GW170817: відмінності між версіями

Матеріал з Вікіпедії — вільної енциклопедії.
Перейти до навігації Перейти до пошуку
[неперевірена версія][неперевірена версія]
Вилучено вміст Додано вміст
Вилучив файл Timeline_of_the_discovery_of_GW170817,_GRB_170817A,_AT_2017gfo.jpg, оскільки він був вилучений з Wikimedia Commons користувачем Ellin Beltz. Причина: per [[...
ActiveDendrite (обговорення | внесок)
Деталізував теорію кілонової, r-процесу і їх зв'язок з GW170817. Дописав розділ про гамма-спалах і властивості джерела GW170817. Виправив помилки.
Рядок 44: Рядок 44:
Після формування подвійності нейтронних зір, орбітальне розділення спадає протягом довго часу через випромінювання гравітаційних хвиль<ref name="Anderson2008">{{cite journal|author=Anderson M. et al.|title=Simulating binary neutron stars: Dynamics and gravitational waves|journal=Physical Review D|volume=77|issue=2|year=2008|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.77.024006}}</ref>. Ця фаза займає майже весь час існування системи подвійних нейтронних зір, за винятком останніх кількох мілісекунд їх життя. Із зменшенням орбітального розділення та наближенням двох нейтронних зір, вони швидко стають нестабільними. В результаті цієї динамічної нестабільності зорі починають швидко обертатись одна довкола одної, входячи в останню фазу злиття. Якщо маси двох нейтронних зір є майже однаковими, то злиття відбуватиметься як повільне зіткнення. Однак, у випадку, коли первинна зоря більш масивна, ніж друга, то остання зазнає приливного руйнування протягом зближення і врешті зростеться з первинною<ref name="Bernuzzi2012">{{cite journal|author=Bernuzzi S., Nagar A., Thierfelder M., and Brügmann B.|title=Tidal effects in binary neutron star coalescence|journal=Physical Review D|volume=86|issue=4|year=2012|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.86.044030}}</ref>. В цій фазі постають гравітаційні хвилі з максимальною амплітудою, які переносять інформацію про рівняння стану нейтронної зорі. Саме ж злиття може породити теплову енергію, яка врешті стане джерелом короткого [[гамма-спалах|гамма-спалаху]]. Гамма-спалах виникає тоді, коли нагріта ударною хвилею матерія генерує [[нейтрино]] і анти-нейтрино, які [[анігіляція|анігілюються]] довкола залишків злиття для утворення високо енергетичних фотонів<ref name="Faber2012" />.
Після формування подвійності нейтронних зір, орбітальне розділення спадає протягом довго часу через випромінювання гравітаційних хвиль<ref name="Anderson2008">{{cite journal|author=Anderson M. et al.|title=Simulating binary neutron stars: Dynamics and gravitational waves|journal=Physical Review D|volume=77|issue=2|year=2008|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.77.024006}}</ref>. Ця фаза займає майже весь час існування системи подвійних нейтронних зір, за винятком останніх кількох мілісекунд їх життя. Із зменшенням орбітального розділення та наближенням двох нейтронних зір, вони швидко стають нестабільними. В результаті цієї динамічної нестабільності зорі починають швидко обертатись одна довкола одної, входячи в останню фазу злиття. Якщо маси двох нейтронних зір є майже однаковими, то злиття відбуватиметься як повільне зіткнення. Однак, у випадку, коли первинна зоря більш масивна, ніж друга, то остання зазнає приливного руйнування протягом зближення і врешті зростеться з первинною<ref name="Bernuzzi2012">{{cite journal|author=Bernuzzi S., Nagar A., Thierfelder M., and Brügmann B.|title=Tidal effects in binary neutron star coalescence|journal=Physical Review D|volume=86|issue=4|year=2012|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.86.044030}}</ref>. В цій фазі постають гравітаційні хвилі з максимальною амплітудою, які переносять інформацію про рівняння стану нейтронної зорі. Саме ж злиття може породити теплову енергію, яка врешті стане джерелом короткого [[гамма-спалах|гамма-спалаху]]. Гамма-спалах виникає тоді, коли нагріта ударною хвилею матерія генерує [[нейтрино]] і анти-нейтрино, які [[анігіляція|анігілюються]] довкола залишків злиття для утворення високо енергетичних фотонів<ref name="Faber2012" />.


Кінцевою фазою життя подвійної системи нейтронних зір є нова, динамічно стабільна конфігурація. Якщо маса залишку після злиття перевершує [[Межа Оппенгеймера — Волкова|граничну масу]], '''''M'''''<sub>'''crit'''</sub> ~ 2,6 - 3,9 M<sub>☉ </sub> (покриває, відповідно, діапазон {{Comment|«'''''м'якого'''''» та «'''''жорсткого'''''» '''''рівнянь стану''''' |«Жорстким» називається рівняння стану, що має вищий тиск для будь-якої даної густини енергії, тому такий об'єкт може більше протистояти гравітаційному стисненню. «М'яке» рівняння стану генерує невелике збільшення тиску із зміною густини, тож такий об'єкт легше піддається гравітаційному стисненню . Чим «жорсткішим» є рівняння стану, тим більшим є радіус для тієї самої маси та тим більшою є максимальна стабільна маса нейтронної зорі.}} ядерної матерії ) то він буде гравітаційно нестабільним і протягом декількох мілісекунд одразу колапсує, утворивши обертаючуся чорну діру<ref name="Courvoisier2012" />. В іншому випадку, після злиття нейтронних зір залишок, залежно від його загальної маси, може пройти один з трьох можливих шляхів:<ref name="Faber2012" />
Кінцевою фазою життя подвійної системи нейтронних зір є нова, динамічно стабільна конфігурація. Якщо залишок після злиття є достатньо масивним, то він буде гравітаційно нестабільним і колапсує, утворивши обертаючуся чорну діру<ref name="Courvoisier2012" />. В іншому випадку, після злиття нейтронних зір залишок, залежно від його загальної маси, може сформувати один з трьох об'єктів<ref name="Faber2012" /> . 1) У випадку, якщо маса залишку буде меншою, аніж максимальна маса, M<sub>iso</sub> (ізоляційна маса), підтримувана [[рівняння стану|рівнянням стану]] ядерної матерії для ізольованої, необертальної конфігурації, то він залишиться стабільним майже назавжди. 2) Якщо ж залишок буде надмасивним, тобто матиме масу більшу від граничної маси для ізольованої системи, але меншу від маси нейтронної зорі з однорідним обертанням (<1,2 M<sub>iso</sub>), то він може стати нестабільним; 3) У випадку, якщо залишок матиме масу вище надмасивної межі, він може стати гіпермасивним, утримуючись від гравітаційного колапсу швидким [[Обертання зорі#Диференціальне обертання| диференціальним обертанням]]<ref name="DuezLiu2006">{{cite journal|author=Duez M.D., Li Y.T., Shapiro S.L., Shibata M., and Stephens B.C.|title=Collapse of Magnetized Hypermassive Neutron Stars in General Relativity|journal=Physical Review Letters|volume=96|issue=3|year=2006|issn=0031-9007|doi=10.1103/PhysRevLett.96.031101}}</ref>.


#У випадку, якщо загальна маса початкової подвійної системи нейтронних зір буде меншою, аніж максимальна маса необертаючоїся сферично симетричної нейтронної зорі, M<sub>max</sub> ([[Кутова частота|Ω]] = 0), то злиття такої подвійної маломасивної системи призведе до утворення стабільного залишку, який ніколи не колапсує в чорну діру;
Гіпермасивні залишки нейтронних зір можуть мати значно більші маси та існувати значно довше [[динамічний час|динамічного часу]], проходячи серію різноманітних коливальних мод<ref name="DuezLiu2006" />. Врешті решт, поєднання радіоактивної реакції із [[в'язкість|в'язкою]] та магнітною [[дисипація|дисипацією]] зменшить диференціальне обертання і призведе таку гіпермасивну нейтронну зору до колапсу в обертаючуся чорну діру. Енергія, що вивільняється протягом колапсу гіпермасивної нейтронної зорі може бути причиною затримки короткого гамма-спалаху. Тоді пік гравітаційно-хвильового випромінювання припадає на початковий етап злиття системи подвійностей, а випромінювання гамма-променів, що викликане колапсом гіпермасивної нейтронної зорі до чорної діри, відбувається значно пізніше<ref name="Faber2012" />.
#Залишки з масами <''M''<sub>crit</sub> будуть підтримуватись (протягом короткого часу) від колапсу через їх швидке обертання. Якщо маса залишку після злиття буде більшою від граничної маси для ізольованої системи, M<sub>iso</sub>, але меншою від маси нейтронної зорі з однорідним обертанням (<1,2 M<sub>iso</sub>), то може залишитись т.зв. «''надмасивна''» нейтронна зоря, що буде підтримуватись [[Обертання#Обертання абсолютно твердого тіла| обертанням твердого тіла]] і залишатись стабільною протягом кількох хвилин чи довше;
#У випадку, якщо залишок матиме масу вище надмасивної межі, він може деякий час залишатись стабільним, як «''гіпермасивнан нейтронна зоря''» ('''ГМНС''') , що утримується від гравітаційного колапсу швидким [[Обертання зорі#Диференціальне обертання| диференціальним обертанням]]. ГМНС може існувати лише від кількох десятків до сотень мілісекунд після злиття, проходячи серію різноманітних коливальних мод, а потім колапсує в обертаючуся чорну діру внаслідок втрати власного диференціального обертання через гравітаційнохвильове випромінювання та гідромагнітні [[крутний момент|крутні моменти]] <ref name="DuezLiu2006">{{cite journal|author=Duez M.D., Li Y.T., Shapiro S.L., Shibata M., and Stephens B.C.|title=Collapse of Magnetized Hypermassive Neutron Stars in General Relativity|journal=Physical Review Letters|volume=96|issue=3|year=2006|issn=0031-9007|doi=10.1103/PhysRevLett.96.031101}}</ref>. Енергія, що вивільняється протягом колапсу ГМНС може бути причиною затримки короткого гамма-спалаху. Тоді пік гравітаційно-хвильового випромінювання припадає на початковий етап злиття системи подвійностей, а випромінювання гамма-променів, що викликане колапсом ГМНС в чорну діру, відбувається значно пізінше<ref name="Faber2012" />.


У статті 1989 р. Ейхлер та ін. теоретично описали сценарій злиття двох нейтронних зір<ref name="Eichler1989">{{cite journal|author=Eichler David, Livio Mario, Piran Tsvi, and Schramm David N.|title=Nucleosynthesis, neutrino bursts and γ-rays from coalescing neutron stars|journal=Nature|volume=340|issue=6229|year=1989|pages=126–128|issn=0028-0836|doi=10.1038/340126a0}}</ref>. У цій статті було зроблено кілька оригінальних передбачень, більшість з яких було підтверджено з відкриттям GW170817 та електромагнітного двійника. Зокрема, Ейхлер та ін. передбачали, що злиття двох нейтронних зір
У статті 1989 р. Ейхлер та ін. теоретично описали сценарій злиття двох нейтронних зір<ref name="Eichler1989">{{cite journal|author=Eichler David, Livio Mario, Piran Tsvi, and Schramm David N.|title=Nucleosynthesis, neutrino bursts and γ-rays from coalescing neutron stars|journal=Nature|volume=340|issue=6229|year=1989|pages=126–128|issn=0028-0836|doi=10.1038/340126a0}}</ref>. У цій статті було зроблено кілька оригінальних передбачень, більшість з яких було підтверджено з відкриттям GW170817 та електромагнітного двійника. Зокрема, Ейхлер та ін. передбачали, що злиття двох нейтронних зір
Рядок 53: Рядок 55:
:в) джерелом гамма-спалаху
:в) джерелом гамма-спалаху
:г) частота такого злиття становить 10 подій/рік у межах 100 мегапарсек.
:г) частота такого злиття становить 10 подій/рік у межах 100 мегапарсек.

===Викиди матерії в процесі злиття===

Виділяють два загальні джерела викидів речовини до та після злиття нейтронних зір. Одне з джерел пов'язане з викидом матерії протягом [[динамічний час|динамічного часу]] (декілька мілісекунд) або [[приплив]]ними силами, або через викликане гравітаційним стисненням нагрівання на стику між двома зорями, що зливаються<ref name="Fernandez2016">{{cite journal|author=Fernández Rodrigo and Metzger Brian D.|title=Electromagnetic Signatures of Neutron Star Mergers in the Advanced LIGO Era|journal=Annual Review of Nuclear and Particle Science|volume=66|issue=1|year=2016|pages=23–45|issn=0163-8998|doi=10.1146/annurev-nucl-102115-044819}}</ref>. Тому такі викиди називаються «'''динамічними викидами'''», загальна маса яких для зливаючихся нейтронних зір лежить в діапазоні 10<sup>-4</sup> - 10<sup>-2</sup> M<sub>☉</sub><ref name="HotokezakaK2013">{{cite journal|author=Hotokezaka K. et al.|title=Mass ejection from the merger of binary neutron stars|journal=Physical Review D|volume=87|issue=2|year=2013|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.87.024001}}</ref>. Другим джерелом викидів є витікання (протягом декількох секунд) із диску залишків після злиття: уламки, які не були одразу роз'єднані чи включені до центрального компактного об'єкту, можуть мати достатньо кутового моменту для циркуляції в [[акреційний диск|акреційному диску]] довкола цього об'єкту<ref name="Fernandez2016" />. Властивості викидів залежать від того, що саме відбудеться із масивним залишком після злиття нейтронних зір (стане надмасивною нейтронною зорею, гіпермасивною чи колапсує в чорну діру ), що, в свою чергу, обумовлюється загальною масою початкової системи подвійностей<ref name="Shibata2000">{{cite journal|author=Shibata M. and Uryū K.|title=Simulation of merging binary neutron stars in full general relativity:Γ=2case|journal=Physical Review D|volume=61|issue=6|year=2000|issn=0556-2821|doi=10.1103/PhysRevD.61.064001}}</ref>.

Теоретичні обчислення та моделювання припускають існування двох головних механізмів викиду матерії в злитті нейтронних зір<ref name="Fernandez2016" /><ref name="Metzger2017" />. Перший пов'язаний з гідродинамічними силами, які стискають матерію на стику між двома зорями і вона виштовхується квазі-радіальними пульсаціями залишку, врешті, будучи нагріта ударними хвилями, викидається в різних напрямках<ref name="Oechslin07">{{cite journal|author=Oechslin R., Janka H.-T., and Marek A.|title=Relativistic neutron star merger simulations with non-zero temperature equations of state|journal=Astronomy & Astrophysics|volume=467|issue=2|year=2007|pages=395–409|issn=0004-6361|doi=10.1051/0004-6361:20066682}}</ref> . До другого механізму викидів залучені спіральні рукави, утворені припливними взаємодіями протягом злиття двох зір. Внаслідок [[в'язкість|в'язкого]] переносу кутового моменту в спіральних рукавах, частка матерії розширяється назовні в екваторіальній площині<ref name="HotokezakaK2013" />.

Результатом злиття нейтронних зір є утворення акреційного диску довкола центрального залишку. За підрахунками, типова маса диску складатиме ~0,01 - 0,3 </sup> M<sub>☉</sub><ref name="Oechslin06">{{cite journal|author=Oechslin R. and Janka H.- T.|title=Torus formation in neutron star mergers and well-localized short gamma-ray bursts|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=368|issue=4|year=2006|pages=1489–1499|issn=0035-8711|doi=10.1111/j.1365-2966.2006.10238.x}}</ref>. Викиди матерії '''вітрами диску залишків''' (протягом секунд і довше) є другим джерелом викидів, що може конкурувати чи навіть домінувати над динамічними викидами <ref name="Metzger2017" />. Маса, викинута вітрами з диску може бути однаковою чи навіть більшою, аніж маса в динамічних викидах. <ref name="Wu2016">{{cite journal|author=Wu MR, Fernández R, Martínez-Pinedo G, and Metzger BD|title=Production of the entire range ofr-process nuclides by black hole accretion disc outflows from neutron star mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=463|issue=3|year=2016|pages=2323–2334|issn=0035-8711|doi=10.1093/mnras/stw2156}}</ref>

Одразу після формування диску, він має високу швидкість акреції, будучи рясним джерелом [[теплова енергія|теплових]] нейтрино, нагрівання яких приводить до втрати маси поверхнею диска <ref name="Metzger08">{{cite journal|author=Metzger B.D. and Thompson T.A.|last3=Quataert|first3=Eliot|title=On the Conditions for Neutron-rich Gamma-Ray Burst Outflows|journal=The Astrophysical Journal|volume=676|issue=2|year=2008|pages=1130–1150|issn=0004-637X|doi=10.1086/526418}}</ref>. Моделі [[тор (геометрія)|торів]] залишків передбачають, що у випадку швидкого формування чорної діри після злиття, маса викинутої матерії із диску буде незначною, із-за швидкого убування світності нейтрино<ref name="Fernandez13">{{cite journal|author=Fernández R. and Metzger B.D.|title=Delayed outflows from black hole accretion tori following neutron star binary coalescence|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=435|issue=1|year=2013|pages=502–517|issn=1365-2966|doi=10.1093/mnras/stt1312}}</ref><ref name="Just15">{{cite journal|author=Just O., Bauswein A., Pulpillo R. A., Goriely S., and Janka H.-T.|title=Comprehensive nucleosynthesis analysis for ejecta of compact binary mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=448|issue=1|year=2015|pages=541–567|issn=1365-2966|doi=10.1093/mnras/stv009}}</ref>. У випадку, якщо залишки після злиття деякий час (довше ~50 мсек) проіснують, як гіпермасивна чи надмасвина нейтронна зоря, то більш велика нейтринна світність із такого компактного залишку викине значну масу речовини, ~10<sup>-3</sup> M<sub>☉</sub><ref name="Martin15">{{cite journal|author=Martin D., Perego A., Arcones A., Thielemann F.-K., Korobkin O., and Rosswog S.|title=NEUTRINO-DRIVEN WINDS IN THE AFTERMATH OF A NEUTRON STAR MERGER: NUCLEOSYNTHESIS AND ELECTROMAGNETIC TRANSIENTS|journal=The Astrophysical Journal|volume=813|issue=1|year=2015|pages=2|issn=1538-4357|doi=10.1088/0004-637X/813/1/2}}</ref><ref name="Richers15">{{cite journal|author=Richers S., Kasen D., O’Connor E., Fernández R., and Ott C.D.|title=MONTE CARLO NEUTRINO TRANSPORT THROUGH REMNANT DISKS FROM NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=813|issue=1|year=2015|pages=38|issn=1538-4357|doi=10.1088/0004-637X/813/1/38}}</ref>. Двовимірні гідродинамічні моделі еволюції диску показали, що у випадку швидкого утворення чорної діри після злиття, частка електронів у нейтринних вітрах із диску коливається в діапазоні Y<sub>e</sub> ~ 0,2 - 0,4<ref name="Fernandez13" />. Цього достатньо для утворення цілого асортименту ядер r-процесу<ref name="Wu2016" />.

Загальна маса акреційного диску, вивільнена вітрами під дією в'язких сил, коливається в діапазоні від ~5% (для чорної діри з повільним обертанням) до 30% (для чорної діри зі швидким обертанням)<ref name="Just15" />. Проте, якщо центральним залишком після злиття є відносно довготривала гіпермасивна чи надмасивна нейтронна зоря, то завдяки наявності твердої поверхні та вищого рівня нейтринного випромінювання від такого залишку, може вивільнитись значно більша частка маси акреційного диску - до ~90%<ref name="MetzgerFernández2014" />. Крім того, електронна частка, Y<sub>e</sub> викидів монотонно зростає з часом життя гіпермасивної нейтронної зорі, і якщо після злиття залишок нейтронної зорі проіснує довше 300 мс, то більшість вітрових викидів з диску не будуть містити лантаноїдів (Y<sub>e</sub> ≥ 0,3)<ref name="Kasen15" />.

Окрім динамічних викидів та викидів дисковими вітрами, із довготривалого залишку в процесі його т.зв. {{не перекладено|Кельвіна-Гельмгольца механізм| «скорочення Кельвіна-Гельмгольца» |en|Kelvin–Helmholtz mechanism}} до кінцевого холодного стану, передбачаються додаткові витікання матерії, викликані нейтрино чи магнітним полем<ref name="Dessart09">{{cite journal|author=Dessart L., Ott C. D., Burrows A., Rosswog S., and Livne E.|title=NEUTRINO SIGNATURES AND THE NEUTRINO-DRIVEN WIND IN BINARY NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=690|issue=2|year=2009|pages=1681–1705|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/690/2/1681}}</ref>. Такі витікання можуть бути додатковим джерелом викидів після злиття і мати значний ефект, якщо залишком стане надмасивна нейтронна зоря.

===Утворення важких елементів в злитті нейтронних зір===
Наявні у всесвіті гідроген та гелій утворились під час Великого вибуху 13,8 млрд. років тому. Важчі елементи, як кисень та вуглець, утворились в ядрах зір внаслідок термоядерного синтезу гелію та гідрогену<ref name="Shaviv2012">{{cite book|author=Giora Shaviv|title=The Synthesis of the Elements: The Astrophysical Quest for Nucleosynthesis and What It Can Tell Us About the Universe|url=https://books.google.com/books?id=sXdQuJddBpYC|date=13 April 2012|publisher=Springer |isbn=978-3-642-28385-7}}</ref>.

Однак, для утворення елементів важчих заліза (наприклад, [[лантаноїди|лантаноїдів]]), потрібні особливі умови, коли ядра атомів бомбардуються вільними нейтронами<ref name="Thielemann2017">{{cite journal|author=Thielemann F.-K., Eichler M., Panov I.V. and Wehmeyer B.|title=Neutron Star Mergers and Nucleosynthesis of Heavy Elements|journal=Annual Review of Nuclear and Particle Science|volume=67|issue=1|year=2017|pages=253–274|issn=0163-8998|doi=10.1146/annurev-nucl-101916-123246}}</ref>.

====r-процес нуклеосинтезу====
{{main|r-процес}}
Ядро атома [[гідроген]]у, <sup>1</sup>H, складається з одного протона. Ядра ж усіх інших елементів, включаючи важчі [[ізотоп]]и гідрогену, містять як [[протон]]и, так і [[нейтрон]]и (разом відомі, як «нуклони»). Ці нуклони утримуються разом [[Сильна взаємодія |сильною ядерною взаємодією]]. Маса спокою такого ядра є меншою суми мас спокою вільних протонів та нейтронів. Тож [[дефект маси]] перетворюється на енергію, відому як [[енергія зв'язку]] ядра. Більша енергія зв'язку (у розрахунку на один нуклон) означає, що нуклони зв'язані в ядрі сильніше. Енергія зв'язку значно зростає від протона до ядра вуглецю, далі поступово росте до заліза, де сягає максимуму, пояснюючи істотну поширеність заліза у всесвіті. Хоча синтез легких елементів зазвичай вивільняє енергію, проте електромагнітне (кулонівське) відштовхування між ядрами перешкоджає наближенню ядер на малу відстань одне до одного, на якій можлива сильна взаємодія. Необхідна для подолання сили електромагнітного відштовхування енергія називається кулонівським бар'єром<ref name="Shaviv2012" />.

Після заліза енергія зв'язку (у розрахунку на один нуклон) зменшується зі збільшенням [[Атомний номер|атомного номера]], тому [[нуклеосинтез]] елементів, важчих заліза, ускладнено, бо двом позитивно зарядженим ядрам треба подолати кулонівське відштовхування щоб наблизитись достатньо близько для синтезу. Саме тому елементи, важчі від заліза, утворюються шляхом [[захоплення нейтронів ]], які не мають заряду, а відтак, можуть наближатися до заряджених ядер, захоплюватися ними та збільшувати масу ядра. Однак із захопленням нейтрона в ядро, те стає радіоактивним і зазнає [[бета-розпад]]у. Це пояснює те, чому процес утворення важких елементів є надзвичайно складним <ref name="Iliadis2015">{{cite book|author=Christian Iliadis|title=Nuclear Physics of Stars|url=https://books.google.com/books?id=kLZNCAAAQBAJ|date=13 April 2015|publisher=Wiley|isbn=978-3-527-33651-7}}</ref>.

Елементи до заліза мають приблизно однакову кількість нейтронів та протонів. Але після заліза кількість нейтронів перевищує кількість протонів і стабільність ядра досягається лише за рахунок значного надлишку нейтронів. Існують два процеси захоплення нейтронів, що призводять до формування нових елементів. Перший - повільне захоплення нейтронів (так званий [[s-процес]] (від {{lang-en|slow}})) полягає в додаванні нейтронів до ядра по одному. Якщо утворюється нестабільне ядро, воно зазвичай зазнає бета-розпаду, перш ніж захопить наступний нейтрон. В s-процесі швидкість захоплення нейтронів є меншою, ніж бета-розпад, й утворюються лише порівняно стабільні ядра. S-процес відбувається в зорях масою 0,6 - 10 [[маса Сонця|маси Сонця]] й зупиняється на наймасивніших стабільних ядрах [[бісмут]]у<ref name="Iliadis2015" />. Для утворення більш важких стабільних елементів потрібне захоплення нейтронів швидше від бета-розпаду.

Довгий час загальнопоширеним поміж астрономів було уявлення про [[наднова|наднові]], як панівне місце r-процесу. Зокрема, вважалось, що r-процес нуклеосинтезу відбувається у високо-ентропійних, нейтринних вітрах з прото-нейтронних зір, які утворились протягом кількох секунд після вибуху [[Наднові типу II| наднових типу ІІ]]<ref name="Qian96">{{cite journal|author=Qian Y. Z. and Woosley S. E.|title=Nucleosynthesis in Neutrino-driven Winds. I. The Physical Conditions|journal=The Astrophysical Journal|volume=471|issue=1|year=1996|pages=331–351|issn=0004-637X|doi=10.1086/177973}}</ref><ref name="Woosley1994">{{cite journal|author=Woosley S. E., Wilson J. R., Mathews G. J., Hoffman R. D., and Meyer B. S.|title=The r-process and neutrino-heated supernova ejecta|journal=The Astrophysical Journal|volume=433|year=1994|pages=229|issn=0004-637X|doi=10.1086/174638}}</ref><ref name="Hoffman97">{{cite journal|author=Hoffman R. D., Woosley S. E., and Qian Y.-Z.|title=Nucleosynthesis in Neutrino-driven Winds. II. Implications for Heavy Element Synthesis|journal=The Astrophysical Journal|volume=482|issue=2|year=1997|pages=951–962|issn=0004-637X|doi=10.1086/304181}}</ref><ref name="Cardall97">{{cite journal|author=Cardall C.Y. and Fuller G.M.|title=General Relativistic Effects in the Neutrino-driven Wind and r-Process Nucleosynthesis|journal=The Astrophysical Journal|volume=486|issue=2|year=1997|pages=L111–L114|issn=0004637X|doi=10.1086/310838}}</ref>. Втім, таке припущення мало ряд теоретичних недоліків, а нещодавні результати чисельних моделювань показали, що нейтринні вітри позбавлені необхідних фізичних умов для пояснення поширеності всіх важких елементів в галактиці<ref name="Arcones2013">{{cite journal|author=Arcones A. and Thielemann K.|title=Neutrino-driven wind simulations and nucleosynthesis of heavy elements|journal=Journal of Physics G: Nuclear and Particle Physics|volume=40|issue=1|year=2013|pages=013201|issn=0954-3899|doi=10.1088/0954-3899/40/1/013201}}</ref>.

Накопичені протягом останніх років дані астрономічних спостережень та чисельні моделювання вказують, що джерелом r-процесу має буде щось більш рідкісне, аніж наднова<ref name="Wallner2015">{{cite journal|author=Wallner A. et al.|title=Abundance of live 244Pu in deep-sea reservoirs on Earth points to rarity of actinide nucleosynthesis|journal=Nature Communications|volume=6|year=2015|pages=5956|issn=2041-1723|doi=10.1038/ncomms6956}}</ref><ref name="HotokezakaPiran2015">{{cite journal|author=Hotokezaka K., Piran T., and Paul M.|title=Short-lived 244Pu points to compact binary mergers as sites for heavy r-process nucleosynthesis|journal=Nature Physics|year=2015|pages=1042–1042|issn=1745-2473|doi=10.1038/nphys3574}}</ref><ref name="Ji2016">{{cite journal|author=Ji A.P., Frebel A., Chiti A., and Simon J.D.|title=R-process enrichment from a single event in an ancient dwarf galaxy|journal=Nature|volume=531|issue=7596|year=2016|pages=610–613|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature17425}}</ref><ref name = "Macias2016">{{Cite arXiv |author= Macias P. and Ramirez-Ruiz E.|title=A Stringent Limit on the Mass Production Rate of r-Process Elements in the Milky Way|date=15 September 2016|arxiv=1609.04826| url= https://arxiv.org/abs/1609.04826}}</ref> .

====Теорія та моделі r-процесу в злитті нейтронних зір====

1957 р. у статті, відомій як {{не перекладено|B2FH стаття|B<sup>2</sup>FH||B2FH paper}} чотири фізики передбачили і пояснили подібний механізм швидкого захоплення нейтронів<ref name="BurbidgeBurbidge1957">{{cite journal|author=Burbidge E. M., Burbidge G. R., Fowler W.A., and Hoyle F.|title=Synthesis of the Elements in Stars|journal=Reviews of Modern Physics|volume=29|issue=4|year=1957|pages=547–650|issn=0034-6861|doi=10.1103/RevModPhys.29.547}}</ref>. Цей механізм вони назвали r-процесом (від {{lang-en|rapid}}). Захоплення нейтронів в r-процесі потребує надзвичайно швидкого захоплення. У цій публікації припускалося, що r-процес має відбуватись у середовищах із надзвичайно великою густиною нейтронів, де кілька нейтронів може бути захоплено ядром підряд, до того, як нестабільне ядро зазнає бета-розпаду. У такий спосіб утворюються важкі елементи.

Того ж 1957 р. канадсько-американський фізик {{Не перекладено|Камерон, Аластер|Аластар Кемерон|en|Alastair G. W. Cameron}} незалежно від B2FH висунув припущення, що близько половини важчих від заліза елементів у галактиці генеруються лише в середовищах з такою високою густиною нейтронів, що захоплення нейтронів атомними ядрами відбувається значно швидше, аніж бета-розпад<ref name="Cameron1957">{{cite journal|author=Cameron A. G. W.|title=Nuclear Reactions in Stars and Nucleogenesis|journal=Publications of the Astronomical Society of the Pacific|volume=69|year=1957|pages=201|issn=0004-6280|doi=10.1086/127051}}</ref> .

1974 р. {{не перекладено|Латтімер, Джеймс|Джеймс Латтімер|en|James Lattimer}} та {{не перекладено|Шрамм, Девід (астрофізик)|Девід Шрамм|en|David Schramm (astrophysicist)}} вперше висунули гіпотезу про злиття нейтронної зорі та чорної діри як джерело викидів матерії, багатої вільними нейтронами, що сприятиме r-процесу з дуже низькою часткою електронів, Y<sub>e</sub> (відношення протонів до нуклеонів (протонів + нейтронів): <math>Y_e =n_p/(n_n + n_p)</math><ref name="Lattimer74">{{cite journal|author=Lattimer J. M. and Schramm D. N.|title=Black-hole-neutron-star collisions|journal=The Astrophysical Journal|volume=192|year=1974|pages=L145|issn=0004-637X|doi=10.1086/181612}}</ref>. 1982 р. Симбалісти та Шрамм вперше висунули ідею, що схожий механізм викиду нейтронної матерії може відбуватись внаслідок злиття подвійної системи нейтронних зір, що і є джерелом r-процесу<ref name = "Symbalisty82">{{Cite journal|author= Symbalisty, E. and Schramm, D. N.|title=Neutron star collisions and the r-process|date=1982|journal=Astrophysical Letters|volume=22|issue=4|pages=143–145| url= http://adsabs.harvard.edu/full/1982ApL....22..143S}}</ref>.

На основі перших чисельних моделювань злиття двох нейтронних зір було показано, що результатом злиття подвійної системи має бути [[приплив]]ний викид нейтронно-багатої матерії (<math>Y_e \lesssim 0.1 - 0.2 </math> ) в орбітальній площині зі швидкістю ~0,2-0,3 ''c'' і масою ~10<sup>-4</sup> - 10<sup>-2</sup> M<sub>☉</sub><ref name="Davies1994">{{cite journal|author=Davies M. B., Benz W., Piran T., and Thielemann F. K.|title=Merging neutron stars. 1. Initial results for coalescence of noncorotating systems|journal=The Astrophysical Journal|volume=431|year=1994|pages=742|issn=0004-637X|doi=10.1086/174525}}</ref><ref name = "Rosswog1998">{{Cite arXiv |author= Rosswog, S., Liebendorfer M. , Thielemann F.-K., Davies M. B. , Benz W. , abd Piran T. |title=Mass ejection in neutron star mergers|date=23 November 1998|arxiv=9811367| url= https://arxiv.org/abs/astro-ph/9811367 }}</ref>. Наслідком такого викиду буде поява важких елементів, передбачувана форма поширеності яких в цілому узгоджується із спостережуваною поширеністю в сонячній системі<ref name="Freiburghaus99">{{cite journal|author=Freiburghaus C., Rosswog S., and Thielemann F.-K.|title= r-Process in Neutron Star Mergers|journal=The Astrophysical Journal|volume=525|issue=2|year=1999|pages=L121–L124|issn=0004637X|doi=10.1086/312343}}</ref><ref name="Goriely11">{{cite journal|author=Goriely S.,Bauswein A., and Janka H.-T.|title=r-PROCESS NUCLEOSYNTHESIS IN DYNAMICALLY EJECTED MATTER OF NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=738|issue=2|year=2011|pages=L32|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/738/2/L32}}</ref>.

Пізніші чисельні моделювання показали, що окрім припливного викиду матерії, на межі контакту між двома зорями що зливаються, повинне формуватись окреме джерело викиду в полярному напрямку - викиди матерії, нагрітої ударними хвилями<ref name="Bauswein2013" /><ref name="HotokezakaK2013" />. Нагрівання ударними хвилями та опроміненням нейтрино сприяє [[Слабка взаємодія|слабким взаємодіям]], завдяки чому частка електронів динамічного полярного викиду є значно більшою (<math>Y_e \gtrsim 0.25</math>) від його первинного значення всередині нейтронної зорі<ref name="Wanajo2014">{{cite journal|author=Wanajo S., Sekiguchi Y., Nishimura N., Kiuchi K., Kyutoku K. and Shibata M.|title=Production of all the r-process nuclides in the dynamical ejecta of neutron star mergers|journal=The Astrophysical Journal|volume=789|issue=2|year=2014|pages=L39|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/789/2/L39}}</ref><ref name="Radice2016">{{cite journal|author=Radice D., Galeazzi F., Lippuner J., Roberts L.F., Ott C.D., and Rezzolla L.|title=Dynamical mass ejection from binary neutron star mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=460|issue=3|year=2016|pages=3255–3271|issn=0035-8711|doi=10.1093/mnras/stw1227}}</ref><ref name="SekiguchiKiuchi2016">{{cite journal|author=Sekiguchi Y. et al.|title=Dynamical mass ejection from the merger of asymmetric binary neutron stars: Radiation-hydrodynamics study in general relativity|journal=Physical Review D|volume=93|issue=12|year=2016|issn=2470-0010|doi=10.1103/PhysRevD.93.124046}}</ref>. Ударно нагріті викиди менш багаті нейтронами, аніж викиди від припливних взаємодій, оскільки їх вища температура (>1 [[електронвольт|МеВ]]) уможливлює [[народження пар| народження електрон-позитронних пар]], що захоплюються відповідно протонами та нейтронами, випромінюючи електронні нейтрино та [[антинейтрино]].<ref name="Thielemann2017" />. За рахунок того, що частка нейтронів перевершує частку протонів, то в таких викидах значно більше захоплень позитронів, залишаючи матерію з більшою часткою електронів<ref name="Fernandez2016" />.

Ударно нагріті викиди відіграють важливішу роль для «м'якого рівняння стану» (нейтронні зорі менших радіусів), тоді як припливні викиди є панівними в злитті нейтронних зір з більшими асиметріями мас <ref name="Fernandez2016" />. В останньому випадку злиття буде менш руйнівним, оскільки нейтронна зоря з меншою масою деформуватиметься припливними силами ще на ранній стадії злиття, тож ударне нагрівання буде менш сильним. Наслідком цього будуть більш нейтронно багаті припливні викиди<ref name="Thielemann2017" />.

Іншим джерелом викиду матерії r-процесу результати моделювання передбачають уламки від злиття нейтронних зір <ref name="Metzger09">{{cite journal|author=Metzger B. D., Piro A. L., and Quataert E.|title=Neutron-rich freeze-out in viscously spreading accretion discs formed from compact object mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=396|issue=1|year=2009|pages=304–314|issn=00358711|doi=10.1111/j.1365-2966.2008.14380.x}}</ref>. Ці уламки мають достатньо кутового моменту для циркуляції в [[акреційний диск]] довкола центрального залишку. Цей диск залишків може бути джерелом ультрарелятивістського джету [[гамма-спалах]]у<ref name="Narayan1992">{{cite journal|author=Narayan R., Paczynski B., and Piran T.|title=Gamma-ray bursts as the death throes of massive binary stars|journal=The Astrophysical Journal|volume=395|year=1992|pages=L83|issn=0004-637X|doi=10.1086/186493}}</ref>. Повільні відтоки матерії (із швидкістю ~0,03 - 0,1 с) з такого диску залишків, що здатні тривати протягом декількох секунд після злиття, можуть бути новим джерелом викиду речовини r-процесу<ref name="Metzger09" /><ref name="Dessart09" />. Середнє значення Y<sub>e</sub> відтоку акреаційного диску зростає із збільшенням часу існування гіпермасивної нейтронної зорі перед тим, як вона колапсує в чорну діру<ref name="MetzgerFernández2014">{{cite journal|author=Metzger Brian D. and Fernández Rodrigo|title=Red or blue? A potential kilonova imprint of the delay until black hole formation following a neutron star merger|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=441|issue=4|year=2014|pages=3444–3453|issn=1365-2966|doi=10.1093/mnras/stu802}}</ref>.

====Експериментальні свідчення r-процесу в злитті нейтронних зір====

Динамічні викиди із злиття нейтронних зір мають великі передбачувані маси, в діапазоні від 10<sup>-3</sup> до 10<sup>-2</sup> M<sub>☉</sub><ref name="Goriely2011">{{cite journal|author=Goriely S., Bauswein A., and Janka H.-T.|title=r-PROCESS NUCLEOSYNTHESIS IN DYNAMICALLY EJECTED MATTER OF NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=738|issue=2|year=2011|pages=L32|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/738/2/L32}}</ref>. Тож, викинута в злитті двох нейтронних зір матерія має потрібну густину нейтронів та швидкість для запуску ядерних реакцій r-процесу <ref name="Just15" />.

Обчислення на основі астрономічних спостережень передбачають, що події злиття нейтронних зір є в 100-1000 разів рідшими, аніж гравітаційний колапс [[Наднові типу II|наднових типу ІІ]]<ref name = "Macias2016" />. Так, [[карликові галактики]] "забруднені" лише кількома подіями злиття подвійностей нейтронних зір<ref name="Cohen09">{{cite journal|author=Cohen J.G. and Huang W.|title=THE CHEMICAL EVOLUTION OF THE DRACO DWARF SPHEROIDAL GALAXY|journal=The Astrophysical Journal|volume=701|issue=2|year=2009|pages=1053–1075|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/701/2/1053}}</ref><ref name="Jablonka15">{{cite journal|author=Jablonka P. et al.|title=The early days of the Sculptor dwarf spheroidal galaxy|journal=Astronomy & Astrophysics|volume=583|year=2015|pages=A67|issn=0004-6361|doi=10.1051/0004-6361/201525661}}</ref>, чи взагалі однією подією, як карликова галактика {{не перекладено|Reticulum II|||Reticulum II}}<ref name="Simon15">{{cite journal|author=Simon J. D. et al.|title=STELLAR KINEMATICS AND METALLICITIES IN THE ULTRA-FAINT DWARF GALAXY RETICULUM II|journal=The Astrophysical Journal|volume=808|issue=1|year=2015|pages=95|issn=1538-4357|doi=10.1088/0004-637X/808/1/95}}</ref>. В Reticulum II велика частка зір є високозбагачена елементами r-процесу<ref name="Ji16">{{cite journal|author=Ji A.P., Frebel A., Simon J.D., and Chiti A.|title=COMPLETE ELEMENT ABUNDANCES OF NINE STARS IN THEr-PROCESS GALAXY RETICULUM II|journal=The Astrophysical Journal|volume=830|issue=2|year=2016|pages=93|issn=1538-4357|doi=10.3847/0004-637X/830/2/93}}</ref>. Це свідчить про те, що ця галактика була "забруднена" ще на початку її історії єдиною подією r-процесу, яка породила більше важких елементів, аніж здатен [[нейтрино|нейтринний]] вітер однієї наднової<ref name="JiFrebel2016">{{cite journal|author=Ji A.P.,Frebel A., Chiti A., and Simon J.D.|title=R-process enrichment from a single event in an ancient dwarf galaxy|journal=Nature|volume=531|issue=7596|year=2016|pages=610–613|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature17425}}</ref>.

Рідкісність злиття нейтроних зір узгоджується з обчисленнями неоднорідності хімічної еволюції, що дозволяє прослідкувати локальні коливання поширеності елементів r-процесу, зумовлені внеском одиничних подій злиття. Так, спостерігаючи хімічну поширеність в близьких тьмяних [[Карликові сфероїдальні галактики|карликових сфероїдних галактиках]], астрономам вдалось встановити джерело r-процесу через розрізнення внеску подій наднових типу ІІ та злиття нейтронних подвійностей<ref name="Tsujimoto2014">{{cite journal|author=Tsujimoto T. and Shigeyama T.|title=Enrichment history of r-process elements shaped by a merger of neutron star pairs|journal=Astronomy & Astrophysics|volume=565|year=2014|pages=L5|issn=0004-6361|doi=10.1051/0004-6361/201423751}}</ref><ref name="Tsujimoto2015">{{cite journal|author=Tsujimoto T., Ishigaki M.N., Shigeyama T., and Aoki W.|title=Chemical feature of Eu abundance in the Draco dwarf spheroidal galaxy|journal=Publications of the Astronomical Society of Japan|volume=67|issue=3|year=2015|pages=L3|issn=0004-6264|doi=10.1093/pasj/psv035}}</ref>. Оскільки злиття нейтронних зір є більш рідкісним, ніж вибух наднових типу ІІ, то менш масивні тьмяні карликові сфероїдні галактики не можуть залишити багато нейтронних зір після вибуху масивних зір для формування подвійної системи і їх злиття. Обчислення припускають, що в менш масивних карликових сфероїдних галактиках з масою 10<sup>5</sup> M<sub>☉</sub>, в цілому буде ~500 наднових типу ІІ. Виходячи з отриманої частоти злиття нейтронних зір (1 подія злиття на 1000-2000 подій наднових типу ІІ) на таку галактику припадатиме <1 події злиття нейтронних зір<ref name="Tsujimoto2014" />. Тому в менш масивних карликових сфероїдних галактиках (як галактики [[карликова галактика Дракон|Дракон]], {{не перекладено|карликова галактика Каріна|Каріна|en|Carina Dwarf Spheroidal Galaxy}} і [[NGC 253|Скульптор]]) було виявлено стале значення {{Comment|[Eu/H]|логарифм співвідношення поширеності європію до гідрогену в порівнянні з Сонцем}} ~ −1,3 безвідносно до значень [ [[Залізо|Fe]]/[[Водень|H]] ]<ref name="Tsujimoto2014" />. Тоді як в масивних карликових сфероїдних галактиках було виявлено збільшення [ [[Європій|Eu]]/[[Водень|H]] ] із збільшенням [Fe/H]. Це свідчить про те, що r-процес нуклеосинтезу не відбувається в тьмяних, менш масивних карликових сфероїдних галактиках, попри високу частоту подій наднових в цих галактиках<ref name="Tsujimoto2014" />. Тож, ці дані є прямим свідченням, що лише такі рідкісні події, як злиття нейтронних зір можуть бути головним місцем r-процесу в галактиці, особливо для [[нуклід]]ів з A > 130<ref name="Tsujimoto2015" />.

Результати чисельних моделювань показують, що нуклеосинтез у надзвичайно багатих нейтронами викидах із злиття нейтронних зір може відвторити поширеність важких елементів в сонячній системі незалежно від фізичних властивостей (зоряних мас, співвідношення мас та рівняння стану) подвійної системи<ref name="Korobkin2012">{{cite journal|author=Korobkin O., Rosswog S., Arcones A., and Winteler C.|title=On the astrophysical robustness of the neutron star merger r-process|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=426|issue=3|year=2012|pages=1940–1949|issn=00358711|doi=10.1111/j.1365-2966.2012.21859.x}}</ref>. Так, нещодавно були отримані переконливі свідчення про значні події r-процесу відносно нещодавно в [[Чумацький шлях|Чумацькому шляху]], зокрема в Сонячній системі. Таким свідченням нещодавнього збагачення подіями r-процесу стали довгоживучі [[радіоактивні елементи]]. Для вимірювання слідів таких подій в [[Пелагічні відклади|глибоковдних відкладах]] на Землі були використані два [[ізотопи]] - заліза<sup>60</sup>Fe та [[плутоній|плутонію]] <sup>224</sup>Pu. Ізотоп <sup>60</sup>Fe утворюється протягом еволюції та вибуху масивних зір, що призводить до появи наднових<ref name="Wanajo2013">{{cite journal|author=Wanajo S., Janka H.-T., and Müller B.|title=ELECTRON-CAPTURE SUPERNOVAE AS SOURCES OF60Fe|journal=The Astrophysical Journal|volume=774|issue=1|year=2013|pages=L6|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/774/1/L6}}</ref>. [[Період напіврозпаду]] <sup>60</sup>Fe складає 2,6 x 10<sup>6</sup> років і тому цей ізотоп може бути свідченням надавнього додавання матерії із подій r-процесу, що відбулись кілька мільйонів років тому. Нещодавно ізотоп <sup>60</sup>Fe був знайдений в земних глибоковдних відкладах, що включали зоряні залишки із відносно близького вибуху, що мав місце 2 млн років тому <ref name="Knie04">{{cite journal|author=Knie K. et al.|title=60Fe Anomaly in a Deep-Sea Manganese Crust and Implications for a Nearby Supernova Source|journal=Physical Review Letters|volume=93|issue=17|year=2004|issn=0031-9007|doi=10.1103/PhysRevLett.93.171103}}</ref><ref name="Wallner16">{{cite journal|author=Wallner A. et al.|title=Recent near-Earth supernovae probed by global deposition of interstellar radioactive 60Fe|journal=Nature|volume=532|issue=7597|year=2016|pages=69–72|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature17196}}</ref>.

<sup>224</sup>Pu має період напіврозпаду 8,1 x 10<sup>7</sup> років і потребує багатьох подій вибуху наднових. Виявлена в глибоководних відкладах поширеність <sup>224</sup>Pu на два порядки нижче, аніж передбачається у випадку, коли б джерелом були такі часті події, як звичайні наднові з невеликим внеском<ref name="Wallner2015" /> . З цього відкриття випливало, що нуклеосинтез актиноїдів є дуже рідкісним (уможливлюючи значний розпад <sup>224</sup>Pu з часу останньої події r-процесу) і протягом останніх кількох сотень мільйонів років регулярні наднові не мали значного внеску до їх поширеності в сонячній системі<ref name="Thielemann2017" />. Подальший аналіз цих експериментальних даних та теоретичні розрахунки вказували на те, що джерелом елементів r-процесу має бути значно більш рідкісна подія, аніж вибух наднових<ref name="HotokezakaPiran2015" />. Однак такі рідкісні події, як злиття нейтронних зір може пояснити як існування <sup>224</sup>Pu в ранній Сонячній системі, так і низьку поширеність відносно нещодавніх внесків ізотопів <sup>224</sup>Pu в глибоководних відкладах<ref name="HotokezakaPiran2015" />.
Однак, на відміну від наднових, злиття нейтронних зір не конденсує зерна пилу, як носіїв синтезованих нуклідів r-процесу ([[досонячні зерна]])<ref name="Lodders2005">{{cite journal|author=Lodders K. and Amari S.|title=Presolar grains from meteorites: Remnants from the early times of the solar system|journal=Chemie der Erde - Geochemistry|volume=65|issue=2|year=2005|pages=93–166|issn=00092819|doi=10.1016/j.chemer.2005.01.001}}</ref>. Тому як саме синтезовані в злитті нейтронних зір елементи r-процесу були включені до Сонячної системи наразі залишається незрозумілим.


===Кілонова===
===Кілонова===
[[File:Кілонова.png|thumb|200 пкс|Схематичне подання ймовірних електромагнітних двійників злиття двох нейтронних зір та кілонова]]
[[File:Кілонова.png|thumb|200 пкс|Схематичне подання ймовірних електромагнітних двійників злиття двох нейтронних зір та кілонова]]
Обчислювальні моделі передбачають, що при падінні по спіралі нейтронних зір, деяка частина матерії розривається приливними силами і викидається в зовнішній простір <ref name = "Rosswog1998">{{Cite arXiv |author= Rosswog, S., Liebendorfer M. , Thielemann F.-K., Davies M. B. , Benz W. , abd Piran T. |title=Mass ejection in neutron star mergers|date=23 November 1998|arxiv=9811367| url= https://arxiv.org/abs/astro-ph/9811367 }}</ref> <ref name="Goriely2011">{{cite journal|author=Goriely S., Bauswein A., and Janka H.-T.|title=r-PROCESS NUCLEOSYNTHESIS IN DYNAMICALLY EJECTED MATTER OF NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=738|issue=2|year=2011|pages=L32|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/738/2/L32}}</ref>, генеруючи оптичне та інфрачервоне випромінювання - "кілонову" (чи "макронову")<ref name="LiPaczyński1998">{{cite journal|author=Li Li-Xin and Paczyński Bohdan|title=Transient Events from Neutron Star Mergers|journal=The Astrophysical Journal|volume=507|issue=1|year=1998|pages=L59–L62|issn=0004637X|doi=10.1086/311680}}</ref><ref name="Metzger2010" /><ref name="Metzger17">{{cite journal|author=Metzger B.D.|title=Kilonovae|journal=Living Reviews in Relativity|volume=20|issue=1|year=2017|issn=2367-3613|doi=10.1007/s41114-017-0006-z}}</ref>.
Щойно синтезовані у викидах матерії із злиття нейтронних зір атомні ядра r-процесу є [[радіоактивність|радіоактивними]]<ref name = "Rosswog1998">{{Cite arXiv |author= Rosswog, S., Liebendorfer M. , Thielemann F.-K., Davies M. B. , Benz W. , abd Piran T. |title=Mass ejection in neutron star mergers|date=23 November 1998|arxiv=9811367| url= https://arxiv.org/abs/astro-ph/9811367 }}</ref> <ref name="Goriely2011">{{cite journal|author=Goriely S., Bauswein A., and Janka H.-T.|title=r-PROCESS NUCLEOSYNTHESIS IN DYNAMICALLY EJECTED MATTER OF NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=738|issue=2|year=2011|pages=L32|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/738/2/L32}}</ref>. Із подальшим розширенням цієї матерії відбувається її [[бета-розпад]] назад до стабільного стану. Енергія виділена через бета-розпад та [[поділ ядра]] може породити і підтримувати [[теплове випромінювання|тепловий]] транзієнт - [[кілонова|«''кілонову''»]], що триватиме від днів до тижнів<ref name="Metzger2010" /><ref name="Metzger17">{{cite journal|author=Metzger B.D.|title=Kilonovae|journal=Living Reviews in Relativity|volume=20|issue=1|year=2017|issn=2367-3613|doi=10.1007/s41114-017-0006-z}}</ref>.


Кілонова є ключовим електромагнітним двійником злиття нейтронних зір, оскільки порівняно із спрямованим джетом гамма-спалаху, її випромінювання майже [[ізотропність|ізотропне]] і може досягнути піку в оптичному діапазоні спектру, будучи відносно легко доступна для пошуку. Яскравість, кольори та тривалість кілонових є свідченням фізичних процесів, що відбуваються під час злиття подвійності нейтронних зір. Крім того, кілонові дозволяють прямо спостерігати та виміряти утворення ядер r-процесу в злитті, відкриваючи унікальну можливість встановити місце нуклеосинтезу важких елементів<ref name="Metzger17" />.
Моделі злиття подвійних нейтронних зір передбачають викиди матерії масою в кілька сотих сонячної маси з дуже великими швидкостями (0,1''с'' - 0,3''с'', тобто 30,000 - 90,000 км сек)<ref name="Bauswein2013">{{cite journal|author=Bauswein A., Goriely S. and Janka H.-T.|title=SYSTEMATICS OF DYNAMICAL MASS EJECTION, NUCLEOSYNTHESIS, AND RADIOACTIVELY POWERED ELECTROMAGNETIC SIGNALS FROM NEUTRON-STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=773|issue=1|year=2013|pages=78|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/773/1/78}}</ref><ref name="Hotokezaka2013">{{cite journal|author=Hotokezaka K., Kyutoku K., Tanaka M., Kiuchi K., Sekiguchi Y., Shibata M., and Wanajo S.|title=PROGENITOR MODELS OF THE ELECTROMAGNETIC TRANSIENT ASSOCIATED WITH THE SHORT GAMMA RAY BURST 130603B|journal=The Astrophysical Journal|volume=778|issue=1|year=2013|pages=L16|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/778/1/L16}}</ref><ref name="SekiguchiKiuchi2016">{{cite journal|author=Sekiguchi Y. et al.|title=Dynamical mass ejection from the merger of asymmetric binary neutron stars: Radiation-hydrodynamics study in general relativity|journal=Physical Review D|volume=93|issue=12|year=2016|issn=2470-0010|doi=10.1103/PhysRevD.93.124046}}</ref>. Як наслідок, оптичні транзієнти злиття мають бути швидкими, постаючи і зникаючи протягом кількох днів, з піковою світністю в 10<sup>40</sup>-10<sup>41</sup> [[ерг]] сек<ref name="Metzger2010" /><ref name="Barnes2016">{{cite journal|author=Barnes J., Kasen D., Wu M-R., and Martínez-Pinedo G.|title=RADIOACTIVITY AND THERMALIZATION IN THE EJECTA OF COMPACT OBJECT MERGERS AND THEIR IMPACT ON KILONOVA LIGHT CURVES|journal=The Astrophysical Journal|volume=829|issue=2|year=2016|pages=110|issn=1538-4357|doi=10.3847/0004-637X/829/2/110}}</ref><ref name = "Tanaka17">{{Cite arXiv |author= Tanaka M. et al. |title=Properties of Kilonovae from Dynamical and Post-Merger Ejecta of Neutron Star Mergers |date=30 August 2017|arxiv=1708.09101| url= https://arxiv.org/abs/1708.09101}}</ref> .


====Теорія кілонових====
Головною невизначеністю моделей кілонової є склад матерії, що викидається, зокрема поширеність та складові [[лантаноїди|лантаноїдів]] та [[актиноїди|актиноїдів]]<ref name="Metzger17" />. Ці елементи характеризуються високою непрозорістю, значно більшою ніж викиди наднової (де панівними є елементи групи заліза<ref name="KasenBadnell2013">{{cite journal|author=Kasen D., Badnell N. R.., and Barnes J.|title=OPACITIES AND SPECTRA OF THEr-PROCESS EJECTA FROM NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=774|issue=1|year=2013|pages=25|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/774/1/25}}</ref>), та генеруються r-процесом лише в збагачених вільними нейтронами умовах<ref name="LattimerSchramm1974">{{cite journal|author=Lattimer J. M. and Schramm D. N.|title=Black-hole-neutron-star collisions|journal=The Astrophysical Journal|volume=192|year=1974|pages=L145|issn=0004-637X|doi=10.1086/181612}}</ref><ref name="Lattimer1976">{{cite journal|author=Lattimer J. M. and Schramm D. N.|title=The tidal disruption of neutron stars by black holes in close binaries|journal=The Astrophysical Journal|volume=210|year=1976|pages=549|issn=0004-637X|doi=10.1086/154860}}</ref><ref name="Lippuner2015">{{cite journal|author=Lippuner J. and Roberts L.F.|title=r-PROCESS LANTHANIDE PRODUCTION AND HEATING RATES IN KILONOVAE|journal=The Astrophysical Journal|volume=815|issue=2|year=2015|pages=82|issn=1538-4357|doi=10.1088/0004-637X/815/2/82}}</ref>. За умови, коли поширеність лантаноїдів/актиноїдів у викидах є високою, то моделі передбачають, що випромінювання кілонової досягатиме піку в червоному та інфрачервоному спектрах <ref name="BarnesKasen2013" /> <ref name="Barnes2016" />. Однак у випадках, коли у викидах мало вільних нейтронів, то кілонова буде бідною на лантаноїди і тому поставатиме синьою<ref name="MetzgerFernández2014">{{cite journal|author=Metzger Brian D. and Fernández Rodrigo|title=Red or blue? A potential kilonova imprint of the delay until black hole formation following a neutron star merger|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=441|issue=4|year=2014|pages=3444–3453|issn=1365-2966|doi=10.1093/mnras/stu802}}</ref><ref name="Metzger17" />. .
1998 р. Л.-С. Лі та {{не перекладено|Пачінські, Богдан|Б.Пачінські|en|Bohdan Paczyński }} вперше висунули припущення, що радіоактивний викид із злиття двох нейтронних зір (чи нейтронної зорі та чорної діри) може бути джерелом живлення теплового {{не перекладено|транзієнтна астрономічна подія|транзієнта|en|Transient astronomical event}}, за аналогією з [[Наднові типу Ia|надновими типу Іа]]<ref name="LiPaczynski1998">{{cite journal|author=Li Li-Xin and Paczyński Bohdan|title=Transient Events from Neutron Star Mergers|journal=The Astrophysical Journal|volume=507|issue=1|year=1998|pages=L59–L62|issn=0004637X|doi=10.1086/311680}}</ref>. На основі побудованої простої моделі, вони передбачали, що внаслідок малої маси та високої швидкості (~0,1 c) викиду матерії із злиття нейтронних зір, цей викид швидко стане прозорим для власного фотонного випромінювання<ref name="LiPaczynski1998" />. Таке випромінювання повинне досягнути піку протягом одного дня, що значно швидше ніж для регулярної наднової, чиї випромінювання досягають піку протягом тижня і довше.


Не маючи фізичної моделі нуклеосинтезу, Лі та Пачінські парметризували швидкість радіоактивного нагрівання (розпад ядер r-процесу) викиду <math>\dot{Q}</math> в момент часу t після злиття, як <math>\dot{Q} \propto t^{-1}</math>, залишивши нормування швидкості нагрівання як [[вільний параметр]]<ref name="LiPaczynski1998" />. Однак, оскільки пікова світність транзієнта пропорційна швидкості нагрівання, то модель Лі-Пачінські передбачала надзвичайно високі значення пікової світності, в діапазоні 10<sup>42</sup> - 10<sup>44</sup> [[ерг]] сек<ref name="LiPaczynski1998" />, що більше від світності найяскравішої наднової <ref name="Metzger17" />. Втім подальші астрономічні спостереження, які намагались виявити подібні яскраві транзієнти після коротких гамма-спалахів, таких не виявили<ref name="Fox05">{{cite journal|author=Fox D. B. et al.|title=The afterglow of GRB 050709 and the nature of the short-hard γ-ray bursts|journal=Nature|volume=437|issue=7060|year=2005|pages=845–850|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature04189}}</ref><ref name="Berger2014">{{cite journal|author=Berger E.|title=Short-Duration Gamma-Ray Bursts|journal=Annual Review of Astronomy and Astrophysics|volume=52|issue=1|year=2014|pages=43–105|issn=0066-4146|doi=10.1146/annurev-astro-081913-035926}}</ref>.
== Відкриття GW170817 ==


2010 р. Б.Метцгер та ін. вперше визначили реальний масштаб світності радіоактивно-підтримуваних транзієнтів злиття нейтронних зір<ref name="Metzger2010" />. На основі обчислення мережі ядерних реакцій r-процесу, Метцгер та ін. отримали швидкість радіоактивного нагрівання (передбачаючи <math>\dot{Q} \propto t^{-1,3}</math> від кількох годин до днів), яку включили в моделі кривих блиску. Дослідники використали більш фізично реалістичну модель [[прозорість|непрозорості]] викидів r-процесу (непрозорість постає із змішання десятків мільйонів атомних [[Спектральна лінія |спектральних ліній]] зв'язано-зв'язаних [[електронний перехід|переходів]] - переходів електронів в атомі з одного енергетичного рівня на інший<ref name="Huebner2014">{{cite book|author =Huebner W.F. and Barfield W.D.|title=Opacity|url=https://books.google.com/books?id=ib-8BAAAQBAJ&pg=PA287|date=2 January 2014|publisher=Springer|isbn=978-1-4614-8797-5|page=287}}</ref>). В основі цієї моделі було припущення, що непрозорість викидів r-процесу обумовлена непрозорістю в [[Спектральна лінія |лініях]] заліза, а не як в простіших моделях - непрозорістю [[Томпсонівське розсіювання|електронного розсіювання]]. Відтак, для викидів масою 1<sup>-2</sup> M<sub>☉</sub> і швидкістю v ~ 0,1 c, модель Мецгера та ін. передбачала пікову світність в ~3 x 10<sup>41</sup> [[ерг]]/сек та спектральний пік у видимому діапазоні<ref name="Metzger2010" />. Оскільки така світність приблизно в тисячу разів яскравіша аніж класичні [[Нова зоря|нові]] (чия пікова світність близька до [[Межа Еддінгтона|критичної світності]], ~10<sup>38</sup> ерг/сек), то електромагнітні транзієнти злиття нейтронних зір, спричинені розпадом ядер r-процесу, були названі Мецгером та ін. «'''кілонова'''»<ref name="Metzger2010" />. Тож, модель Мецгера та ін. вперше чітко вказала на зв'язок між кілоновими, короткими гамма-спалахами, гравітаційними хвилями та походженням елементів r-процесу (актиноїдів та лантаноїдів).

====Синя та червона кілонові====

За відсутності експериментальних даних про непрозорість в лініях важких елементів r-процесу, в моделі Мецгера та ін. була використана непрозорість багатих на [[Залізо|Fe]] викидів в наднових типу Іа<ref name="Metzger2010" />. Згодом Кейсен та ін.<ref name="Kasen2013">{{cite journal|author=Kasen D., Badnell N. R., and Barnes J.|title=OPACITIES AND SPECTRA OF THEr-PROCESS EJECTA FROM NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=774|issue=1|year=2013|pages=25|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/774/1/25}}</ref>, Бернес і Кейсен<ref name="BarnesKasen2013">{{cite journal|author=Barnes J. and Kasen D.|title=EFFECT OF A HIGH OPACITY ON THE LIGHT CURVES OF RADIOACTIVELY POWERED TRANSIENTS FROM COMPACT OBJECT MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=775|issue=1|year=2013|pages=18|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/775/1/18}}</ref> та незалежно Танака і Готокезака <ref name="TanakaHotokezaka2013">{{cite journal|author=Tanaka M. and Hotokezaka K.|title=RADIATIVE TRANSFER SIMULATIONS OF NEUTRON STAR MERGER EJECTA|journal=The Astrophysical Journal|volume=775|issue=2|year=2013|pages=113|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/775/2/113}}</ref> вперше визначили світність кілонової, включивши атомні дані про непрозорість ліній для викидів важких елементів r-процесу. Зокрема, в цих обчисленнях було показано, що якщо викиди містять ядра актиноїдів чи лантиноїдів з частково заповненими [[валентність|зовнішніми]] [[Електронна оболонка|електронними оболонками]] [[Блок періодичної системи|f]]-[[Атомна орбіталь|орбіталі]] (як відбувається при синтезі ядер r-процесу з [[масове число|масовим числом]] A≥130), то фотонна непрозорість таких викидів в ультрафіолетовому та оптичному діапазонах має бути в 10-100 разів більшою, аніж для викидів, складених з ядер залізної групи із частково заповненими валентними електронами ''d''-орбіталей<ref name="Kasen2013" /><ref name="TanakaHotokezaka2013" />. Це пов'язано з тим, що частково-заповнена ''f''-орбіталь, з більш щільно розміщеними енергетичними рівнями, уможливлює більше число можливих способів розподілу валентних електронів в цій орбіталі і на порядок більше лінійчатих переходів, аніж в ''d''-орбіталі <ref name="Kasen2013" />. Висока непрозорість елементів ''r''-процесу повинна затримувати час еволюції кривої блиску від ~1 дня до ~1 тижня та змістити спектральний пік від видимого (передбаченого моделлю Мецгера та ін.) до ближньо-інфрачервоного діапазону<ref name="BarnesKasen2013 " /><ref name="TanakaHotokezaka2013" />, призводячи до появи «'''червоної кілонової'''» .

Не всі частини викидів із злиття нейтронних зір обов'язково утворюватимуть важкі ядра r-процесу. Викиди з <math>Y_e \gtrsim 0.25</math> не матимуть достатньої кількості нейтронів для реакцій захоплення нейтронів, щоб проштовхнути потік нуклонів через другий пік (A≈130) r-процесу <ref name="MetzgerFernández2014">{{cite journal|author=Metzger Brian D. and Fernández Rodrigo|title=Red or blue? A potential kilonova imprint of the delay until black hole formation following a neutron star merger|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=441|issue=4|year=2014|pages=3444–3453|issn=1365-2966|doi=10.1093/mnras/stu802}}</ref>. У цьому випадку, як передбачає модель Мецгера та ін., не буде утворення лантаноїдів і викиди із злиття нейтронних зір генеруватимуть швидко еволюціонуюче, яскравіше та синювате оптичне випромінювання, т.зв. «'''синю кілонову'''»<ref name="Metzger2010" /><ref name="MetzgerFernández2014" />. Синє оптичне випромінювання викидів після злиття є свідченням утворення легших ядер r-процесу, оскільки їх непрозорість лиш трохи вища від непрозорості заліза<ref name = "Tanaka17">{{Cite arXiv |author= Tanaka M. et al. |title=Properties of Kilonovae from Dynamical and Post-Merger Ejecta of Neutron Star Mergers |date=30 August 2017|arxiv=1708.09101| url= https://arxiv.org/abs/1708.09101}}</ref>.

Нові теоретичні обчислення та моделювання показали, як включення ефектів переносу нейтрино може призвести до утворення легших ядер r-процесу у викидах після злиття нейтронних зір<ref name="Wanajo2014">{{cite journal|author=Wanajo S., Sekiguchi Y., Nishimura N., Kiuchi K., Kyutoku K. and Shibata M.|title=Production of all the r-process nuclides in the dynamical ejecta of neutron star mergers|journal=The Astrophysical Journal|volume=789|issue=2|year=2014|pages=L39|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/789/2/L39}}</ref><ref name="Sekiguchi15">{{cite journal|author=Sekiguchi Y., Kiuchi K., Kyutoku K., and Shibata M.|title=Dynamical mass ejection from binary neutron star mergers: Radiation-hydrodynamics study in general relativity|journal=Physical Review D|volume=91|issue=6|year=2015|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.91.064059}}</ref><ref name="Goriely15">{{cite journal|author=Goriely S., Bauswein A., Just O., Pllumbi E., and Janka H.-Th.|title=Impact of weak interactions of free nucleons on the r-process in dynamical ejecta from neutron star mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=452|issue=4|year=2015|pages=3894–3904|issn=0035-8711|doi=10.1093/mnras/stv1526}}</ref>. Нагрівання нейтрино відіграє важливу роль в зміні хімічного складу (Y<sub>e</sub>) викидів із злиття. [[Електронне нейтрино|Електронні нейтрино]] та антинейтрино, випромінювані після злиття , характеризуються досить високою світністю (>10<sup>53</sup> ерг/cек)<ref name="Sekiguchi15" />. Внаслідок поглинання нейтрино з такою високою світністю викиди стають більш багатшими на протони, оскільки електронні нейтрино перетворюють деяку частку нейтронів в протони через реакції <math>n + v_e \leftrightarrow p+e^-</math><ref name="Wanajo2014" />. Тому нагріті ударними хвилями полярні динамічні викиди після злиття будуть мати відносно високу частку електронів, <math>Y_e \gtrsim 0.25</math>, і позбавлені лантаноїдів, тим самим роблячи внесок до раннього, синього випромінювання кілонової <ref name="Sekiguchi15" />. Разом з тим, синя кілонова буде видимою лише для променів зору, що не блокуються викидами матерії з високою непрозорістю - «червоною кілоновою»<ref name="Kasen15">{{cite journal|author=Kasen D., Fernández R., and Metzger B.D.|title=Kilonova light curves from the disc wind outflows of compact object mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=450|issue=2|year=2015|pages=1777–1786|issn=1365-2966|doi=10.1093/mnras/stv721}}</ref>.

У порівнянні з [[Коліматор|колімованим]] і релятивістсько спрямованим гамма-спалахом, Мецгер та Бергер припустили, що [[ізотропність|ізотропні]] випромінювання кілонової роблять їх найбільш перспективним електромагнітним двійником для типового злиття подвійних нейтронних зір на відстані 200 [[парсек|Мпк]], що знаходиться в діапазоні модернізованих детекторів LIGO/Virgo <ref name="MetzgerBerger2012">{{cite journal|author=Metzger B. D. and Berger E.|title=WHAT IS THE MOST PROMISING ELECTROMAGNETIC COUNTERPART OF A NEUTRON STAR BINARY MERGER?|journal=The Astrophysical Journal|volume=746|issue=1|year=2012|pages=48|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/746/1/48}}</ref> . Пізніші обчислення і перші запуски оновленого LIGO дозволили астрономам висунути припущення, що злиття можуть відбуватись значно ближче ніж 200 Мпк, завдяки чому кілонові можна виявити навіть з 1-м телескопами<ref name="Kasliwa14">{{cite journal|author=Kasliwal M. M. and Nissanke S.|title=On discovering electromagnetic emission from neutron star mergers: the early years of two gravitational wave detectors|journal=The Astrophysical Journal|volume=789|issue=1|year=2014|pages=L5|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/789/1/L5}}</ref>.

2013 р. вперше було виявлено інфрачервоне випромінювання після короткого гамма-спалаху GRB 130603B протягом тижня<ref name="BergerFong2013">{{cite journal|author=Berger E., Fong W. and Chornock R.|title=An r-Process Kilonova Associated with the Short-Hard GRB 130603B|journal=The Astrophysical Journal|volume=774|issue=2|year=2013|pages=L23|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/774/2/L23}}</ref><ref name="Tanvir2013">{{cite journal|author=Tanvir N. R. et al.|title=A ‘kilonova’ associated with the short-duration γ-ray burst GRB 130603B|journal=Nature|volume=500|issue=7464|year=2013|pages=547–549|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature12505}}</ref>. Це відкриття було першим свідченням про прямий звязок між злиттям нейтронних зір та короткими гамма-спалахами, а відтак, підвердженням злиття нейтронних зір як місця утворення важких ядер r-процесу у всесвіті<ref name="BergerFong2013" />.

== Відкриття GW170817 ==
[[File:ApJL 848 L12 Fig2 Timeline of the discovery of GW170817, GRB 170817A, AT 2017gfo.svg|thumb|Комбіноване зображення хронології відкриття GW170817 і його електромагнітних двійників (EM170817, GRB 170817A, SSS17a/AT 2017gfo). Вкладки показують першу реєстрацію в гравітаційно-хвильових (спектограми LIGO), гамма-променевих (Fermi-GBM і INTEGRAL), оптичних (ESO-NTT, ESO-VLT-XShooter), рентгенівських (Chandra ) та радіо (JVLA ) смугах. ]]
17 серпня 2017 року, о 12:41:04 [[UTC]], мережа гравітаційно-хвильових детекторів LIGO-Virgo вперше змогла зареєструвати гравітаційно-хвильовий сигнал від зіткнення двох компактних, надщільних об'єктів, «нейтронних зір», які є залишками від вибуху [[наднова|наднових зір]].
17 серпня 2017 року, о 12:41:04 [[UTC]], мережа гравітаційно-хвильових детекторів LIGO-Virgo вперше змогла зареєструвати гравітаційно-хвильовий сигнал від зіткнення двох компактних, надщільних об'єктів, «нейтронних зір», які є залишками від вибуху [[наднова|наднових зір]].


Рядок 70: Рядок 150:
Перед завершенням О2, детектори LIGO-Virgo зареєстрували гравітаційно-хвильовий сигнал від злиття подвійних нейтронних зір (названий "GW170817" - "gravitaional wave" і дата реєстрації). Сигнал GW170817 тривав ~100 cек (початок відліку від 24 Гц), до 12:41:04 UTC. GW170817 був ідентифікований в зашумлених вихідних даних через порівняння сигналів з детекторів LIGO-Virgo з бібліотекою моделей сигналів (теоретично передбачених на основі {{не перекладено|Постньютонівське наближення|постньютонівського наближення||Post-Newtonian expansion}} наближення [[загальна теорія відносності|ЗТВ]]) використовуючи {{не перекладено|Узгоджений фільтр|узгоджене фільтрування||Matched filter}}. Значення моментів обертання та мас узгодженого фільтра, що максимально узгоджувався з GW170817, приписувались сигналу<ref name="PRL-171016" /><ref name="APJ" />.
Перед завершенням О2, детектори LIGO-Virgo зареєстрували гравітаційно-хвильовий сигнал від злиття подвійних нейтронних зір (названий "GW170817" - "gravitaional wave" і дата реєстрації). Сигнал GW170817 тривав ~100 cек (початок відліку від 24 Гц), до 12:41:04 UTC. GW170817 був ідентифікований в зашумлених вихідних даних через порівняння сигналів з детекторів LIGO-Virgo з бібліотекою моделей сигналів (теоретично передбачених на основі {{не перекладено|Постньютонівське наближення|постньютонівського наближення||Post-Newtonian expansion}} наближення [[загальна теорія відносності|ЗТВ]]) використовуючи {{не перекладено|Узгоджений фільтр|узгоджене фільтрування||Matched filter}}. Значення моментів обертання та мас узгодженого фільтра, що максимально узгоджувався з GW170817, приписувались сигналу<ref name="PRL-171016" /><ref name="APJ" />.


Першим сигнал GW170817 був зареєстрований детектором Virgo, через 22 мсек його зареєстрував детектор LIGO-Livingston, і ще через 3 мсек - детектор LIGO-Hanford. Завдяки такій кількості залучених детекторів астрофізики змогли досить точно визначити, з якої саме ділянки неба прийшов сигнал. Для GW170817 ділянка мала витягнуту форму (відому як «еліпс похибки»), ~2 градуси в ширину і 15 градусів у довжину, вкриваючи 28 квадратних градусів<ref name="PRL-171016" /> у [[Сузір'я Гідра|сузір'ї Гідри]], з центром поблизу зорі Псі Гідри<ref name="Goldstein2017" />.
Першим сигнал GW170817 був зареєстрований детектором Virgo, через 22 мсек його зареєстрував детектор LIGO-Livingston, і ще через 3 мсек - детектор LIGO-Hanford. Завдяки такій кількості залучених детекторів астрофізики змогли досить точно визначити, з якої саме ділянки неба прийшов сигнал. Для GW170817 ділянка мала витягнуту форму (відому як «еліпс похибки»), ~2 градуси в ширину і 15 градусів у довжину, вкриваючи 28 квадратних градусів<ref name="PRL-171016" /> у [[Сузір'я Гідра|сузір'ї Гідри]], з центром поблизу зорі Псі Гідри<ref name="Goldstein2017">{{cite journal|author=Goldstein A. et al.|title=An Ordinary Short Gamma-Ray Burst with Extraordinary Implications: Fermi-GBM Detection of GRB 170817A|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L14|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8f41}}</ref>.


Якби GW170817 сигнал прийшов на три тижні раніше, то детектор Virgo б не зміг його зареєструвати, без чого на основі лише даних детекторів LIGO було б значно важче локалізувати GW170817 на небі, як і знайти електромагнітних двійників чи відкрити кілонову. Якби ж GW170817 сигнал прийшов на кілька тижнів пізніше, то його джерело було б позаду Сонця, унеможливлюючи локалізацію оптичного транзієнта<ref name="APJ" />.
Якби GW170817 сигнал прийшов на три тижні раніше, то детектор Virgo б не зміг його зареєструвати, без чого на основі лише даних детекторів LIGO було б значно важче локалізувати GW170817 на небі, як і знайти електромагнітних двійників чи відкрити кілонову. Якби ж GW170817 сигнал прийшов на кілька тижнів пізніше, то його джерело було б позаду Сонця, унеможливлюючи локалізацію оптичного транзієнта<ref name="APJ" />.
Рядок 119: Рядок 199:


== Гамма-спалах GRB170817A ==
== Гамма-спалах GRB170817A ==
[[File:Artist NSIllustration CREDIT NSF LIGO Sonoma State University A. Simonnet.jpg|thumb|Художнє подання злиття двох нейтронних зір та утворення джету гамма-спаплаху]]
Гравітаційно-хвильовий сигнал GW170817 супроводжувався [[Гамма-спалахи|коротким спалахом]] [[гамма-промені]]в ('''кСГП'''), названим [[GRB170817A]]<ref name="Savchenko2017">{{cite journal|author=Savchenko, V. et al.|title=INTEGRAL Detection of the First Prompt Gamma-Ray Signal Coincident with the Gravitational-wave Event GW170817|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L15|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8f94}}</ref><ref name="Goldstein2017" /><ref name = "LIGO2017" />. Тривалість гамма-спалаху GRB170817A була подібною до стандартних космологічних коротких СГПів, але з енергією на п'ять порядків менше, ніж усі передбачувані та відкриті короткі СГПи , що могло свідчити або про відхилення кута нахилу осі джету від променя зору або ж про відмінне джерело<ref name = "LIGO2017" /><ref name="Connaughton2017" /><ref name="Fong2017">{{cite journal|author=Fong W. et al.|title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. VIII. A Comparison to Cosmological Short-duration Gamma-Ray Bursts|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L23|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa9018}}</ref>..


===Реєстрація GRB170817A===
Оптичне, ультрафіолетове та інфрачервоне випромінювання злиття подвійних нейтронних зір пов'язане головним чином із радіоактивним розпадом ізотопів, утворених в r-процесі. Реєстрація ж короткого гамма-спалаху GRB170817A припускає наявність [[Релятивістський струмінь|релятивістських джетів]]. Однак, виявлена астрономами енергія короткого гамма-спалаху GRB170817A на п'ять порядків менше, ніж усі передбачувані та відкриті короткі гамма-спалахи, що могло свідчити або про відхилення кута нахилу осі джету від променя зору або ж про відмінне джерело<ref name = "LIGO2017" /><ref name="Connaughton2017" />.
[[File:ApJL 848 L13 Fig2 Multi-messenger detection of GW170817 and GRB 170817A.svg|300 пкс|thumb|Майже одночасна реєстрація гравітаційно-хвильового сигналу GW170817 та пов'язаного з ним гамма-спалаху GRB 170817A детекторами LIGO та космічними обсерваторіями Fermi/GBM та INTEGRAL. '''Вгорі''': три [[Часовий ряд|часові ряди]], що відповідають числу фотонів за секунду для двох супутників. Верхні дві панелі - часові ряди Fermi. Ці дві панелі відповідають двом різним діапазонам енергії їх детекторів. Третя панель - часовий ряд INTEGRAL. Зареєстрований Fermi та INTEGRAL гамма-спалах GRB 170817A прийшов через 1,7 сек після гравітаційно-хвильового сигналу GW170817, зареєстрованого LIGO-Livingston ('''внизу''').]]
Перше повідомлення про GRB170817A було автоматично генероване датчиком гамма-спалахів GBM ({{lang-en|Gamma-ray Burst Monitor}}) на орбітальній обсерваторії [[GLAST|Fermi]]<ref name="Fermi2017">{{cite paper |author= Fermi-GBM. |title=GCN Circular 524666471. 17/08/17 |url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/other/524666471.fermi|date=17 August 2017}}</ref> о 12:41:20 [[UTC]], всього через 14 сек після реєстрації ним СГП о 12:41:06 UTC<ref name="Goldstein2017" />. Згодом, через онлайновий пошук ініційований повідомленнями LIGO-Virgo та Fermi-GBM, GRB170817A був виявлений орбітальною гамма-обсерваторією [[INTEGRAL]] використовуючи антиспівпадальний захист ({{lang-en|Anti-Coincidence Shield}}) [[германій|германієвого]] [[гамма-промені|гамма]]-[[спектрометр|спектрометру]] (SPI) на його борту <ref name="Savchenko2017" />. Різниця між GW170817 та GRB170817A становила T0 - ''t''<sub>''c''</sub> = 1,734 ± 0,054 сек<ref name="APJ" />

Подальший аналіз даних Fermi-GBM визначив тривалість GRB170817A в ''T''<sub>90</sub> = 2,0 ± 0,5 сек, де ''T''<sub>90</sub> - інтервал, в межах якого 90% [[флюенс]] СГП накопичується в діапазоні енергії 50 - 300 [[Електронвольт|кеВ]]. Відтак, GRB170817A був класифікований, як короткий спалах гамма-променів із <ref name="APJ" />. Піковий потік фотонів GRB170817A, вимірюваний протягом 64 мсек, становив 3,7 ± 0,9 фотонів сек см<sup>-2</sup>, а флюенс в межах ''T''<sub>90</sub> - (2,8 ± 0,2) × 10<sup>-7</sup> ерг/см<sup>-2</sup> (10 - 1000 кеВ)<ref name="Goldstein2017" />. GRB170817A є найближчим кСГП з виміряним [[Космологічне червоне зміщення |червоним зміщенням]]<ref name="APJ" />.

===Затримка GRB170817A ===
Затримка електромагнітного сигналу на ~1,7 сек порівняно з гравітаційно-хвильовим може бути пов'язана з [[Гравітаційна затримка сигналу|ефектом Шапіро]] (передбачає, що час поширення безмасових часток у викривленому просторі-часі, тобто через гравітаційні поля, дещо збільшується порівняно з гладким простором-часом), хоча не виключені й інші пояснення<ref name="PRL-171016" />. Іншими поясненнями затримки гамма-променів може бути<ref name = "MetzgerB2017" /><ref name = Villar2017">{{Cite arXiv |author= Villar V.A. et al.|title=The Complete Ultraviolet, Optical, and Near-Infrared Light Curves of the Kilonova Associated with the Binary Neutron Star Merger GW170817: Homogenized Data Set, Analytic Models, and Physical Implications |date=31 October 2017 |arxiv=1710.11576| url= https://arxiv.org/abs/1710.11576}}</ref><ref name = Fraija2017">{{Cite arXiv |author= Fraija N., Veres P. , De Colle F. , Dichiara S. , Barniol Duran R. , Lee W. H. , and Galvan-Gamez A. |title=The short GRB 170817A: Modelling the off-axis emission and implications on the ejecta magnetization |date=23 October 2017 |arxiv=1710.08514| url= https://arxiv.org/abs/1710.08514}}</ref><ref name = Begue2017">{{Cite arXiv |author= Bégué D. , Burgess J.M., and Greiner J. |title=The peculiar physics of GRB 170817A and their implications for short GRBs |date=22 October 2017 |arxiv=1710.07987| url= https://arxiv.org/abs/1710.07987}}</ref>:
: ''a)'' затримка із злиття, допоки не утворилась чорна діра;
: ''б)'' затримка із злиття, допоки гамма-спалах не був підсилений магнітним полем;
: ''в)'' час надходження світла від місця випромінювання;
: ''г)'' уповільнення, зумовлене міжзоряним середовищем
: ''д)'' екзотична фізика

Така затримка в часі двох сигналів дозволила пов'язати короткі гамма-спалахи зі злиттям нейтронних зір<ref name = "LIGO2017">{{Cite journal |doi=10.3847/2041-8213/aa920c | volume=848 |issue=2 |page=L13 |last1=Abbott |first1=B. P. |display-authors=etal |title=Gravitational Waves and Gamma-Rays from a Binary Neutron Star Merger: GW170817 and GRB 170817A |journal=The Astrophysical Journal Letters |date=2017 |arxiv=1710.05834 | url=http://iopscience.iop.org/article/10.3847/2041-8213/aa920c/pdf}}</ref>. Крім того, вона накладає обмеження на швидкість гравітаційних хвиль, які за передбаченнями загальної [[Теорія відносності|теорії відносності]] мають ту ж саму швидкість, що й швидкість світла <ref name="ЛандауЛифшиц1958" />. Тож, відкриття GW170817 та GRB 170817A вперше однозначно показали, що швидкість світла дорівнює швидкості гравітаційних хвиль із точністю до 10<sup>-15</sup><ref name="APJ" /><ref name="PRL-171016" />:
:<math> -3 \times 10^{-15} \le \frac{v_{gw}-c}{c} \le + 7 \times 10^{-16}</math>

===Властивості GRB170817A===
GRB170817A характеризувався винятково низьким {{Comment|ізотропним еквівалентом енергії|Ізотропний еквівалент енергії (видима енергія) - повна енергія спалаху, припускаючи, що випромінювання джерела однакове в усіх напрямках, ізотропне.}} гамма-променів (''E''<sub>γ, iso</sub> ≈ 5 × 10<sup>46</sup> [[ерг]]) <ref name = "LIGO2017" /> та {{Comment|піковою фотонною енергією| енергія фотонів, при якій спектр ''vFv'' досягає піку; ''vFv'' - потік енергії на логарифмічний частотний інтервал}} (''E''<sub>p</sub> ~ 40 - 185 кеВ), що разом з пізнім надходженням рентгенівського (через 9 днів)<ref name="Troja2017" /> та радіо (через 17 днів)<ref name="Hallinan2017" /><ref name="AlexanderBerger2017" /> випромінювання, є переконливим свідченням випромінювання із відносно вузького релятивістського джету, спостережуваного під великим кутом (''θ''<sub>obs</sub> ≈ 37◦ −42◦) до осі його початкової апертури (''θ''<sub>obs</sub> > ''θ''<sub>0</sub>)<ref name = Granot2017">{{Cite arXiv |author= Granot J., Gill R., Guetta D., and Colle F. de.|title=Off-Axis Emission of Short GRB Jets from Double Neutron Star Mergers and GRB 170817A |date=17 October 2017 |arxiv=1710.06421| url= https://arxiv.org/abs/1710.06421}}</ref>. <ref name = Granot17">{{Cite arXiv |author= Granot J., Guetta D., and Gill R.|title=Lessons from the short GRB170817A - the First Gravitational Wave Detection of a Binary Neutron Star Merger |date=17 October 2017 |arxiv=1710.06407| url= https://arxiv.org/abs/1710.06407}}</ref>.

[[Метод максимальної правдоподібності|Аналіз максимальної правдоподібності]] ключових параметрів післясвітіння на основі даних радіо- та рентгенівського випромінювання з GRB170817A визначив діапазон енергії для істинної енергії джету кСГП в ⟨''E''⟩ ≈ 10<sup>48</sup> - 10<sup>49</sup><ref name = Granot2017" />. Це, в цілому, узгоджується з енергіями для джетів кСГП, що спрямовані вздовж променя зору спостерігача і які характерні для злиття нейтронних зір<ref name="Nakar2007" /><ref name="Berger2014" /> .

Більш детальний аналіз даних Fermi-GRB для GRB170817A виявив два окремі компоненти спалаху: 1) первинний сильний пік, що тривав <0,5 сек, нетепловий спектр якого був в цілому схожий до регулярних СГПів; потім слідував 2) слабший компонент випромінювання, з тривалістю ~2 сек, чий спектр мав [[теплове випромінювання|тепловий характер]]<ref name="Goldstein2017" />. Перший компонент міг бути позаосьовим проявом більш потужного джету короткого СГП, світність якого була ослаблена релятивістським випромінюванням<ref name="Lamb2016">{{cite journal|author=Lamb G.P. and Kobayashi S.|title=Low-Г Jets from Compact Stellar Mergers: Candidate Electromagnetic Counterparts to Gravitational Wave Sources|journal=The Astrophysical Journal|volume=829|issue=2|year=2016|pages=112|issn=1538-4357|doi=10.3847/0004-637X/829/2/112}}</ref>, або ж є свідченням відхилення кута нахилу осі джету СГП від променя зору<ref name="Kathirgamaraju2017">{{cite journal|author=Kathirgamaraju A., Barniol Duran R., and Giannios D.|title=Off-axis short GRBs from structured jets as counterparts to GW events|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society: Letters|year=2017|issn=1745-3925|doi=10.1093/mnrasl/slx175}}</ref>. В свою чергу джерелом теплової компоненти GRB170817A міг бути гарячий кокон<ref name="Lazzati2017">{{cite journal|author=Lazzati D., López-Cámara D., Cantiello M., Morsony B.J., Perna R., and Workman J.C.|title=Off-axis Prompt X-Ray Transients from the Cocoon of Short Gamma-Ray Bursts|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=1|year=2017|pages=L6|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8f3d}}</ref><ref name="Nakar2016">{{cite journal|author=Nakar E. and Piran T.|title=The Observable Signatures of GRB Cocoons|journal=The Astrophysical Journal|volume=834|issue=1|year=2016|pages=28|issn=1538-4357|doi=10.3847/1538-4357/834/1/28}}</ref> чи вихід ударної хвилі внаслідок прориву ультрарелятивістського СГП крізь хмару полярних викидів<ref name="Nakar12">{{cite journal|author=Nakar E. and Sari R.|title=Relativistic shock breakouts—A variety of gamma-ray flares: From low-luminosity gamma-ray bursts to type Ia supernovae|journal=The Astrophysical Journal|volume=747|issue=2|year=2012|pages=88|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/747/2/88}}</ref><ref name="Duffell15">{{cite journal|author=Duffell P.C., Quataert E., and MacFadyen A.I.|title=A Narrow Short-Duration GRB Jet from a Wide Central Engine|journal=The Astrophysical Journal|volume=813|issue=1|year=2015|pages=64|issn=1538-4357|doi=10.1088/0004-637X/813/1/64}}</ref>.

Оскільки випромінювання червоної кілонови в GW170817 припускають, що після злиття нейтронних зір утворився масивний акреційний диск і формування чорної діри було відносно швидким<ref name = "MetzgerB2017" />, то система "чорна діра - тор" забезпечує природній механізм для генерування і живлення релятивістського джету СГП<ref name="Narayan1992">{{cite journal|author=Narayan R., Paczynski B., and Piran T.|title=Gamma-ray bursts as the death throes of massive binary stars|journal=The Astrophysical Journal|volume=395|year=1992|pages=L83|issn=0004-637X|doi=10.1086/186493}}</ref><ref name="Aloy2005">{{cite journal|author=Aloy M. A., Janka H.-T., and Müller E.|title=Relativistic outflows from remnants of compact object mergers and their viability for short gamma-ray bursts|journal=Astronomy & Astrophysics|volume=436|issue=1|year=2005|pages=273–311|issn=0004-6361|doi=10.1051/0004-6361:20041865}}</ref>. Ця система також пояснює часову еволюцію структури джету. Акреційний диск, утворений після злиття, еволюціонує протягом в'язкого часу{{ref|viscoustime}} кілька секунд. За цей час диск втрачає значну частку своєї маси через акрецію та витікання <ref name="Fernandez13" />. Якщо [[Коліматор|колімація]] джету СГП обумовлена середовищем, сформованим вітрами диску та динамічними викидами, тоді (з послабленням густини довколишньої хмари викидів та сили джету) кут розкриття джету може також збільшитись впродовж кількох секунд, подібно до спосетержуваної затримки GRB170817A в ~1,7 сек<ref name = "MetzgerB2017" />.

Вірогідність того, що GRB170817A спостерігався під кутом до осі ядра джету кСГП узгоджується з відносно великим кутом нахилу подвійної системи відносно променя зору (''θ''<sub>obs</sub>): ''θ''<sub>obs</sub> ≈ 0,2 - 0,6<ref name = Burgess2017">{{Cite arXiv |author= Burgess J.M., Greiner J., Begue D., Giannios D., Berlato F., and Lipunov V.M.|title=Viewing short Gamma-ray Bursts from a different angle |date=16 October 2017 |arxiv= 1710.05823 | url= https://arxiv.org/abs/1710.05823}} </ref>. Іншим свідченням існування більш потужного позаосьового джету в GW170817 було відкриття нетеплових радіо та рентгенівських випромінювань, що слідували після злиття із затримкою в кілька тижнів<ref name="Hallinan2017" /><ref name="AlexanderBerger2017" /> <ref name="MarguttiBerger2017" /><ref name="Troja2017" />. Таке випромінювання характерне для позаосьового післясвітіння від "гамма-спалаху сироти"<ref name="Granot2002" />.

Тільки через 15 днів після виявлення гравітаційно-хвильового сигналу [[Чандра (телескоп)|космічний телескоп «Чандра»]] зареєстрував рентгеінвське джерело, а опісля був виявлений і радіо сигнал<ref name="Hallinan2017">{{cite journal|author=Hallinan G. et al.|title=A radio counterpart to a neutron star merger|journal=Science|year=2017|pages=eaap9855|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aap9855}}</ref><ref name="Troja2017" />. Моделювання показали, що ці рентгенівські та радіо-випромінювання утворилися внаслідок релятивістських джетів з енергією, близькою до космологічних коротких гамма-спалахів, але спрямованих під великим кутом до променя зору, що мало пояснити слабкий короткий гамма-спалах <ref name="Hallinan2017" />.


Тільки через 15 днів після виявлення гравітаційно-хвильового сигналу [[Чандра (телескоп)|космічний телескоп «Чандра»]] зареєстрував рентгеінвське джерело, а опісля був виявлений і радіо сигнал<ref name="Hallinan2017">{{cite journal|author=Hallinan G. et al.|title=A radio counterpart to a neutron star merger|journal=Science|year=2017|pages=eaap9855|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aap9855}}</ref><ref name="Troja2017" />. Моделювання показали, що ці рентгенівські та радіо-випромінювання утворилися внаслідок релятивістських струменів з енергією, близькою до космологічних коротких гамма-спалахів, але спрямованих під великим кутом до променя зору, що мало пояснити слабкий короткий гамма-спалах.
[[File:Artist NSIllustration CREDIT NSF LIGO Sonoma State University A. Simonnet.jpg|thumb|left|Художнє подання злиття двох нейтронних зір та утворення джету гамма-спаплаху]]
За отриманими даними, гамма-спалах GRB170817A характеризується наступними рисами <ref name="PRL-171016" /><ref name = "LIGO2017" />:
За отриманими даними, гамма-спалах GRB170817A характеризується наступними рисами <ref name="PRL-171016" /><ref name = "LIGO2017" />:
# розпочався через ~2 сек після злиття подвійної нейтронної зорі;
# розпочався через ~2 сек після злиття подвійної нейтронної зорі;
Рядок 132: Рядок 240:
Тож, GRB170817A набагато слабший, ніж найслабші із зареєстрованих гамма-спалахів, попри те, що джерело гамма-спалаху відносно набагато ближче до Землі і він мав бути набагато більш яскравим <ref name = "LIGO2017" />.
Тож, GRB170817A набагато слабший, ніж найслабші із зареєстрованих гамма-спалахів, попри те, що джерело гамма-спалаху відносно набагато ближче до Землі і він мав бути набагато більш яскравим <ref name = "LIGO2017" />.


== Електромагнітне підтвердження ==
== Електромагнітне підтвердження GW170817-сигналу==
Ще з часу відкриття перших подвійних нейтронних зір припускалось, що їхнє злиття має генерувати широкий діапазон електромагнітного випромінювання&nbsp;— від [[Радіохвилі |радіохвиль]] до [[Гамма-промені|гамма-променів]]. Виявлення електромагнітного двійника злиття подвійних є важливим для розуміння його фізики: воно може надати точне місце розташування джерела; вияснити поведінку речовини під час злиття, включаючи [[релятивістський струмінь]] і нерелятивістські виверження; виявити, чи є таке злиття джерелом [[r-процес]]у [[нуклеосинтез]]у; пролити світло на формування та властивості об'єкту, що утворився внаслідок злиття тощо.


На відміну від злиття чорних дір, які майже невидимі, злиття нейтронних зір супроводжується [[Електромагнітний спектр|електромагнітним випромінюванням]]. Ще з часу відкриття перших подвійних нейтронних зір припускалось, що їхнє злиття має генерувати широкий діапазон електромагнітного випромінювання&nbsp;— від [[Радіохвилі |радіохвиль]] до [[Гамма-промені|гамма-променів]]. Виявлення електромагнітного двійника злиття подвійних є важливим для розуміння його фізики: воно може надати точне місце розташування джерела; вияснити поведінку речовини під час злиття, включаючи [[релятивістський струмінь]] і нерелятивістські виверження; виявити, чи є таке злиття джерелом [[r-процес]]у [[нуклеосинтез]]у; пролити світло на формування та властивості об'єкту, що утворився внаслідок злиття тощо.
На відміну від злиття чорних дір, які майже невидимі, злиття нейтронних зір супроводжується [[Електромагнітний спектр|електромагнітним випромінюванням]]. Через 1,7 секунди після реєстрації сигналу гравітаційної хвилі GW170817 , космічні гамма-телескопи [[GLAST| «Фермі»]]<ref name="Goldstein2017">{{cite journal|author=Goldstein A. et al.|title=An Ordinary Short Gamma-Ray Burst with Extraordinary Implications: Fermi-GBM Detection of GRB 170817A|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L14|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8f41}}</ref> та [[INTEGRAL]]<ref name="Savchenko2017">{{cite journal|author=Savchenko V. et al.|title=INTEGRAL Detection of the First Prompt Gamma-Ray Signal Coincident with the Gravitational-wave Event GW170817|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L15|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8f94}}</ref> зафіксували короткий [[гамма-спалахи|гамма-спалах]], названий [[GRB170817A|'''GRB170817A''']]<ref name="Goldstein2017" /><ref name="Savchenko2017" />. Затримка електромагнітного сигналу порівняно з гравітаційно-хвильовим може бути пов'язана з [[Гравітаційна затримка сигналу|ефектом Шапіро]] (передбачає, що час поширення безмасових часток у викривленому просторі-часі, тобто через гравітаційні поля, дещо збільшується порівняно з гладким простором-часом), хоча не виключені й інші пояснення<ref name="PRL-171016" />.

Така коротка затримка в часі двох сигналів дозволила пов'язати короткі гамма-спалахи зі злиттям нейтронних зір<ref name = "LIGO2017">{{Cite journal |doi=10.3847/2041-8213/aa920c | volume=848 |issue=2 |page=L13 |last1=Abbott |first1=B. P. |display-authors=etal |title=Gravitational Waves and Gamma-Rays from a Binary Neutron Star Merger: GW170817 and GRB 170817A |journal=The Astrophysical Journal Letters |date=2017 |arxiv=1710.05834 | url=http://iopscience.iop.org/article/10.3847/2041-8213/aa920c/pdf}}</ref>. Крім того, вона накладає обмеження на швидкість гравітаційних хвиль, які за передбаченнями загальної [[Теорія відносності|теорії відносності]] мають ту ж саму швидкість, що й швидкість світла <ref name="ЛандауЛифшиц1958" />. Тож, відкриття GW170817 та GRB 170817A вперше однозначно показали, що швидкість світла дорівнює швидкості гравітаційних хвиль із точністю до 10<sup>-15</sup><ref name="APJ" /><ref name="PRL-171016" />:
:<math> -3 \times 10^{-15} \le \frac{v_{gw}-c}{c} \le + 7 \times 10^{-16}</math>


=== Оптичні та ультрафіолетові спостереження ===
=== Оптичні та ультрафіолетові спостереження ===
Рядок 144: Рядок 248:
Одразу після реєстрації GW170817 LIGO-Virgo, шість колаборацій астрономів незалежно одна від одної протягом 42 хвилини виявили і почали спостерігати оптичне джерело гравітаційно-хвильового сигналу, згодом назване AT 2017gfo. Ці колаборації включали: 1) колаборацію "Swope Supernova Survey (SSS)" та "One-Meter Two-Hemisphere " (1M2H)<ref name="Coulter2017">{{cite journal|author=Coulter D.A. et al.|title=Swope Supernova Survey 2017a (SSS17a), the optical counterpart to a gravitational wave source|journal=Science|year=2017|pages=eaap9811|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aap9811}}</ref>; 2) "Distance Less Than 40 Mpc " (DLT40)<ref name="Valenti2017">{{cite journal|author=Valenti S. et al.|title=The Discovery of the Electromagnetic Counterpart of GW170817: Kilonova AT 2017gfo/DLT17ck|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L24|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8edf}}</ref>; 3) групу Dark Energy Survey (DES)<ref name="Soares-Santos2017">{{cite journal|author=Soares-Santos M. et al|title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. I. Discovery of the Optical Counterpart Using the Dark Energy Camera|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L16|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa9059}}</ref>; 4) команду відстеження післясвітіння гравітаційних хвиль в "Las Cumbres Observatory" <ref name="Arcavi2017">{{cite journal|author=Arcavi I. et al. |title=Optical emission from a kilonova following a gravitational-wave-detected neutron-star merger|journal=Nature|year=2017|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature24291}}</ref>; 5) колаборацію "Mobile Astronomical System of Telescope-Robots" (MASTER)<ref name="GCN21391">{{cite paper |author= Lipunov V. et al. GCN Circular 21391. 17/08/17 |url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21391.gcn3|date=17 august 2017 }}</ref> та 6) колаборацію "VIsta Near-infraRed Observations Unveiling Gravitational wave Events " (VINROUGE)<ref name="Tanvir2017">{{cite journal|author=Tanvir N. R. et al.|title=The Emergence of a Lanthanide-rich Kilonova Following the Merger of Two Neutron Stars|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L27|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa90b6}}</ref>.
Одразу після реєстрації GW170817 LIGO-Virgo, шість колаборацій астрономів незалежно одна від одної протягом 42 хвилини виявили і почали спостерігати оптичне джерело гравітаційно-хвильового сигналу, згодом назване AT 2017gfo. Ці колаборації включали: 1) колаборацію "Swope Supernova Survey (SSS)" та "One-Meter Two-Hemisphere " (1M2H)<ref name="Coulter2017">{{cite journal|author=Coulter D.A. et al.|title=Swope Supernova Survey 2017a (SSS17a), the optical counterpart to a gravitational wave source|journal=Science|year=2017|pages=eaap9811|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aap9811}}</ref>; 2) "Distance Less Than 40 Mpc " (DLT40)<ref name="Valenti2017">{{cite journal|author=Valenti S. et al.|title=The Discovery of the Electromagnetic Counterpart of GW170817: Kilonova AT 2017gfo/DLT17ck|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L24|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8edf}}</ref>; 3) групу Dark Energy Survey (DES)<ref name="Soares-Santos2017">{{cite journal|author=Soares-Santos M. et al|title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. I. Discovery of the Optical Counterpart Using the Dark Energy Camera|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L16|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa9059}}</ref>; 4) команду відстеження післясвітіння гравітаційних хвиль в "Las Cumbres Observatory" <ref name="Arcavi2017">{{cite journal|author=Arcavi I. et al. |title=Optical emission from a kilonova following a gravitational-wave-detected neutron-star merger|journal=Nature|year=2017|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature24291}}</ref>; 5) колаборацію "Mobile Astronomical System of Telescope-Robots" (MASTER)<ref name="GCN21391">{{cite paper |author= Lipunov V. et al. GCN Circular 21391. 17/08/17 |url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21391.gcn3|date=17 august 2017 }}</ref> та 6) колаборацію "VIsta Near-infraRed Observations Unveiling Gravitational wave Events " (VINROUGE)<ref name="Tanvir2017">{{cite journal|author=Tanvir N. R. et al.|title=The Emergence of a Lanthanide-rich Kilonova Following the Merger of Two Neutron Stars|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L27|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa90b6}}</ref>.


Команда астрономів, використовуючи відносно маленький 1-метровий телескоп Swope [[Обсерваторія Лас-Кампанас|обсерваторії Лас-Кампанас]] у [[Чилі]] першою виявила яскраве оптичне джерело (SSS17a) в галактиці [[NGC 4993]] (сузір'я Гідри), яка належить до [[Лінзоподібна галактика|лінзоподібних галактик]] <ref name="GCN21529">{{cite paper |author= Berger E. et al. GCN Circular 21529. 17/08/17 |url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21529.gcn3|date=17 august 2017 |accessdate=17 October 2017 }}</ref><ref name="Kilpatrick2017">{{cite journal|author=Kilpatrick C. D. et al.|title=Electromagnetic evidence that SSS17a is the result of a binary neutron star merger|journal=Science|year=2017|pages=eaaq0073|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aaq0073}}</ref>, що згодом було підтверджено спостереженнями з багатьох інших телескопів<ref name="Foley2017">{{cite paper |author= Foley R. et al. GCN Circular 21547. 17/08/17 |url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21547.gcn3|date=17 august 2017 |accessdate=17 October 2017 }}</ref><ref name="Kasliwal2017">{{cite paper |author= Kasliwal M.M. et al. GCN Circular 21551. 17/08/17 |url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21551.gcn3|date=17 august 2017 |accessdate=17 October 2017 }}</ref><ref name="Coulter2017">{{cite journal|author=Coulter D.A. et al.|title=Swope Supernova Survey 2017a (SSS17a), the optical counterpart to a gravitational wave source|journal=Science|year=2017|pages=eaap9811|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aap9811}}</ref>.
Команда астрономів, використовуючи відносно маленький 1-метровий (в діаметрі) телескоп Swope [[Обсерваторія Лас-Кампанас|обсерваторії Лас-Кампанас]] у [[Чилі]] першою виявила яскраве оптичне джерело (SSS17a) в галактиці [[NGC 4993]] (сузір'я Гідри), яка належить до [[Лінзоподібна галактика|лінзоподібних галактик]] <ref name="GCN21529">{{cite paper |author= Berger E. et al. GCN Circular 21529. 17/08/17 |url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21529.gcn3|date=17 august 2017 |accessdate=17 October 2017 }}</ref><ref name="Kilpatrick2017">{{cite journal|author=Kilpatrick C. D. et al.|title=Electromagnetic evidence that SSS17a is the result of a binary neutron star merger|journal=Science|year=2017|pages=eaaq0073|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aaq0073}}</ref>, що згодом було підтверджено спостереженнями з багатьох інших телескопів<ref name="Foley2017">{{cite paper |author= Foley R. et al. GCN Circular 21547. 17/08/17 |url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21547.gcn3|date=17 august 2017 |accessdate=17 October 2017 }}</ref><ref name="Kasliwal2017">{{cite paper |author= Kasliwal M.M. et al. GCN Circular 21551. 17/08/17 |url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21551.gcn3|date=17 august 2017 |accessdate=17 October 2017 }}</ref><ref name="Coulter2017">{{cite journal|author=Coulter D.A. et al.|title=Swope Supernova Survey 2017a (SSS17a), the optical counterpart to a gravitational wave source|journal=Science|year=2017|pages=eaap9811|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aap9811}}</ref>.


Спочатку яскрава світність та синій, невиразний оптичний спектр джерела GW170817 узгоджувався з вибухом молодої наднової. Тому спершу оптичний двійник було зареєстровано як наднову SSS17a ({{lang-en|Swope Supernova Survey 2017a}} ). Однак наступної ночі спостереження виявили, що джерело GW170817 істотно потьмяніло в оптичному спектрі, але стало яскравішим в інфрачервоному. Пізніше Центральне бюро астрономічних телеграм [[Міжнародний астрономічний союз|Міжнародного астрономічного союзу]]) перейменувало подію в «'''[[AT 2017gfo]]'''».
Спочатку яскрава світність та синій, невиразний оптичний спектр джерела GW170817 узгоджувався з вибухом молодої наднової. Тому спершу оптичний двійник було зареєстровано як наднову SSS17a ({{lang-en|Swope Supernova Survey 2017a}} ). Однак наступної ночі спостереження виявили, що джерело GW170817 істотно потьмяніло в оптичному спектрі, але стало яскравішим в інфрачервоному. Пізніше Центральне бюро астрономічних телеграм [[Міжнародний астрономічний союз|Міжнародного астрономічного союзу]]) перейменувало подію в «'''[[AT 2017gfo]]'''».
Рядок 152: Рядок 256:
Оптичні спектри GW170817 були не схожими на жодні з відомих для наднових<ref name="Arcavi2017" /> і дуже швидко еволюціювали від синього (~6400 K) до червоного (~3500 K) протягом перших трьох днів після злиття<ref name="McCully2017">{{cite journal|author=McCully C. et al.|title=The Rapid Reddening and Featureless Optical Spectra of the Optical Counterpart of GW170817, AT 2017gfo, during the First Four Days|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L32|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa9111}}</ref>. Так, отриманий за допомогою SOAR спектографа {{lang-en|Goodman High Throughput Spectrograph}} найраніший спектр AT 2017gfo, на 1,5 день після злиття, характеризувався панівним синім компонентом (пік ~5000 Å; [[світність]] λL<sub>λ</sub>≈2×10<sup>41</sup> [[ерг]] сек<sup>-1</sup>), що вже на 2,5 день змінився червонуватим компонентом (з піком 7000 Å), і цілком змістився з оптичного діапазону на 7,5 день<ref name="Nicholl2017" />.
Оптичні спектри GW170817 були не схожими на жодні з відомих для наднових<ref name="Arcavi2017" /> і дуже швидко еволюціювали від синього (~6400 K) до червоного (~3500 K) протягом перших трьох днів після злиття<ref name="McCully2017">{{cite journal|author=McCully C. et al.|title=The Rapid Reddening and Featureless Optical Spectra of the Optical Counterpart of GW170817, AT 2017gfo, during the First Four Days|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L32|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa9111}}</ref>. Так, отриманий за допомогою SOAR спектографа {{lang-en|Goodman High Throughput Spectrograph}} найраніший спектр AT 2017gfo, на 1,5 день після злиття, характеризувався панівним синім компонентом (пік ~5000 Å; [[світність]] λL<sub>λ</sub>≈2×10<sup>41</sup> [[ерг]] сек<sup>-1</sup>), що вже на 2,5 день змінився червонуватим компонентом (з піком 7000 Å), і цілком змістився з оптичного діапазону на 7,5 день<ref name="Nicholl2017" />.


Злиття двох нейтронних зір, GW170817, супроводжувалось відповідним коротким гамма-спалахом, GRB 170817A. Близько половини із спостережуваних коротких гамма-спалахів мають відповідні післясвітіння<ref name="Berger2014">{{cite journal|author=Berger Edo|title=Short-Duration Gamma-Ray Bursts|journal=Annual Review of Astronomy and Astrophysics|volume=52|issue=1|year=2014|pages=43–105|issn=0066-4146|doi=10.1146/annurev-astro-081913-035926}}</ref>. Тому не виключена можливість, що в ранньому, синьому оптичному спектрі злиття може бути присутній домішок такого післясвітіння у випромінюванні із кілонової <ref name="McCully2017" />. В перші дні, AT 2017gfo мав кольори, схожі до раніше спостережуваних післясвітінь коротких гамма-спалахів <ref name="Nicholl2017" />. Однак, до прикладу, післясвітіння гамма-спалаху GRB 130603B, було на ~4 [[Видима зоряна величина|mag]] яскравішим, аніж AT 2017 gfo<ref name="Tanvir2013">{{cite journal|author=Tanvir N. R. et al.|title=A ‘kilonova’ associated with the short-duration γ-ray burst GRB 130603B|journal=Nature|volume=500|issue=7464|year=2013|pages=547–549|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature12505}}</ref><ref name="Arcavi2017" />. Тому, якщо було післясвітіння пов'язане GW170817/GRB 170817 A, воно було значно слабшим, аніж післясвітіння від GRB 130603B<ref name="McCully2017" />.
Злиття двох нейтронних зір, GW170817, супроводжувалось відповідним коротким гамма-спалахом, GRB 170817A. Близько половини із спостережуваних коротких гамма-спалахів мають відповідні післясвітіння<ref name="Berger2014" />. Тому не виключена можливість, що в ранньому, синьому оптичному спектрі злиття може бути присутній домішок такого післясвітіння у випромінюванні із кілонової <ref name="McCully2017" />. В перші дні, AT 2017gfo мав кольори, схожі до раніше спостережуваних післясвітінь коротких гамма-спалахів <ref name="Nicholl2017" />. Однак, до прикладу, післясвітіння гамма-спалаху GRB 130603B, було на ~4 [[Видима зоряна величина|mag]] яскравішим, аніж AT 2017 gfo<ref name="Tanvir2013">{{cite journal|author=Tanvir N. R. et al.|title=A ‘kilonova’ associated with the short-duration γ-ray burst GRB 130603B|journal=Nature|volume=500|issue=7464|year=2013|pages=547–549|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature12505}}</ref><ref name="Arcavi2017" />. Тому, якщо було післясвітіння пов'язане GW170817/GRB 170817 A, воно було значно слабшим, аніж післясвітіння від GRB 130603B<ref name="McCully2017" />.
[[File:Eso1733f.svg|thumb|left|Оптичні криві блиску [[кілонова|кілонови]] в [[NGC 4993]] Графік показує яскравість кілонової, виявленої в галактиці NGC 4993, виміряну через різні світлофільтри. У синьому світлі оптичне джерело швидко загасло. Але в ближньому інфрачервоному діапазоні об'єкт залишався яскравим деякий час і загасав повільніше. Протягом чотирьох тижнів кілонова змінила колір із яскраво синього на яскраво червоний, що пояснюється [[r-процес]]ом нуклеосинтезу важких елементів.]]
[[File:Eso1733f.svg|thumb|left|Оптичні криві блиску [[кілонова|кілонови]] в [[NGC 4993]] Графік показує яскравість кілонової, виявленої в галактиці NGC 4993, виміряну через різні світлофільтри. У синьому світлі оптичне джерело швидко загасло. Але в ближньому інфрачервоному діапазоні об'єкт залишався яскравим деякий час і загасав повільніше. Протягом чотирьох тижнів кілонова змінила колір із яскраво синього на яскраво червоний, що пояснюється [[r-процес]]ом нуклеосинтезу важких елементів.]]


Рядок 163: Рядок 267:
Для оптичної [[світність|світності]] потрібна низька частка лантаноїдів, оскільки r-процес надважких елементів придушить [[світловий потік|оптичний потік]] через непрозорість їх [[спектральна лінія|спектральних ліній]] <ref name="KasenBadnell2013" />. Оптичні дані припускають, що такі викиди матерії з незначною часткою лантаноїдів можуть бути видимі лише в межах <math> \theta_{obs} \lesssim 45^\circ </math> орбітальної осі<ref name="Nicholl2017" />.
Для оптичної [[світність|світності]] потрібна низька частка лантаноїдів, оскільки r-процес надважких елементів придушить [[світловий потік|оптичний потік]] через непрозорість їх [[спектральна лінія|спектральних ліній]] <ref name="KasenBadnell2013" />. Оптичні дані припускають, що такі викиди матерії з незначною часткою лантаноїдів можуть бути видимі лише в межах <math> \theta_{obs} \lesssim 45^\circ </math> орбітальної осі<ref name="Nicholl2017" />.


На основі порівняння оптичних спектрів з модельними передбаченнями<ref name="KasenBadnell2013" /> , маса викидів "синьої" кілонової повинна становити ~0,003 M<sub>☉</sub><ref name="Nicholl2017" /><ref name="McCully2017" /><ref name="Arcavi2017" />. Відсутність роздільних [[спектральна лінія|спектральних ліній]] в оптичних даних найкраще узгоджуєтья з тими моделями, які передбачають швидкість викидів "синьої" кілонової v = ~0,3c<ref name="Kasen2017" />. Відповідно з теоретичними розрахунками, така велика швидкість є свідченням того, що "синя" кілонова сформувалась в результаті динамічних полярних викидів матеріалу, нагрітого ударною хвилею в точці зіткнення<ref name="HotokezakaK2013">{{cite journal|author=Hotokezaka K. et al.|title=Mass ejection from the merger of binary neutron stars|journal=Physical Review D|volume=87|issue=2|year=2013|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.87.024001}}</ref><ref name="Bauswein2013">{{cite journal|author=Bauswein A., Goriely S. and Janka H.-T.|title=SYSTEMATICS OF DYNAMICAL MASS EJECTION, NUCLEOSYNTHESIS, AND RADIOACTIVELY POWERED ELECTROMAGNETIC SIGNALS FROM NEUTRON-STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=773|issue=1|year=2013|pages=78|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/773/1/78}}</ref>. З цього випливає, що обидва компоненти подвійної системи повинні були бути нейтронними зорями, а не нейтронною зорею і чорною дірою, оскільки в цьому випадку (за відсутності точки зіткнення) єдиним джерелом викидів з високою часткою електронів <math>Y_e </math> буде лише вітер з [[акреційний диск|акреційного диску]]<ref name="Nicholl2017" />. Тож, виявлена в оптичному спектрі значна маса швидких викидів, пов'язаних з "синьою" кілоновою, відкидає можливість того, що джерелом GW170817 є злиття чорної діри та нейтронної зорі. Відтак, оптичні дані суттєво доповнюють гравітаційно-хвильовий сигнал, спираючись лише на який не можна розрізнити складові компоненти подвійної системи.
На основі порівняння оптичних спектрів з модельними передбаченнями<ref name="KasenBadnell2013" /> , маса викидів "синьої" кілонової повинна становити ~0,003 M<sub>☉</sub><ref name="Nicholl2017" /><ref name="McCully2017" /><ref name="Arcavi2017" />. Відсутність роздільних [[спектральна лінія|спектральних ліній]] в оптичних даних найкраще узгоджуєтья з тими моделями, які передбачають швидкість викидів "синьої" кілонової v = ~0,3c<ref name="Kasen2017" />. Відповідно з теоретичними розрахунками, така велика швидкість є свідченням того, що "синя" кілонова сформувалась в результаті динамічних полярних викидів матеріалу, нагрітого ударною хвилею в точці зіткнення<ref name="HotokezakaK2013">{{cite journal|author=Hotokezaka K. et al.|title=Mass ejection from the merger of binary neutron stars|journal=Physical Review D|volume=87|issue=2|year=2013|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.87.024001}}</ref><ref name="Bauswein2013">{{cite journal|author=Bauswein A., Goriely S. and Janka H.-T.|title=SYSTEMATICS OF DYNAMICAL MASS EJECTION, NUCLEOSYNTHESIS, AND RADIOACTIVELY POWERED ELECTROMAGNETIC SIGNALS FROM NEUTRON-STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=773|issue=1|year=2013|pages=78|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/773/1/78}}</ref>. З цього випливає, що обидва компоненти подвійної системи повинні були бути нейтронними зорями, а не нейтронною зорею і чорною дірою, оскільки в цьому випадку (за відсутності точки зіткнення) єдиним джерелом викидів з високою часткою електронів <math>Y_e </math> буде лише вітер з [[акреційний диск|акреційного диску]]<ref name="Nicholl2017" />. Тож, виявлена в оптичному спектрі значна маса швидких викидів, пов'язаних з «синьою» кілоновою, відкидає можливість того, що джерелом GW170817 є злиття чорної діри та нейтронної зорі. Відтак, оптичні дані суттєво доповнюють гравітаційно-хвильовий сигнал, спираючись лише на який не можна розрізнити складові компоненти подвійної системи.


У випадку, якщо "синя" кілонова дійсно пов'язана з динамічними полярними викидами, то загальна маса викинутого матеріалу дозволяє накласти обмеження на радіус нейтронної зорі подвійної системи<ref name="Nicholl2017" />. Що компактнішою є нейтронна зоря, тим ближче подвійні зорі можуть наблизитись одна до одної і тим більша орбітальна швидкість при злитті, як наслідок - більша ударна хвиля, яка нагріє та викине більше матеріалу <ref name="HotokezakaK2013" />. Моделювання показали, що для нейтронної зорі з малим радіусом (<11 км) маса викидів становить ~10<sup>-2</sup> M<sub>☉</sub>, і є на порядок меншою для зір з більшим радіусом (>13 км)<ref name="Bauswein2013" />. Тому у випадку динамічних полярних викидів, їх більша маса припускає невеликий радіус нейтронної зорі, <12 км <ref name="Nicholl2017" />.
У випадку, якщо «синя кілонова» дійсно пов'язана з динамічними полярними викидами, то загальна маса викинутого матеріалу дозволяє накласти обмеження на радіус нейтронної зорі подвійної системи<ref name="Nicholl2017" />. Що компактнішою є нейтронна зоря, тим ближче подвійні зорі можуть наблизитись одна до одної і тим більша орбітальна швидкість при злитті, як наслідок - більша ударна хвиля, яка нагріє та викине більше матеріалу <ref name="HotokezakaK2013" />. Моделювання показали, що для нейтронної зорі з малим радіусом (<11 км) маса викидів становить ~10<sup>-2</sup> M<sub>☉</sub>, і є на порядок меншою для зір з більшим радіусом (>13 км)<ref name="Bauswein2013" />. Тому у випадку динамічних полярних викидів, їх більша маса припускає невеликий радіус нейтронної зорі, <12 км <ref name="Nicholl2017" />.


Отож , спостережуваний оптичний двійник GW170817, AT 2017gfo, є першим спектральним свідченням кілонової, підтверджуючи теоретичні припущення, що злиття двох нейтронних зір є місцем r-процесу нуклеосинтезу.
Отож , спостережуваний оптичний двійник GW170817, AT 2017gfo, є першим спектральним свідченням кілонової, підтверджуючи теоретичні припущення, що злиття двох нейтронних зір є місцем r-процесу нуклеосинтезу.
Рядок 184: Рядок 288:
Відтак, широкі спектральні піки в ближньому інфрачервоному діапазоні через 2,5 доби після злиття нейтронних зір відповідають значній поширеності лантаноїдів, узгоджуються з даними оптичних та ультрафіолетових спектрів, теоретичними обчисленнями й модельні передбаченнями, що злиття подвійних зір є одним з головних місць r-процесу нуклеосинтезу важких хімічних елементів.
Відтак, широкі спектральні піки в ближньому інфрачервоному діапазоні через 2,5 доби після злиття нейтронних зір відповідають значній поширеності лантаноїдів, узгоджуються з даними оптичних та ультрафіолетових спектрів, теоретичними обчисленнями й модельні передбаченнями, що злиття подвійних зір є одним з головних місць r-процесу нуклеосинтезу важких хімічних елементів.


Отримана на основі поєднання ультрафіолетового, оптичного та інфрачервоного спектрів [[Болометр]]ична [[Світність астрономічних об'єктів|світність]] AT 2017gfo змінювалася від 10<sup>42</sup> ерг/сек через півдоби після спалаху до 3{{e|40}} ерг/сек на 10 добу. На основі оцінки еволюції його [[Ефективна температура|ефективної температури]], було встановлено, що джерело GW170817 швидко охолоджувалось, від ≈11&nbsp;000 [[Кельвін|K]] до ≈5000 K через добу і до ≈1400 K через 10 діб. Швидкість розширення [[фотосфера|фотосфери]] джерела була в діапазоні від 0,3[[Швидкість світла|c]] до 0,1с. Крім цього, було виявлено широкі піки в інфрачервоному спектрі, не схожі на жодні інші виявлені астрономічні транзієнти <ref name="KasliwalM2017" />. Тож, {{Джерело|поєднання високої швидкості розширення оболонки, швидкого спадання оптичної світності та широких інфрачервоних піків у спектрі дозволили астрономам встановити, що AT 2017gfo пов'язаний саме з GW170817.}}
Отримана на основі поєднання ультрафіолетового, оптичного та інфрачервоного спектрів [[Болометр]]ична [[Світність астрономічних об'єктів|світність]] AT 2017gfo змінювалася від 10<sup>42</sup> ерг/сек через півдоби після спалаху до 3{{e|40}} ерг/сек на 10 добу. На основі оцінки еволюції його [[Ефективна температура|ефективної температури]], було встановлено, що джерело GW170817 швидко охолоджувалось, від ≈11&nbsp;000 [[Кельвін|K]] до ≈5000 K через добу і до ≈1400 K через 10 діб. Швидкість розширення [[фотосфера|фотосфери]] джерела була в діапазоні від 0,3[[Швидкість світла|c]] до 0,1с. Крім цього, було виявлено широкі піки в інфрачервоному спектрі, не схожі на жодні інші виявлені астрономічні транзієнти <ref name="KasliwalM2017" />. Тож, Джерело|поєднання високої швидкості розширення оболонки, швидкого спадання оптичної світності та широких інфрачервоних піків у спектрі дозволили астрономам встановити, що AT 2017gfo пов'язаний саме з GW170817<ref name="Chornock2017" /><ref name="Cowperthwaite2017" />.


У цілому, криві блиску оптичного джерела GW170817 дуже добре узгоджувались з теоретичними передбаченнями та обчислювальними моделями радіоактивного розпаду важких елементів, утворених під час злиття двох нейтронних зір та появи кілонової<ref name="KasenBadnell2013">{{cite journal|author=Kasen D., Badnell N. R.., and Barnes J.|title=OPACITIES AND SPECTRA OF THEr-PROCESS EJECTA FROM NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=774|issue=1|year=2013|pages=25|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/774/1/25}}</ref><ref name="Metzger2010">{{cite journal|author=Metzger B.D. et al.|title=Electromagnetic counterparts of compact object mergers powered by the radioactive decay of r-process nuclei|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=406|issue=4|year=2010|pages=2650–2662|issn=00358711|doi=10.1111/j.1365-2966.2010.16864.x}}</ref><ref name="Goldstein2017" />.
У цілому, криві блиску оптичного джерела GW170817 дуже добре узгоджувались з теоретичними передбаченнями та обчислювальними моделями радіоактивного розпаду важких елементів, утворених під час злиття двох нейтронних зір та появи кілонової<ref name="KasenBadnell2013">{{cite journal|author=Kasen D., Badnell N. R.., and Barnes J.|title=OPACITIES AND SPECTRA OF THEr-PROCESS EJECTA FROM NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=774|issue=1|year=2013|pages=25|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/774/1/25}}</ref><ref name="Metzger2010">{{cite journal|author=Metzger B.D. et al.|title=Electromagnetic counterparts of compact object mergers powered by the radioactive decay of r-process nuclei|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=406|issue=4|year=2010|pages=2650–2662|issn=00358711|doi=10.1111/j.1365-2966.2010.16864.x}}</ref><ref name="Goldstein2017" />.
Рядок 199: Рядок 303:


Лише 2 вересня 2017 р., через 16 днів після реєстрації LIGO-Virgo події GW170817, в радіоастрономічній обсерваторії [[Дуже Великий Масив ]] (ДВМ) було зареєстровано радіохвилі<ref name="Hallinan2017">{{cite journal|author=Hallinan G. et al.|title=A radio counterpart to a neutron star merger|journal=Science|year=2017|pages=eaap9855|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aap9855}}</ref><ref name="Troja2017" />. 5 вересня {{не перекладено|"Австралійський Компактний Масив Телескопів"||en|Australia Telescope Compact Array}} (АТCА) також виявив післясвітіння GW170817 у радіодіапазоні. Ці радіоспостереження вказують на два можливі механізми походження радіо хвиль: а) релятивістський викид вибуху спрямований під великим кутом до променя зору; б) після вибуху речовина могла утворити «кокон», що поглинув частину джету й призвів до більшого радіо-випромінювання <ref name="Hallinan2017" />. Однак, перший механізм не узгоджується з реєстрованим радіопіслясвітінням, яке в такому випадку мало б бути набагато яскравішим, ніж спостерігалося. Слабкість радіопіслясвітіння вказує на користь моделі «кокона» й може свідчити про те, що джерелом радіосигналу міг бути не один гамма-спалах, а спалах гамма-променів<ref name="Hallinan2017" /> .
Лише 2 вересня 2017 р., через 16 днів після реєстрації LIGO-Virgo події GW170817, в радіоастрономічній обсерваторії [[Дуже Великий Масив ]] (ДВМ) було зареєстровано радіохвилі<ref name="Hallinan2017">{{cite journal|author=Hallinan G. et al.|title=A radio counterpart to a neutron star merger|journal=Science|year=2017|pages=eaap9855|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aap9855}}</ref><ref name="Troja2017" />. 5 вересня {{не перекладено|"Австралійський Компактний Масив Телескопів"||en|Australia Telescope Compact Array}} (АТCА) також виявив післясвітіння GW170817 у радіодіапазоні. Ці радіоспостереження вказують на два можливі механізми походження радіо хвиль: а) релятивістський викид вибуху спрямований під великим кутом до променя зору; б) після вибуху речовина могла утворити «кокон», що поглинув частину джету й призвів до більшого радіо-випромінювання <ref name="Hallinan2017" />. Однак, перший механізм не узгоджується з реєстрованим радіопіслясвітінням, яке в такому випадку мало б бути набагато яскравішим, ніж спостерігалося. Слабкість радіопіслясвітіння вказує на користь моделі «кокона» й може свідчити про те, що джерелом радіосигналу міг бути не один гамма-спалах, а спалах гамма-променів<ref name="Hallinan2017" /> .



== Властивості джерела GW170817 ==
== Властивості джерела GW170817 ==
Рядок 207: Рядок 312:
! Значення
! Значення
|-
|-
| ''Маса [[Лінійна частотна модуляція |чирпа]]''
| ''Маса Чирпа''
| <math>\mathcal{M} </math> = {{val|1.188|+0.004|-0.002|u=[[Маса Сонця|M]]<sub>☉</sub>}}.
| <math>\mathcal{M} </math> = {{val|1.188|+0.004|-0.002|u=[[Маса Сонця|M]]<sub>☉</sub>}}.
|-
|-
Рядок 254: Рядок 359:
Попри те, що один з об'єктів пари був нейтронною зорею, це не означає, що обидва об'єкти були нейтронними зорями. І навіть як обидва об'єкти мають маси, схожі до відомих астрономам нейтронних зір, один із них міг бути чорною дірою. Хоча ще не було виявлено чорної діри з масою нейтронної зорі, однак також немає й даних, що таких чорних дір не існує. Тому залишається можливість, що джерелом GW170817 була подвійна система з чорної діри та нейтронної зорі. Утім, враховуючи схожість мас двох об'єктів із нейтронними зорями, астрономи схиляються до думки, що це було дві нейтронні зорі<ref name="PRL-171016" />.
Попри те, що один з об'єктів пари був нейтронною зорею, це не означає, що обидва об'єкти були нейтронними зорями. І навіть як обидва об'єкти мають маси, схожі до відомих астрономам нейтронних зір, один із них міг бути чорною дірою. Хоча ще не було виявлено чорної діри з масою нейтронної зорі, однак також немає й даних, що таких чорних дір не існує. Тому залишається можливість, що джерелом GW170817 була подвійна система з чорної діри та нейтронної зорі. Утім, враховуючи схожість мас двох об'єктів із нейтронними зорями, астрономи схиляються до думки, що це було дві нейтронні зорі<ref name="PRL-171016" />.


Існують два можливі сценарії того, що сталося з нейтронними зорями після злиття: або утворилася дуже масивна нейтронна зоря (у такому випадку, це буде найбільша з відомих нейтронних зір), або утворилася чорна діра (у такому випадку, це буде найлегша з відомих чорних дір)<ref name="PRL-171016" />.
Існують два можливі сценарії того, що сталося з нейтронними зорями після злиття: або утворилася «гіпермасивна нейтронна зоря» (у такому випадку, це буде найбільша з відомих нейтронних зір), або утворилася чорна діра (у такому випадку, це буде найлегша з відомих чорних дір)<ref name="PRL-171016" />.


===Двокомпонента кілонова===
== Свідчення нуклеосинтезу важких елементів ==
Отриманий різними колабораціями астрономів тепловий спектр оптичного транзієнта GW170817<ref name="Levan17">{{cite journal|author=Levan A. J. et al.|title=The Environment of the Binary Neutron Star Merger GW170817|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L28|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa905f}}</ref><ref name="Nicholl2017" /> <ref name="Chornock2017" /> є першим прямим підтвердженням моделі кілонови <ref name="Metzger2010" />. Форма болометричної кривої (загальне випромінювання у всьому діапазоні електромагнітних хвиль) в цілому узгоджується з передбаченою швидкістю радіоактивного нагрівання (∝ t<sup>-1,3</sup>) щойно синтезованих важких ядер r-процесу<ref name="Metzger2010" />.
Наявні у всесвіті гідроген та гелій утворились під час Великого вибуху 13,8 млрд. років тому. Важчі елементи, як кисень та вуглець, утворились в ядрах зір внаслідок термоядерного синтезу гелію та гідрогену<ref name="Shaviv2012">{{cite book|author=Giora Shaviv|title=The Synthesis of the Elements: The Astrophysical Quest for Nucleosynthesis and What It Can Tell Us About the Universe|url=https://books.google.com/books?id=sXdQuJddBpYC|date=13 April 2012|publisher=Springer |isbn=978-3-642-28385-7}}</ref>.


Всі астрономічні спостереження транзієнта GW170817 показують, що протягом декількох перших днів електромагнітний двійник характеризувався відмітним синім кольором, що швидко еволюціонував і з спектральним піком в оптичному діапазоні<ref name="Smartt2017" /><ref name="McCully2017" /><ref name="Troja2017" /><ref name="Nicholl2017" /><ref name="Soares-Santos2017" /><ref name="Covino2017">{{cite journal|author=Covino S.|title=The unpolarized macronova associated with the gravitational wave event GW 170817|journal=Nature Astronomy|volume=1|issue=11|year=2017|pages=791–794|issn=2397-3366|doi=10.1038/s41550-017-0285-z}}</ref><ref name="Pian2017" /> <ref name="Shappee2017">{{cite journal|author=Shappee B. J. et al.|title=Early spectra of the gravitational wave source GW170817: Evolution of a neutron star merger|journal=Science|year=2017|pages=eaaq0186|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aaq0186}}</ref><ref name="Evans2017">{{cite journal|author=Evans P. A. et al.|title=SwiftandNuSTARobservations of GW170817: Detection of a blue kilonova|journal=Science|year=2017|pages=eaap9580|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aap9580}}</ref><ref name="Cowperthwaite2017" />. Пізніше транзієнт став значно червоним і еволюціонував більш повільно від кількох днів до тижня, з максимальною спектральною інтенсивністю на довжині хвилі ~1,5 мкм <ref name="Pian2017" /><ref name="KasliwalM2017" /><ref name="Tanvir2017" /><ref name="Chornock2017" /> . Однак транзієнт GW170817 не мав чітко-визначних спектральних рис, що припускає злиття спектральних ліній внаслідок швидкого (до кількох десятих часток швидкості світла) розширення фотосфери <ref name="Nicholl2017" />. Разом з тим, в спектрах ближнього інфрачервоного випромінювання спостерігались широкі нерівності<ref name="Troja2017" /><ref name="Chornock2017" />, передбачувані для поглинання лантаноїдів<ref name="Kasen2013" />. В цілому, спостережувані властивості електромагнітного двійника GW170817 узгоджуються з двокомпонентною (синьою та червоною) кілоновою <ref name="Kasen2017" /><ref name="KasliwalM2017" /><ref name="Arcavi2017" /> .
Однак, для утворення елементів важчих заліза (наприклад, [[лантаноїди|лантаноїдів]]), потрібні особливі умови, коли ядра атомів бомбардуються вільними нейтронами<ref name="Thielemann2017">{{cite journal|author=Thielemann F.-K., Eichler M., Panov I.V. and Wehmeyer B.|title=Neutron Star Mergers and Nucleosynthesis of Heavy Elements|journal=Annual Review of Nuclear and Particle Science|volume=67|issue=1|year=2017|pages=253–274|issn=0163-8998|doi=10.1146/annurev-nucl-101916-123246}}</ref>.


===Джерела викидів кілонової в GW170817===
===r-процес нуклеосинтезу===
Викиди матерії, що породили широкий діапазон спостережуваних електромагнітних хвиль події GW170817, могли постати як із динамічних викидів, так із вітру акреційного диску. Виходячи з підгонки спостережуваних кривих блиску до моделей кілонови та спектрів до обчисленого {{не перекладено|перенесення випромінювання|||Radiative transfer}}, "сині" викиди (без лантаноїдів) мали масу ≈ 1 - 2 × 10<sup>-2</sup>M<sub>☉</sub>, а їх середня швидкість - v ≈ 0,2 ''c'' <ref name="Cowperthwaite2017" /><ref name="Nicholl2017" />. Чисельні моделювання вказують на те, що джерелом такої високої швидкості повинні були бути нагріті ударною хвилею динамічні викиди, а не вітри з акреційного диску<ref name = "MetzgerB2017" />. В цьому випадку велика кількість динамічних викидів припускає відносно малий радіус нейтронних зір, що зливались - <11 км<ref name="Nicholl2017" />. Підтвердження цього результату подальшими чисельними моделюваннями та теоретичними обчисленнями матиме ключове значення для рівняння стану нейтронної зорі<ref name="Özel2016" />.
{{main|r-процес}}
Ядро атома [[гідроген]]у, <sup>1</sup>H, складається з одного протона. Ядра ж усіх інших елементів, включаючи важчі [[ізотоп]]и гідрогену, містять як [[протон]]и, так і [[нейтрон]]и (разом відомі, як «нуклони»). Ці нуклони утримуються разом [[Сильна взаємодія |сильною ядерною взаємодією]]. Маса спокою такого ядра є меншою суми мас спокою вільних протонів та нейтронів. Тож [[дефект маси]] перетворюється на енергію, відому як [[енергія зв'язку]] ядра. Більша енергія зв'язку (у розрахунку на один нуклон) означає, що нуклони зв'язані в ядрі сильніше. Енергія зв'язку значно зростає від протона до ядра вуглецю, далі поступово росте до заліза, де сягає максимуму, пояснюючи істотну поширеність заліза у всесвіті. Хоча синтез легких елементів зазвичай вивільняє енергію, проте електромагнітне (кулонівське) відштовхування між ядрами перешкоджає наближенню ядер на малу відстань одне до одного, на якій можлива сильна взаємодія. Необхідна для подолання сили електромагнітного відштовхування енергія називається кулонівським бар'єром<ref name="Shaviv2012" />.


Загальна маса "червоних" викидів (багатих лантаноїдами) становила ≈ 4 × 10<sup>-2</sup> M<sub>☉</sub>, з меншою швидкістю розширення, ніж в "синіх" викидах - v ≈ 0,1 ''c''<ref name="Cowperthwaite2017" /><ref name="Chornock2017" /> . Така велика кількість викидів при такій відносно малій швидкості найкраще узгоджується з вітрами акреційного диску як їх джерела, із великою масою тору > 1,0 M<sub>☉</sub> <ref name = "MetzgerB2017" />. Такі вітри із акреційного диску, що мав відносно симетричну геометрію, узгоджуються з результатми спостережень транзієнта GW170817, що не виявили [[Поляризація електромагнітної хвилі#лінійна поляризація|лінійної оптичної поляризації]] від пізнього випромінювання червоної кілонови<ref name="Covino2017" />.
Після заліза енергія зв'язку (у розрахунку на один нуклон) зменшується зі збільшенням [[Атомний номер|атомного номера]], тому [[нуклеосинтез]] елементів, важчих заліза, ускладнено, бо двом позитивно зарядженим ядрам треба подолати кулонівське відштовхування щоб наблизитись достатньо близько для синтезу. Саме тому елементи, важчі від заліза, утворюються шляхом [[захоплення нейтронів ]], які не мають заряду, а відтак, можуть наближатися до заряджених ядер, захоплюватися ними та збільшувати масу ядра. Однак із захопленням нейтрона в ядро, те стає радіоактивним і зазнає [[бета-розпад]]у. Це пояснює те, чому процес утворення важких елементів є надзвичайно складним <ref name="Iliadis2015">{{cite book|author=Christian Iliadis|title=Nuclear Physics of Stars|url=https://books.google.com/books?id=kLZNCAAAQBAJ|date=13 April 2015|publisher=Wiley|isbn=978-3-527-33651-7}}</ref>.


===Гіпермасивна нейтронна зоря як залишок===
Елементи до заліза мають приблизно однакову кількість нейтронів та протонів. Але після заліза кількість нейтронів перевищує кількість протонів і стабільність ядра досягається лише за рахунок значного надлишку нейтронів. Існують два процеси захоплення нейтронів, що призводять до формування нових елементів. Перший - повільне захоплення нейтронів (так званий [[s-процес]] (від {{lang-en|slow}})) полягає в додаванні нейтронів до ядра по одному. Якщо утворюється нестабільне ядро, воно зазвичай зазнає бета-розпаду, перш ніж захопить наступний нейтрон. В s-процесі швидкість захоплення нейтронів є меншою, ніж бета-розпад, й утворюються лише порівняно стабільні ядра. S-процес відбувається в зорях масою 0,6 - 10 [[маса Сонця|маси Сонця]] й зупиняється на наймасивніших стабільних ядрах [[бісмут]]у<ref name="Iliadis2015" />.
Масивний акреційний тор, що був джерелом викидів червоної кілонової в GW170817, можливий лише у випадку, якщо після злиття нейтронних зір утворилась тимчасово стабільна гіпермасивна нейтронна зоря, а не чорна діра <ref name="Shibata2006">{{cite journal|author=Shibata M. and Taniguchi K.|title=Merger of binary neutron stars to a black hole: Disk mass, short gamma-ray bursts, and quasinormal mode ringing|journal=Physical Review D|volume=73|issue=6|year=2006|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.73.064027}}</ref><ref name = "MetzgerB2017" />.


Для спостережуваного із GW170817 випромінювання червоної кілонови викинена дисковими вітрами матерія мала мати частку електронів Y<sub>e</sub> <0,25, що відповідно з числовим моделюванням еволюції такого диску передбачає відносно короткий час існування гіпермасивної нейтронної зорі - <100 мсек.<ref name="Lippuner17">{{cite journal|author=Lippuner J., Fernandez R., Roberts L. F., Foucart F., Kasen D., Metzger B. D., and Ott C. D.|title=Signatures of hypermassive neutron star lifetimes on r-process nucleosynthesis in the disc ejecta from neutron star mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=472|issue=1|year=2017|pages=904–918|issn=0035-8711|doi=10.1093/mnras/stx1987}}</ref> <ref name="LippunerJ2017">{{cite book|author=Lippuner J.|title=r-Process Nucleosynthesis in Neutron Star Mergers with the New Nuclear Reaction Network SkyNet (Ph.D. dissertation)|url=https://thesis.library.caltech.edu/10312/|year=2018|publisher=California Institute of Technology|doi = 10.7907/Z9V40SCS}}</ref>. Існування такої короткотривалої гіпермасивної нейтронної зорі після злиття узгоджується з передбачуваною помірною кінетичною енергією кілонови ≈ 10<sup>51<sup> [[ерг]]<ref name="MetzgerPiro2014">{{cite journal|author=Metzger B.D. and Piro A.L.|title=Optical and X-ray emission from stable millisecond magnetars formed from the merger of binary neutron stars|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=439|issue=4|year=2014|pages=3916–3930|issn=1365-2966|doi=10.1093/mnras/stu247}}</ref><ref name = "Margalit17">{{Cite arXiv |author=Margalit B. and Metzger B.|title=Constraining the Maximum Mass of Neutron Stars From Multi-Messenger Observations of GW170817 |date=8 November 2017 |arxiv=1710.05938 | url= https://arxiv.org/abs/1710.05938}}</ref>.
Для утворення важчих елементів потрібне захоплення нейтронів зі швидкістю, яка більша швидкості бета-розпаду. 1957 р. у статті, відомій як {{не перекладено|B2FH стаття|B<sup>2</sup>FH||B2FH paper}} чотири фізики передбачили і пояснили подібний механізм швидкого захоплення нейтронів<ref name="BurbidgeBurbidge1957">{{cite journal|author=Burbidge E. M., Burbidge G. R., Fowler W.A., and Hoyle F.|title=Synthesis of the Elements in Stars|journal=Reviews of Modern Physics|volume=29|issue=4|year=1957|pages=547–650|issn=0034-6861|doi=10.1103/RevModPhys.29.547}}</ref>. Цей механізм вони назвали r-процесом (від {{lang-en|rapid}}). Захоплення нейтронів в r-процесі потребує надзвичайно швидкого захоплення. У цій публікації припускалося, що r-процес має відбуватись у середовищах із надзвичайно великою густиною нейтронів, де кілька нейтронів може бути захоплено ядром підряд, до того, як нестабільне ядро зазнає бета-розпаду. У такий спосіб утворюються важкі елементи.


===Моделі нуклеосинтезу нейтронними зорями===
==Свідчення r-процесу нуклеосинтезу в GW170817==

У 1970-х було висунуто припущення, що злиття нейтронної зорі з чорною дірою може бути джерелом генерування більшості хімічних елементів, важчих заліза <ref name="LattimerSchramm1974">{{cite journal|author=Lattimer J. M. and Schramm D. N.|title=Black-hole-neutron-star collisions|journal=The Astrophysical Journal|volume=192|year=1974|pages=L145|issn=0004-637X|doi=10.1086/181612}}</ref>. Згодом астрофізики доповнили і розширили це припущення, включивши злиття нейтронних зір як головне джерело r-процесу<ref name="Eichler1989" /><ref name="Freiburghaus1999">{{cite journal|author=Freiburghaus C., Rosswog S. and Thielemann F.-K.|title=[CLC][ITAL]r[/ITAL][/CLC]-Process in Neutron Star Mergers|journal=The Astrophysical Journal|volume=525|issue=2|year=1999|pages=L121–L124|issn=0004637X|doi=10.1086/312343}}</ref>. Втім, ці припущення не здобули широкої підтримки серед астрофізиків, більшість з яких вважала основним джерелом утворення важких елементів у галактиках спалахи масивних наднових<ref name="Nomoto2013">{{cite journal|author=Nomoto K., Kobayashi C., and Tominaga N.|title=Nucleosynthesis in Stars and the Chemical Enrichment of Galaxies|journal=Annual Review of Astronomy and Astrophysics|volume=51|issue=1|year=2013|pages=457–509|issn=0066-4146|doi=10.1146/annurev-astro-082812-140956}}</ref>.

Лише в останні десятиліття астрономічні спостереження, теоретичні обчислення та моделювання все більше свідчать на користь того, що головним джерелом утворення в галактиках елементів, важчих від заліза, є злиття нейтронних зір, а не вибухи наднових<ref name="BergerFong2013">{{cite journal|author=Berger E., Fong W. and Chornock R.|title=An r-Process Kilonova Associated with the Short-Hard GRB 130603B|journal=The Astrophysical Journal|volume=774|issue=2|year=2013|pages=L23|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/774/2/L23}}</ref><ref name="TsujimotoShigeyama2014">{{cite journal|author=Tsujimoto T. and Shigeyama T.|title=Enrichment history of r-process elements shaped by a merger of neutron star pairs|journal=Astronomy & Astrophysics|volume=565|year=2014|pages=L5|issn=0004-6361|doi=10.1051/0004-6361/201423751}}</ref><ref name="Thielemann2017" />. Так, обчислювальні моделі свідчать, що злиття нейтронних зір у подвійних системах можуть пояснити спостережувані в карликових галактиках лантаноїди<ref name="Beniamini2016">{{cite journal|author=Beniamini P., Hotokezaka K., and Piran T.|title=NATAL KICKS AND TIME DELAYS IN MERGING NEUTRON STAR BINARIES: IMPLICATIONS FORr-PROCESS NUCLEOSYNTHESIS IN ULTRA-FAINT DWARFS AND IN THE MILKY WAY|journal=The Astrophysical Journal|volume=829|issue=1|year=2016|pages=L13|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8205/829/1/L13}}</ref>. Поширеність елементів r-процесу в сонячній системі також може бути обумовлена злиттям нейтронних зір<ref name="Wanajo2014">{{cite journal|author=Wanajo S., Sekiguchi Y., Nishimura N., Kiuchi K., Kyutoku K. and Shibata M.|title=Production of all the r-process nuclides in the dynamical ejecta of neutron star mergers|journal=The Astrophysical Journal|volume=789|issue=2|year=2014|pages=L39|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/789/2/L39}}</ref>

[[File:Near-infrared spectrum of EM170817 at 4.5 days after binary neutron star merger.jpg|thumb|Інфрачервоний спектр електромагнітного двійника GW170817 (EM170817 ) через 4,5 дні після злиття подвійних зір (суцільна чорна). Червоним показано спектр [[кілонова|кілонови]], передбачений моделлю Бернес-Кейсена, в якій характерним важким елементом, синтезованим в r-процесі, було вибрано неодим <ref name="BarnesKasen2013">{{cite journal|author=Barnes J. and Kasen D.|title=EFFECT OF A HIGH OPACITY ON THE LIGHT CURVES OF RADIOACTIVELY POWERED TRANSIENTS FROM COMPACT OBJECT MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=775|issue=1|year=2013|pages=18|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/775/1/18}}</ref>. Передбачення добре узгоджуються з властивостями як J-смуги, так і H-смуги EM170817 Сірим показано незгладжені дані. Світло-сіра заштрихована смуга - абсолютно чорне тіло, що найкраще підходить під фотометричні вимірювання через 4,5 дні. Як модель, так й інфрачервоний спектр показують, що саме утворення важких елементів може пояснити спектри EM170817.]]
2010 р. Мецгер та ін. на основі теоретичних обчислень та моделювання злиття подвійних нейтронних зір, вперше показали, що викинуті в [[орбітальна площина|орбітальну площину]] залишки від вибуху внаслідок злиття нейтронних зір мають містити речовину, багату вільними нейтронами, які поєднуючись із ядрами, утворюють лантаноїди, одночасно породжуючи характерне випромінювання, пов'язане з радіоактивним розпадом продуктів r-процесу<ref name="Metzger2010" />. Модель Мецгера та ін. передбачала характерний спектр кілонової. На основі обчислення [[Прозорість середовища|непрозорості]] елементів, утворених внаслідок злиття у системі нейтронних зір, передбачалось, що легші елементи будуть оптично схожими до елементів генерованих надновою, але важкі елементи будуть у сотні разів непрозорішими, надаючи кілоновій характерний червонуватий відтінок. Відтак, обчислення й модель Мецгера та ін. передбачала, що на ранній стадії в хмарі залишків будуть елементи, важчі від заліза (але не найважчі), спричиняючи її синій колір; тоді як формування найважчих елементів після злиття нейтронних зір у подвійних системах має характеризуватись червоним та інфрачервоним кольором кілонової<ref name="Metzger2010" />.

===Дані GW170817 і EM170817 про нуклеосинтез лантаноїдів===
Реєстрація GW170817 і його електромагнітного двійника EM170817 є першим прямим свідченням, що під час злиття нейтронних зір подвійної системи відбувається [[r-процес]] [[нуклеосинтез]]у , а обчислена маса виверження припускає, що такі злиття можуть бути основним джерелом появи у Всесвіті тих хімічних елементів, які утворюються в r-процесі<ref name="Berger2017" /><ref name="Kasen2017" />.
Подія GW170817 є першим однозначним свідченням, що місцем r-процес нуклеосинтезу є злиття подвійних нейтронних зір. Хоча це була лише одинична подія, отримані маси викидів матерії та частота таких подій припускають, що саме такі злиття є панівним джерелом r-процесу<ref name = "MetzgerB2017" />.
[[File:Near-infrared spectrum of EM170817 at 4.5 days after binary neutron star merger.jpg|thumb|Інфрачервоний спектр електромагнітного двійника GW170817 через 4,5 дні після злиття подвійних зір (суцільна чорна). Червоним показано спектр [[кілонова|кілонови]], передбачений моделлю Бернес-Кейсена, в якій характерним важким елементом, синтезованим в r-процесі, було вибрано неодим <ref name="BarnesKasen2013">{{cite journal|author=Barnes J. and Kasen D.|title=EFFECT OF A HIGH OPACITY ON THE LIGHT CURVES OF RADIOACTIVELY POWERED TRANSIENTS FROM COMPACT OBJECT MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=775|issue=1|year=2013|pages=18|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/775/1/18}}</ref>. Передбачення добре узгоджуються з властивостями як J-смуги, так і H-смуги [[AT 2017gfo]] Сірим показано незгладжені дані. Світло-сіра заштрихована смуга - абсолютно чорне тіло, що найкраще підходить під фотометричні вимірювання через 4,5 дні. Як модель, так й інфрачервоний спектр показують, що саме утворення важких елементів може пояснити спектри AT 2017gfo.]]

Припускається, що наслідком злиття двох нейтронних зір була [[кілонова]], що згідно з обчисленнями та моделями є потенційним джерелом більш ніж половини наявних у Всесвіті хімічних елементів, важчих ніж заліза<ref name="Arcavi2017" /> <ref name="Smartt2017" />.
Припускається, що наслідком злиття двох нейтронних зір була [[кілонова]], що згідно з обчисленнями та моделями є потенційним джерелом більш ніж половини наявних у Всесвіті хімічних елементів, важчих ніж заліза<ref name="Arcavi2017" /> <ref name="Smartt2017" />.


Тоді як в оптичному діапазоні спектри EM170817 був невиразним неперервним, інфрачервоні спектри характеризувались двома різними широкими піками в [[Інфрачервоне вікно в атмосфері|J-смузі]] (10620 ± 1900 [[Ангстрем|Å]]) та [[Інфрачервоне вікно в атмосфері|H-смузі]] (15500 ± 1430 Å). Порівняння виявило, що пік в J-смузі був схожий на гелій чи гідроген в наднових з колапсуючими ядрами, однак H-смуга EM170817 різнилась від такої ж для наднових. Так само пік J-смуги схожий до елементів {{не перекладено|група заліза|групи заліза||Iron group}} для [[Наднові типу Ia|наднових типу Ia]], але H-смуга EM170817 відмінна від такої ж смуги наднових типу Ia <ref name="KasliwalM2017" />.
Тоді як в оптичному діапазоні спектр AT 2017gfo був невиразним неперервним, інфрачервоні спектри характеризувались двома різними широкими піками в [[Інфрачервоне вікно в атмосфері|J-смузі]] (10620 ± 1900 [[Ангстрем|Å]]) та [[Інфрачервоне вікно в атмосфері|H-смузі]] (15500 ± 1430 Å). Порівняння виявило, що пік в J-смузі був схожий на гелій чи гідроген в наднових з колапсуючими ядрами, однак H-смуга AT 2017gfo різнилась від такої ж для наднових. Так само пік J-смуги схожий до елементів {{не перекладено|група заліза|групи заліза||Iron group}} для [[Наднові типу Ia|наднових типу Ia]], але H-смуга AT 2017gfo відмінна від такої ж смуги наднових типу Ia <ref name="KasliwalM2017" />.


Порівняння передбачень моделі Бернес-Кейсена для спектру кілонови на основі лише неодима<ref name="BarnesKasen2013">{{cite journal|author=Barnes J. and Kasen D.|title=EFFECT OF A HIGH OPACITY ON THE LIGHT CURVES OF RADIOACTIVELY POWERED TRANSIENTS FROM COMPACT OBJECT MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=775|issue=1|year=2013|pages=18|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/775/1/18}}</ref> з інфрачервоним спектром EM170817, було виявлено, що ці передбачення досить добре узгоджуються з властивостями як J-смуги, так і H-смуги EM170817 <ref name="KasliwalM2017" />. Оновлена модель Кейсена-Мецгера та ін. показала, що неодим відіграє ключову роль у поясненні властивостей J- і H-смуг електромагнітного двійника GW170817<ref name="Kasen2017">{{cite journal|author=Kasen D., Metzger B., Barnes J., Quataert E., and Ramirez-Ruiz E.|title=Origin of the heavy elements in binary neutron-star mergers from a gravitational-wave event|journal=Nature|year=2017|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature24453}}</ref> Тож, як моделі, так і дані спостережень в інфрачервоному спектрі показують, що саме утворення елементів, важчих аніж ті, які генеруються надновою, може пояснити спектри EM170817.
Порівняння передбачень моделі Бернес-Кейсена для спектру кілонови на основі лише неодима<ref name="BarnesKasen2013">{{cite journal|author=Barnes J. and Kasen D.|title=EFFECT OF A HIGH OPACITY ON THE LIGHT CURVES OF RADIOACTIVELY POWERED TRANSIENTS FROM COMPACT OBJECT MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=775|issue=1|year=2013|pages=18|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/775/1/18}}</ref> з інфрачервоним спектром AT 2017gfo, було виявлено, що ці передбачення досить добре узгоджуються з властивостями як J-смуги, так і H-смуги AT 2017gfo<ref name="KasliwalM2017" />. Оновлена модель Кейсена-Мецгера та ін. показала, що неодим відіграє ключову роль у поясненні властивостей J- і H-смуг електромагнітного двійника GW170817<ref name="Kasen2017">{{cite journal|author=Kasen D., Metzger B., Barnes J., Quataert E., and Ramirez-Ruiz E.|title=Origin of the heavy elements in binary neutron-star mergers from a gravitational-wave event|journal=Nature|year=2017|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature24453}}</ref> Тож, як моделі, так і дані спостережень в інфрачервоному спектрі показують, що саме утворення елементів, важчих аніж ті, які генеруються надновою, може пояснити спектри AT 2017gfo.
[[File:Element Origins.jpg|thumb|300 пкс|Походження елементів. Такі елементи, як гідроген та гелій виникли під час Великого Вибуху. Важчі елементи (до заліза) утворилися в ядрах зір, таких як наднові. Відкриття GW170817 вперше засвідчило, що елементи, важчі заліза, синтезуються внаслідок злиття нейтронних зір у подвійних системах.]]
[[File:Element Origins.jpg|thumb|300 пкс|Походження елементів. Такі елементи, як гідроген та гелій виникли під час Великого Вибуху. Важчі елементи (до заліза) утворилися в ядрах зір, таких як наднові. Відкриття GW170817 вперше засвідчило, що елементи, важчі заліза, синтезуються внаслідок злиття нейтронних зір у подвійних системах.]]
У попередніх моделях r-процесу нуклеосинтезу передбачалось, що викид речовини в орбітальній площині спричинятиме зростаюче і спадаюче випромінювання протягом багатьох днів, з піком в інфрачервоному діапазоні, пов'язаному з утворенням важких елементів. Однак нові моделі припускають, що у разі викиду речовини перпендикулярно до орбітальної площини, нейтрино, утворені внаслідок злиття, взаємодіятимуть із викинутою речовиною та призведуть до зменшення кількості нейтронів<ref name="Metzger2017">{{cite journal|author=Metzger Brian D.|title=Kilonovae|journal=Living Reviews in Relativity|volume=20|issue=1|year=2017|issn=2367-3613|doi=10.1007/s41114-017-0006-z}}</ref>. Внаслідок цього в процесі злиття нейтронних зір утворяться легші елементи, ніж залізо, що призведе до появи швидко зростаючого і спадаючого випромінювання, з піком в оптичному діапазоні.
У попередніх моделях r-процесу нуклеосинтезу передбачалось, що викид речовини в орбітальній площині спричинятиме зростаюче і спадаюче випромінювання протягом багатьох днів, з піком в інфрачервоному діапазоні, пов'язаному з утворенням важких елементів. Однак нові моделі припускають, що у разі викиду речовини перпендикулярно до орбітальної площини, нейтрино, утворені внаслідок злиття, взаємодіятимуть із викинутою речовиною та призведуть до зменшення кількості нейтронів<ref name="Metzger2017">{{cite journal|author=Metzger Brian D.|title=Kilonovae|journal=Living Reviews in Relativity|volume=20|issue=1|year=2017|issn=2367-3613|doi=10.1007/s41114-017-0006-z}}</ref>. Внаслідок цього в процесі злиття нейтронних зір утворяться легші елементи, ніж залізо, що призведе до появи швидко зростаючого і спадаючого випромінювання, з піком в оптичному діапазоні.


Спостереження за електромагітним двійником GW170817 виявили проміжний між цим двома сценарій: швидке зростання і спадання електромагнітного післясвітіння, з піком в оптичному діапазоні<ref name="Arcavi2017" /><ref name="Pian2017" /> <ref name="Smartt2017" />.
Спостереження за електромагітним двійником GW170817 виявили проміжний між цим двома сценарій: швидке зростання і спадання електромагнітного післясвітіння, з піком в оптичному діапазоні<ref name="Arcavi2017" /><ref name="Pian2017" /> <ref name="Smartt2017" />. Тож, принаймні для раннього етапу викиду речовини в результаті злиття нейтронних зір у подвійній системі, панівними є легкі елементи. Однак астрофізики розходяться щодо пізнішого етапу. Одна група дослідників повідомила, що весь оптичний та інфрачервоний спектр EM170817, протягом двох тижнів після злиття, може бути пояснений утворенням легших елементів<ref name="Smartt2017" />. Тоді як інші групи дослідників припускають, що протягом цього періоду відбувалось утворення важких елементів <ref name="Kasen2017" /><ref name="Pian2017" /><ref name="Cowperthwaite2017">{{cite journal|author=Cowperthwaite P. S. et al.|title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. II. UV, Optical, and Near-infrared Light Curves and Comparison to Kilonova Models|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L17|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8fc7}}</ref><ref name="Nicholl2017">{{cite journal|author=Nicholl M. et al . |title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. III. Optical and UV Spectra of a Blue Kilonova from Fast Polar Ejecta|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L18|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa9029}}</ref><ref name="Chornock2017">{{cite journal|author=Chornock R. et al.|title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. IV. Detection of Near-infrared Signatures of r-process Nucleosynthesis with Gemini-South|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L19|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa905c}}</ref><ref name="Tanvir2017">{{cite journal|author=Tanvir N. R. et al.|title=The Emergence of a Lanthanide-rich Kilonova Following the Merger of Two Neutron Stars|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L27|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa90b6}}</ref>.

Принаймні для раннього етапу викидів матерії в результаті злиття нейтронних подвійностей, панівними є легкі елементи r-процесу. Так, оптичний спектр AT 2017gfo протягом 3-4 днів після злиття<ref name="Arcavi2017" /><ref name="Smartt2017" /> найкраще узгоджується з оновленою чисельною моделлю кілонови<ref name="Kasen2017" /> , що включає детальні непрозорості отримані на основі мільйонів атомних спектральних ліній. Ця модель відтворює більшу частину еволюцію світності AT 2017gfo використовуючи масу викидів із злиття (2 - 2,5) × 10<sup>-2</sup>M<sub>☉</sub>, швидкість викидів 0,3''c'' та малу масову частку лантаноїдів X<sub>lan</sub> = 10<sup>-4,5</sup>, що відповідає ефективній непрозорості ''к'' < 1 см<sup>2</sup>/г<ref name="Kasen2017" />. З цього випливає, що синій колір кілонови після злиття подвійних нейтронних зір був обумовлений викидами матерії, складеної головним чином з легких (A < 140) ізотопів r-процесу<ref name="Arcavi2017" /><ref name="Smartt2017" /> у згоді з першою моделлю кілонови<ref name="Metzger2010" /> та її оновленою версією<ref name="Kasen2017" />. Тоді як масова частка лантаноїдів, характерна для нуклеосинтезу важких елементів r-процесу, повинна становити X<sub>lan</sub> = 10<sup>-2</sup> - 10<sup>-1</sup>, що відповідає непрозорості ''к'' ≈ 10 см<sup>2</sup>/г><ref name="Lippuner2015">{{cite journal|author=Lippuner J. and Roberts L.F.|title=r-PROCESS LANTHANIDE PRODUCTION AND HEATING RATES IN KILONOVAE|journal=The Astrophysical Journal|volume=815|issue=2|year=2015|pages=82|issn=1538-4357|doi=10.1088/0004-637X/815/2/82}}</ref>.

Однією з найбільш вірогідних причин, що пояснює присутність легких елементів r-процесу на ранніх етапах після злиття, є те, що більша маса викидів зазнала значних [[Слабка взаємодія|слабких взаємодій]] внаслідок ударного нагрівання чи опромінення нейтрино<ref name="Arcavi2017" /><ref name="Smartt2017" />. Результатом цього було збільшення співвідношення протонів до нейтронів від первинного значення в нейтронній зорі і, як наслідок, істотне зменшення вільних нейтронів для захоплення ядрами ще до утворення в нуклеосинтезі помітної поширеності елементів з A > 140<ref name="Kasen2017" />.

Астрофізики розходяться щодо пізнішого етапу після вибуху системи нейтронних подвійностей. Одна група дослідників виявила, що весь оптичний та інфрачервоний спектр AT 2017gfo , може бути пояснений утворенням легких елементів r-процесу<ref name="Smartt2017" />. Тоді як інші групи дослідників припускають, що спостережуваний червоний колір AT 2017gfo на пізніших стадіях (через 3-4 дні) після злиття може бути пояснений лише нуклеосинтезом найважчих елементів r-процесу<ref name="Kasen2017" /><ref name="Pian2017" /><ref name="Cowperthwaite2017">{{cite journal|author=Cowperthwaite P. S. et al.|title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. II. UV, Optical, and Near-infrared Light Curves and Comparison to Kilonova Models|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L17|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8fc7}}</ref><ref name="Nicholl2017">{{cite journal|author=Nicholl M. et al . |title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. III. Optical and UV Spectra of a Blue Kilonova from Fast Polar Ejecta|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L18|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa9029}}</ref><ref name="Chornock2017">{{cite journal|author=Chornock R. et al.|title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. IV. Detection of Near-infrared Signatures of r-process Nucleosynthesis with Gemini-South|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L19|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa905c}}</ref><ref name="Tanvir2017">{{cite journal|author=Tanvir N. R. et al.|title=The Emergence of a Lanthanide-rich Kilonova Following the Merger of Two Neutron Stars|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L27|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa90b6}}</ref>. Тим більше, що перехід спектрального розподілу енергії AT 2017gfo до ближньо-інфрачервоного діапазону через через 3-4 дні після злиття добре узгоджується з моделями, які передбачають такий перехід для викидів, складених з важких ядер r-процесу з вищими непрозоростями внаслідок присутності лантаноїдів<ref name="TanakaHotokezaka2013" /><ref name="BarnesKasen2013" /> <ref name="Kasen2013" />.


Тож, чи є злиття нейтронних зір (домінуючим) джерелом утворення й поширення у Всесвіті важких елементів, потребує подальших досліджень як за даними події GW170817, так і відкриття нових систем подвійних систем нейтронних зір.
Тож, чи є злиття нейтронних зір (домінуючим) джерелом утворення й поширення у Всесвіті важких елементів, потребує подальших досліджень як за даними події GW170817, так і відкриття нових систем подвійних систем нейтронних зір.
Рядок 322: Рядок 424:


===Темна матерія та альтернативні теорії гравітації===
===Темна матерія та альтернативні теорії гравітації===
Відкриття GW170817, GRB 170817 та EM170817 виключило деякі альтернативні моделі гравітації, що намагались пояснити обертання галактик і прискорення всесвіту без залучення [[темна енергія|темної енергії]] і [[Темна матерія|темної матерії]]. Найвідомішими серед таких моделей гравітації є "[[модифікована ньютонівська динаміка]]" (''MOND'') та "[[ентропійна гравітація]]".
Відкриття GW170817, GRB 170817 та кілонови виключило деякі альтернативні моделі гравітації, що намагались пояснити обертання галактик і прискорення всесвіту без залучення [[темна енергія|темної енергії]] і [[Темна матерія|темної матерії]]. Найвідомішими серед таких моделей гравітації є "[[модифікована ньютонівська динаміка]]" (''MOND'') та "[[ентропійна гравітація]]".


Виявлення GW170817 вперше підтвердило, що [[швидкість світла]] й швидкість гравітаційної хвилі збігаються з точністю до 10<sup>-15</sup>. Тоді як багато з моделей модифікованої гравітації передбачають відмінність у швидкостях гравітаційної хвилі та світла (відповідно з MOND, гравітаційні хвилі мали були бути зареєстровані на ~445 днів раніше від гамма-променів<ref name = "Boran2017">{{Cite arXiv |author=Boran S., Desai S., Kahya E., and Woodard R.|title=GW170817 Falsifies Dark Matter Emulators |date=17 october 2017 |arxiv=1710.06168 | url= https://arxiv.org/abs/1710.06168}}</ref>) чи взагалі заперечують фундаментальність гравітації.
Виявлення GW170817 вперше підтвердило, що [[швидкість світла]] й швидкість гравітаційної хвилі збігаються з точністю до 10<sup>-15</sup>. Тоді як багато з моделей модифікованої гравітації передбачають відмінність у швидкостях гравітаційної хвилі та світла (відповідно з MOND, гравітаційні хвилі мали були бути зареєстровані на ~445 днів раніше від гамма-променів<ref name = "Boran2017">{{Cite arXiv |author=Boran S., Desai S., Kahya E., and Woodard R.|title=GW170817 Falsifies Dark Matter Emulators |date=17 october 2017 |arxiv=1710.06168 | url= https://arxiv.org/abs/1710.06168}}</ref>) чи взагалі заперечують фундаментальність гравітації.
Рядок 328: Рядок 430:
Тож реєстрація лише однієї GW170817 події виключила ці моделі, одночасно наклавши обмеження на інші модифіковані моделі гравітації, які виключають темну матерію та темну енергію і в яких фотони та [[гравітон]]и рухаються по різних [[Геодезична лінія|геодезичних лініях]]<ref>{{cite arxiv |title=Dark Energy after GW170817 |first1=Jose María |last1=Ezquiaga |first2=Miguel |last2=Zumalacárregui |arxiv=1710.05901 |class=astro-ph.CO |date=16 October 2017}}</ref><ref>{{cite arxiv |title=Dark Energy after GW170817 |first1=Paolo |last1=Creminelli |first2=Filippo |last2=Vernizzi |arxiv=1710.05877 |class=astro-ph.CO |date=16 October 2017}}</ref><ref name = "Boran2017" /><ref name = "Sakstein2017">{{Cite arXiv |author= Sakstein J. and Jain B.|title=Implications of the Neutron Star Merger GW170817 for Cosmological Scalar-Tensor Theories |date=20 october 2017 |arxiv=1710.05893 | url= https://arxiv.org/abs/1710.05893}}</ref>. <ref>{{cite arxiv |title=Strong constraints on cosmological gravity from GW170817 and GRB 170817A. |first1=T. |last1=Baker |first2=E. |last2=Bellini |first3=P.G. |last3=Ferreira |first4=M. |last4=Lagos |first5=J. |last5=Noller |first6=I. |last6=Sawicki |arxiv=1710.06394 |class=astro-ph.CO |date=19 October 2017|url=https://arxiv.org/abs/1710.06394}}</ref>
Тож реєстрація лише однієї GW170817 події виключила ці моделі, одночасно наклавши обмеження на інші модифіковані моделі гравітації, які виключають темну матерію та темну енергію і в яких фотони та [[гравітон]]и рухаються по різних [[Геодезична лінія|геодезичних лініях]]<ref>{{cite arxiv |title=Dark Energy after GW170817 |first1=Jose María |last1=Ezquiaga |first2=Miguel |last2=Zumalacárregui |arxiv=1710.05901 |class=astro-ph.CO |date=16 October 2017}}</ref><ref>{{cite arxiv |title=Dark Energy after GW170817 |first1=Paolo |last1=Creminelli |first2=Filippo |last2=Vernizzi |arxiv=1710.05877 |class=astro-ph.CO |date=16 October 2017}}</ref><ref name = "Boran2017" /><ref name = "Sakstein2017">{{Cite arXiv |author= Sakstein J. and Jain B.|title=Implications of the Neutron Star Merger GW170817 for Cosmological Scalar-Tensor Theories |date=20 october 2017 |arxiv=1710.05893 | url= https://arxiv.org/abs/1710.05893}}</ref>. <ref>{{cite arxiv |title=Strong constraints on cosmological gravity from GW170817 and GRB 170817A. |first1=T. |last1=Baker |first2=E. |last2=Bellini |first3=P.G. |last3=Ferreira |first4=M. |last4=Lagos |first5=J. |last5=Noller |first6=I. |last6=Sawicki |arxiv=1710.06394 |class=astro-ph.CO |date=19 October 2017|url=https://arxiv.org/abs/1710.06394}}</ref>


== Примітки ==
==Примітки==
: {{note|viscoustime}} '''В'язкий ча'''с (''час радіального дрейфу'') ''t''<sub>vis</sub> - це час,потрібний для значного переміщення рідини диску в радіальному напрямку: <math>t_{vis} = \frac{r}{|v_r|}</math>, де ''v''<sub>r</sub> - швидкість радіального дрейфу .
{{reflist}}

== Джерела ==
{{reflist|2}}




[[Категорія:Гравітаційно-хвильова астрономія]]
[[Категорія:Гравітаційно-хвильова астрономія]]

Версія за 02:57, 24 листопада 2017

Спектрограма гравітаційно-хвильового сигналу GW170817, «видимого» двома детекторами LIGO (вгорі та по центру) та одним детектором Virgo (внизу). Із зростанням частоти (від 50 до 400 Гц) стає помітним т.зв. «чирп» - свідчення останніх моментів перед злиттям подвійних нейтронних зір. Зближаючись, нейтронні зорі випромінюють гравітаційні хвилі, що призводить до зменшення їх орбіт і значно швидшого руху по спіралі. Коли вони нарешті зливаються і досягають точки зіткнення, то на детекторах ця подія зникає за шумом, оскільки на високих частотах їх чутливість обмежується фотонним дробовим шумом.

GW170817 — гравітаційно-хвильовий сигнал, зареєстрований колаборацією LIGO-Virgo 17 серпня 2017 року. Сигнал GW170817 мав тривалість ~100 секунд і був першим гравітаційно-хвильовим свідченням злиття двох нейтронних зір, що відбулось у галактиці NGC 4993, на відстані 130 мільйонів світлових років від Землі.[1].

GW170817 — перша подія, що одночасно спостерігалась як на гравітаційних хвилях, так і на електромагнітних. Після GW170817 сигналу слідував пов'язаний з ним гамма-спалах (GRB 170817A) та оптичний транзієнт (SSS17a, пізніше перейменований в AT 2017gfo)[2] Це вперше, коли астрофізикам вдалось поряд з гравітаційно-хвильовим сигналом виявити його електромагнітні двійники у гамма-променях[3], рентгенівському, оптичному та інфрачервоному випромінюванні[4][5][6][7][8]. Оптичні та інфрачервоні дані на основі злиття цих двох нейтронних зір виявили формування найважчих хімічних елементів у Всесвіті (уран, платина, золото) у r-процесі нуклеосинтезу

Гравітаційно-хвильові та електромагнітні спостереження GW170817 підтвердили, що злиття двох нейтронних зір у галактиці NGC 4993 породило гравітаційні хвилі, короткий гамма-спалах, важкі хімічні елементи (важчі від заліза) та кілонову[9][8] .

Передісторія відкриття

Уперше ідея нейтронної зорі була висунута 1934 року[10]. Однак лише 1967-го було отримане рентгенівське випромінювання від нейтронної зорі Скорпіон X-1[en] в сузір'ї Скорпіона. Того ж року було відкрито перший радіопульсар, після чого астрономи виявили кілька подвійних нейтронних зір.

1974 року Джозеф Тейлор і Рассел Галс виявили подвійну систему, одна із зір якої була пульсаром[11]. Протягом наступних 40 років астрономи спостерігали за тим, як ці дві зорі поступово зближуються одна з одною. Тейлор і Галс виявили, що орбіти подвійних зір зменшувались зі швидкістю 10 мм на рік - ця величина узгоджувалася з передбаченими втратами енергії внаслідок випромінювання гравітаційних хвиль[11]. Поступове зближення подвійних нейтронних зір було першим свідченням існування гравітаційних хвиль, передбачених теорією відносності. Їхнє зіткнення має відбутися приблизно через 300 млн років, породивши гравітаційно-хвильовий сигнал, подібний до GW170817.

1967 року супутниками Vela були виявлені гамма-спалахи і встановлено їх космічне походження. Відтоді астрономи намагались з'ясувати й виявити можливі джерела гамма-спалахів. Одним із припущень було те, що такі високоенергетичні спалахи є результатом злиття подвійних нейтронних зір[12]. Гамма-спалахи, що тривають менше ніж 2 секунди, називаються «короткими гамма-спалахами» і складають ~30 % усіх гамма-спалахів.

Тільки починаючи з 2005 року вперше було зареєстровано й локалізовано кілька післясвітінь коротких гамма-спалахів, деякі з яких були на ділянках із незначним або взагалі відсутнім зореутворенням, наприклад, у великих еліптичних галактиках чи центральних ділянках великих скупчень галактик[13][14][15][16]. Це відкидало зв'язок коротких гамма-спалахів із масивними зорями, а пізніші дослідження не виявили їхнього зв'язку з надновими[17]. Відтак, астрономи висунули припущення, що найбільш ймовірним джерелом коротких гамма-спалахів є злиття двох нейтронних зір[18].

Природа нейтронних зір

Докладніше: Нейтронна зоря

Більшість зір (із масами від сонячної маси, M, до 8-10 M ), після того, як майже весь гідроген в їх ядрах внаслідок термоядерних реакцій перетвориться на гелій, поступово втрачають свої зовнішні шари, а ядра утворюють зорі, відомі як білі карлики[19] .

Зорі, чиї маси від 10 до 20 разів більші від маси Сонця, колапсують, спалахують як наднові зорі, викидають в космос зовнішні шари після чого залишаються найкомпактніший та найщільніший макроскопічний об'єкт у всесвіті - нейтронна зоря[20]. Хоча радіус типової нейтронної зорі не більше 10-14 кілометрів, вони можуть мати масу вдвічі більшу від маси Сонця. Густина речовини в таких зорях близька до густини атомного ядра. Крім того, ці зорі дуже швидко обертаються довкола власної осі — найменші періоди обертання становлять декілька мілісекунд[21].

Фізика нейтронних зір

Відповідно з астрономічними спостереженнями і теоретичними моделями, центральна густина, маса та радіус нейтронних зір становлять 1015г/см3, 1,3 - 1,4 M і 10 - 15 км, відповідно, хоча типові значення цих фундаментальних величин досі невідомі[22][23]. Однією з найважливіших проблем є те, що до цих пір невідомий типовий радіус, оскільки: а) коректне визначення радіусу нейтронної зорі використовуючи лише астрономічні спостереження досить складно, а також б) досі не відоме рівняння стану для ядерної матерії з високою густиною як у нейтронній зорі, що ускладнює визначення відношення між її густиною і масою, тим самим вносячи невизначеність в типове значення радіусу [24][23][25].

Нейтронні зорі складаються головним чином із нейтронів, з часткою протонів, значно меншною (~11%), ніж нейтронів[26][27]. Це пов'язано з тим, що густина нейтрjнної зорі настільки висока, що енергія Фермі вироджених електронів значно перевершує різницю мас між нейтроном і протоном (mnp)c2 = 1,293 МеВ: енергія поверхні Фермі електронів ~100 МеВ[19] . Відтак, протягом гравіаційного колапсу масивного зоряного ядра нейтрони можуть увторитись через зворотній процес бета-розпаду вільних протонів та електронів, що сформують нейтрони:

допоки енергія Фермі нейтронів не стане такою ж високою, як електронів[28]. Тож, більша частина нейтронних зір (особливо масивних) складається із нейтронів, що перебувають у стані виродженого фермі-газу, а також невеликого домішку інших частинок. Від подальшого колапсу нейтронну зорю утримує тиск виродженого нейтронного газу. Менш масивні нейтронні зорі можуть складатись з кварків[28].

Більше половини з усіх зір формують подвійні пари, і чим масивнішою є зоря, тим більша ймовірність, що вона подвійна. Подвійні зорі еволюціюють разом і коли колапсують, то можуть залишити по собі нейтронні зорі, що будуть обертатись одна довкола одної й поступово наближатимуться по спіралі. Такі нейтронні зорі обертаються надзвичайно швидко, оскільки колапс масивної наднової до об'єкту в кілька десятків кілометрів збільшує кутову швидкість їх обертання внаслідок збереження кутового моменту[21] .

Падіння по спіралі двох нейтронних зір може тривати десятки й сотні мільйонів років, воно поступово пришвидшується і врешті-решт відбувається їх майже миттєве злиття. Таке злиття компактних об'єктів призводить до викидання газу, збагаченого нейтронами. Речовина проходить через процес швидкого захоплення нейтронів (т.зв. r-процес, від англ. rapid), утворюючи важкі елементи шляхом захоплення ядрами вільних нейтронів. Ці елементи нестабільні й зазнають радіоактивного розпаду, випромінюючи світло в оптичному та ближньому інфрачервоному діапазоні електромагнітного спектру[21]. Випромінювана енергія в 1000 разів більша, ніж нова зоря, звідси і назва «кілонова». Новоутворені важкі елементи (важчі заліза) викидаються в міжзоряний простір, накопичуються в газі та хмарах пилу, з яких потім утворюються нові зорі та планети. Таке злиття нейтронних зір найчастіше має відбуватись у старих галактиках, де зорі пройшли тривалу еволюцію — від масивних зір до наднових та нейтронних зір[28].

Система подвійних нейтронних зір

Система подвійних нейтронних зір формується із подвійної системи масивних зір, кожна з яких має масу M[29]. Коли перша з цих зір колапсує, утворюється нейтронна зоря, яка гравітаційно притягує матерію із зорі-компаньйона, прискорюючи її обертання. Коли друга зоря збільшиться і стане червоним гігантом, то нейтронну зорю поглине спільна оболонка, спричиняючи її рух по спіралі [30] Так формується дуже близька подвійна система зір. Вивільнена в цьому процесі (внаслідок акреції та тертя) енергія призведе до втрати гідрогенної оболонки, залишивши подвійну систему нейтронної зорі та гелієвої зорі[en][31]. Завдяки сильним приливним ефектами ця подвійна система матиме кругову орбіту.

Коли зоря-компаньйон вибухне надновою і утворить другу нейтронну зору, то вона втратить значну частку її маси в результаті викидів. Це призведе до відокремлення щільної подвійної системи, хіба що вибух не повідомить ударної швидкості новій нейтронній зорі[29] . Відтак, можливі два різні шляхи формування систем подвійних нейтронних зір: а) механізм з високою ударною швидкістю та викинутою масою, що пов'язаний із звичайною надновою і утворює системи з високими періодами обертання пульсару та високими ексцентриситетами орбіт; б) механізм з низькими ударними швидкостями та викидами, що пов'язані з захоплюючими електрони надновими, які формують системи з більш швидко обертаючимися пульсарами та меншими ексцентриситетами[32][30].

Злиття нейтронних зір

Зіткнення двох нейтронних зір

Після формування подвійності нейтронних зір, орбітальне розділення спадає протягом довго часу через випромінювання гравітаційних хвиль[33]. Ця фаза займає майже весь час існування системи подвійних нейтронних зір, за винятком останніх кількох мілісекунд їх життя. Із зменшенням орбітального розділення та наближенням двох нейтронних зір, вони швидко стають нестабільними. В результаті цієї динамічної нестабільності зорі починають швидко обертатись одна довкола одної, входячи в останню фазу злиття. Якщо маси двох нейтронних зір є майже однаковими, то злиття відбуватиметься як повільне зіткнення. Однак, у випадку, коли первинна зоря більш масивна, ніж друга, то остання зазнає приливного руйнування протягом зближення і врешті зростеться з первинною[34]. В цій фазі постають гравітаційні хвилі з максимальною амплітудою, які переносять інформацію про рівняння стану нейтронної зорі. Саме ж злиття може породити теплову енергію, яка врешті стане джерелом короткого гамма-спалаху. Гамма-спалах виникає тоді, коли нагріта ударною хвилею матерія генерує нейтрино і анти-нейтрино, які анігілюються довкола залишків злиття для утворення високо енергетичних фотонів[29].

Кінцевою фазою життя подвійної системи нейтронних зір є нова, динамічно стабільна конфігурація. Якщо маса залишку після злиття перевершує граничну масу, Mcrit ~ 2,6 - 3,9 M (покриває, відповідно, діапазон «м'якого» та «жорсткого» рівнянь стану ядерної матерії ) то він буде гравітаційно нестабільним і протягом декількох мілісекунд одразу колапсує, утворивши обертаючуся чорну діру[30]. В іншому випадку, після злиття нейтронних зір залишок, залежно від його загальної маси, може пройти один з трьох можливих шляхів:[29]

  1. У випадку, якщо загальна маса початкової подвійної системи нейтронних зір буде меншою, аніж максимальна маса необертаючоїся сферично симетричної нейтронної зорі, Mmax (Ω = 0), то злиття такої подвійної маломасивної системи призведе до утворення стабільного залишку, який ніколи не колапсує в чорну діру;
  2. Залишки з масами <Mcrit будуть підтримуватись (протягом короткого часу) від колапсу через їх швидке обертання. Якщо маса залишку після злиття буде більшою від граничної маси для ізольованої системи, Miso, але меншою від маси нейтронної зорі з однорідним обертанням (<1,2 Miso), то може залишитись т.зв. «надмасивна» нейтронна зоря, що буде підтримуватись обертанням твердого тіла і залишатись стабільною протягом кількох хвилин чи довше;
  3. У випадку, якщо залишок матиме масу вище надмасивної межі, він може деякий час залишатись стабільним, як «гіпермасивнан нейтронна зоря» (ГМНС) , що утримується від гравітаційного колапсу швидким диференціальним обертанням. ГМНС може існувати лише від кількох десятків до сотень мілісекунд після злиття, проходячи серію різноманітних коливальних мод, а потім колапсує в обертаючуся чорну діру внаслідок втрати власного диференціального обертання через гравітаційнохвильове випромінювання та гідромагнітні крутні моменти [35]. Енергія, що вивільняється протягом колапсу ГМНС може бути причиною затримки короткого гамма-спалаху. Тоді пік гравітаційно-хвильового випромінювання припадає на початковий етап злиття системи подвійностей, а випромінювання гамма-променів, що викликане колапсом ГМНС в чорну діру, відбувається значно пізінше[29].

У статті 1989 р. Ейхлер та ін. теоретично описали сценарій злиття двох нейтронних зір[36]. У цій статті було зроблено кілька оригінальних передбачень, більшість з яких було підтверджено з відкриттям GW170817 та електромагнітного двійника. Зокрема, Ейхлер та ін. передбачали, що злиття двох нейтронних зір

а) породить спалах гравітаційної радіації;
б) буде місцем нуклеосинтезу важких елементів;
в) джерелом гамма-спалаху
г) частота такого злиття становить 10 подій/рік у межах 100 мегапарсек.

Викиди матерії в процесі злиття

Виділяють два загальні джерела викидів речовини до та після злиття нейтронних зір. Одне з джерел пов'язане з викидом матерії протягом динамічного часу (декілька мілісекунд) або припливними силами, або через викликане гравітаційним стисненням нагрівання на стику між двома зорями, що зливаються[37]. Тому такі викиди називаються «динамічними викидами», загальна маса яких для зливаючихся нейтронних зір лежить в діапазоні 10-4 - 10-2 M[38]. Другим джерелом викидів є витікання (протягом декількох секунд) із диску залишків після злиття: уламки, які не були одразу роз'єднані чи включені до центрального компактного об'єкту, можуть мати достатньо кутового моменту для циркуляції в акреційному диску довкола цього об'єкту[37]. Властивості викидів залежать від того, що саме відбудеться із масивним залишком після злиття нейтронних зір (стане надмасивною нейтронною зорею, гіпермасивною чи колапсує в чорну діру ), що, в свою чергу, обумовлюється загальною масою початкової системи подвійностей[39].

Теоретичні обчислення та моделювання припускають існування двох головних механізмів викиду матерії в злитті нейтронних зір[37][40]. Перший пов'язаний з гідродинамічними силами, які стискають матерію на стику між двома зорями і вона виштовхується квазі-радіальними пульсаціями залишку, врешті, будучи нагріта ударними хвилями, викидається в різних напрямках[41] . До другого механізму викидів залучені спіральні рукави, утворені припливними взаємодіями протягом злиття двох зір. Внаслідок в'язкого переносу кутового моменту в спіральних рукавах, частка матерії розширяється назовні в екваторіальній площині[38].

Результатом злиття нейтронних зір є утворення акреційного диску довкола центрального залишку. За підрахунками, типова маса диску складатиме ~0,01 - 0,3 M[42]. Викиди матерії вітрами диску залишків (протягом секунд і довше) є другим джерелом викидів, що може конкурувати чи навіть домінувати над динамічними викидами [40]. Маса, викинута вітрами з диску може бути однаковою чи навіть більшою, аніж маса в динамічних викидах. [43]

Одразу після формування диску, він має високу швидкість акреції, будучи рясним джерелом теплових нейтрино, нагрівання яких приводить до втрати маси поверхнею диска [44]. Моделі торів залишків передбачають, що у випадку швидкого формування чорної діри після злиття, маса викинутої матерії із диску буде незначною, із-за швидкого убування світності нейтрино[45][46]. У випадку, якщо залишки після злиття деякий час (довше ~50 мсек) проіснують, як гіпермасивна чи надмасвина нейтронна зоря, то більш велика нейтринна світність із такого компактного залишку викине значну масу речовини, ~10-3 M[47][48]. Двовимірні гідродинамічні моделі еволюції диску показали, що у випадку швидкого утворення чорної діри після злиття, частка електронів у нейтринних вітрах із диску коливається в діапазоні Ye ~ 0,2 - 0,4[45]. Цього достатньо для утворення цілого асортименту ядер r-процесу[43].

Загальна маса акреційного диску, вивільнена вітрами під дією в'язких сил, коливається в діапазоні від ~5% (для чорної діри з повільним обертанням) до 30% (для чорної діри зі швидким обертанням)[46]. Проте, якщо центральним залишком після злиття є відносно довготривала гіпермасивна чи надмасивна нейтронна зоря, то завдяки наявності твердої поверхні та вищого рівня нейтринного випромінювання від такого залишку, може вивільнитись значно більша частка маси акреційного диску - до ~90%[49]. Крім того, електронна частка, Ye викидів монотонно зростає з часом життя гіпермасивної нейтронної зорі, і якщо після злиття залишок нейтронної зорі проіснує довше 300 мс, то більшість вітрових викидів з диску не будуть містити лантаноїдів (Ye ≥ 0,3)[50].

Окрім динамічних викидів та викидів дисковими вітрами, із довготривалого залишку в процесі його т.зв. «скорочення Кельвіна-Гельмгольца» [en] до кінцевого холодного стану, передбачаються додаткові витікання матерії, викликані нейтрино чи магнітним полем[51]. Такі витікання можуть бути додатковим джерелом викидів після злиття і мати значний ефект, якщо залишком стане надмасивна нейтронна зоря.

Утворення важких елементів в злитті нейтронних зір

Наявні у всесвіті гідроген та гелій утворились під час Великого вибуху 13,8 млрд. років тому. Важчі елементи, як кисень та вуглець, утворились в ядрах зір внаслідок термоядерного синтезу гелію та гідрогену[52].

Однак, для утворення елементів важчих заліза (наприклад, лантаноїдів), потрібні особливі умови, коли ядра атомів бомбардуються вільними нейтронами[53].

r-процес нуклеосинтезу

Докладніше: r-процес

Ядро атома гідрогену, 1H, складається з одного протона. Ядра ж усіх інших елементів, включаючи важчі ізотопи гідрогену, містять як протони, так і нейтрони (разом відомі, як «нуклони»). Ці нуклони утримуються разом сильною ядерною взаємодією. Маса спокою такого ядра є меншою суми мас спокою вільних протонів та нейтронів. Тож дефект маси перетворюється на енергію, відому як енергія зв'язку ядра. Більша енергія зв'язку (у розрахунку на один нуклон) означає, що нуклони зв'язані в ядрі сильніше. Енергія зв'язку значно зростає від протона до ядра вуглецю, далі поступово росте до заліза, де сягає максимуму, пояснюючи істотну поширеність заліза у всесвіті. Хоча синтез легких елементів зазвичай вивільняє енергію, проте електромагнітне (кулонівське) відштовхування між ядрами перешкоджає наближенню ядер на малу відстань одне до одного, на якій можлива сильна взаємодія. Необхідна для подолання сили електромагнітного відштовхування енергія називається кулонівським бар'єром[52].

Після заліза енергія зв'язку (у розрахунку на один нуклон) зменшується зі збільшенням атомного номера, тому нуклеосинтез елементів, важчих заліза, ускладнено, бо двом позитивно зарядженим ядрам треба подолати кулонівське відштовхування щоб наблизитись достатньо близько для синтезу. Саме тому елементи, важчі від заліза, утворюються шляхом захоплення нейтронів , які не мають заряду, а відтак, можуть наближатися до заряджених ядер, захоплюватися ними та збільшувати масу ядра. Однак із захопленням нейтрона в ядро, те стає радіоактивним і зазнає бета-розпаду. Це пояснює те, чому процес утворення важких елементів є надзвичайно складним [54].

Елементи до заліза мають приблизно однакову кількість нейтронів та протонів. Але після заліза кількість нейтронів перевищує кількість протонів і стабільність ядра досягається лише за рахунок значного надлишку нейтронів. Існують два процеси захоплення нейтронів, що призводять до формування нових елементів. Перший - повільне захоплення нейтронів (так званий s-процес (від англ. slow)) полягає в додаванні нейтронів до ядра по одному. Якщо утворюється нестабільне ядро, воно зазвичай зазнає бета-розпаду, перш ніж захопить наступний нейтрон. В s-процесі швидкість захоплення нейтронів є меншою, ніж бета-розпад, й утворюються лише порівняно стабільні ядра. S-процес відбувається в зорях масою 0,6 - 10 маси Сонця й зупиняється на наймасивніших стабільних ядрах бісмуту[54]. Для утворення більш важких стабільних елементів потрібне захоплення нейтронів швидше від бета-розпаду.

Довгий час загальнопоширеним поміж астрономів було уявлення про наднові, як панівне місце r-процесу. Зокрема, вважалось, що r-процес нуклеосинтезу відбувається у високо-ентропійних, нейтринних вітрах з прото-нейтронних зір, які утворились протягом кількох секунд після вибуху наднових типу ІІ[55][56][57][58]. Втім, таке припущення мало ряд теоретичних недоліків, а нещодавні результати чисельних моделювань показали, що нейтринні вітри позбавлені необхідних фізичних умов для пояснення поширеності всіх важких елементів в галактиці[59].

Накопичені протягом останніх років дані астрономічних спостережень та чисельні моделювання вказують, що джерелом r-процесу має буде щось більш рідкісне, аніж наднова[60][61][62][63] .

Теорія та моделі r-процесу в злитті нейтронних зір

1957 р. у статті, відомій як B2FH чотири фізики передбачили і пояснили подібний механізм швидкого захоплення нейтронів[64]. Цей механізм вони назвали r-процесом (від англ. rapid). Захоплення нейтронів в r-процесі потребує надзвичайно швидкого захоплення. У цій публікації припускалося, що r-процес має відбуватись у середовищах із надзвичайно великою густиною нейтронів, де кілька нейтронів може бути захоплено ядром підряд, до того, як нестабільне ядро зазнає бета-розпаду. У такий спосіб утворюються важкі елементи.

Того ж 1957 р. канадсько-американський фізик Аластар Кемерон[en] незалежно від B2FH висунув припущення, що близько половини важчих від заліза елементів у галактиці генеруються лише в середовищах з такою високою густиною нейтронів, що захоплення нейтронів атомними ядрами відбувається значно швидше, аніж бета-розпад[65] .

1974 р. Джеймс Латтімер[en] та Девід Шрамм вперше висунули гіпотезу про злиття нейтронної зорі та чорної діри як джерело викидів матерії, багатої вільними нейтронами, що сприятиме r-процесу з дуже низькою часткою електронів, Ye (відношення протонів до нуклеонів (протонів + нейтронів): [66]. 1982 р. Симбалісти та Шрамм вперше висунули ідею, що схожий механізм викиду нейтронної матерії може відбуватись внаслідок злиття подвійної системи нейтронних зір, що і є джерелом r-процесу[67].

На основі перших чисельних моделювань злиття двох нейтронних зір було показано, що результатом злиття подвійної системи має бути припливний викид нейтронно-багатої матерії ( ) в орбітальній площині зі швидкістю ~0,2-0,3 c і масою ~10-4 - 10-2 M[68][69]. Наслідком такого викиду буде поява важких елементів, передбачувана форма поширеності яких в цілому узгоджується із спостережуваною поширеністю в сонячній системі[70][71].

Пізніші чисельні моделювання показали, що окрім припливного викиду матерії, на межі контакту між двома зорями що зливаються, повинне формуватись окреме джерело викиду в полярному напрямку - викиди матерії, нагрітої ударними хвилями[72][38]. Нагрівання ударними хвилями та опроміненням нейтрино сприяє слабким взаємодіям, завдяки чому частка електронів динамічного полярного викиду є значно більшою () від його первинного значення всередині нейтронної зорі[73][74][75]. Ударно нагріті викиди менш багаті нейтронами, аніж викиди від припливних взаємодій, оскільки їх вища температура (>1 МеВ) уможливлює народження електрон-позитронних пар, що захоплюються відповідно протонами та нейтронами, випромінюючи електронні нейтрино та антинейтрино.[53]. За рахунок того, що частка нейтронів перевершує частку протонів, то в таких викидах значно більше захоплень позитронів, залишаючи матерію з більшою часткою електронів[37].

Ударно нагріті викиди відіграють важливішу роль для «м'якого рівняння стану» (нейтронні зорі менших радіусів), тоді як припливні викиди є панівними в злитті нейтронних зір з більшими асиметріями мас [37]. В останньому випадку злиття буде менш руйнівним, оскільки нейтронна зоря з меншою масою деформуватиметься припливними силами ще на ранній стадії злиття, тож ударне нагрівання буде менш сильним. Наслідком цього будуть більш нейтронно багаті припливні викиди[53].

Іншим джерелом викиду матерії r-процесу результати моделювання передбачають уламки від злиття нейтронних зір [76]. Ці уламки мають достатньо кутового моменту для циркуляції в акреційний диск довкола центрального залишку. Цей диск залишків може бути джерелом ультрарелятивістського джету гамма-спалаху[77]. Повільні відтоки матерії (із швидкістю ~0,03 - 0,1 с) з такого диску залишків, що здатні тривати протягом декількох секунд після злиття, можуть бути новим джерелом викиду речовини r-процесу[76][51]. Середнє значення Ye відтоку акреаційного диску зростає із збільшенням часу існування гіпермасивної нейтронної зорі перед тим, як вона колапсує в чорну діру[49].

Експериментальні свідчення r-процесу в злитті нейтронних зір

Динамічні викиди із злиття нейтронних зір мають великі передбачувані маси, в діапазоні від 10-3 до 10-2 M[78]. Тож, викинута в злитті двох нейтронних зір матерія має потрібну густину нейтронів та швидкість для запуску ядерних реакцій r-процесу [46].

Обчислення на основі астрономічних спостережень передбачають, що події злиття нейтронних зір є в 100-1000 разів рідшими, аніж гравітаційний колапс наднових типу ІІ[63]. Так, карликові галактики "забруднені" лише кількома подіями злиття подвійностей нейтронних зір[79][80], чи взагалі однією подією, як карликова галактика Reticulum II[en][81]. В Reticulum II велика частка зір є високозбагачена елементами r-процесу[82]. Це свідчить про те, що ця галактика була "забруднена" ще на початку її історії єдиною подією r-процесу, яка породила більше важких елементів, аніж здатен нейтринний вітер однієї наднової[83].

Рідкісність злиття нейтроних зір узгоджується з обчисленнями неоднорідності хімічної еволюції, що дозволяє прослідкувати локальні коливання поширеності елементів r-процесу, зумовлені внеском одиничних подій злиття. Так, спостерігаючи хімічну поширеність в близьких тьмяних карликових сфероїдних галактиках, астрономам вдалось встановити джерело r-процесу через розрізнення внеску подій наднових типу ІІ та злиття нейтронних подвійностей[84][85]. Оскільки злиття нейтронних зір є більш рідкісним, ніж вибух наднових типу ІІ, то менш масивні тьмяні карликові сфероїдні галактики не можуть залишити багато нейтронних зір після вибуху масивних зір для формування подвійної системи і їх злиття. Обчислення припускають, що в менш масивних карликових сфероїдних галактиках з масою 105 M, в цілому буде ~500 наднових типу ІІ. Виходячи з отриманої частоти злиття нейтронних зір (1 подія злиття на 1000-2000 подій наднових типу ІІ) на таку галактику припадатиме <1 події злиття нейтронних зір[84]. Тому в менш масивних карликових сфероїдних галактиках (як галактики Дракон, Каріна[en] і Скульптор) було виявлено стале значення [Eu/H] ~ −1,3 безвідносно до значень [ Fe/H ][84]. Тоді як в масивних карликових сфероїдних галактиках було виявлено збільшення [ Eu/H ] із збільшенням [Fe/H]. Це свідчить про те, що r-процес нуклеосинтезу не відбувається в тьмяних, менш масивних карликових сфероїдних галактиках, попри високу частоту подій наднових в цих галактиках[84]. Тож, ці дані є прямим свідченням, що лише такі рідкісні події, як злиття нейтронних зір можуть бути головним місцем r-процесу в галактиці, особливо для нуклідів з A > 130[85].

Результати чисельних моделювань показують, що нуклеосинтез у надзвичайно багатих нейтронами викидах із злиття нейтронних зір може відвторити поширеність важких елементів в сонячній системі незалежно від фізичних властивостей (зоряних мас, співвідношення мас та рівняння стану) подвійної системи[86]. Так, нещодавно були отримані переконливі свідчення про значні події r-процесу відносно нещодавно в Чумацькому шляху, зокрема в Сонячній системі. Таким свідченням нещодавнього збагачення подіями r-процесу стали довгоживучі радіоактивні елементи. Для вимірювання слідів таких подій в глибоковдних відкладах на Землі були використані два ізотопи - заліза60Fe та плутонію 224Pu. Ізотоп 60Fe утворюється протягом еволюції та вибуху масивних зір, що призводить до появи наднових[87]. Період напіврозпаду 60Fe складає 2,6 x 106 років і тому цей ізотоп може бути свідченням надавнього додавання матерії із подій r-процесу, що відбулись кілька мільйонів років тому. Нещодавно ізотоп 60Fe був знайдений в земних глибоковдних відкладах, що включали зоряні залишки із відносно близького вибуху, що мав місце 2 млн років тому [88][89].

224Pu має період напіврозпаду 8,1 x 107 років і потребує багатьох подій вибуху наднових. Виявлена в глибоководних відкладах поширеність 224Pu на два порядки нижче, аніж передбачається у випадку, коли б джерелом були такі часті події, як звичайні наднові з невеликим внеском[60] . З цього відкриття випливало, що нуклеосинтез актиноїдів є дуже рідкісним (уможливлюючи значний розпад 224Pu з часу останньої події r-процесу) і протягом останніх кількох сотень мільйонів років регулярні наднові не мали значного внеску до їх поширеності в сонячній системі[53]. Подальший аналіз цих експериментальних даних та теоретичні розрахунки вказували на те, що джерелом елементів r-процесу має бути значно більш рідкісна подія, аніж вибух наднових[61]. Однак такі рідкісні події, як злиття нейтронних зір може пояснити як існування 224Pu в ранній Сонячній системі, так і низьку поширеність відносно нещодавніх внесків ізотопів 224Pu в глибоководних відкладах[61].

Однак, на відміну від наднових, злиття нейтронних зір не конденсує зерна пилу, як носіїв синтезованих нуклідів r-процесу (досонячні зерна)[90]. Тому як саме синтезовані в злитті нейтронних зір елементи r-процесу були включені до Сонячної системи наразі залишається незрозумілим.

Кілонова

Схематичне подання ймовірних електромагнітних двійників злиття двох нейтронних зір та кілонова

Щойно синтезовані у викидах матерії із злиття нейтронних зір атомні ядра r-процесу є радіоактивними[69] [78]. Із подальшим розширенням цієї матерії відбувається її бета-розпад назад до стабільного стану. Енергія виділена через бета-розпад та поділ ядра може породити і підтримувати тепловий транзієнт - «кілонову», що триватиме від днів до тижнів[91][92].

Кілонова є ключовим електромагнітним двійником злиття нейтронних зір, оскільки порівняно із спрямованим джетом гамма-спалаху, її випромінювання майже ізотропне і може досягнути піку в оптичному діапазоні спектру, будучи відносно легко доступна для пошуку. Яскравість, кольори та тривалість кілонових є свідченням фізичних процесів, що відбуваються під час злиття подвійності нейтронних зір. Крім того, кілонові дозволяють прямо спостерігати та виміряти утворення ядер r-процесу в злитті, відкриваючи унікальну можливість встановити місце нуклеосинтезу важких елементів[92].

Теорія кілонових

1998 р. Л.-С. Лі та Б.Пачінські вперше висунули припущення, що радіоактивний викид із злиття двох нейтронних зір (чи нейтронної зорі та чорної діри) може бути джерелом живлення теплового транзієнта[en], за аналогією з надновими типу Іа[93]. На основі побудованої простої моделі, вони передбачали, що внаслідок малої маси та високої швидкості (~0,1 c) викиду матерії із злиття нейтронних зір, цей викид швидко стане прозорим для власного фотонного випромінювання[93]. Таке випромінювання повинне досягнути піку протягом одного дня, що значно швидше ніж для регулярної наднової, чиї випромінювання досягають піку протягом тижня і довше.

Не маючи фізичної моделі нуклеосинтезу, Лі та Пачінські парметризували швидкість радіоактивного нагрівання (розпад ядер r-процесу) викиду в момент часу t після злиття, як , залишивши нормування швидкості нагрівання як вільний параметр[93]. Однак, оскільки пікова світність транзієнта пропорційна швидкості нагрівання, то модель Лі-Пачінські передбачала надзвичайно високі значення пікової світності, в діапазоні 1042 - 1044 ерг сек[93], що більше від світності найяскравішої наднової [92]. Втім подальші астрономічні спостереження, які намагались виявити подібні яскраві транзієнти після коротких гамма-спалахів, таких не виявили[94][95].

2010 р. Б.Метцгер та ін. вперше визначили реальний масштаб світності радіоактивно-підтримуваних транзієнтів злиття нейтронних зір[91]. На основі обчислення мережі ядерних реакцій r-процесу, Метцгер та ін. отримали швидкість радіоактивного нагрівання (передбачаючи від кількох годин до днів), яку включили в моделі кривих блиску. Дослідники використали більш фізично реалістичну модель непрозорості викидів r-процесу (непрозорість постає із змішання десятків мільйонів атомних спектральних ліній зв'язано-зв'язаних переходів - переходів електронів в атомі з одного енергетичного рівня на інший[96]). В основі цієї моделі було припущення, що непрозорість викидів r-процесу обумовлена непрозорістю в лініях заліза, а не як в простіших моделях - непрозорістю електронного розсіювання. Відтак, для викидів масою 1-2 M і швидкістю v ~ 0,1 c, модель Мецгера та ін. передбачала пікову світність в ~3 x 1041 ерг/сек та спектральний пік у видимому діапазоні[91]. Оскільки така світність приблизно в тисячу разів яскравіша аніж класичні нові (чия пікова світність близька до критичної світності, ~1038 ерг/сек), то електромагнітні транзієнти злиття нейтронних зір, спричинені розпадом ядер r-процесу, були названі Мецгером та ін. «кілонова»[91]. Тож, модель Мецгера та ін. вперше чітко вказала на зв'язок між кілоновими, короткими гамма-спалахами, гравітаційними хвилями та походженням елементів r-процесу (актиноїдів та лантаноїдів).

Синя та червона кілонові

За відсутності експериментальних даних про непрозорість в лініях важких елементів r-процесу, в моделі Мецгера та ін. була використана непрозорість багатих на Fe викидів в наднових типу Іа[91]. Згодом Кейсен та ін.[97], Бернес і Кейсен[98] та незалежно Танака і Готокезака [99] вперше визначили світність кілонової, включивши атомні дані про непрозорість ліній для викидів важких елементів r-процесу. Зокрема, в цих обчисленнях було показано, що якщо викиди містять ядра актиноїдів чи лантиноїдів з частково заповненими зовнішніми електронними оболонками f-орбіталі (як відбувається при синтезі ядер r-процесу з масовим числом A≥130), то фотонна непрозорість таких викидів в ультрафіолетовому та оптичному діапазонах має бути в 10-100 разів більшою, аніж для викидів, складених з ядер залізної групи із частково заповненими валентними електронами d-орбіталей[97][99]. Це пов'язано з тим, що частково-заповнена f-орбіталь, з більш щільно розміщеними енергетичними рівнями, уможливлює більше число можливих способів розподілу валентних електронів в цій орбіталі і на порядок більше лінійчатих переходів, аніж в d-орбіталі [97]. Висока непрозорість елементів r-процесу повинна затримувати час еволюції кривої блиску від ~1 дня до ~1 тижня та змістити спектральний пік від видимого (передбаченого моделлю Мецгера та ін.) до ближньо-інфрачервоного діапазону[98][99], призводячи до появи «червоної кілонової» .

Не всі частини викидів із злиття нейтронних зір обов'язково утворюватимуть важкі ядра r-процесу. Викиди з не матимуть достатньої кількості нейтронів для реакцій захоплення нейтронів, щоб проштовхнути потік нуклонів через другий пік (A≈130) r-процесу [49]. У цьому випадку, як передбачає модель Мецгера та ін., не буде утворення лантаноїдів і викиди із злиття нейтронних зір генеруватимуть швидко еволюціонуюче, яскравіше та синювате оптичне випромінювання, т.зв. «синю кілонову»[91][49]. Синє оптичне випромінювання викидів після злиття є свідченням утворення легших ядер r-процесу, оскільки їх непрозорість лиш трохи вища від непрозорості заліза[100].

Нові теоретичні обчислення та моделювання показали, як включення ефектів переносу нейтрино може призвести до утворення легших ядер r-процесу у викидах після злиття нейтронних зір[73][101][102]. Нагрівання нейтрино відіграє важливу роль в зміні хімічного складу (Ye) викидів із злиття. Електронні нейтрино та антинейтрино, випромінювані після злиття , характеризуються досить високою світністю (>1053 ерг/cек)[101]. Внаслідок поглинання нейтрино з такою високою світністю викиди стають більш багатшими на протони, оскільки електронні нейтрино перетворюють деяку частку нейтронів в протони через реакції [73]. Тому нагріті ударними хвилями полярні динамічні викиди після злиття будуть мати відносно високу частку електронів, , і позбавлені лантаноїдів, тим самим роблячи внесок до раннього, синього випромінювання кілонової [101]. Разом з тим, синя кілонова буде видимою лише для променів зору, що не блокуються викидами матерії з високою непрозорістю - «червоною кілоновою»[50].

У порівнянні з колімованим і релятивістсько спрямованим гамма-спалахом, Мецгер та Бергер припустили, що ізотропні випромінювання кілонової роблять їх найбільш перспективним електромагнітним двійником для типового злиття подвійних нейтронних зір на відстані 200 Мпк, що знаходиться в діапазоні модернізованих детекторів LIGO/Virgo [103] . Пізніші обчислення і перші запуски оновленого LIGO дозволили астрономам висунути припущення, що злиття можуть відбуватись значно ближче ніж 200 Мпк, завдяки чому кілонові можна виявити навіть з 1-м телескопами[104].

2013 р. вперше було виявлено інфрачервоне випромінювання після короткого гамма-спалаху GRB 130603B протягом тижня[105][106]. Це відкриття було першим свідченням про прямий звязок між злиттям нейтронних зір та короткими гамма-спалахами, а відтак, підвердженням злиття нейтронних зір як місця утворення важких ядер r-процесу у всесвіті[105].

Відкриття GW170817

Комбіноване зображення хронології відкриття GW170817 і його електромагнітних двійників (EM170817, GRB 170817A, SSS17a/AT 2017gfo). Вкладки показують першу реєстрацію в гравітаційно-хвильових (спектограми LIGO), гамма-променевих (Fermi-GBM і INTEGRAL), оптичних (ESO-NTT, ESO-VLT-XShooter), рентгенівських (Chandra ) та радіо (JVLA ) смугах.

17 серпня 2017 року, о 12:41:04 UTC, мережа гравітаційно-хвильових детекторів LIGO-Virgo вперше змогла зареєструвати гравітаційно-хвильовий сигнал від зіткнення двох компактних, надщільних об'єктів, «нейтронних зір», які є залишками від вибуху наднових зір.

Мережа гравітаційно-хвильових детекторів працювала в другому циклі наукових спостережень («Observing Run 2», O2). 30 листопада 2016 були запущені два детектори LIGO (Livingston, у Лівінгстоні, штат Луїзіана та Hanford, на місці Генфордського комплексу) розташовані на 3003 км один від одного. Детектор Virgo було запущено 1 серпня 2017 року поблизу Пізи в Італії.

Перед завершенням О2, детектори LIGO-Virgo зареєстрували гравітаційно-хвильовий сигнал від злиття подвійних нейтронних зір (названий "GW170817" - "gravitaional wave" і дата реєстрації). Сигнал GW170817 тривав ~100 cек (початок відліку від 24 Гц), до 12:41:04 UTC. GW170817 був ідентифікований в зашумлених вихідних даних через порівняння сигналів з детекторів LIGO-Virgo з бібліотекою моделей сигналів (теоретично передбачених на основі постньютонівського наближення[en] наближення ЗТВ) використовуючи узгоджене фільтрування[en]. Значення моментів обертання та мас узгодженого фільтра, що максимально узгоджувався з GW170817, приписувались сигналу[1][2].

Першим сигнал GW170817 був зареєстрований детектором Virgo, через 22 мсек його зареєстрував детектор LIGO-Livingston, і ще через 3 мсек - детектор LIGO-Hanford. Завдяки такій кількості залучених детекторів астрофізики змогли досить точно визначити, з якої саме ділянки неба прийшов сигнал. Для GW170817 ділянка мала витягнуту форму (відому як «еліпс похибки»), ~2 градуси в ширину і 15 градусів у довжину, вкриваючи 28 квадратних градусів[1] у сузір'ї Гідри, з центром поблизу зорі Псі Гідри[107].

Якби GW170817 сигнал прийшов на три тижні раніше, то детектор Virgo б не зміг його зареєструвати, без чого на основі лише даних детекторів LIGO було б значно важче локалізувати GW170817 на небі, як і знайти електромагнітних двійників чи відкрити кілонову. Якби ж GW170817 сигнал прийшов на кілька тижнів пізніше, то його джерело було б позаду Сонця, унеможливлюючи локалізацію оптичного транзієнта[2].

Офіційно про відкриття GW170817 було повідомлено 16 жовтня 2017 року[108] на прес-конференції, що одночасно відбувалась у США (Національний прес-клуб у Вашингтоні) та Європі (в штаб-квартирі ESO в Гархінг-бай-Мюнхен, Німеччина)[109].

Гравітаційно-хвильовий сигнал GW170817

Гравітаційна хвиля

Існування гравітаційних хвиль вперше було передбачене Альбертом Ейнштейном в 1916 р., через кілька місяців після його публікації рівнянь гравітаційного поля[110]. Відповідно до загальної теорії відносності (ЗВТ), гравітаційні хвилі є збуренням метрики простору-часу і постають як наслідок накладення релятивістської природи на гравітаційні взаємодії. Гравітаційні хвилі генеруються внаслідок асиметричного прискорення системи мас, квадрупольний момент яких змінюється з часом, і поширюються зі швидкістю світла, а їх амплітуда спадає обернено пропорційно відстані від джерела[111]. Гравітаційне випромінювання, генероване орбітальним прискоренням системи мас, призводить до втрати ними енергії, внаслідок чого орбіти зменшуються і врешті решт два масивні тіла зливаються.

Гравітаційні хвилі є хвилями приливної сили. Відповідно з принципом еквівалентності, одиничні ізольовані частинки не можуть бути використані для вимірювання гравітаційних хвиль (в силу їх вільного падіння в будь-якому гравітаційному полі і відсутності впливу від проходячої хвилі). Для такого вимірювання потрібні неоднорідності в гравітаційному полі, якими є приливні сили, що переносяться гравітаційними хвилями і які можуть бути виміряні через співставлення положень та взаємодій двох чи більше частинок[110].

Гравітаційне випромінювання в ЗВТ представлене через безслідовий симетричний тензор другого рангу. В загальній системі координат такий тензор має десять незалежних компонент. Однак, подібно до електромагнітного випромінювання, гравітаційне випромінювання в ЗВТ має тільки два незалежні стани поляризації: «+»-поляризацію та «x»-поляризацію (назви пов'язані з формою еквівалентного силового поля, яке вони генерують), що позначаються h+ і hx[111]. На відміну від електромагнітних хвиль, кут між двома поляризованими станами складає не , а (45°). Поляризація гравітаційної хвилі випромінюваного таким джерелом, як подвійна система мас, залежить від орієнтації динаміки в середині цього джерела відносно спостерігача. Відтак, вимірювання поляризації дозволяє визначити орієнтацію подвійної системи[30].

Вплив «+»-поляризованої гравітаційної хвилі на кільце частинок.
Вплив «×»-поляризованої гравітаційної хвилі на кільце частинок.

Гравітаційно-хвильові антени є лінійно-поляризованими квадруполярними детекторами і не чутливі до напрямку хвилі. Тому на основі лише однієї антени не можна визначити напрямок до джерела хвилі. Для цього потрібно одночасне спостереження з використанням трьох і більше детекторів, завдяки чому джерело може бути тріангульоване на небі через вимірювання різниці в часі надходженні сигналу до різних детекторів[111].

Оскільки тканина простору-часу є надто "жорсткою", то амплітуда її деформації дуже мала. Відтак, щоб гравітаційно-хвильовий сигнал міг бути зареєстрований на Землі потрібні зіткнення дуже масивних тіл. Але навіть тоді гравітаційна хвиля, реєстрована земними детекторами, матиме амплітуду лише h~ 10-21 [30].

Властивості GW170817

Тісні подвійні системи випромінюють гравітаційні хвилі (білі дуги), унаслідок чого зорі втрачають орбітальну енергію й зближуються та врешті-решт зливаються. У процесі зіткнення нейтронних зір деякі з їх рештки вибухом відносяться релятивістським струменем часток, генеруючи короткі гамма-спалахи (колір маджента). Крім того, злиття породжує уламки, які рухаються повільніше, з характерним електромагнітним випромінюванням — спочатку ультрафіолетовим (фіолетовий колір), потім видимим та інфрачервоним (від синьо-білого до червоного) і врешті рентгенівським (синій).

На відміну від двох детекторів LIGO, детектор Virgo не виявив GW170817 сигналу, який потрапив у його "сліпу ділянку"[1]. Але цей факт дозволив звузити пошук джерела сигналу на небі до 28 градусів2 [112].

Детектори LIGO-Virgo можуть спостерігати гравітаційні хвилі від подвійної нейтронної зорі протягом декількох хвилин. У випадку GW170817, за 100 секунд до зіткнення, нейтронні зорі були на відстані приблизно 400 кілометрів одна від одної й оберталися приблизно 12 разів за секунду. З кожним обертом нейтронні зорі випромінювали гравітаційні хвилі, втрачали енергію й наближалися одна до одної. Зі скороченням орбіти (так званого «падіння по спіралі») збільшувалася швидкість зір, призводячи до збільшення частоти (відомого як чирп, англ. chirp) та амплітуди гравітаційних хвиль. Процес зближення прискорювався, доки дві зорі не злились, утворивши один об'єкт. Випромінена енергія гравітаційної хвилі становила >0,025 M c2[1].

Гравітаційно-хвильовий сигнал GW170817 є найгучнішим з досі спостережуваних — комбіноване співвідношення сигнал/шум (SNR) становило 32,4 (LIGO-Livingston SNR - 26,4; Ligo Hanford SNR - 18,8; Virgo SNR - 2,0), тоді як SNR для GW150914 лише 24. [2].

Із зареєстрованого GW170817-сигналу, найкраще вимірюваним параметром маси є маса чирпа, , (поєднання мас компонент подвійної системи, що обумовлює еволюцію частоти гравітаційного випромінювання і є домінуючою складовою смуги чутливості детектора), яка становила =1.188+0.004
−0.002
 M
. Тоді як маси зір подвійної системи, внаслідок кореляції їх невизначеностей коливались у широкому діапазоні від 0,86 до 2,26 M.[2].

У цілому, гравітаційно-хвильовий сигнал GW170817, - як і відкриті LIGO перед тим гравітаційні хвилі із зіткнень чорних дір, - цілком узгоджувався із загальною теорією відносності[113][114]:

  1. гравітаційні хвилі мають тензорну поляризацію
  2. гравітаційні хвилі від зіткнення двох нейтронних зір рухались із тією ж швидкістю, що й світло;
  3. гравітаційні хвилі та гамма-промені йшли до Землі 130 млн світлових років і прийшли в межах ~2 секунд;
  4. гравітони та фотони із GW170817 події падали до гравітаційного поля Чумацького Шляху в один і той же час, що свідчило про їх падіння з однаковою частотою відповідно з принципом еквівалентності.

На основі лише однієї події GW170817 науковцям LIGO-Virgo вдалось встановити частоту злиття подвійних нейтронних зір в рік на середній об'єм простору в кубічний гігапарсек: =1540+3200
−1220
 Гпк-3 рік-1
, що відповідає 6 - 120 злиттям подвійних нейтронних зір на рік, коли обсерваторії LIGO-Virgo досягнуть запланованої чутливості детекторів в 2020 р.[1] Така частота злиття узгоджується з частотою, отриманою із попередніх спостережень систем подвійних зір[115][116].

Порівняння гравітаційно-хвильового GW170817-сигналу (жовтий, внизу) з раніше зареєстрованими LIGO-Virgo сигналами від злиття чорних дір. Усі сигнали починаються з 30 Гц. Тривалість GW170817 показана в реальному часі. GW170817-сигнал спостерігався в 30 разів довше, ніж будь-який інший гравітаційно-хвильовий сигнал.

Гамма-спалах GRB170817A

Художнє подання злиття двох нейтронних зір та утворення джету гамма-спаплаху

Гравітаційно-хвильовий сигнал GW170817 супроводжувався коротким спалахом гамма-променів (кСГП), названим GRB170817A[117][107][114]. Тривалість гамма-спалаху GRB170817A була подібною до стандартних космологічних коротких СГПів, але з енергією на п'ять порядків менше, ніж усі передбачувані та відкриті короткі СГПи , що могло свідчити або про відхилення кута нахилу осі джету від променя зору або ж про відмінне джерело[114][3][118]..

Реєстрація GRB170817A

Майже одночасна реєстрація гравітаційно-хвильового сигналу GW170817 та пов'язаного з ним гамма-спалаху GRB 170817A детекторами LIGO та космічними обсерваторіями Fermi/GBM та INTEGRAL. Вгорі: три часові ряди, що відповідають числу фотонів за секунду для двох супутників. Верхні дві панелі - часові ряди Fermi. Ці дві панелі відповідають двом різним діапазонам енергії їх детекторів. Третя панель - часовий ряд INTEGRAL. Зареєстрований Fermi та INTEGRAL гамма-спалах GRB 170817A прийшов через 1,7 сек після гравітаційно-хвильового сигналу GW170817, зареєстрованого LIGO-Livingston (внизу).

Перше повідомлення про GRB170817A було автоматично генероване датчиком гамма-спалахів GBM (англ. Gamma-ray Burst Monitor) на орбітальній обсерваторії Fermi[119] о 12:41:20 UTC, всього через 14 сек після реєстрації ним СГП о 12:41:06 UTC[107]. Згодом, через онлайновий пошук ініційований повідомленнями LIGO-Virgo та Fermi-GBM, GRB170817A був виявлений орбітальною гамма-обсерваторією INTEGRAL використовуючи антиспівпадальний захист (англ. Anti-Coincidence Shield) германієвого гамма-спектрометру (SPI) на його борту [117]. Різниця між GW170817 та GRB170817A становила T0 - tc = 1,734 ± 0,054 сек[2]

Подальший аналіз даних Fermi-GBM визначив тривалість GRB170817A в T90 = 2,0 ± 0,5 сек, де T90 - інтервал, в межах якого 90% флюенс СГП накопичується в діапазоні енергії 50 - 300 кеВ. Відтак, GRB170817A був класифікований, як короткий спалах гамма-променів із [2]. Піковий потік фотонів GRB170817A, вимірюваний протягом 64 мсек, становив 3,7 ± 0,9 фотонів сек см-2, а флюенс в межах T90 - (2,8 ± 0,2) × 10-7 ерг/см-2 (10 - 1000 кеВ)[107]. GRB170817A є найближчим кСГП з виміряним червоним зміщенням[2].

Затримка GRB170817A

Затримка електромагнітного сигналу на ~1,7 сек порівняно з гравітаційно-хвильовим може бути пов'язана з ефектом Шапіро (передбачає, що час поширення безмасових часток у викривленому просторі-часі, тобто через гравітаційні поля, дещо збільшується порівняно з гладким простором-часом), хоча не виключені й інші пояснення[1]. Іншими поясненнями затримки гамма-променів може бути[120][121][122][123]:

a) затримка із злиття, допоки не утворилась чорна діра;
б) затримка із злиття, допоки гамма-спалах не був підсилений магнітним полем;
в) час надходження світла від місця випромінювання;
г) уповільнення, зумовлене міжзоряним середовищем
д) екзотична фізика

Така затримка в часі двох сигналів дозволила пов'язати короткі гамма-спалахи зі злиттям нейтронних зір[114]. Крім того, вона накладає обмеження на швидкість гравітаційних хвиль, які за передбаченнями загальної теорії відносності мають ту ж саму швидкість, що й швидкість світла [113]. Тож, відкриття GW170817 та GRB 170817A вперше однозначно показали, що швидкість світла дорівнює швидкості гравітаційних хвиль із точністю до 10-15[2][1]:

Властивості GRB170817A

GRB170817A характеризувався винятково низьким ізотропним еквівалентом енергії гамма-променів (Eγ, iso ≈ 5 × 1046 ерг) [114] та піковою фотонною енергією (Ep ~ 40 - 185 кеВ), що разом з пізнім надходженням рентгенівського (через 9 днів)[6] та радіо (через 17 днів)[124][125] випромінювання, є переконливим свідченням випромінювання із відносно вузького релятивістського джету, спостережуваного під великим кутом (θobs ≈ 37◦ −42◦) до осі його початкової апертури (θobs > θ0)[126]. [127].

Аналіз максимальної правдоподібності ключових параметрів післясвітіння на основі даних радіо- та рентгенівського випромінювання з GRB170817A визначив діапазон енергії для істинної енергії джету кСГП в ⟨E⟩ ≈ 1048 - 1049[126]. Це, в цілому, узгоджується з енергіями для джетів кСГП, що спрямовані вздовж променя зору спостерігача і які характерні для злиття нейтронних зір[18][95] .

Більш детальний аналіз даних Fermi-GRB для GRB170817A виявив два окремі компоненти спалаху: 1) первинний сильний пік, що тривав <0,5 сек, нетепловий спектр якого був в цілому схожий до регулярних СГПів; потім слідував 2) слабший компонент випромінювання, з тривалістю ~2 сек, чий спектр мав тепловий характер[107]. Перший компонент міг бути позаосьовим проявом більш потужного джету короткого СГП, світність якого була ослаблена релятивістським випромінюванням[128], або ж є свідченням відхилення кута нахилу осі джету СГП від променя зору[129]. В свою чергу джерелом теплової компоненти GRB170817A міг бути гарячий кокон[130][131] чи вихід ударної хвилі внаслідок прориву ультрарелятивістського СГП крізь хмару полярних викидів[132][133].

Оскільки випромінювання червоної кілонови в GW170817 припускають, що після злиття нейтронних зір утворився масивний акреційний диск і формування чорної діри було відносно швидким[120], то система "чорна діра - тор" забезпечує природній механізм для генерування і живлення релятивістського джету СГП[77][134]. Ця система також пояснює часову еволюцію структури джету. Акреційний диск, утворений після злиття, еволюціонує протягом в'язкого часу[6] кілька секунд. За цей час диск втрачає значну частку своєї маси через акрецію та витікання [45]. Якщо колімація джету СГП обумовлена середовищем, сформованим вітрами диску та динамічними викидами, тоді (з послабленням густини довколишньої хмари викидів та сили джету) кут розкриття джету може також збільшитись впродовж кількох секунд, подібно до спосетержуваної затримки GRB170817A в ~1,7 сек[120].

Вірогідність того, що GRB170817A спостерігався під кутом до осі ядра джету кСГП узгоджується з відносно великим кутом нахилу подвійної системи відносно променя зору (θobs): θobs ≈ 0,2 - 0,6[135]. Іншим свідченням існування більш потужного позаосьового джету в GW170817 було відкриття нетеплових радіо та рентгенівських випромінювань, що слідували після злиття із затримкою в кілька тижнів[124][125] [136][6]. Таке випромінювання характерне для позаосьового післясвітіння від "гамма-спалаху сироти"[137].

Тільки через 15 днів після виявлення гравітаційно-хвильового сигналу космічний телескоп «Чандра» зареєстрував рентгеінвське джерело, а опісля був виявлений і радіо сигнал[124][6]. Моделювання показали, що ці рентгенівські та радіо-випромінювання утворилися внаслідок релятивістських джетів з енергією, близькою до космологічних коротких гамма-спалахів, але спрямованих під великим кутом до променя зору, що мало пояснити слабкий короткий гамма-спалах [124].

За отриманими даними, гамма-спалах GRB170817A характеризується наступними рисами [1][114]:

  1. розпочався через ~2 сек після злиття подвійної нейтронної зорі;
  2. тривав ~2 сек, що близько до тривалості більшості коротких гамма-спалахів;
  3. загальна гамма-ізотропна енергія (Eγ, iso) ~5 × 1046 ерг;
  4. пік (Epeak) ~185 кеВ

Тож, GRB170817A набагато слабший, ніж найслабші із зареєстрованих гамма-спалахів, попри те, що джерело гамма-спалаху відносно набагато ближче до Землі і він мав бути набагато більш яскравим [114].

Електромагнітне підтвердження GW170817-сигналу

На відміну від злиття чорних дір, які майже невидимі, злиття нейтронних зір супроводжується електромагнітним випромінюванням. Ще з часу відкриття перших подвійних нейтронних зір припускалось, що їхнє злиття має генерувати широкий діапазон електромагнітного випромінювання — від радіохвиль до гамма-променів. Виявлення електромагнітного двійника злиття подвійних є важливим для розуміння його фізики: воно може надати точне місце розташування джерела; вияснити поведінку речовини під час злиття, включаючи релятивістський струмінь і нерелятивістські виверження; виявити, чи є таке злиття джерелом r-процесу нуклеосинтезу; пролити світло на формування та властивості об'єкту, що утворився внаслідок злиття тощо.

Оптичні та ультрафіолетові спостереження

Фрагмент бесіди в Slack двох астрономів з команди "1M2H", яка першою виявила оптичне джерело після події GW170817 — SSS17a (Swope Supernova Survey 2017a, через 11 годин після відкриття LIGO-Virgo). На другому зображенні помітно спалах у галактиці NGC 4993, де утворився гравітаційно-хвильовий сигнал GW170817

Одразу після реєстрації GW170817 LIGO-Virgo, шість колаборацій астрономів незалежно одна від одної протягом 42 хвилини виявили і почали спостерігати оптичне джерело гравітаційно-хвильового сигналу, згодом назване AT 2017gfo. Ці колаборації включали: 1) колаборацію "Swope Supernova Survey (SSS)" та "One-Meter Two-Hemisphere " (1M2H)[138]; 2) "Distance Less Than 40 Mpc " (DLT40)[139]; 3) групу Dark Energy Survey (DES)[140]; 4) команду відстеження післясвітіння гравітаційних хвиль в "Las Cumbres Observatory" [4]; 5) колаборацію "Mobile Astronomical System of Telescope-Robots" (MASTER)[141] та 6) колаборацію "VIsta Near-infraRed Observations Unveiling Gravitational wave Events " (VINROUGE)[142].

Команда астрономів, використовуючи відносно маленький 1-метровий (в діаметрі) телескоп Swope обсерваторії Лас-Кампанас у Чилі першою виявила яскраве оптичне джерело (SSS17a) в галактиці NGC 4993 (сузір'я Гідри), яка належить до лінзоподібних галактик [143][144], що згодом було підтверджено спостереженнями з багатьох інших телескопів[145][146][138].

Спочатку яскрава світність та синій, невиразний оптичний спектр джерела GW170817 узгоджувався з вибухом молодої наднової. Тому спершу оптичний двійник було зареєстровано як наднову SSS17a (англ. Swope Supernova Survey 2017a ). Однак наступної ночі спостереження виявили, що джерело GW170817 істотно потьмяніло в оптичному спектрі, але стало яскравішим в інфрачервоному. Пізніше Центральне бюро астрономічних телеграм Міжнародного астрономічного союзу) перейменувало подію в «AT 2017gfo».

Оптичний транзієнт AT 2017gfo з'явився через ~1 день після злиття нейтронних зір і швидко згасав, з частотою ~2 mag на день в g-смузі, ~1 mag/день в r-смузі і ~0,8 mag/день в i-смузі [4]. Отримані із SOAR[en]) і Магеланових[en] телескопів оптичні спектри та із телескопу Габбла УФ-спектри джерела GW170817 тривали 1,5 - 9,5 днів[147].

Оптичні спектри GW170817 були не схожими на жодні з відомих для наднових[4] і дуже швидко еволюціювали від синього (~6400 K) до червоного (~3500 K) протягом перших трьох днів після злиття[148]. Так, отриманий за допомогою SOAR спектографа англ. Goodman High Throughput Spectrograph найраніший спектр AT 2017gfo, на 1,5 день після злиття, характеризувався панівним синім компонентом (пік ~5000 Å; світність λLλ≈2×1041 ерг сек-1), що вже на 2,5 день змінився червонуватим компонентом (з піком 7000 Å), і цілком змістився з оптичного діапазону на 7,5 день[147].

Злиття двох нейтронних зір, GW170817, супроводжувалось відповідним коротким гамма-спалахом, GRB 170817A. Близько половини із спостережуваних коротких гамма-спалахів мають відповідні післясвітіння[95]. Тому не виключена можливість, що в ранньому, синьому оптичному спектрі злиття може бути присутній домішок такого післясвітіння у випромінюванні із кілонової [148]. В перші дні, AT 2017gfo мав кольори, схожі до раніше спостережуваних післясвітінь коротких гамма-спалахів [147]. Однак, до прикладу, післясвітіння гамма-спалаху GRB 130603B, було на ~4 mag яскравішим, аніж AT 2017 gfo[106][4]. Тому, якщо було післясвітіння пов'язане GW170817/GRB 170817 A, воно було значно слабшим, аніж післясвітіння від GRB 130603B[148].

Оптичні криві блиску кілонови в NGC 4993 Графік показує яскравість кілонової, виявленої в галактиці NGC 4993, виміряну через різні світлофільтри. У синьому світлі оптичне джерело швидко загасло. Але в ближньому інфрачервоному діапазоні об'єкт залишався яскравим деякий час і загасав повільніше. Протягом чотирьох тижнів кілонова змінила колір із яскраво синього на яскраво червоний, що пояснюється r-процесом нуклеосинтезу важких елементів.

Разом з тим, властивості оптичного і УФ спектрів GW170817 не можуть бути пояснені винятково післясвітінням від короткого гамма-спалаху, що зазвичай характеризується більш синім оптичним спектром і значно повільнішою зміною кольору його компонент[149]. Це узгоджуються з даними, отриманими в радіо- та рентгенівському спектрі, що також не виявили значного внеску післясвітіння гамма-спалаху в цей період, вказуючи на відхилення кута нахилу осі джету[136][125].

Світність та швидка зміна кольору AT 2017gfo не можуть бути пояснені простою моделлю випромінюючого абсолютного чорного тіла[147][148][4], однак досить добре узгоджуються з моделями кілонової[91][103][150][99] [8] - оптичного транзієнта, спричиненого радіоактивним розпадом матеріалу r-процесу, викиненого злиттям двох нейтронних зір . Виявлений початковий пік в оптичному спектрі та його швидке згасання через день свідчать про "синю" кілонову, яка, згідно з моделюванням, постає лиш тоді, коли частка електронів (; відношення числа електронів до числа нуклеонів) в значній кількості викинутого матеріалу становить , стримуючи утворення лантаноїдів[49].

Оптичні спектри вказують на те, що синя кілонова постала як результат полярних викидів матерії, що складалась з легких ядер r-процесу із масовим числом [147]. Тоді як з утворенням лантаноїдів пов'язаний викид матерії з . Із-за більшої непрозорості, випромінювання від багатої лантаноїдами матерії досягають піку в інфрачервоному спектрі протягом тижня після злиття нейтронних зір, формуючи "червону кілонову"[37]. Реєстрований в оптичному діапазоні розподіл спектральної енергії на 2,5-3,5 день був не схожий на спектр жодного із коли-небудь спостережуваних оптичних транзієнтів. Тому жодне з існуючих передбачень обчислювальних моделей чи спостережуваних астрономічних транзієнтів не узгоджується з червоним кольором в оптичному спектрі через 2,5 дні після злиття, за винятком "червоної" кілонової[147].

Еволюція розподілу спектральної енергії оптичного двійника GW170817 (AT2017gfo ) протягом перших 12 днів. Помітний перехід від синього до червоного кольору.

Для оптичної світності потрібна низька частка лантаноїдів, оскільки r-процес надважких елементів придушить оптичний потік через непрозорість їх спектральних ліній [150]. Оптичні дані припускають, що такі викиди матерії з незначною часткою лантаноїдів можуть бути видимі лише в межах орбітальної осі[147].

На основі порівняння оптичних спектрів з модельними передбаченнями[150] , маса викидів "синьої" кілонової повинна становити ~0,003 M[147][148][4]. Відсутність роздільних спектральних ліній в оптичних даних найкраще узгоджуєтья з тими моделями, які передбачають швидкість викидів "синьої" кілонової v = ~0,3c[8]. Відповідно з теоретичними розрахунками, така велика швидкість є свідченням того, що "синя" кілонова сформувалась в результаті динамічних полярних викидів матеріалу, нагрітого ударною хвилею в точці зіткнення[38][72]. З цього випливає, що обидва компоненти подвійної системи повинні були бути нейтронними зорями, а не нейтронною зорею і чорною дірою, оскільки в цьому випадку (за відсутності точки зіткнення) єдиним джерелом викидів з високою часткою електронів буде лише вітер з акреційного диску[147]. Тож, виявлена в оптичному спектрі значна маса швидких викидів, пов'язаних з «синьою» кілоновою, відкидає можливість того, що джерелом GW170817 є злиття чорної діри та нейтронної зорі. Відтак, оптичні дані суттєво доповнюють гравітаційно-хвильовий сигнал, спираючись лише на який не можна розрізнити складові компоненти подвійної системи.

У випадку, якщо «синя кілонова» дійсно пов'язана з динамічними полярними викидами, то загальна маса викинутого матеріалу дозволяє накласти обмеження на радіус нейтронної зорі подвійної системи[147]. Що компактнішою є нейтронна зоря, тим ближче подвійні зорі можуть наблизитись одна до одної і тим більша орбітальна швидкість при злитті, як наслідок - більша ударна хвиля, яка нагріє та викине більше матеріалу [38]. Моделювання показали, що для нейтронної зорі з малим радіусом (<11 км) маса викидів становить ~10-2 M, і є на порядок меншою для зір з більшим радіусом (>13 км)[72]. Тому у випадку динамічних полярних викидів, їх більша маса припускає невеликий радіус нейтронної зорі, <12 км [147].

Отож , спостережуваний оптичний двійник GW170817, AT 2017gfo, є першим спектральним свідченням кілонової, підтверджуючи теоретичні припущення, що злиття двох нейтронних зір є місцем r-процесу нуклеосинтезу.

Кілонова та її спектри. Ліворуч - фотометричне зображення еволюції від "синьої" кілонової до "червоної". Праворуч - Спектри кілонової отримані протягом 12 днів з часу злиття. Перехід від синього до червоного свідчить, що оптичним двійником GW170817 була кілонова, яка постає в результаті радіоактивного розпаду важких (важчих від заліза) елементів після злиття двох нейтронних зір.

Спостереження в інфрачервоному діапазоні

AT2017gfo - джерело GW170817-сигналу. Головна панель — інфрачервоне зображення оптичного транзієнта AT2017gfo (виділено рисками) і його положення в галактиці NGC 4993 (Телескоп Габбла, ІЧ-фільтр F110W). Панелі праворуч показують швидку еволюцію кольору оптичного двійника GW170817 від синього до червоного. Вгорі — зображення до злиття, 2014. Посередині — відкриття оптичного транзієнта. Внизу — через 8,5 діб після відкриття транзієнт згасає й стає червоним.

Тоді як в ультрафіолетовому та оптичному діапазонах спалах згас через кілька днів після реєстрації, в червоному та інфрачервоному діапазонах він тривав ще кілька тижнів. Тож, поряд з оптичними та УФ спостереженнями джерела GW170817, незалежні групи астрономів також спостерігали за ним в інфрачервоному діапазоні[151][4][7][152].

Після виявлення оптичного транзієнта GW170817, група астрономів, використовуючи спектрограф та інфрачервону камеру FLAMINGOS-2 на телескопі Джеміні-підвень в Чилійських Андах, отримала послідовність із семи спектрів ближнього інфрачервоного діапазону[en] (БІЧ) (від 700 до 2500 нм) у період від 1,5 до 10,5 діб після реєстрації гравітаційної хвилі LIGO[151].

Первинна фаза БІЧ спектрів, через півтори доби після злиття нейтронних зір, була дуже гладкою й синьою. Однак, вже на 2,5 день після злиття в БІЧ спектрах з'явився широкий пік (біля 1,05 мкм), який протягом наступних ночей став червоним. А на 4,5 день з'явився другий пік — біля 1,55 мкм, вказуючи на зміну панівних джерел непрозорості[151].

Теоретичні обчислення та моделі припускають, що джерелом яскравого інфрачервоного спалаху після злиття подвійних нейтронних зір є "червона" кілонова — радіоактивний розпад лантаноїдів щойно синтезованих у викинутій після злиття речовині[103][98][150] [153]. Припускається, що на відміну від динамічного викиду в полярному напрямку на межі зіткнення двох нейтронних зір[49], речовина, яка викидається в орбітальній площині припливними силами, має меншу частку електронів , а відтак має бути багатою на лантаноїди й формувати «червону» кілонову, видиму в БІЧ спектрах[154] [151].

Зіставлення спектрів джерела GW170817 з однокомпонентною моделлю «червоної» кілонової (модель, побудована на основі лише одного елемента — неодиму)[8] у ближньому інфрачервоному діапазоні виявило досить добру узгодженість між модельними й спостережуваними БІЧ спектрами, навіть без додаткового коригування параметрів моделі[151]. Така узгодженість дозволила встановити, що для відтворення БІЧ спектрів через 4,5 доби (спектральні піки біля 1,05 мкм і 1,55 мкм) викид кілонової мав мати масу ~0,04 M, швидкість v = 0,1c і досить великий вміст лантаноїдів , . Ці дані БІЧ спектрів, що свідчать про «червону» кілонову, також узгоджуються з комбінованими кривими світності в оптичному та БІЧ діапазонах, отриманими іншою групою астрофізиків за допомогою камери темної енергії (англ. Dark Energy Camera, DECam), телескопів Джеміні-південь та Габбла[152].

Відтак, широкі спектральні піки в ближньому інфрачервоному діапазоні через 2,5 доби після злиття нейтронних зір відповідають значній поширеності лантаноїдів, узгоджуються з даними оптичних та ультрафіолетових спектрів, теоретичними обчисленнями й модельні передбаченнями, що злиття подвійних зір є одним з головних місць r-процесу нуклеосинтезу важких хімічних елементів.

Отримана на основі поєднання ультрафіолетового, оптичного та інфрачервоного спектрів Болометрична світність AT 2017gfo змінювалася від 1042 ерг/сек через півдоби після спалаху до 3× 1040 ерг/сек на 10 добу. На основі оцінки еволюції його ефективної температури, було встановлено, що джерело GW170817 швидко охолоджувалось, від ≈11 000 K до ≈5000 K через добу і до ≈1400 K через 10 діб. Швидкість розширення фотосфери джерела була в діапазоні від 0,3c до 0,1с. Крім цього, було виявлено широкі піки в інфрачервоному спектрі, не схожі на жодні інші виявлені астрономічні транзієнти [112]. Тож, Джерело|поєднання високої швидкості розширення оболонки, швидкого спадання оптичної світності та широких інфрачервоних піків у спектрі дозволили астрономам встановити, що AT 2017gfo пов'язаний саме з GW170817[151][152].

У цілому, криві блиску оптичного джерела GW170817 дуже добре узгоджувались з теоретичними передбаченнями та обчислювальними моделями радіоактивного розпаду важких елементів, утворених під час злиття двох нейтронних зір та появи кілонової[150][91][107].

Разом із тим, пошук високо-енергетичних нейтрино (які мають випромінюватись внаслідок злиття) поблизу джерела сигналу GW170817, не дав результатів. Після ідентифікації галактики NGC 4993, де відбулась подія, астрономи спостерігали її два тижні, прагнучи зареєструвати нейтрино, але не виявили помітного випромінювання[2].

Затримка радіо-сигналу

Механізм перетворення енергії в гамма-спалах наразі не достатньо зрозумілий. Більш зрозумілою є природа довгохвильових (від рентгенівських до радіо) післясвітінь. Енергія, вивільнена в результаті вибуху і не випромінена гамма-спалахом, має форму речовини або енергії, що рухається назовні майже зі швидкістю світла. Зіткнення цієї матерії з довколишнім міжзоряним газом утворює релятивістську ударну хвилю, що вільно поширюється міжзоряним простором[155]. Друга, зворотна ударна хвиля може поширитись назад до викинутої вибухом матерії (стадія Сєдова). У цьому процесі речовина в ударних хвилях може підсилити локальні магнітні поля, які, у свою чергу, прискорять заряджені частинки, які випромінюватимуть синхротронне випромінювання в більшій частині електромагнітного спектру[156][157] .

Галактика NGC 4993 та післясвітіння гамма-спалаху GRB170817A в оптичному діапазоні (вкладка), зареєстровані . космічним телескопом «Габбл» через 6 днів після реєстрації GW170817

Моделі злиття подвійних нейтронних зір передбачають, що після випромінювань на інших електромагнітних хвилях, має з'явитися також радіо-післясвітіння внаслідок припливного викиду 0,01 - 0,05 сонячних мас речовини на субрелятивітських швидкостях[155][153]. Відповідно до цих моделей, синхротронне випромінювання, яке утворюється внаслідок злиття нейтронних зір, має тривати від кількох місяців до років після злиття з максимум у радіодіапазоні[158]. Оскільки час і яскравість радіо джерела є чутливими до маси та швидкості ударної сили виверження та до густини міжзоряного середовища, то радіо сигнал дозволяє встановити як енергію вибуху внаслідок злиття, так і характеристики навколишнього середовища.

Моделювання також передбачає, що властивості гамма-спалахів та їх післясвітінь зумовлені релятивітським струмінем (джетом), взаємодія якого з середовищем генеруватиме радіо-випромінювання[18]. Однак, у цьому випадку крива блиску радіо сигналу істотно залежатиме від кута між променем зору та напрямком струменя[137].

Лише 2 вересня 2017 р., через 16 днів після реєстрації LIGO-Virgo події GW170817, в радіоастрономічній обсерваторії Дуже Великий Масив (ДВМ) було зареєстровано радіохвилі[124][6]. 5 вересня "Австралійський Компактний Масив Телескопів"[en] (АТCА) також виявив післясвітіння GW170817 у радіодіапазоні. Ці радіоспостереження вказують на два можливі механізми походження радіо хвиль: а) релятивістський викид вибуху спрямований під великим кутом до променя зору; б) після вибуху речовина могла утворити «кокон», що поглинув частину джету й призвів до більшого радіо-випромінювання [124]. Однак, перший механізм не узгоджується з реєстрованим радіопіслясвітінням, яке в такому випадку мало б бути набагато яскравішим, ніж спостерігалося. Слабкість радіопіслясвітіння вказує на користь моделі «кокона» й може свідчити про те, що джерелом радіосигналу міг бути не один гамма-спалах, а спалах гамма-променів[124] .


Властивості джерела GW170817

Властивості GW170817 [120]
Властивість Значення
Маса чирпа = 1.188+0.004
−0.002
 M
.
Маса першої НЗ, M1 1,36 − 1,60 M
Маса другої НЗ, M2 1,17 − 1,36 M
Загальна маса подвійної системи НЗ 2.74+0.04
−0.01
 M
Кут променя зору відносно осі подвійності НЗ, θobs 11 − 33°
Викид "синьої" кілонови (Amax < 140 ) ≈ 0,01 − 0,02 M
Викид "червоної" кілонови (Amax > 140) ≈ 0,04 M
Отримано в "легкому" r-процесі, (Amax < 140) ≈ 0,05 − 0,06 M
Отримано у "важкому" r-процесі, (Amax > 140) ≈ 0.01 М
Маса утвореного золота ∼ 100 — 200 М
Маса утвореного урану ∼ 30 — 60 М
Відхилення кута нахилу осі джету гамма-спалаху 1049 — 1050 ерг
Густина міжзоряного середовища злиття подвійності НЗ 10−4 — 10−2 см−3

Кожне джерело генерує різні гравітаційні хвилі залежно від астрофізичних властивостей системи. Серед таких властивостей важливими є маса кожного об'єкту, швидкість його обертання довкола своєї осі, розмір орбіти, нахил орбіти відносно напрямку спостереження тощо. Поєднання цих всіх властивостей змінює форму, амплітуду та зміну гравітаційно-хвильвого сигналу з часом.

Аналізуючи GW170817, астрономи визначили масу первинної нейтронної зорі (m1) від 1,36 до 2,26 M, а масу вторинної (m2) — від 0,86 до 1,36 M[1]. Ці маси відповідають масам відомих нейтронних зір, що свідчить про те, що система, в якій відбулася подія GW170817, складалася з двох нейтронних зір. Ця пара нейтронних зір утворилася близько 11 млрд років тому, коли дві масивні зорі пройшли стадію наднових за кілька мільйонів років перед тим[9]. Об'єкт, утворений після злиття двох нейтронних зір, має масу від 2,73 до 3,29 M[1].

Крім маси, гравітаційна хвиля дозволяє виміряти відстані до джерела сигналу (фотометричну відстань). Фотометрична відстань виявилась рівною 40 мегапарсек (~130 млн світлових років), що узгоджується з відстанню до галактики NGC 4993[143].

Попри те, що один з об'єктів пари був нейтронною зорею, це не означає, що обидва об'єкти були нейтронними зорями. І навіть як обидва об'єкти мають маси, схожі до відомих астрономам нейтронних зір, один із них міг бути чорною дірою. Хоча ще не було виявлено чорної діри з масою нейтронної зорі, однак також немає й даних, що таких чорних дір не існує. Тому залишається можливість, що джерелом GW170817 була подвійна система з чорної діри та нейтронної зорі. Утім, враховуючи схожість мас двох об'єктів із нейтронними зорями, астрономи схиляються до думки, що це було дві нейтронні зорі[1].

Існують два можливі сценарії того, що сталося з нейтронними зорями після злиття: або утворилася «гіпермасивна нейтронна зоря» (у такому випадку, це буде найбільша з відомих нейтронних зір), або утворилася чорна діра (у такому випадку, це буде найлегша з відомих чорних дір)[1].

Двокомпонента кілонова

Отриманий різними колабораціями астрономів тепловий спектр оптичного транзієнта GW170817[159][147] [151] є першим прямим підтвердженням моделі кілонови [91]. Форма болометричної кривої (загальне випромінювання у всьому діапазоні електромагнітних хвиль) в цілому узгоджується з передбаченою швидкістю радіоактивного нагрівання (∝ t-1,3) щойно синтезованих важких ядер r-процесу[91].

Всі астрономічні спостереження транзієнта GW170817 показують, що протягом декількох перших днів електромагнітний двійник характеризувався відмітним синім кольором, що швидко еволюціонував і з спектральним піком в оптичному діапазоні[7][148][6][147][140][160][5] [161][162][152]. Пізніше транзієнт став значно червоним і еволюціонував більш повільно від кількох днів до тижня, з максимальною спектральною інтенсивністю на довжині хвилі ~1,5 мкм [5][112][142][151] . Однак транзієнт GW170817 не мав чітко-визначних спектральних рис, що припускає злиття спектральних ліній внаслідок швидкого (до кількох десятих часток швидкості світла) розширення фотосфери [147]. Разом з тим, в спектрах ближнього інфрачервоного випромінювання спостерігались широкі нерівності[6][151], передбачувані для поглинання лантаноїдів[97]. В цілому, спостережувані властивості електромагнітного двійника GW170817 узгоджуються з двокомпонентною (синьою та червоною) кілоновою [8][112][4] .

Джерела викидів кілонової в GW170817

Викиди матерії, що породили широкий діапазон спостережуваних електромагнітних хвиль події GW170817, могли постати як із динамічних викидів, так із вітру акреційного диску. Виходячи з підгонки спостережуваних кривих блиску до моделей кілонови та спектрів до обчисленого перенесення випромінювання, "сині" викиди (без лантаноїдів) мали масу ≈ 1 - 2 × 10-2M, а їх середня швидкість - v ≈ 0,2 c [152][147]. Чисельні моделювання вказують на те, що джерелом такої високої швидкості повинні були бути нагріті ударною хвилею динамічні викиди, а не вітри з акреційного диску[120]. В цьому випадку велика кількість динамічних викидів припускає відносно малий радіус нейтронних зір, що зливались - <11 км[147]. Підтвердження цього результату подальшими чисельними моделюваннями та теоретичними обчисленнями матиме ключове значення для рівняння стану нейтронної зорі[23].

Загальна маса "червоних" викидів (багатих лантаноїдами) становила ≈ 4 × 10-2 M, з меншою швидкістю розширення, ніж в "синіх" викидах - v ≈ 0,1 c[152][151] . Така велика кількість викидів при такій відносно малій швидкості найкраще узгоджується з вітрами акреційного диску як їх джерела, із великою масою тору > 1,0 M [120]. Такі вітри із акреційного диску, що мав відносно симетричну геометрію, узгоджуються з результатми спостережень транзієнта GW170817, що не виявили лінійної оптичної поляризації від пізнього випромінювання червоної кілонови[160].

Гіпермасивна нейтронна зоря як залишок

Масивний акреційний тор, що був джерелом викидів червоної кілонової в GW170817, можливий лише у випадку, якщо після злиття нейтронних зір утворилась тимчасово стабільна гіпермасивна нейтронна зоря, а не чорна діра [163][120].

Для спостережуваного із GW170817 випромінювання червоної кілонови викинена дисковими вітрами матерія мала мати частку електронів Ye <0,25, що відповідно з числовим моделюванням еволюції такого диску передбачає відносно короткий час існування гіпермасивної нейтронної зорі - <100 мсек.[164] [165]. Існування такої короткотривалої гіпермасивної нейтронної зорі після злиття узгоджується з передбачуваною помірною кінетичною енергією кілонови ≈ 1051 ерг[166][167].

Свідчення r-процесу нуклеосинтезу в GW170817

Подія GW170817 є першим однозначним свідченням, що місцем r-процес нуклеосинтезу є злиття подвійних нейтронних зір. Хоча це була лише одинична подія, отримані маси викидів матерії та частота таких подій припускають, що саме такі злиття є панівним джерелом r-процесу[120].

Інфрачервоний спектр електромагнітного двійника GW170817 через 4,5 дні після злиття подвійних зір (суцільна чорна). Червоним показано спектр кілонови, передбачений моделлю Бернес-Кейсена, в якій характерним важким елементом, синтезованим в r-процесі, було вибрано неодим [98]. Передбачення добре узгоджуються з властивостями як J-смуги, так і H-смуги AT 2017gfo Сірим показано незгладжені дані. Світло-сіра заштрихована смуга - абсолютно чорне тіло, що найкраще підходить під фотометричні вимірювання через 4,5 дні. Як модель, так й інфрачервоний спектр показують, що саме утворення важких елементів може пояснити спектри AT 2017gfo.

Припускається, що наслідком злиття двох нейтронних зір була кілонова, що згідно з обчисленнями та моделями є потенційним джерелом більш ніж половини наявних у Всесвіті хімічних елементів, важчих ніж заліза[4] [7].

Тоді як в оптичному діапазоні спектр AT 2017gfo був невиразним неперервним, інфрачервоні спектри характеризувались двома різними широкими піками в J-смузі (10620 ± 1900 Å) та H-смузі (15500 ± 1430 Å). Порівняння виявило, що пік в J-смузі був схожий на гелій чи гідроген в наднових з колапсуючими ядрами, однак H-смуга AT 2017gfo різнилась від такої ж для наднових. Так само пік J-смуги схожий до елементів групи заліза[en] для наднових типу Ia, але H-смуга AT 2017gfo відмінна від такої ж смуги наднових типу Ia [112].

Порівняння передбачень моделі Бернес-Кейсена для спектру кілонови на основі лише неодима[98] з інфрачервоним спектром AT 2017gfo, було виявлено, що ці передбачення досить добре узгоджуються з властивостями як J-смуги, так і H-смуги AT 2017gfo[112]. Оновлена модель Кейсена-Мецгера та ін. показала, що неодим відіграє ключову роль у поясненні властивостей J- і H-смуг електромагнітного двійника GW170817[8] Тож, як моделі, так і дані спостережень в інфрачервоному спектрі показують, що саме утворення елементів, важчих аніж ті, які генеруються надновою, може пояснити спектри AT 2017gfo.

Походження елементів. Такі елементи, як гідроген та гелій виникли під час Великого Вибуху. Важчі елементи (до заліза) утворилися в ядрах зір, таких як наднові. Відкриття GW170817 вперше засвідчило, що елементи, важчі заліза, синтезуються внаслідок злиття нейтронних зір у подвійних системах.

У попередніх моделях r-процесу нуклеосинтезу передбачалось, що викид речовини в орбітальній площині спричинятиме зростаюче і спадаюче випромінювання протягом багатьох днів, з піком в інфрачервоному діапазоні, пов'язаному з утворенням важких елементів. Однак нові моделі припускають, що у разі викиду речовини перпендикулярно до орбітальної площини, нейтрино, утворені внаслідок злиття, взаємодіятимуть із викинутою речовиною та призведуть до зменшення кількості нейтронів[40]. Внаслідок цього в процесі злиття нейтронних зір утворяться легші елементи, ніж залізо, що призведе до появи швидко зростаючого і спадаючого випромінювання, з піком в оптичному діапазоні.

Спостереження за електромагітним двійником GW170817 виявили проміжний між цим двома сценарій: швидке зростання і спадання електромагнітного післясвітіння, з піком в оптичному діапазоні[4][5] [7].

Принаймні для раннього етапу викидів матерії в результаті злиття нейтронних подвійностей, панівними є легкі елементи r-процесу. Так, оптичний спектр AT 2017gfo протягом 3-4 днів після злиття[4][7] найкраще узгоджується з оновленою чисельною моделлю кілонови[8] , що включає детальні непрозорості отримані на основі мільйонів атомних спектральних ліній. Ця модель відтворює більшу частину еволюцію світності AT 2017gfo використовуючи масу викидів із злиття (2 - 2,5) × 10-2M, швидкість викидів 0,3c та малу масову частку лантаноїдів Xlan = 10-4,5, що відповідає ефективній непрозорості к < 1 см2[8]. З цього випливає, що синій колір кілонови після злиття подвійних нейтронних зір був обумовлений викидами матерії, складеної головним чином з легких (A < 140) ізотопів r-процесу[4][7] у згоді з першою моделлю кілонови[91] та її оновленою версією[8]. Тоді як масова частка лантаноїдів, характерна для нуклеосинтезу важких елементів r-процесу, повинна становити Xlan = 10-2 - 10-1, що відповідає непрозорості к ≈ 10 см2/г>[168].

Однією з найбільш вірогідних причин, що пояснює присутність легких елементів r-процесу на ранніх етапах після злиття, є те, що більша маса викидів зазнала значних слабких взаємодій внаслідок ударного нагрівання чи опромінення нейтрино[4][7]. Результатом цього було збільшення співвідношення протонів до нейтронів від первинного значення в нейтронній зорі і, як наслідок, істотне зменшення вільних нейтронів для захоплення ядрами ще до утворення в нуклеосинтезі помітної поширеності елементів з A > 140[8].

Астрофізики розходяться щодо пізнішого етапу після вибуху системи нейтронних подвійностей. Одна група дослідників виявила, що весь оптичний та інфрачервоний спектр AT 2017gfo , може бути пояснений утворенням легких елементів r-процесу[7]. Тоді як інші групи дослідників припускають, що спостережуваний червоний колір AT 2017gfo на пізніших стадіях (через 3-4 дні) після злиття може бути пояснений лише нуклеосинтезом найважчих елементів r-процесу[8][5][152][147][151][142]. Тим більше, що перехід спектрального розподілу енергії AT 2017gfo до ближньо-інфрачервоного діапазону через через 3-4 дні після злиття добре узгоджується з моделями, які передбачають такий перехід для викидів, складених з важких ядер r-процесу з вищими непрозоростями внаслідок присутності лантаноїдів[99][98] [97].

Тож, чи є злиття нейтронних зір (домінуючим) джерелом утворення й поширення у Всесвіті важких елементів, потребує подальших досліджень як за даними події GW170817, так і відкриття нових систем подвійних систем нейтронних зір.

Наукове значення GW170817

Відкриття GW170817 є винятковою подією в історії астрономії, що не мала аналогів:

  1. Це перша нейтронна зоря, виявлена в гравітаційних хвилях.
  2. Перше підтвердження злиття двох нейтронних зір
  3. Найближче і найгучніше джерело гравітаційної хвилі, що коли-небудь було виявлене.
  4. Найближчий і найтьмяніший з коли-небудь відкритих гамма-спалах.
  5. Виявлення першого спільного джерела гравітаційної хвилі та гамма-спалаху
  6. Перше однозначне спостереження кілонової
  7. Вперше виміряно стандартні сирени, що дає новий та незалежний спосіб визначення масштабів Всесвіту.
  8. Підтверджено теорію r-процесу нуклеосинтезу важких елементів в злитті двох нейтронних зір
  9. Чергове підтвердження загальної теорії відносності
  10. Виключення моделей модифікованої гравітації

Стандартні сирени і стала Габбла

Відкриття GW170817 є надзвичайно важливим для космології, оскільки дозволяє безпосередньо виміряти сталу Габбла, H0 (яка визначає швидкість розширення Всесвіту).

Найбільш поширений спосіб вимірювання H0 полягає у використанні шкали космічних відстаней (т.зв. «космічної драбини»): поєднання даних про відстані сусідніх зір для визначення відстаней до віддаленіших і застосування отриманих значень для оцінки швидкості розбігання галактик. Однак цей метод не є точним, тому навіть найкращі з наявних сьогодні оцінок сталої Габбла різняться між собою. Значення сталої Габбла, отримане зі спостережень цефеїд і наднових типу Іа[169] є на ~8% більшим, аніж значення, отримане зі спостережень реліктового випромінювання[170]

Виявлення LIGO гравітаційних хвиль відкриває можливість прямо вимірювати сталу Габбла шляхом застосування методу запропонованого ще 30 років тому[171] і пізніше вдосконаленого[172][173]. Цей метод оцінює відстань до галактики, застосовуючи гравітаційно-хвильове спостереження т.зв. «стандартної сирени», яка є гравітаційним аналогом астрономічної стандартної свічки (напр., наднової), знаючи світність якої, можна обчислити відстань.

Стандартні сирени є подвійними системами компактних об'єктів (нейтронних зір або чорних дір), які в міру наближення один до одного (по спіралі) й подальшого злиття, випромінюють частотно модульований гравітаційний сигнал (чирп), що несе інформацію про масу компактних об'єктів. Швидкість, із якою змінюється частота подвійної системи, прямо пов'язана з потужністю генерованих нею гравітаційних хвиль, тобто, наскільки «голосним» є гравітаційно-хвильовий сигнал (звідси й назва — «сирена»). Відстань до джерела визначається шляхом вимірювання амплітуди сигналу. Подібно до того, як спостережувана яскравість зорі залежить від її абсолютної світності та відстані, амплітуда зареєстрованих гравітаційних хвиль залежить як від «гучності» джерела, так від відстані до нього. Аналізуючи частоту такого гравітаційно-хвильового сигналу можна визначити «гучність» (амплітуду) випромінених хвиль. Порівнюючи її з реєстрованою гучністю (амплітудою) можна безпосередньо визначити відстань до джерела.

Реєстрація GW170817 дозволила вперше застосувати метод стандартних сирен для вимірювання сталої Габбла[174]. Через аналіз зареєстрованої амплітуди GW170817 сигналу й моделювання його амплітуди в джерелі вдалось оцінити наскільки вона зменшилась, а отже — визначити відстань до джерела. Поєднавши інформацію про відстань джерела GW170817 з червоним зміщенням його галактики, астрофізики змогли безпосередньо (без космічної шкали відстаней й попередніх вимірювань) виміряти відстань до галактики. Застосувавши баєсовий аналіз, що бере до уваги невизначеність у швидкості та вимірюванні відстані, дослідники отримали нове значення сталої Габбла: =70.0+12.0
−8.0
 км сек / Мпк
[174]. Попри таку велику невизначеність, отримане лише з однієї події (GW170817) значення H0 узгоджується з попередніми спостереженнями в електромагнітному спектрі (67 і 72 км сек/Мпк), і цілком незалежне від них. Наступні спостереження злиття нейтронних зір мають накласти додаткові обмеження на це значення й усунути розбіжності між різними експериментами.

Темна матерія та альтернативні теорії гравітації

Відкриття GW170817, GRB 170817 та кілонови виключило деякі альтернативні моделі гравітації, що намагались пояснити обертання галактик і прискорення всесвіту без залучення темної енергії і темної матерії. Найвідомішими серед таких моделей гравітації є "модифікована ньютонівська динаміка" (MOND) та "ентропійна гравітація".

Виявлення GW170817 вперше підтвердило, що швидкість світла й швидкість гравітаційної хвилі збігаються з точністю до 10-15. Тоді як багато з моделей модифікованої гравітації передбачають відмінність у швидкостях гравітаційної хвилі та світла (відповідно з MOND, гравітаційні хвилі мали були бути зареєстровані на ~445 днів раніше від гамма-променів[175]) чи взагалі заперечують фундаментальність гравітації.

Тож реєстрація лише однієї GW170817 події виключила ці моделі, одночасно наклавши обмеження на інші модифіковані моделі гравітації, які виключають темну матерію та темну енергію і в яких фотони та гравітони рухаються по різних геодезичних лініях[176][177][175][178]. [179]

Примітки

  В'язкий час (час радіального дрейфу) tvis - це час,потрібний для значного переміщення рідини диску в радіальному напрямку: , де vr - швидкість радіального дрейфу .

Джерела

  1. а б в г д е ж и к л м н п Abbott, B. P. та ін. (16 October 2017). GW170817: Observation of Gravitational Waves from a Binary Neutron Star Inspiral. Physical Review Letters. 119 (16). doi:10.1103/PhysRevLett.119.161101.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |first1= (довідка)
  2. а б в г д е ж и к л Abbott B. P. and LIGO, Virgo & others collaboration (16 October 2017). Multi-messenger Observations of a Binary Neutron Star Merger. The Astrophysical Journal. 848 (L12). doi:10.3847/2041-8213/aa91c9. {{cite journal}}: Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  3. а б Connaughton V. et al. GCN Circular 21506. 17/08/17. [1]. — 2017. — 17 серпня. Процитовано 17 October 2017.
  4. а б в г д е ж и к л м н п р Arcavi I. та ін. (2017). Optical emission from a kilonova following a gravitational-wave-detected neutron-star merger. Nature. doi:10.1038/nature24291. ISSN 0028-0836.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  5. а б в г д Pian E. та ін. (2017). Spectroscopic identification of r-process nucleosynthesis in a double neutron-star merger. Nature. doi:10.1038/nature24298. ISSN 0028-0836.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  6. а б в г д е ж Troja E. та ін. (2017). The X-ray counterpart to the gravitational-wave event GW170817. Nature. doi:10.1038/nature24290. ISSN 0028-0836.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  7. а б в г д е ж и к Smartt S.J. та ін. (2017). A kilonova as the electromagnetic counterpart to a gravitational-wave source. Nature. doi:10.1038/nature24303. ISSN 0028-0836.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  8. а б в г д е ж и к л м н Kasen D., Metzger B., Barnes J., Quataert E., and Ramirez-Ruiz E. (2017). Origin of the heavy elements in binary neutron-star mergers from a gravitational-wave event. Nature. doi:10.1038/nature24453. ISSN 0028-0836. 
  9. а б Berger Edo (16 October 2017). Focus on the Electromagnetic Counterpart of the Neutron Star Binary Merger GW170817. the astrophysical journal letters. Процитовано 16 October 2017. 
  10. Baade W. and Zwicky F. (1934). Remarks on Super-Novae and Cosmic Rays. Physical Review. 46 (1): 76–77. doi:10.1103/PhysRev.46.76.2. ISSN 0031-899X. 
  11. а б Hulse R. A. and Taylor J. H. (1975). Discovery of a pulsar in a binary system. The Astrophysical Journal. 195: L51. doi:10.1086/181708. ISSN 0004-637X. 
  12. Kochanek Christopher S. and Piran Tsvi (1993). Gravitational Waves and gamma -Ray Bursts. The Astrophysical Journal. 417: L17. doi:10.1086/187083. ISSN 0004-637X. 
  13. Hjorth J. та ін. (2005). GRB 050509B: Constraints on Short Gamma-Ray Burst Models. The Astrophysical Journal. 630 (2): L117–L120. doi:10.1086/491733. ISSN 0004-637X.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  14. Gehrels N. та ін. (2005). A short γ-ray burst apparently associated with an elliptical galaxy at redshift z = 0.225. Nature. 437 (7060): 851–854. doi:10.1038/nature04142. ISSN 0028-0836.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  15. Bloom J. S. та ін. (2006). Closing in on a Short‐Hard Burst Progenitor: Constraints from Early‐Time Optical Imaging and Spectroscopy of a Possible Host Galaxy of GRB 050509b. The Astrophysical Journal. 638 (1): 354–368. doi:10.1086/498107. ISSN 0004-637X.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  16. Berger E., Shin M.‐S., Mulchaey J. S., and Jeltema T. E. (2007). Galaxy Clusters Associated with Short GRBs. I. The Fields of GRBs 050709, 050724, 050911, and 051221a. The Astrophysical Journal. 660 (1): 496–503. doi:10.1086/512664. ISSN 0004-637X. 
  17. Zhang B. та ін. (2009). DISCERNING THE PHYSICAL ORIGINS OF COSMOLOGICAL GAMMA-RAY BURSTS BASED ON MULTIPLE OBSERVATIONAL CRITERIA: THE CASES OFz= 6.7 GRB 080913,z= 8.2 GRB 090423, AND SOME SHORT/HARD GRBs. The Astrophysical Journal. 703 (2): 1696–1724. doi:10.1088/0004-637X/703/2/1696. ISSN 0004-637X.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  18. а б в Nakar E. (2007). Short-hard gamma-ray bursts. Physics Reports. 442 (1-6): 166–236. doi:10.1016/j.physrep.2007.02.005. ISSN 0370-1573. 
  19. а б Stuart L. Shapiro and Saul A. Teukolsky (20 November 2008). Black Holes, White Dwarfs and Neutron Stars: The Physics of Compact Objects. John Wiley & Sons. ISBN 978-3-527-61767-8. 
  20. Нейтронні зорі // Астрономічний енциклопедичний словник / за заг. ред. І. А. Климишина та А. О. Корсунь. — Львів : Голов. астроном. обсерваторія НАН України : Львів. нац. ун-т ім. Івана Франка, 2003. — С. 318—319. — ISBN 966-613-263-X.
  21. а б в Norman K. Glendenning (1996). Compact Stars: Nuclear Physics, Particle Physics and General Relativity. Springer. ISBN 978-1-4684-0491-3. 
  22. Lattimer J. M. (2004). The Physics of Neutron Stars. Science. 304 (5670): 536–542. doi:10.1126/science.1090720. ISSN 0036-8075. 
  23. а б в Özel F. and Freire P. (2016). Masses, Radii, and the Equation of State of Neutron Stars. Annual Review of Astronomy and Astrophysics. 54 (1): 401–440. doi:10.1146/annurev-astro-081915-023322. ISSN 0066-4146. 
  24. Lattimer J. M. and Prakash =M. (2001). Neutron Star Structure and the Equation of State. The Astrophysical Journal. 550 (1): 426–442. doi:10.1086/319702. ISSN 0004-637X. 
  25. Lattimer J.M. (2012). The Nuclear Equation of State and Neutron Star Masses. Annual Review of Nuclear and Particle Science. 62 (1): 485–515. doi:10.1146/annurev-nucl-102711-095018. ISSN 0163-8998. 
  26. Boguta J. (1981). Remarks on the beta stability in neutron stars. Physics Letters B. 106 (4): 255–258. doi:10.1016/0370-2693(81)90529-3. ISSN 0370-2693. 
  27. Lattimer J.M., Pethick C. J., Prakash M., and Haensel P. (1991). Direct URCA process in neutron stars. Physical Review Letters. 66 (21): 2701–2704. doi:10.1103/PhysRevLett.66.2701. ISSN 0031-9007. 
  28. а б в Max Camenzind (24 February 2007). Compact Objects in Astrophysics: White Dwarfs, Neutron Stars and Black Holes. Springer. ISBN 978-3-540-49912-1. 
  29. а б в г д Faber J.A. and Rasio F.A. (2012). Binary Neutron Star Mergers. Living Reviews in Relativity. 15 (1). doi:10.12942/lrr-2012-8. ISSN 2367-3613. 
  30. а б в г д Courvoisier, Thierry J.-L. (3 October 2012). High Energy Astrophysics: An Introduction. Springer Science & Business Media. ISBN 978-3-642-30969-4. 
  31. Dewi J. D. M. and Pols O. R. (2003). The late stages of evolution of helium star-neutron star binaries and the formation of double neutron star systems. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 344 (2): 629–643. doi:10.1046/j.1365-8711.2003.06844.x. ISSN 0035-8711. 
  32. van den Heuvel E. P. J. (2007). Double Neutron Stars: Evidence For Two Different Neutron‐Star Formation Mechanisms. с. 598–606. doi:10.1063/1.2774916. ISSN 0094-243X. 
  33. Anderson M. та ін. (2008). Simulating binary neutron stars: Dynamics and gravitational waves. Physical Review D. 77 (2). doi:10.1103/PhysRevD.77.024006. ISSN 1550-7998.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  34. Bernuzzi S., Nagar A., Thierfelder M., and Brügmann B. (2012). Tidal effects in binary neutron star coalescence. Physical Review D. 86 (4). doi:10.1103/PhysRevD.86.044030. ISSN 1550-7998. 
  35. Duez M.D., Li Y.T., Shapiro S.L., Shibata M., and Stephens B.C. (2006). Collapse of Magnetized Hypermassive Neutron Stars in General Relativity. Physical Review Letters. 96 (3). doi:10.1103/PhysRevLett.96.031101. ISSN 0031-9007. 
  36. Eichler David, Livio Mario, Piran Tsvi, and Schramm David N. (1989). Nucleosynthesis, neutrino bursts and γ-rays from coalescing neutron stars. Nature. 340 (6229): 126–128. doi:10.1038/340126a0. ISSN 0028-0836. 
  37. а б в г д е Fernández Rodrigo and Metzger Brian D. (2016). Electromagnetic Signatures of Neutron Star Mergers in the Advanced LIGO Era. Annual Review of Nuclear and Particle Science. 66 (1): 23–45. doi:10.1146/annurev-nucl-102115-044819. ISSN 0163-8998. 
  38. а б в г д Hotokezaka K. та ін. (2013). Mass ejection from the merger of binary neutron stars. Physical Review D. 87 (2). doi:10.1103/PhysRevD.87.024001. ISSN 1550-7998.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  39. Shibata M. and Uryū K. (2000). Simulation of merging binary neutron stars in full general relativity:Γ=2case. Physical Review D. 61 (6). doi:10.1103/PhysRevD.61.064001. ISSN 0556-2821. 
  40. а б в Metzger Brian D. (2017). Kilonovae. Living Reviews in Relativity. 20 (1). doi:10.1007/s41114-017-0006-z. ISSN 2367-3613. 
  41. Oechslin R., Janka H.-T., and Marek A. (2007). Relativistic neutron star merger simulations with non-zero temperature equations of state. Astronomy & Astrophysics. 467 (2): 395–409. doi:10.1051/0004-6361:20066682. ISSN 0004-6361. 
  42. Oechslin R. and Janka H.- T. (2006). Torus formation in neutron star mergers and well-localized short gamma-ray bursts. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 368 (4): 1489–1499. doi:10.1111/j.1365-2966.2006.10238.x. ISSN 0035-8711. 
  43. а б Wu MR, Fernández R, Martínez-Pinedo G, and Metzger BD (2016). Production of the entire range ofr-process nuclides by black hole accretion disc outflows from neutron star mergers. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 463 (3): 2323–2334. doi:10.1093/mnras/stw2156. ISSN 0035-8711. 
  44. Metzger B.D. and Thompson T.A.; Quataert, Eliot (2008). On the Conditions for Neutron-rich Gamma-Ray Burst Outflows. The Astrophysical Journal. 676 (2): 1130–1150. doi:10.1086/526418. ISSN 0004-637X.  {{cite journal}}: Пропущено |author2= (довідка)
  45. а б в Fernández R. and Metzger B.D. (2013). Delayed outflows from black hole accretion tori following neutron star binary coalescence. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 435 (1): 502–517. doi:10.1093/mnras/stt1312. ISSN 1365-2966. 
  46. а б в Just O., Bauswein A., Pulpillo R. A., Goriely S., and Janka H.-T. (2015). Comprehensive nucleosynthesis analysis for ejecta of compact binary mergers. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 448 (1): 541–567. doi:10.1093/mnras/stv009. ISSN 1365-2966. 
  47. Martin D., Perego A., Arcones A., Thielemann F.-K., Korobkin O., and Rosswog S. (2015). NEUTRINO-DRIVEN WINDS IN THE AFTERMATH OF A NEUTRON STAR MERGER: NUCLEOSYNTHESIS AND ELECTROMAGNETIC TRANSIENTS. The Astrophysical Journal. 813 (1): 2. doi:10.1088/0004-637X/813/1/2. ISSN 1538-4357. 
  48. Richers S., Kasen D., O’Connor E., Fernández R., and Ott C.D. (2015). MONTE CARLO NEUTRINO TRANSPORT THROUGH REMNANT DISKS FROM NEUTRON STAR MERGERS. The Astrophysical Journal. 813 (1): 38. doi:10.1088/0004-637X/813/1/38. ISSN 1538-4357. 
  49. а б в г д е Metzger Brian D. and Fernández Rodrigo (2014). Red or blue? A potential kilonova imprint of the delay until black hole formation following a neutron star merger. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 441 (4): 3444–3453. doi:10.1093/mnras/stu802. ISSN 1365-2966. 
  50. а б Kasen D., Fernández R., and Metzger B.D. (2015). Kilonova light curves from the disc wind outflows of compact object mergers. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 450 (2): 1777–1786. doi:10.1093/mnras/stv721. ISSN 1365-2966. 
  51. а б Dessart L., Ott C. D., Burrows A., Rosswog S., and Livne E. (2009). NEUTRINO SIGNATURES AND THE NEUTRINO-DRIVEN WIND IN BINARY NEUTRON STAR MERGERS. The Astrophysical Journal. 690 (2): 1681–1705. doi:10.1088/0004-637X/690/2/1681. ISSN 0004-637X. 
  52. а б Giora Shaviv (13 April 2012). The Synthesis of the Elements: The Astrophysical Quest for Nucleosynthesis and What It Can Tell Us About the Universe. Springer. ISBN 978-3-642-28385-7. 
  53. а б в г Thielemann F.-K., Eichler M., Panov I.V. and Wehmeyer B. (2017). Neutron Star Mergers and Nucleosynthesis of Heavy Elements. Annual Review of Nuclear and Particle Science. 67 (1): 253–274. doi:10.1146/annurev-nucl-101916-123246. ISSN 0163-8998. 
  54. а б Christian Iliadis (13 April 2015). Nuclear Physics of Stars. Wiley. ISBN 978-3-527-33651-7. 
  55. Qian Y. Z. and Woosley S. E. (1996). Nucleosynthesis in Neutrino-driven Winds. I. The Physical Conditions. The Astrophysical Journal. 471 (1): 331–351. doi:10.1086/177973. ISSN 0004-637X. 
  56. Woosley S. E., Wilson J. R., Mathews G. J., Hoffman R. D., and Meyer B. S. (1994). The r-process and neutrino-heated supernova ejecta. The Astrophysical Journal. 433: 229. doi:10.1086/174638. ISSN 0004-637X. 
  57. Hoffman R. D., Woosley S. E., and Qian Y.-Z. (1997). Nucleosynthesis in Neutrino-driven Winds. II. Implications for Heavy Element Synthesis. The Astrophysical Journal. 482 (2): 951–962. doi:10.1086/304181. ISSN 0004-637X. 
  58. Cardall C.Y. and Fuller G.M. (1997). General Relativistic Effects in the Neutrino-driven Wind and r-Process Nucleosynthesis. The Astrophysical Journal. 486 (2): L111–L114. doi:10.1086/310838. ISSN 0004-637X. 
  59. Arcones A. and Thielemann K. (2013). Neutrino-driven wind simulations and nucleosynthesis of heavy elements. Journal of Physics G: Nuclear and Particle Physics. 40 (1): 013201. doi:10.1088/0954-3899/40/1/013201. ISSN 0954-3899. 
  60. а б Wallner A. та ін. (2015). Abundance of live 244Pu in deep-sea reservoirs on Earth points to rarity of actinide nucleosynthesis. Nature Communications. 6: 5956. doi:10.1038/ncomms6956. ISSN 2041-1723.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  61. а б в Hotokezaka K., Piran T., and Paul M. (2015). Short-lived 244Pu points to compact binary mergers as sites for heavy r-process nucleosynthesis. Nature Physics: 1042–1042. doi:10.1038/nphys3574. ISSN 1745-2473. 
  62. Ji A.P., Frebel A., Chiti A., and Simon J.D. (2016). R-process enrichment from a single event in an ancient dwarf galaxy. Nature. 531 (7596): 610–613. doi:10.1038/nature17425. ISSN 0028-0836. 
  63. а б Macias P. and Ramirez-Ruiz E. (15 September 2016). «A Stringent Limit on the Mass Production Rate of r-Process Elements in the Milky Way». arXiv:1609.04826. 
  64. Burbidge E. M., Burbidge G. R., Fowler W.A., and Hoyle F. (1957). Synthesis of the Elements in Stars. Reviews of Modern Physics. 29 (4): 547–650. doi:10.1103/RevModPhys.29.547. ISSN 0034-6861. 
  65. Cameron A. G. W. (1957). Nuclear Reactions in Stars and Nucleogenesis. Publications of the Astronomical Society of the Pacific. 69: 201. doi:10.1086/127051. ISSN 0004-6280. 
  66. Lattimer J. M. and Schramm D. N. (1974). Black-hole-neutron-star collisions. The Astrophysical Journal. 192: L145. doi:10.1086/181612. ISSN 0004-637X. 
  67. Symbalisty, E. and Schramm, D. N. (1982). Neutron star collisions and the r-process. Astrophysical Letters. 22 (4): 143–145. 
  68. Davies M. B., Benz W., Piran T., and Thielemann F. K. (1994). Merging neutron stars. 1. Initial results for coalescence of noncorotating systems. The Astrophysical Journal. 431: 742. doi:10.1086/174525. ISSN 0004-637X. 
  69. а б Rosswog, S., Liebendorfer M. , Thielemann F.-K., Davies M. B. , Benz W. , abd Piran T. (23 November 1998). «Mass ejection in neutron star mergers». arXiv:9811367. 
  70. Freiburghaus C., Rosswog S., and Thielemann F.-K. (1999). r-Process in Neutron Star Mergers. The Astrophysical Journal. 525 (2): L121–L124. doi:10.1086/312343. ISSN 0004-637X. 
  71. Goriely S.,Bauswein A., and Janka H.-T. (2011). r-PROCESS NUCLEOSYNTHESIS IN DYNAMICALLY EJECTED MATTER OF NEUTRON STAR MERGERS. The Astrophysical Journal. 738 (2): L32. doi:10.1088/2041-8205/738/2/L32. ISSN 2041-8205. 
  72. а б в Bauswein A., Goriely S. and Janka H.-T. (2013). SYSTEMATICS OF DYNAMICAL MASS EJECTION, NUCLEOSYNTHESIS, AND RADIOACTIVELY POWERED ELECTROMAGNETIC SIGNALS FROM NEUTRON-STAR MERGERS. The Astrophysical Journal. 773 (1): 78. doi:10.1088/0004-637X/773/1/78. ISSN 0004-637X. 
  73. а б в Wanajo S., Sekiguchi Y., Nishimura N., Kiuchi K., Kyutoku K. and Shibata M. (2014). Production of all the r-process nuclides in the dynamical ejecta of neutron star mergers. The Astrophysical Journal. 789 (2): L39. doi:10.1088/2041-8205/789/2/L39. ISSN 2041-8205. 
  74. Radice D., Galeazzi F., Lippuner J., Roberts L.F., Ott C.D., and Rezzolla L. (2016). Dynamical mass ejection from binary neutron star mergers. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 460 (3): 3255–3271. doi:10.1093/mnras/stw1227. ISSN 0035-8711. 
  75. Sekiguchi Y. та ін. (2016). Dynamical mass ejection from the merger of asymmetric binary neutron stars: Radiation-hydrodynamics study in general relativity. Physical Review D. 93 (12). doi:10.1103/PhysRevD.93.124046. ISSN 2470-0010.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  76. а б Metzger B. D., Piro A. L., and Quataert E. (2009). Neutron-rich freeze-out in viscously spreading accretion discs formed from compact object mergers. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 396 (1): 304–314. doi:10.1111/j.1365-2966.2008.14380.x. ISSN 0035-8711. 
  77. а б Narayan R., Paczynski B., and Piran T. (1992). Gamma-ray bursts as the death throes of massive binary stars. The Astrophysical Journal. 395: L83. doi:10.1086/186493. ISSN 0004-637X. 
  78. а б Goriely S., Bauswein A., and Janka H.-T. (2011). r-PROCESS NUCLEOSYNTHESIS IN DYNAMICALLY EJECTED MATTER OF NEUTRON STAR MERGERS. The Astrophysical Journal. 738 (2): L32. doi:10.1088/2041-8205/738/2/L32. ISSN 2041-8205. 
  79. Cohen J.G. and Huang W. (2009). THE CHEMICAL EVOLUTION OF THE DRACO DWARF SPHEROIDAL GALAXY. The Astrophysical Journal. 701 (2): 1053–1075. doi:10.1088/0004-637X/701/2/1053. ISSN 0004-637X. 
  80. Jablonka P. та ін. (2015). The early days of the Sculptor dwarf spheroidal galaxy. Astronomy & Astrophysics. 583: A67. doi:10.1051/0004-6361/201525661. ISSN 0004-6361.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  81. Simon J. D. та ін. (2015). STELLAR KINEMATICS AND METALLICITIES IN THE ULTRA-FAINT DWARF GALAXY RETICULUM II. The Astrophysical Journal. 808 (1): 95. doi:10.1088/0004-637X/808/1/95. ISSN 1538-4357.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  82. Ji A.P., Frebel A., Simon J.D., and Chiti A. (2016). COMPLETE ELEMENT ABUNDANCES OF NINE STARS IN THEr-PROCESS GALAXY RETICULUM II. The Astrophysical Journal. 830 (2): 93. doi:10.3847/0004-637X/830/2/93. ISSN 1538-4357. {{cite journal}}: Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  83. Ji A.P.,Frebel A., Chiti A., and Simon J.D. (2016). R-process enrichment from a single event in an ancient dwarf galaxy. Nature. 531 (7596): 610–613. doi:10.1038/nature17425. ISSN 0028-0836. 
  84. а б в г Tsujimoto T. and Shigeyama T. (2014). Enrichment history of r-process elements shaped by a merger of neutron star pairs. Astronomy & Astrophysics. 565: L5. doi:10.1051/0004-6361/201423751. ISSN 0004-6361. 
  85. а б Tsujimoto T., Ishigaki M.N., Shigeyama T., and Aoki W. (2015). Chemical feature of Eu abundance in the Draco dwarf spheroidal galaxy. Publications of the Astronomical Society of Japan. 67 (3): L3. doi:10.1093/pasj/psv035. ISSN 0004-6264. 
  86. Korobkin O., Rosswog S., Arcones A., and Winteler C. (2012). On the astrophysical robustness of the neutron star merger r-process. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 426 (3): 1940–1949. doi:10.1111/j.1365-2966.2012.21859.x. ISSN 0035-8711. 
  87. Wanajo S., Janka H.-T., and Müller B. (2013). ELECTRON-CAPTURE SUPERNOVAE AS SOURCES OF60Fe. The Astrophysical Journal. 774 (1): L6. doi:10.1088/2041-8205/774/1/L6. ISSN 2041-8205. 
  88. Knie K. та ін. (2004). 60Fe Anomaly in a Deep-Sea Manganese Crust and Implications for a Nearby Supernova Source. Physical Review Letters. 93 (17). doi:10.1103/PhysRevLett.93.171103. ISSN 0031-9007.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  89. Wallner A. та ін. (2016). Recent near-Earth supernovae probed by global deposition of interstellar radioactive 60Fe. Nature. 532 (7597): 69–72. doi:10.1038/nature17196. ISSN 0028-0836.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  90. Lodders K. and Amari S. (2005). Presolar grains from meteorites: Remnants from the early times of the solar system. Chemie der Erde - Geochemistry. 65 (2): 93–166. doi:10.1016/j.chemer.2005.01.001. ISSN 0009-2819. 
  91. а б в г д е ж и к л м Metzger B.D. та ін. (2010). Electromagnetic counterparts of compact object mergers powered by the radioactive decay of r-process nuclei. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 406 (4): 2650–2662. doi:10.1111/j.1365-2966.2010.16864.x. ISSN 0035-8711.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  92. а б в Metzger B.D. (2017). Kilonovae. Living Reviews in Relativity. 20 (1). doi:10.1007/s41114-017-0006-z. ISSN 2367-3613. 
  93. а б в г Li Li-Xin and Paczyński Bohdan (1998). Transient Events from Neutron Star Mergers. The Astrophysical Journal. 507 (1): L59–L62. doi:10.1086/311680. ISSN 0004-637X. 
  94. Fox D. B. та ін. (2005). The afterglow of GRB 050709 and the nature of the short-hard γ-ray bursts. Nature. 437 (7060): 845–850. doi:10.1038/nature04189. ISSN 0028-0836.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  95. а б в Berger E. (2014). Short-Duration Gamma-Ray Bursts. Annual Review of Astronomy and Astrophysics. 52 (1): 43–105. doi:10.1146/annurev-astro-081913-035926. ISSN 0066-4146. 
  96. Huebner W.F. and Barfield W.D. (2 January 2014). Opacity. Springer. с. 287. ISBN 978-1-4614-8797-5. 
  97. а б в г д Kasen D., Badnell N. R., and Barnes J. (2013). OPACITIES AND SPECTRA OF THEr-PROCESS EJECTA FROM NEUTRON STAR MERGERS. The Astrophysical Journal. 774 (1): 25. doi:10.1088/0004-637X/774/1/25. ISSN 0004-637X. 
  98. а б в г д е Barnes J. and Kasen D. (2013). EFFECT OF A HIGH OPACITY ON THE LIGHT CURVES OF RADIOACTIVELY POWERED TRANSIENTS FROM COMPACT OBJECT MERGERS. The Astrophysical Journal. 775 (1): 18. doi:10.1088/0004-637X/775/1/18. ISSN 0004-637X. 
  99. а б в г д Tanaka M. and Hotokezaka K. (2013). RADIATIVE TRANSFER SIMULATIONS OF NEUTRON STAR MERGER EJECTA. The Astrophysical Journal. 775 (2): 113. doi:10.1088/0004-637X/775/2/113. ISSN 0004-637X. 
  100. Tanaka M. et al. (30 August 2017). «Properties of Kilonovae from Dynamical and Post-Merger Ejecta of Neutron Star Mergers». arXiv:1708.09101. 
  101. а б в Sekiguchi Y., Kiuchi K., Kyutoku K., and Shibata M. (2015). Dynamical mass ejection from binary neutron star mergers: Radiation-hydrodynamics study in general relativity. Physical Review D. 91 (6). doi:10.1103/PhysRevD.91.064059. ISSN 1550-7998. 
  102. Goriely S., Bauswein A., Just O., Pllumbi E., and Janka H.-Th. (2015). Impact of weak interactions of free nucleons on the r-process in dynamical ejecta from neutron star mergers. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 452 (4): 3894–3904. doi:10.1093/mnras/stv1526. ISSN 0035-8711. 
  103. а б в Metzger B. D. and Berger E. (2012). WHAT IS THE MOST PROMISING ELECTROMAGNETIC COUNTERPART OF A NEUTRON STAR BINARY MERGER?. The Astrophysical Journal. 746 (1): 48. doi:10.1088/0004-637X/746/1/48. ISSN 0004-637X. 
  104. Kasliwal M. M. and Nissanke S. (2014). On discovering electromagnetic emission from neutron star mergers: the early years of two gravitational wave detectors. The Astrophysical Journal. 789 (1): L5. doi:10.1088/2041-8205/789/1/L5. ISSN 2041-8205. 
  105. а б Berger E., Fong W. and Chornock R. (2013). An r-Process Kilonova Associated with the Short-Hard GRB 130603B. The Astrophysical Journal. 774 (2): L23. doi:10.1088/2041-8205/774/2/L23. ISSN 2041-8205. 
  106. а б Tanvir N. R. та ін. (2013). A ‘kilonova’ associated with the short-duration γ-ray burst GRB 130603B. Nature. 500 (7464): 547–549. doi:10.1038/nature12505. ISSN 0028-0836.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  107. а б в г д е Goldstein A. та ін. (2017). An Ordinary Short Gamma-Ray Burst with Extraordinary Implications: Fermi-GBM Detection of GRB 170817A. The Astrophysical Journal. 848 (2): L14. doi:10.3847/2041-8213/aa8f41. ISSN 2041-8213.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  108. Overbye Dennis (16 October 2017). LIGO Detects Fierce Collision of Neutron Stars for the First Time. The New York Times. Процитовано 16 October 2017. 
  109. Cho, Adrian (16 October 2017). Merging neutron stars generate gravitational waves and a celestial light show. Science. Процитовано 16 October 2017. 
  110. а б Poisson E. and Will C.M. (29 May 2014). Gravity: Newtonian, Post-Newtonian, Relativistic. Cambridge University Press. ISBN 978-1-107-03286-6. 
  111. а б в Sathyaprakash B. S. and Schutz B.F. (2009). Physics, Astrophysics and Cosmology with Gravitational Waves. Living Reviews in Relativity. 12 (1). doi:10.12942/lrr-2009-2. ISSN 2367-3613. 
  112. а б в г д е Kasliwal M.M. та ін. (2017). Illuminating gravitational waves: A concordant picture of photons from a neutron star merger. Science: eaap9455. doi:10.1126/science.aap9455. ISSN 0036-8075.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  113. а б Л.Д. Ландау; Е.М. Лифшиц (1958). Теоретическая физика. Т. 2 Теория поля. Рипол Классик. с. 442. ISBN 978-5-458-32736-7. 
  114. а б в г д е ж Abbott, B. P. та ін. (2017). Gravitational Waves and Gamma-Rays from a Binary Neutron Star Merger: GW170817 and GRB 170817A. The Astrophysical Journal Letters. 848 (2): L13. arXiv:1710.05834. doi:10.3847/2041-8213/aa920c. {{cite journal}}: Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  115. Abadie J. та ін. (2010). Predictions for the rates of compact binary coalescences observable by ground-based gravitational-wave detectors. Classical and Quantum Gravity. 27 (17): 173001. doi:10.1088/0264-9381/27/17/173001. ISSN 0264-9381.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  116. Kim C., Perera B. B. P., and McLaughlin M. A. (2015). Implications of PSR J0737-3039B for the Galactic NS-NS binary merger rate. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 448 (1): 928–938. doi:10.1093/mnras/stu2729. ISSN 0035-8711. 
  117. а б Savchenko, V. та ін. (2017). INTEGRAL Detection of the First Prompt Gamma-Ray Signal Coincident with the Gravitational-wave Event GW170817. The Astrophysical Journal. 848 (2): L15. doi:10.3847/2041-8213/aa8f94. ISSN 2041-8213.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  118. Fong W. та ін. (2017). The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. VIII. A Comparison to Cosmological Short-duration Gamma-Ray Bursts. The Astrophysical Journal. 848 (2): L23. doi:10.3847/2041-8213/aa9018. ISSN 2041-8213.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  119. Fermi-GBM. GCN Circular 524666471. 17/08/17. — 2017. — 17 серпня.
  120. а б в г д е ж и Metzger, Brian D. (17 october 2017). «Welcome to the Multi-Messenger Era! Lessons from a Neutron Star Merger and the Landscape Ahead». arXiv:1710.05931. 
  121. Villar V.A. et al. (31 October 2017). «The Complete Ultraviolet, Optical, and Near-Infrared Light Curves of the Kilonova Associated with the Binary Neutron Star Merger GW170817: Homogenized Data Set, Analytic Models, and Physical Implications». arXiv:1710.11576. 
  122. Fraija N., Veres P. , De Colle F. , Dichiara S. , Barniol Duran R. , Lee W. H. , and Galvan-Gamez A. (23 October 2017). «The short GRB 170817A: Modelling the off-axis emission and implications on the ejecta magnetization». arXiv:1710.08514. 
  123. Bégué D. , Burgess J.M., and Greiner J. (22 October 2017). «The peculiar physics of GRB 170817A and their implications for short GRBs». arXiv:1710.07987. 
  124. а б в г д е ж Hallinan G. та ін. (2017). A radio counterpart to a neutron star merger. Science: eaap9855. doi:10.1126/science.aap9855. ISSN 0036-8075.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  125. а б в Alexander K. D. та ін. (2017). The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. VI. Radio Constraints on a Relativistic Jet and Predictions for Late-time Emission from the Kilonova Ejecta. The Astrophysical Journal. 848 (2): L21. doi:10.3847/2041-8213/aa905d. ISSN 2041-8213.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  126. а б Granot J., Gill R., Guetta D., and Colle F. de. (17 October 2017). «Off-Axis Emission of Short GRB Jets from Double Neutron Star Mergers and GRB 170817A». arXiv:1710.06421. 
  127. Granot J., Guetta D., and Gill R. (17 October 2017). «Lessons from the short GRB170817A - the First Gravitational Wave Detection of a Binary Neutron Star Merger». arXiv:1710.06407. 
  128. Lamb G.P. and Kobayashi S. (2016). Low-Г Jets from Compact Stellar Mergers: Candidate Electromagnetic Counterparts to Gravitational Wave Sources. The Astrophysical Journal. 829 (2): 112. doi:10.3847/0004-637X/829/2/112. ISSN 1538-4357. {{cite journal}}: Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  129. Kathirgamaraju A., Barniol Duran R., and Giannios D. (2017). Off-axis short GRBs from structured jets as counterparts to GW events. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society: Letters. doi:10.1093/mnrasl/slx175. ISSN 1745-3925. 
  130. Lazzati D., López-Cámara D., Cantiello M., Morsony B.J., Perna R., and Workman J.C. (2017). Off-axis Prompt X-Ray Transients from the Cocoon of Short Gamma-Ray Bursts. The Astrophysical Journal. 848 (1): L6. doi:10.3847/2041-8213/aa8f3d. ISSN 2041-8213. {{cite journal}}: Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  131. Nakar E. and Piran T. (2016). The Observable Signatures of GRB Cocoons. The Astrophysical Journal. 834 (1): 28. doi:10.3847/1538-4357/834/1/28. ISSN 1538-4357. {{cite journal}}: Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  132. Nakar E. and Sari R. (2012). Relativistic shock breakouts—A variety of gamma-ray flares: From low-luminosity gamma-ray bursts to type Ia supernovae. The Astrophysical Journal. 747 (2): 88. doi:10.1088/0004-637X/747/2/88. ISSN 0004-637X. 
  133. Duffell P.C., Quataert E., and MacFadyen A.I. (2015). A Narrow Short-Duration GRB Jet from a Wide Central Engine. The Astrophysical Journal. 813 (1): 64. doi:10.1088/0004-637X/813/1/64. ISSN 1538-4357. 
  134. Aloy M. A., Janka H.-T., and Müller E. (2005). Relativistic outflows from remnants of compact object mergers and their viability for short gamma-ray bursts. Astronomy & Astrophysics. 436 (1): 273–311. doi:10.1051/0004-6361:20041865. ISSN 0004-6361. 
  135. Burgess J.M., Greiner J., Begue D., Giannios D., Berlato F., and Lipunov V.M. (16 October 2017). «Viewing short Gamma-ray Bursts from a different angle». arXiv:1710.05823. 
  136. а б Margutti R. та ін. (2017). The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. V. Rising X-Ray Emission from an Off-axis Jet. The Astrophysical Journal. 848 (2): L20. doi:10.3847/2041-8213/aa9057. ISSN 2041-8213.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  137. а б Granot J., Panaitescu A., Kumar P., and Woosley S.E. (2002). Off-Axis Afterglow Emission from Jetted Gamma-Ray Bursts. The Astrophysical Journal. 570 (2): L61–L64. doi:10.1086/340991. ISSN 0004-637X. 
  138. а б Coulter D.A. та ін. (2017). Swope Supernova Survey 2017a (SSS17a), the optical counterpart to a gravitational wave source. Science: eaap9811. doi:10.1126/science.aap9811. ISSN 0036-8075.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  139. Valenti S. та ін. (2017). The Discovery of the Electromagnetic Counterpart of GW170817: Kilonova AT 2017gfo/DLT17ck. The Astrophysical Journal. 848 (2): L24. doi:10.3847/2041-8213/aa8edf. ISSN 2041-8213.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  140. а б Soares-Santos M. та ін. (2017). The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. I. Discovery of the Optical Counterpart Using the Dark Energy Camera. The Astrophysical Journal. 848 (2): L16. doi:10.3847/2041-8213/aa9059. ISSN 2041-8213.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  141. Lipunov V. et al. GCN Circular 21391. 17/08/17. [2]. — 2017. — 17 серпня.
  142. а б в Tanvir N. R. та ін. (2017). The Emergence of a Lanthanide-rich Kilonova Following the Merger of Two Neutron Stars. The Astrophysical Journal. 848 (2): L27. doi:10.3847/2041-8213/aa90b6. ISSN 2041-8213.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  143. а б Berger E. et al. GCN Circular 21529. 17/08/17. [3]. — 2017. — 17 серпня. Процитовано 17 October 2017.
  144. Kilpatrick C. D. та ін. (2017). Electromagnetic evidence that SSS17a is the result of a binary neutron star merger. Science: eaaq0073. doi:10.1126/science.aaq0073. ISSN 0036-8075.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  145. Foley R. et al. GCN Circular 21547. 17/08/17. [4]. — 2017. — 17 серпня. Процитовано 17 October 2017.
  146. Kasliwal M.M. et al. GCN Circular 21551. 17/08/17. [5]. — 2017. — 17 серпня. Процитовано 17 October 2017.
  147. а б в г д е ж и к л м н п р с т у Nicholl M. et al . (2017). The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. III. Optical and UV Spectra of a Blue Kilonova from Fast Polar Ejecta. The Astrophysical Journal. 848 (2): L18. doi:10.3847/2041-8213/aa9029. ISSN 2041-8213. {{cite journal}}: Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  148. а б в г д е McCully C. та ін. (2017). The Rapid Reddening and Featureless Optical Spectra of the Optical Counterpart of GW170817, AT 2017gfo, during the First Four Days. The Astrophysical Journal. 848 (2): L32. doi:10.3847/2041-8213/aa9111. ISSN 2041-8213.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  149. Granot J. and Sari R. (2002). The Shape of Spectral Breaks in Gamma‐Ray Burst Afterglows. The Astrophysical Journal. 568 (2): 820–829. doi:10.1086/338966. ISSN 0004-637X. 
  150. а б в г д Kasen D., Badnell N. R.., and Barnes J. (2013). OPACITIES AND SPECTRA OF THEr-PROCESS EJECTA FROM NEUTRON STAR MERGERS. The Astrophysical Journal. 774 (1): 25. doi:10.1088/0004-637X/774/1/25. ISSN 0004-637X. 
  151. а б в г д е ж и к л м Chornock R. та ін. (2017). The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. IV. Detection of Near-infrared Signatures of r-process Nucleosynthesis with Gemini-South. The Astrophysical Journal. 848 (2): L19. doi:10.3847/2041-8213/aa905c. ISSN 2041-8213.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  152. а б в г д е ж Cowperthwaite P. S. та ін. (2017). The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. II. UV, Optical, and Near-infrared Light Curves and Comparison to Kilonova Models. The Astrophysical Journal. 848 (2): L17. doi:10.3847/2041-8213/aa8fc7. ISSN 2041-8213.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  153. а б Hotokezaka K. and Piran T. (2015). Mass ejection from neutron star mergers: different components and expected radio signals. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 450 (2): 1430–1440. doi:10.1093/mnras/stv620. ISSN 1365-2966. 
  154. Siegel Daniel M. and Metzger Brian D. (15 May 2017). «Three-dimensional GRMHD simulations of the remnant accretion disks from neutron star mergers: outflows and r-process nucleosynthesis». arXiv:1705.05473. 
  155. а б Nakar E. and Piran T. (2011). Detectable radio flares following gravitational waves from mergers of binary neutron stars. Nature. 478 (7367): 82–84. doi:10.1038/nature10365. ISSN 0028-0836. 
  156. Meszaros P. and Rees M. J. (1997). Optical and Long‐Wavelength Afterglow from Gamma‐Ray Bursts. The Astrophysical Journal. 476 (1): 232–237. doi:10.1086/303625. ISSN 0004-637X. 
  157. Sari R., Piran T., and Narayan R. (1998). Spectra and Light Curves of Gamma-Ray Burst Afterglows. The Astrophysical Journal. 497 (1): L17–L20. doi:10.1086/311269. ISSN 0004-637X. 
  158. Hotokezaka K., Nissanke S., Hallinan G,, Lazio T. J. W., Nakar E. and Piran T. (2016). Radio counterparts of compact binary mergers detectable in gravitational waves: A simulation for an optimized survey. The Astrophysical Journal. 831 (2): 190. doi:10.3847/0004-637X/831/2/190. ISSN 1538-4357. {{cite journal}}: Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  159. Levan A. J. та ін. (2017). The Environment of the Binary Neutron Star Merger GW170817. The Astrophysical Journal. 848 (2): L28. doi:10.3847/2041-8213/aa905f. ISSN 2041-8213.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  160. а б Covino S. (2017). The unpolarized macronova associated with the gravitational wave event GW 170817. Nature Astronomy. 1 (11): 791–794. doi:10.1038/s41550-017-0285-z. ISSN 2397-3366. 
  161. Shappee B. J. та ін. (2017). Early spectra of the gravitational wave source GW170817: Evolution of a neutron star merger. Science: eaaq0186. doi:10.1126/science.aaq0186. ISSN 0036-8075.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  162. Evans P. A. та ін. (2017). SwiftandNuSTARobservations of GW170817: Detection of a blue kilonova. Science: eaap9580. doi:10.1126/science.aap9580. ISSN 0036-8075.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  163. Shibata M. and Taniguchi K. (2006). Merger of binary neutron stars to a black hole: Disk mass, short gamma-ray bursts, and quasinormal mode ringing. Physical Review D. 73 (6). doi:10.1103/PhysRevD.73.064027. ISSN 1550-7998. 
  164. Lippuner J., Fernandez R., Roberts L. F., Foucart F., Kasen D., Metzger B. D., and Ott C. D. (2017). Signatures of hypermassive neutron star lifetimes on r-process nucleosynthesis in the disc ejecta from neutron star mergers. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 472 (1): 904–918. doi:10.1093/mnras/stx1987. ISSN 0035-8711. 
  165. Lippuner J. (2018). r-Process Nucleosynthesis in Neutron Star Mergers with the New Nuclear Reaction Network SkyNet (Ph.D. dissertation). California Institute of Technology. doi:10.7907/Z9V40SCS. 
  166. Metzger B.D. and Piro A.L. (2014). Optical and X-ray emission from stable millisecond magnetars formed from the merger of binary neutron stars. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 439 (4): 3916–3930. doi:10.1093/mnras/stu247. ISSN 1365-2966. 
  167. Margalit B. and Metzger B. (8 November 2017). «Constraining the Maximum Mass of Neutron Stars From Multi-Messenger Observations of GW170817». arXiv:1710.05938. 
  168. Lippuner J. and Roberts L.F. (2015). r-PROCESS LANTHANIDE PRODUCTION AND HEATING RATES IN KILONOVAE. The Astrophysical Journal. 815 (2): 82. doi:10.1088/0004-637X/815/2/82. ISSN 1538-4357. 
  169. Riess A.G. та ін. (2016). A 2.4% DETERMINATION OF THE LOCAL VALUE OF THE HUBBLE CONSTANT. The Astrophysical Journal. 826 (1): 56. doi:10.3847/0004-637X/826/1/56. ISSN 1538-4357.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)Обслуговування CS1: Сторінки із непозначеним DOI з безкоштовним доступом (посилання)
  170. Ade P.A.R. та ін. (2016). Planck2015 results. Astronomy & Astrophysics. 594: A13. doi:10.1051/0004-6361/201525830. ISSN 0004-6361.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  171. Schutz Bernard F. (1986). Determining the Hubble constant from gravitational wave observations. Nature. 323 (6086): 310–311. doi:10.1038/323310a0. ISSN 0028-0836. 
  172. Holz D.E. and Hughes S.A. (2005). Using Gravitational‐Wave Standard Sirens. The Astrophysical Journal. 629 (1): 15–22. doi:10.1086/431341. ISSN 0004-637X. 
  173. Dalal N., Holz D.E., Hughes S.A. and Jain B. (2006). Short GRB and binary black hole standard sirens as a probe of dark energy. Physical Review D. 74 (6). doi:10.1103/PhysRevD.74.063006. ISSN 1550-7998. 
  174. а б Abbott, B. P. та ін. (16 October 2017). A gravitational-wave standard siren measurement of the Hubble constant. Nature. doi:10.1038/nature24471.  {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
  175. а б Boran S., Desai S., Kahya E., and Woodard R. (17 october 2017). «GW170817 Falsifies Dark Matter Emulators». arXiv:1710.06168. 
  176. Ezquiaga, Jose María; Zumalacárregui, Miguel (16 October 2017). «Dark Energy after GW170817». arXiv:1710.05901 [astro-ph.CO]. 
  177. Creminelli, Paolo; Vernizzi, Filippo (16 October 2017). «Dark Energy after GW170817». arXiv:1710.05877 [astro-ph.CO]. 
  178. Sakstein J. and Jain B. (20 october 2017). «Implications of the Neutron Star Merger GW170817 for Cosmological Scalar-Tensor Theories». arXiv:1710.05893. 
  179. Baker, T.; Bellini, E.; Ferreira, P.G.; Lagos, M.; Noller, J.; Sawicki, I. (19 October 2017). «Strong constraints on cosmological gravity from GW170817 and GRB 170817A.». arXiv:1710.06394 [astro-ph.CO].