다중 파장 X 선, 적외선 및 광학 편집 이미지.

정확한 측정을 통해 우리는 중성자 별이 이러한 펄스의 모양에서 시공간을 왜곡하는 방법을 배울 수 있습니다. 그러면 얼마나 급격히 상승하고 하락합니까? 잔광이 있습니까? 이러한 특성은 별에 대한 추가 정보를 전달하며 우리가 여러 중성자 별의 질량과 반경을 결정하고 그 안에 무엇이 있는지 추론 할 수있게합니다.

이 게시물은 Astronomical Objects 시리즈의 일부입니다. 아래 링크를 사용하여 couse의 다음 자습서로 진행하거나 뒤로 돌아가서 자습서 시리즈의 이전을 참조하십시오.


제목 : 분리 된 중성자 별 RBS 1774의 광학 대응 물에 대한 VLT / FORS2 관측

40-100 eV), 긴 X 선 맥동 (P = 3-12s), 상대적으로 높은 자기장 (B

10d13-14 G). RBS 1774는 VLT에서 발견 한 광 대응 후보가있는 몇 안되는 XDINS 중 하나입니다. 우리는 VLT를 사용하여 R 대역에서 RBS 1774에 대한 심층 관찰을 수행하여 스펙트럼의 빨간색 부분에서 기여도가 매우 다를 것으로 예상되는 Rayleigh-Jeans의 비열 멱법칙 스펙트럼을 분리했습니다. 우리는 R의 크기를 제한하는 3 시그마까지의 RBS 1774 후보 대응 물을 감지하지 못했습니다.

27. 색상에 대한 제약 (B-R) & lt0.6은 X- 선 소스와 위치 적으로 일치하는 배경 물체임을 배제합니다. R- 대역 상한은 일련의 거듭 제곱 F_nu에 대한 B- 대역 플럭스 (3 시그마 불확도 가정)의 외삽과 일치합니다.

스펙트럼 indeces alpha & lt0.07을 가진 nu ^ alpha. RBS 1774의 광학 스펙트럼이 비열 적이라면, 그것의 power-law 기울기는 비열 적 광학 방출을 가진 모든 고립 된 중성자 별의 것과 매우 다를 것입니다. 예를 들어, 온도가 T_O = 11 eV 인 Rayleigh-Jeans는 광학 방출 반경 r_O = 15km 및 소스 거리 d = 150 pc에 대해 광학 측정과 일치합니다. 암시 된 낮은 거리는 별 스핀 축이 자기 축 또는 시선과 거의 정렬되거나 자기 축과 선 모두에 대해 약간 잘못 정렬 된 경우 0.04 X 선 펄스 분수와 호환됩니다. 5-10도 시야


Shapiro Delay : 중성자 별 질량 측정

더 높은 질량의 중성자 별을 발견하는 것에 대한 실제 관측 편향이 없기 때문에,이 발견을 통해 우리는 그러한 물체가 더 작은 질량 동포보다 덜 흔하다고 의심합니다. 그럼에도 불구하고 질량이 잘 정의되지 않은 알려진 중성자 별이 여전히 많이 있습니다.

Cromartie는 계속해서 천문학 자와 천체 물리학 자들이 중성자 별의 질량 측정에 직면 한 어려움을 설명합니다. 팀이 사용한 방법은 Shapiro 지연에 의존하며 이는 에지 온 시스템의 작은 하위 집합에서만 감지 할 수 있습니다. 이는 펄서가 빛 펄스가 지연되도록 동반자 뒤를 지나야하기 때문입니다. "다른 팀에서도 광학 측광 연구를 사용했지만 이것이 현재 질량 측정을위한 최선의 방법입니다."라고 그녀는 덧붙입니다.

연구팀이 사용한 방법은이 중성자 별이 펄서 또는 '펄싱 별'이라는 사실에 의존합니다. 이는 등대와 매우 흡사 한 자극에서 두 개의 전파 빔을 방출하는 물체입니다. J0740 + 6620은 밀리 초 펄서로, 빠르게 회전하여 초당 수백 번의 회전을합니다.

샤피로 지연은 아인슈타인이 일반 상대성 이론에서 제시 한 것처럼 중력 시간 팽창으로 인한 거대한 물체를 통과 할 때 빛이 경험하는 시간 지연입니다.

이 경우 중성자 별의 밀도가 높은 백색 왜성 동반자의 질량은 주위의 시공간을 왜곡합니다. 이 왜곡은 펄서가 백색 왜성 뒤를 지나갈 때 펄서에서 나오는 광 펄스를 수천만 분의 1 초로 지연시킵니다. 이 지연의 길이는 백색 왜성의 질량을 계산하는 데 사용할 수 있습니다. 그런 다음 팀은이 측정 값을 백색 왜성과 서로 주위를 도는 펄서의 궤도 관측과 결합하여 펄서의 질량을 추정합니다.

"우리는 펄서 타이밍을 사용했는데, 이는 예상되는 펄스 도착 시간으로부터의 편차를 감지하기 위해 먼 미래의 펄서에서 모든 회전을 설명합니다."라고 Cromartie는 설명합니다. “펄서는 전파 파장에서 가장 밝기 때문에이 작업을 위해 WV에서 그린 뱅크 전파 망원경을 사용했습니다. 질량 측정은 일반 상대 론적 샤피로 지연이라는 효과를 나타내는 에지 온 시스템이기 때문에 가능했습니다.

“이것은 중력장이 맥박을 지연시키는 우리의 시선을 따라 동반자 뒤를 지나갈 때 펄서의 맥박이 도착하는 지연입니다. 이를 통해 펄서와 백색 왜성의 동료 질량을 개별적으로 측정 할 수 있습니다.”


중성자 별가 BH

당신은 당신 자신의 질문에 대답했습니다. "두 가지 현실"이 일치하지 않으므로 추론에 문제가 있습니다. 현실은 하나뿐이므로 설명 중 하나 이상이 잘못되었습니다.

일반 상대성 이론에서 중력의 원천은 단순히 질량이나 밀도가 아닌 응력 에너지 텐서입니다. 이것은 다소 복잡한 독립 체이며, 중성자 별이 움직이기 때문에 블랙홀로 붕괴 될 것이라는 기대로 이어지지는 않습니다.

아니오. Schwarzschild 반경은 거대한 물체가 움직이지 않을 때만 그러한 해석을합니다. 움직이고 있다면 중력장의 소스 용어는 질량에만 의존하지 않는 요소를 가지고 있으며, 슈바르츠 실트 반경을 당신이하는 방식으로 해석 할 수 없습니다.

사물을 생각하는 대략적인 방법은 다음과 같습니다. 중성자 별은 길이가 수축되었지만 중력장도 그렇습니다.

누군가가 저를 찢어 버리기 전에 (길이 수축은 평평한 시공간에서만 발생하는 현상입니다), 전체 중력장을 주어진 정확도로 둘러 쌀만큼 큰 중성자 별 주위의 입방체를 상상해보십시오. 이것은 길이가 수축하고 중력을 계속 둘러싸 야합니다. 들.

해당 포럼의 포스터 보조금 허치슨이 맞습니다. 중력장의 길이 수축은 중성자 별에 일어나는 일을 올바르게 설명하지 못하는 수학을 올바르게 설명하지 못합니다. 그 이유는 길이 수축이 평평한 시공간의 현상이기 때문입니다. 정의하는 데 사용하는 전역 Lorentz 변환은 강하게 끌어 당기는 질량 근처의 곡선 시공간에는 적용되지 않습니다.

그것이 내가 질량을 둘러싸고있는 큰 입방체를 언급하는 이유입니다. 시공간은 충분히 근사치로 평평합니다. 입방체는 길이 수축으로 측정되며 항상 상당한 중력이있는 볼륨을 포함합니다. 본질적으로, 나는 큐브 안에 모든 어려운 것들을 숨겼습니다. 일관성을 유지하려면 어떤 관찰자에게도 상자 밖에서 상당한 시공간 곡률이 없어야하며, 고정 된 관찰자와 움직이는 관찰자가 측정 한대로 중성자 별을 스치고 큐브의 지점에서 만나는 광선의 각도 분리에 대해 엄격한 주장을 할 수 있습니다.

이 시점에서 저는 @PeterDonis를 소환하여 비판 할 것입니다.

중력장에서 어떤 일이 더 깊이 일어나고 있는지 알고 싶다면 아인슈타인의 장 방정식을 풀어야합니다. 내가 아는 한 질량이 고정되어있을 때 알려진 솔루션 (Schwarzschild 솔루션)과 거의 광속으로 움직이는 솔루션 (Aichelberg-Sexl ultraboost)이 있지만, 덜 극단적 인 속도로 움직이는 질량에 대한 수치 솔루션 만 있습니다.

Baez의 "너무 빨리 가면 블랙홀이됩니까?"라는 그랜트 허치슨의 두 번째 문단은 지난 글의 첫 문단에서 제가 말한 내용을 좀 더 자세히 설명합니다.

특수 상대성 이론은 당신과 관련하여 규칙적인 시계 격자로 시공간을 채우는 개념을 기반으로합니다. 저도 그렇게 해요. 우리가 상대 운동을하고 있다면 길이 수축, 시간 팽창 및 동시성의 상대성을 측정 할 것입니다. 그러나 중력장을 추가하면 관성 시계가 서로 다른 속도로 똑딱 거리며 서로와 중성자 별에 계속 충돌합니다. 특수 상대성 이론에 필요한 개념적 틀을 구축 할 수 없으므로 큰주의 없이는 결과를 빌릴 수 없습니다.

그것이 관찰자가 고정되어 있고 그것에 대해 움직이는 내 거대한 큐브에 관한 것입니다. 시계가 계속 충돌하는 시공간의 일부를 숨기고 있으며 큐브 외부에서도 중력이 있음을 알기 전에 실험을 중단하고 있습니다. 그것이 SR이 원거리에서 충분히 좋은 이유입니다. (실제 큐브는 필요하지 않습니다. 시공간의 양을 정의하고 & quothere be dragons & quot를 쓰고 거기에 시계를 보내지 않습니다).

그러나 나는 중성자 별 가까이에서 이것을 할 수 없습니다. 내 시계는 서로 다른 속도로 똑딱 거리며 서로 또는 별과 빠르게 충돌합니다. 별을 포함한 시공간의 패치를 통해 대략적으로 SR을 구성 할 수 없기 때문에 GR의 전체 기계를 사용해야합니다.

저는 Sean Carroll의 강의 노트와 GR에 대한 Ben Crowell의 책을 추천합니다.

내가 할 수있는 한 많이 이해하려고 노력하고 있습니다. 한 번에 한 단계 씩 가자.
체적 질량 밀도를 질량 / 부피로 정의합시다
https://en.m.wikipedia.org/wiki/Density

우리 태양과 같은 물체의 체적 질량 밀도는 태양이 길이가 수축 된 것으로 관찰되는 관성 기준 프레임에서 측정 된 것보다 우리 기준 프레임에서 측정 된 것보다 더 높을까요?
같은 질문을 하는 또 다른 방법은 상대론적 길이 수축이 부피 감소와 관련이 있다는 것입니다.
미리 감사드립니다.

중성자 별 용액의 고정 된 구형 대칭 특성은 관찰자가 그것에 대해 매우 빠르게 움직이는 지 여부에 관계없이 전역적이고 불변적인 특성입니다 (일부 관찰자에 비해 빠르게 움직이는 중성자 별과 분명히 동일 함). 지평선의 존재 또는 부재는 또한 전 세계적으로 변하지 않는 특징입니다. 움직이는 '중성자 별 모델'에 대한 정확한 좌표 설명을 제시하는 것은 완벽하게 가능합니다. 모델이란 중성자 별을 고전적인 유체로 표현한 것입니다. 외부 진공이 일부 r보다 큰 Schwarzschild 메트릭 인 완벽한 유체 볼의 정확한 솔루션이 많이 게시되어 있습니다. 이들 중 어느 것이든 구형 대신 데카르트 스타일 미터법으로 쉽게 캐스팅됩니다. 그런 다음 Lorentz 부스트의 일반적인 특성으로 일부 변환을 적용하여 새 좌표에서 메트릭을 계산합니다. 분명히이 절차에서는 고정 기능을 변경할 수 없습니다. 그러나 이러한 좌표는 중성자 별 근처에서 물리적으로 그다지 의미가 없습니다 (물론 여기에서 계산 된 모든 물리학은 괜찮습니다).

광속 근처에서 날아 다니는 관찰자가 측정 한 중성자 별에 대한 물리적 질문에 답하려면 다른 절차가 더 좋고 간단합니다. 바닐라 Schwarzschild 좌표를 사용하고 이러한 좌표에서 거의 가벼운 초기 4 속도로 측지선으로 비행을 계산하십시오. 그런 다음 원칙적으로 그러한 관찰자에 대한 관찰 가능 항목을 계산할 수 있습니다. 특히이 관찰자가 공의 표면에 빛 신호를 보내고받을 수 있다는 계산없이 추론 할 수 있습니다. 따라서 사소하게 수평선과 BH가 없습니다.


감사의 말

귀중한 토론에 대해 B. Allen, W. Kastaun, J. Lattimer 및 B. Metzger에게 감사드립니다. 이 작업은 미국 국립 과학 재단이 JINA 요소 진화 센터 (SR), PHY-1707954 (DAB 및 SD)에 PHY-1430152를 지원하여 미국 에너지 부 보조금 DE-FG02-00ER41132 (SR) NASA Hubble에 의해 지원되었습니다. 펠로우 십 보조금 번호 HST-HF2-51412.001-A는 NAS5-26555 (BM)와 미국 국무부 계약에 따라 NASA를 위해 천문학 연구 대학 협회에서 운영하는 우주 망원경 과학 연구소에서 수여합니다. Energy, Office of Science, Office of Nuclear Physics, 계약 DE-AC52-06NA25396, Los Alamos National Laboratory (LANL) LDRD 프로그램 및 NUCLEI SciDAC 프로그램 (IT). D.A.B., S.D. 및 B.M. 이 작업의 일부가 완료된 Kavli 이론 물리학 연구소(KITP)에 감사드립니다. KITP는 NSF PHY-1748958 번호로 National Science Foundation에서 부분적으로 지원합니다. 컴퓨팅 리소스는 기관 컴퓨팅 (IC) 프로그램을 통해 Los Alamos Open Supercomputing, NERSC (National Energy Research Scientific Computing Center), Jülich 슈퍼 컴퓨팅 센터, 하노버에있는 Albert Einstein Institute의 ATLAS Cluster에 의해 제공되었습니다. 시러큐스 대학. GWOSC는 LIGO Laboratory, LIGO Scientific Collaboration 및 Virgo Collaboration의 서비스입니다. LIGO는 National Science Foundation에서 자금을 지원합니다. 처녀 자리는 프랑스 국립 드 레체 르슈 사이언 티 피크 센터 (CNRS), 이탈리아 Istituto Nazionale della Fisica Nucleare (INFN) 및 네덜란드 Nikhef가 자금을 지원하며 폴란드와 헝가리 기관의 기부를 받았습니다. B.M. NASA Einstein Fellow입니다.


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키워드 : 블랙홀, 중성자 별, 중력파, 킬로 노바, 감마선 폭발, 수치 상대성

인용 : Foucart F (2020) 블랙홀-중성자 스타 합병에 대한 간략한 개요. 앞. Astron. 우주 과학. 7:46. 도이 : 10.3389 / fspas.2020.00046

접수 : 2020 년 2 월 18 일 접수 : 2020 년 6 월 18 일
게시 날짜 : 2020 년 7 월 28 일.

Rosalba Perna, Stony Brook University, 미국

Vyacheslav Ivanovich Dokuchaev, 러시아 원자력 연구소 (RAS)
Kenta Hotokezaka, The University of Tokyo, 일본

Copyright & # x000A9 2020 푸 카트. 이 문서는 CC BY (Creative Commons Attribution License) 조건에 따라 배포되는 오픈 액세스 문서입니다. 다른 포럼에서의 사용, 배포 또는 복제는 허용 된 학술 관행에 따라 원저자와 저작권 소유자가 인정되고이 저널의 원 출판물이 인용 된 경우 허용됩니다. 이 약관을 준수하지 않는 사용, 배포 또는 복제는 허용되지 않습니다.



코멘트:

  1. Meztijind

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  2. Kagalkree

    여기도 그렇고:)

  3. Maubei

    이것은 훌륭한 아이디어입니다. 우리는 유지합니다.

  4. Tular

    브라보, 문장 ... 좋은 아이디어



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