GW170817

Матеріал з Вікіпедії — вільної енциклопедії.
Перейти до навігації Перейти до пошуку
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].

Зміст

Передісторія відкриття[ред. | ред. код]

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[ред. | ред. код]

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[ред. | ред. код]

Згідно з астрономічними спостереженнями й 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[en] 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[ред. | ред. код]

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 припливним 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[ред. | ред. код]

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 припливного 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]

Відео моделювання злиття двох нейтронних зір (густина ліворуч, магнітне поле - праворуч). Дві нейтронні зорі, обертаючись навколо їх спільного центру мас по круговій орбіті, швидко втрачають енергію через випромінювання гравітаційних хвиль і через <8 мсек зливаються. Злиття підсилює та розширює спільне магнітне поле. Внаслідок злиття нейтронна зоря колапсує в чорну діру, магнітне поле стає більш організованим, формуючи структури, що генерують джети коротких спалахів гамма-променів
  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 пізніше[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[ред. | ред. код]

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[ред. | ред. код]

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[ред. | ред. код]

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[ред. | ред. код]

1957 р. у статті, відомій як B2FH[en] чотири фізики передбачили і пояснили механізм швидкого захоплення нейтронів[64]. Цей механізм вони назвали r-процесом (від англ. rapid). Захоплення нейтронів в r-процесі робить ядра надзвичайно радіоактивними, що 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[en] 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[ред. | ред. код]

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 недавнього 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]. Втім, 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[ред. | ред. код]

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[ред. | ред. код]

1998 р. Л.-С. Лі та Б.Пачінські[en] 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[ред. | ред. код]

Різні компоненти викидів із злиття двох нейтронних зір та залежність випромінювань їх кілонових від кута променя зору спостерігача, θobs, відносно осі подвійної системи, для двох різних сценаріїв: (ліворуч) швидкого утворення чорної діри та (праворуч) довготривалого магнетарного залишку. Динамічні викиди матерії в орбітальній площині, в обох сценаріях, є багаті нейтронами (з часткою електронів Ye < 0,1), тому можуть генерувати лантаноїди та пов'язане з ними випромінювання "червоної" кілонови з піком в ближньо-інфрачервоному діапазоні. Тоді як динамічні викиди в полярних напрямках через ударне нагрівання можуть бути досить бідними на вільні нейтрино (Ye > 0,3), унеможливлюючи синтез лантаноїдів, натомість генеруючи випромінювання "синьої" кілонової в оптичному діапазоні. Найвіддаленіші шари полярних викидів можуть містити вільні нейтрони, розпад яких підтримує ультрафіолетовий транзієнт, що триватиме кілька годин після злиття.

Криві блиску наднових визначаються головним чином радіоактивним розпадом одного типу ядер (ізотопу 56Ni), тому їх болометричні криві блиску зазнають експоненціального спаду [30]. В основі ж кілонових є радіоактивний розпад широкого діапазону ядер r-процесу з відмінним періодом напіврозпаду, що обумовлює степеневий спад їх кривих блиску [91]. В перші кілька секунд захоплення нейтронів протягом r-процесу енергія генерується з майже сталою швидкістю, але згодом, коли r-процес "заморожується" і ядра повертаються до стабільного стану, то швидкість генерування енергії наближається до степеневого спаду, , де α ≈ 1,3 [40].

Різним складовим викинутої в злитті матерії відповідає різна непрозорість, κ. Непрозорість кілоновї визначається головним чином часткою лантаноїдів у викидах матерії: непрозорість викидів з малою часткою лантаноїдів зазвичай становить κ ≈ 0,5 см2/г, тоді як непрозорість багатих лантаноїдами викидів κ ≈ 10 см2[97]. Наслідком більшої непрозорості є повільніша часова еволюція кривої блиску та зміщення піку спектрального розподілу енергії до червоних довжин хвиль[96]

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.[98], Бернес і Кейсен[99] та незалежно Танака і Готокезака [100] 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[98][100]. 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 [98]. 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[99][100], призводячи до появи «червоної кілонової» (з непрозорістю κ ≈ 10 см2/г).

Не всі частини викидів зі 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»(κ ≈ 0,5 см2/г)[91][49]. Синє оптичне випромінювання викидів після злиття є свідченням утворення легших ядер r-процесу, оскільки їх непрозорість лиш трохи вища від непрозорості заліза[97].

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 зв'язок між злиттям нейтронних зір та короткими гамма-спалахами, а відтак, підтвердженням злиття нейтронних зір як місця утворення важких ядер r-процесу у всесвіті[105].

Відкриття GW170817[ред. | ред. код]

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[ред. | ред. код]

Гравітаційна хвиля[ред. | ред. код]

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 припливної сили. Згідно 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 припливні 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[ред. | ред. код]

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 панівною 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 згідно 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[ред. | ред. код]

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[ред. | ред. код]

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[ред. | ред. код]

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[ред. | ред. код]

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].

Анімація злиття двох нейтронних зір. В результаті злиття відбувається величезний вибух і утворюється величезна оболонка уламків. В процесі злиття також генеруються гравітаційні хвилі, що розповсюджуються зі швидкістю світла. Результатом злиття є утворення чорної діри. Після вибуху формується колімінований (паралельний) джет високоенергетичних гамма-променів, що рухаючись з релятивістською швидкістю зустрічає на шляху помірно-релятивістський кокон із викидів матерії. Проходячи через кокон, спалах гамма-променів потрапляє в міжзоряний простір, де збуджує міжзоряний пил та газ, формуючи радіо післясвітіння.

Більш детальний аналіз даних Fermi-GRB для GRB170817A виявив два окремі компоненти спалаху: 1) первинний сильний пік, що тривав <0,5 сек, нетепловий комптонівський спектр якого (Ep ~ 185 ± 62 кеВ) був в цілому схожий до регулярних СГПів, ; потім слідував 2) слабший компонент випромінювання, з тривалістю ~2 сек і мав тепловий спектр чорного тіла з kT = 10,3 ± 1,5 кеВ[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 природний 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 «сирітського» (без реєстрації самого гамма-випромінювання) гамма-спалаху[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].

Випромінювання гамма-променів із нагрітого кокона[ред. | ред. код]

Модель Каслівал та ін.[112] Гідродинамічна модель кокону, утвореного викидами матерії із злиття нейтронних зір та релятивістського джету спалаху гамма-променів, що проривається через кокон. В лівій напівплощині колір кодує логарифмічну густину енергії (ерг/см-3) і зображується енергетика кокону. В правій площині колір кодує 4-швидкість[be] і зображується кінематика кокону.

Низька гамма-променева світність GRB170817A не узгоджується із жодним з досі виявлених випромінювань кСГПів [112][138][114][135]. Існує кілька можливих сценаріїв, що пояснюють таку низьку світність кСГП, серед яких найбільш вірогідними є: випромінювання із структурованого джету з ширококутним розподілом [128][126] ; проривне випромінювання із помірно релятивістського кокона [139][140][135][141]; осьове випромінювання множини кСГП з низькою світністю[142][143].

Одним з найбільш обґрунтованих пояснень низької світності GRB170817a є те, що він постав із нагрітого кокона і вісь джету була спрямована під великим кутом до променя зору спостерігача[139][140][141][112]. Злиття двох нейтронних зір супроводжується викидом матерії в довколишнє середовище. З одного боку ці викиди, через лобовий тиск[en], сприяють колімінації (утворенню паралельних) релятивістських джетів[133]. З іншого боку, коли релятивістський джет проривається через повільні викиди, то значна частка викинутої матерії нагрівається та прискорюється, утворюючи кокон[139]. Розповсюджуючись в поперечному напрямку, кокон розширюється майже ізотропно (до кута ~50°). Стаючи прозорим, такий кокон може підтримувати транзієнт коротких гамма-променів[138][135].

Запропонована Лаццаті та ін. модель передбачає, що поширення джету СГП через баріонні уламки, викинуті довкола місця злиття, призведе до утворення нагрітого ізотропного кокона, через який ранні (протягом перших хвилин після злиття) гамма-промені і будуть спостерігатись[139]. Згідно з цією моделлю, джерелом миттєвої світності GRB 170817A міг бути кСГП, спостережуваний під кутом ~10-20° до осі джету. Однак в оновленій моделі Лаццаті та ін., в основі якої був вже анізотропний кокон, рання світність кСГП припускала спрямованість променя зору спостерігача до осі джету під кутом 40-50°[130]. Однак ця ж сама модель передбачає для реєстрованої Fermi-GBM пікової енергії фотонів GRB170817a (124±52.6 кеВ[107]) кут нахилу 10°. Тож дана модель не повністю пояснює спостережуване випромінювання GRB170817a.

Іншим передбаченням моделей нагрітого кокона є пізня (від кількох тижнів до місяців після злиття) поява рентгенівського випромінювання у випадку позаосьового випромінювання кСГП[130][140]. Причиною такої затримки є те, що по мірі уповільнення трансрелятивістського кокона (з Лоренц-фактором Г~2-3) зовнішнім середовищем та розширення в поперечному напрямку, він починає випромінюватись як регулярне післясвітіння осьового СГП, освітлюючи все більшу частину неба і врешті досягаючи променя зору спостерігача [140]. Передбачається, що випромінювання такого позаосьового "сирітського" (без гамма-променів) післясвітіння повинно бути значно тьмянішим, аніж раннє післясвітіння[144]. Дані спостережень транзієнта GW170817a космічною рентгенівською обсерваторією "Чандра" в цілому узгоджуються з цими моделями нагрітого кокона. На 9 день після злиття нейтронних зір, телескопом Чандра в GW170817 було виявлено лише тьмяне джерело рентгенівського випромінювання [145]. Тоді як на 15 день рентгенівська світність становила LX ≈ 9 × 1038 ерг/сек [146][6].

Моделі класичного, позаосьового кСГП, - із променем зору спостерігача під кутом до осі сильного, ультрарелятивістського джету, - не в змозі пояснити спостережувані властивості гамма-променів GRB170817a. Тим паче, що у випадку такого сценарію транзієнт GW170817 повинен проявляти яскраве післясвітіння вже приблизно через день після злиття нейтронних зір, що не узгоджується з довгою (від кількох днів до тижнів) затримкою радіо- та рентгенівського випромінювань. Тому для пояснення слабких гамма-променів в події GW170817, Каслівал та ін. запропонували модель ширококутного, помірно-релятивістського (Г≈ 2-3) кокона, що огортає джет кСГП[112]. В цій моделі релятивістський джет запускається після короткої затримки, обумовленої колапсом гіпермасивної нейтронної зорі в чорну діру. По мірі проходження джету через викиди матерії в злитті нейтронних зір, викинута матерія роздувається та утворює герметичний кокон, що розширюється назовні з помірно-релятивістською швидкістю. Згідно з цією моделлю кокона, існують два можливі сценарії для джету: а) у випадку ширококутного джету (кут ≈30°) він виявиться закупореним і не зможе прорватись через викиди матерії; б) у випадку тривалого та вузькокутного джету (≈10°), то він зможе прорватись через викиди та постане для спостерігача як стандартний, осьовий кСГП. Модель Каслівал та ін. передбачає, що всі властивості спостережуваних гамма-променів GRB170817a є наслідком прориву джету через помірно-релятивістський кокон, за умови що Лоренц-фактор джета Г≈2–3, а радіус прориву - ~3 × 1011 см[112].

Виконане Каслівал та ін. релятивістське гідродинамічне моделювання джету всередині розширюючихся викидів матерії нейтронних зір показало, що навіть якщо незначна кількість викинутої матерії (з масою ≈ 3 × 10−9 M) рухається зі швидкістю 0,8c, то радіус прориву та швидкість будуть достатніми для генерування спостережуваних гамма-променів GRB170817a[112]. В цілому, модель Каслівал та ін. досить добре пояснює багатохвильові властивості транзієнта GW170817, від гамма- до радіо випромінювань.

Електромагнітне підтвердження GW170817-сигналу[ред. | ред. код]

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[ред. | ред. код]

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)[147]; 2) "Distance Less Than 40 Mpc " (DLT40)[148]; 3) групу Dark Energy Survey (DES)[149]; 4) команду відстеження післясвітіння гравітаційних хвиль в "Las Cumbres Observatory" [4]; 5) колаборацію "Mobile Astronomical System of Telescope-Robots" (MASTER)[150] та 6) колаборацію "VIsta Near-infraRed Observations Unveiling Gravitational wave Events " (VINROUGE)[151].

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 [152][153], що згодом було підтверджено спостереженнями з багатьох інших телескопів[154][155][147].

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[156].

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[157]. 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[156].

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 [157]. У перші дні, AT 2017gfo мав кольори, схожі до раніше спостережуваних післясвітінь коротких гамма-спалахів [156]. 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[157].

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[158]. 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[156][157][4], однак досить добре узгоджуються з моделями кілонової[91][103][159][100] [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 [156]. 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[156].

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 [159]. Оптичні дані припускають, що такі викиди матерії з незначною часткою лантаноїдів можуть бути видимі лише в межах орбітальної осі[156].

На основі порівняння оптичних спектрів з модельними передбаченнями[159], маса викидів "синьої" кілонової повинна становити ~0,003 M[156][157][4]. Відсутність роздільних спектральних ліній в оптичних даних найкраще узгоджується з тими моделями, які передбачають швидкість викидів "синьої" кілонової v = ~0,3c[8]. Згідно 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[156]. 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[156]. 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 [156].

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[ред. | ред. код]

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[160][4][7][161].

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[160].

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[160].

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][99][159] [162]. 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[163] [160].

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[160]. 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 [en], . 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[161].

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[160][161].

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[159][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[ред. | ред. код]

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[164]. 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[165][166].

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[164][162]. 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[167]. 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[ред. | ред. код]

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[152].

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[ред. | ред. код]

Отриманий різними колабораціями астрономів тепловий спектр оптичного транзієнта GW170817[168][156] [160] 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][157][6][156][149][169][5] [170][138][161]. 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][151][160]. Однак транзієнт GW170817 не мав чітко-визначних спектральних рис, що припускає злиття спектральних ліній внаслідок швидкого (до кількох десятих часток швидкості світла) розширення фотосфери [156]. Разом з тим, в спектрах ближнього інфрачервоного випромінювання спостерігались широкі нерівності[6][160], передбачувані для поглинання лантаноїдів[98].

В цілому, спостереження в оптичних та ближньо-інфрачервоних спектральних діапазонах транзієнта GW170817 узгоджувались з двокомпонентною (синьою та червоною) кілоновою [8][112][4].

Джерела викидів кілонової в GW170817[ред. | ред. код]

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[en], "сині" викиди (без лантаноїдів) мали масу ≈ 1 - 2 × 10-2M, а їх середня швидкість - v ≈ 0,2 c [161][156]. 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[156]. 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[161][160]. 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 результатами спостережень транзієнта GW170817, що не виявили лінійної оптичної поляризації від пізнього випромінювання червоної кілонови[169].

Гіпермасивна нейтронна зоря як залишок[ред. | ред. код]

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 [171][120].

Для спостережуваного із GW170817 випромінювання червоної кілонови викинена дисковими вітрами матерія мала мати частку електронів Ye <0,25, що згідно з числовим моделюванням еволюції такого диску, передбачає відносно короткий час існування гіпермасивної нейтронної зорі - <100 мсек.[172] [173]. Існування такої короткотривалої гіпермасивної нейтронної зорі після злиття узгоджується з передбачуваною помірною кінетичною енергією кілонови ≈ 1051 ерг[174][175].

Трикомпонентна модель і утворення чорної діри[ред. | ред. код]

Після публікації спостережень електромагітного двійника GW170817 всіма залученими колабораціями астрономів, стало очевидним, що двокомпонента модель не повністю узгоджується з цими даними. Об'єднання та гомогенізація (перехресне калібрування) всього набору ультрафіолетових, оптичних та ближньо-інфрачервоних даних (16 наборів даних, 714 одиничних вимірювань із 38 різних інструментів від 0,45 до 29,4 дня після злиття) змусила до перегляду первинних моделей кілонової в GW170817[176].

Виявилось, що двокомпонента модель кілонової[40][161] не в змозі повністю пояснити всю складність гомогенізованого набору даних. Відтак, для пояснення цих даних двокомпонентна модель була розширена до сферично-симетричної трикомпонентної моделі, до якої був доданий третій, "фіолетовий" компонент (з непрозорістю κ ≈ 3 см2/г)[176]. Цьому компоненту відповідають викиди матерії з часткою лантаноїдів меншою аніж для червоного компоненту, але значно більшою від синього компоненту, тому він з'являється пізніше від синьої кілонової.

При порівнянні двокомпонентної та трикомпонентної моделей з повним набором даних, тільки трикомпонента модель найкраще узгоджувалась з гомогенізованими даними. Згідно зі сферично-симетричною трикомпонентною моделлю, маса і швидкість викинутої радіоактивної матерії r-процесу для кожної з трьох компонент становили[176]:

Синя кілонова: M = 0,020 M; v = 0,266c
Фіолетова кілонова: M = 0,047 M; v = 0,152c
Червона кілонова: M = 0,011 M; v = 0,137c

Отримана загальна маса викидів матерії із злиття нейтронних зір становила ≈ 0,078 M, що є дещо більшою (на ≈ 0,02 - 0,06 M), аніж значення, отримані кількома іншими групами астрономів [112][153]. Параметри в трикомпонентній моделі, в цілому, схожі до двокомпонентної моделі за масами та швидкостями викидів синіх і червоних компонент. Однак в трикомпонентній моделі викиди в червоній компоненті розподілені поміж червоними та фіолетовими компонентами[176].

Співставлення трикомпонентної моделі з повним набором даних виявило, що синя компонента була панівною в усіх діапазонах електромагнітного спектру протягом перших 2-3 днів, тоді як фіолетова компонента була панівною у пізніші часи. Червона компонента, маючи меншу масу викидів, залишалась субдомінуючою протягом всього часу, однак в пізніші часи вносила потрібне випромінювання до червоного діапазону [176]. Початок панування фіолетової компоненти в трикомпонентній моделі на <2-3 день після злиття узгоджується з іншими моделями оптичних та ближньо-інфрачервоних спектрів транзієнта GW170817, які вказують на те, що раннє синє випромінювання найкраще описується викинутою речовиною з градієнтом лантаноїдної частки, яка зростає з часом[160][156].

Згідно з трикомпонентною моделлю, найбільш природним поясненням високої швидкості синіх викидів є відносно багаті протонами (висока частка електронів, Ye) полярні динамічні викиди, спричинені ударними хвилями із зіткнення двох нейтронних зір[41][72]. В цьому випадку, отримана висока маса викидів ( ≈ 0,02 M) свідчить про малий радіус нейтронної зорі - <12 км[176]. Тоді як найбільш природним джерелом червоних та фіолетових компонент викидів матерії є затримані відтоки (з швидкістю ≈ 0,03 - 0,1c) із акреційного диску, утвореного в злитті [45][46][163]. Відносно висока частка вільних нейтронів в цій матерії (з часткою електронів Ye < 0,25 - 0,3, необхідною для синтезу ядер лантаноїдів) не узгоджується з довготривалим (>100 мсек) залишком гіпермасивної чи надмасивної нейтронної зорі[50][172], однак досить добре узгоджується з помірною кількістю нейтринного опромінення відтоків із акреційного диску чорної діри[46]. Тож, властивості червоних та фіолетових викидів свідчать про відносно швидке формування чорної діри, як залишку від злиття нейтронних зір в GW170817[176].

Отож, наразі сферично-симетрична, трикомпонентна модель, - із загальною масою викидів ≈ 0,078 M, панівною легкою матерією r-процесу, A<140, та помірними швидкостями ≈ 0,15c, - найкраще узгоджується з кривими блиску всіх діапазонів кілонової в GW170817[176].

Свідчення r-процесу нуклеосинтезу в GW170817[ред. | ред. код]

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 [99]. 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[99] 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>[177].

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][161][156][160][151]. 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[100][99] [98].

Тож, чи є злиття нейтронних зір (панівним) 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[ред. | ред. код]

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[ред. | ред. код]

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[178] є на ~8% більшим, аніж значення, отримане зі спостережень реліктового випромінювання[179]

Виявлення LIGO гравітаційних хвиль відкриває можливість прямо вимірювати сталу Габбла шляхом застосування методу запропонованого ще 30 років тому[180] і пізніше вдосконаленого[181][182]. 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[183]. 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[183]. 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[ред. | ред. код]

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 (згідно з MOND, гравітаційні хвилі мали були бути зареєстровані на ~445 днів раніше від гамма-променів[184]) 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[185][186][184][187]. [188]

Примітки[ред. | ред. код]

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

Джерела[ред. | ред. код]

  1. а б в г д е ж и к л м н п Abbott, B. P. et al (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. 
  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. 
  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. et al. (2017). Optical emission from a kilonova following a gravitational-wave-detected neutron-star merger. Nature. ISSN 0028-0836. doi:10.1038/nature24291. 
  5. а б в г д Pian E. et al. (2017). Spectroscopic identification of r-process nucleosynthesis in a double neutron-star merger. Nature. ISSN 0028-0836. doi:10.1038/nature24298. 
  6. а б в г д е ж и Troja E. et al. (2017). The X-ray counterpart to the gravitational-wave event GW170817. Nature. ISSN 0028-0836. doi:10.1038/nature24290. 
  7. а б в г д е ж и к Smartt S.J. et al. (2017). A kilonova as the electromagnetic counterpart to a gravitational-wave source. Nature. ISSN 0028-0836. doi:10.1038/nature24303. 
  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. ISSN 0028-0836. doi:10.1038/nature24453. 
  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. ISSN 0031-899X. doi:10.1103/PhysRev.46.76.2. 
  11. а б Hulse R. A. and Taylor J. H. (1975). Discovery of a pulsar in a binary system. The Astrophysical Journal 195: L51. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/181708. 
  12. Kochanek Christopher S. and Piran Tsvi (1993). Gravitational Waves and gamma -Ray Bursts. The Astrophysical Journal 417: L17. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/187083. 
  13. Hjorth J. et al. (2005). GRB 050509B: Constraints on Short Gamma-Ray Burst Models. The Astrophysical Journal 630 (2): L117–L120. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/491733. 
  14. Gehrels N. et al. (2005). A short γ-ray burst apparently associated with an elliptical galaxy at redshift z = 0.225. Nature 437 (7060): 851–854. ISSN 0028-0836. doi:10.1038/nature04142. 
  15. Bloom J. S. et al. (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. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/498107. 
  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. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/512664. 
  17. Zhang B. et al. (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. ISSN 0004-637X. doi:10.1088/0004-637X/703/2/1696. 
  18. а б в Nakar E. (2007). Short-hard gamma-ray bursts. Physics Reports 442 (1-6): 166–236. ISSN 03701573. doi:10.1016/j.physrep.2007.02.005. 
  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. ISSN 0036-8075. doi:10.1126/science.1090720. 
  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. ISSN 0066-4146. doi:10.1146/annurev-astro-081915-023322. 
  24. Lattimer J. M. and Prakash =M. (2001). Neutron Star Structure and the Equation of State. The Astrophysical Journal 550 (1): 426–442. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/319702. 
  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. ISSN 0163-8998. doi:10.1146/annurev-nucl-102711-095018. 
  26. Boguta J. (1981). Remarks on the beta stability in neutron stars. Physics Letters B 106 (4): 255–258. ISSN 03702693. doi:10.1016/0370-2693(81)90529-3. 
  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. ISSN 0031-9007. doi:10.1103/PhysRevLett.66.2701. 
  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). ISSN 2367-3613. doi:10.12942/lrr-2012-8. 
  30. а б в г д е 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. ISSN 0035-8711. doi:10.1046/j.1365-8711.2003.06844.x. 
  32. van den Heuvel E. P. J. (2007). Double Neutron Stars: Evidence For Two Different Neutron‐Star Formation Mechanisms. с. 598–606. ISSN 0094-243X. doi:10.1063/1.2774916. 
  33. Anderson M. et al. (2008). Simulating binary neutron stars: Dynamics and gravitational waves. Physical Review D 77 (2). ISSN 1550-7998. doi:10.1103/PhysRevD.77.024006. 
  34. Bernuzzi S., Nagar A., Thierfelder M., and Brügmann B. (2012). Tidal effects in binary neutron star coalescence. Physical Review D 86 (4). ISSN 1550-7998. doi:10.1103/PhysRevD.86.044030. 
  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). ISSN 0031-9007. doi:10.1103/PhysRevLett.96.031101. 
  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. ISSN 0028-0836. doi:10.1038/340126a0. 
  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. ISSN 0163-8998. doi:10.1146/annurev-nucl-102115-044819. 
  38. а б в г д Hotokezaka K. et al. (2013). Mass ejection from the merger of binary neutron stars. Physical Review D 87 (2). ISSN 1550-7998. doi:10.1103/PhysRevD.87.024001. 
  39. Shibata M. and Uryū K. (2000). Simulation of merging binary neutron stars in full general relativity:Γ=2case. Physical Review D 61 (6). ISSN 0556-2821. doi:10.1103/PhysRevD.61.064001. 
  40. а б в г д Metzger Brian D. (2017). Kilonovae. Living Reviews in Relativity 20 (1). ISSN 2367-3613. doi:10.1007/s41114-017-0006-z. 
  41. а б 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. ISSN 0004-6361. doi:10.1051/0004-6361:20066682. 
  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. ISSN 0035-8711. doi:10.1111/j.1365-2966.2006.10238.x. 
  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. ISSN 0035-8711. doi:10.1093/mnras/stw2156. 
  44. Metzger B.D. and Thompson T.A. (2008). On the Conditions for Neutron-rich Gamma-Ray Burst Outflows. The Astrophysical Journal 676 (2): 1130–1150. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/526418. 
  45. а б в г 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. ISSN 1365-2966. doi:10.1093/mnras/stt1312. 
  46. а б в г д 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. ISSN 1365-2966. doi:10.1093/mnras/stv009. 
  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. ISSN 1538-4357. doi:10.1088/0004-637X/813/1/2. 
  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. ISSN 1538-4357. doi:10.1088/0004-637X/813/1/38. 
  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. ISSN 1365-2966. doi:10.1093/mnras/stu802. 
  50. а б в 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. ISSN 1365-2966. doi:10.1093/mnras/stv721. 
  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. ISSN 0004-637X. doi:10.1088/0004-637X/690/2/1681. 
  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. ISSN 0163-8998. doi:10.1146/annurev-nucl-101916-123246. 
  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. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/177973. 
  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. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/174638. 
  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. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/304181. 
  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. ISSN 0004637X. doi:10.1086/310838. 
  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. ISSN 0954-3899. doi:10.1088/0954-3899/40/1/013201. 
  60. а б Wallner A. et al. (2015). Abundance of live 244Pu in deep-sea reservoirs on Earth points to rarity of actinide nucleosynthesis. Nature Communications 6: 5956. ISSN 2041-1723. doi:10.1038/ncomms6956. 
  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. ISSN 1745-2473. doi:10.1038/nphys3574. 
  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. ISSN 0028-0836. doi:10.1038/nature17425. 
  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. ISSN 0034-6861. doi:10.1103/RevModPhys.29.547. 
  65. Cameron A. G. W. (1957). Nuclear Reactions in Stars and Nucleogenesis. Publications of the Astronomical Society of the Pacific 69: 201. ISSN 0004-6280. doi:10.1086/127051. 
  66. Lattimer J. M. and Schramm D. N. (1974). Black-hole-neutron-star collisions. The Astrophysical Journal 192: L145. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/181612. 
  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. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/174525. 
  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. ISSN 0004637X. doi:10.1086/312343. 
  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. ISSN 2041-8205. doi:10.1088/2041-8205/738/2/L32. 
  72. а б в г 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. ISSN 0004-637X. doi:10.1088/0004-637X/773/1/78. 
  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. ISSN 2041-8205. doi:10.1088/2041-8205/789/2/L39. 
  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. ISSN 0035-8711. doi:10.1093/mnras/stw1227. 
  75. Sekiguchi Y. et al. (2016). Dynamical mass ejection from the merger of asymmetric binary neutron stars: Radiation-hydrodynamics study in general relativity. Physical Review D 93 (12). ISSN 2470-0010. doi:10.1103/PhysRevD.93.124046. 
  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. ISSN 00358711. doi:10.1111/j.1365-2966.2008.14380.x. 
  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. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/186493. 
  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. ISSN 2041-8205. doi:10.1088/2041-8205/738/2/L32. 
  79. Cohen J.G. and Huang W. (2009). THE CHEMICAL EVOLUTION OF THE DRACO DWARF SPHEROIDAL GALAXY. The Astrophysical Journal 701 (2): 1053–1075. ISSN 0004-637X. doi:10.1088/0004-637X/701/2/1053. 
  80. Jablonka P. et al. (2015). The early days of the Sculptor dwarf spheroidal galaxy. Astronomy & Astrophysics 583: A67. ISSN 0004-6361. doi:10.1051/0004-6361/201525661. 
  81. Simon J. D. et al. (2015). STELLAR KINEMATICS AND METALLICITIES IN THE ULTRA-FAINT DWARF GALAXY RETICULUM II. The Astrophysical Journal 808 (1): 95. ISSN 1538-4357. doi:10.1088/0004-637X/808/1/95. 
  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. ISSN 1538-4357. doi:10.3847/0004-637X/830/2/93. 
  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. ISSN 0028-0836. doi:10.1038/nature17425. 
  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. ISSN 0004-6361. doi:10.1051/0004-6361/201423751. 
  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. ISSN 0004-6264. doi:10.1093/pasj/psv035. 
  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. ISSN 00358711. doi:10.1111/j.1365-2966.2012.21859.x. 
  87. Wanajo S., Janka H.-T., and Müller B. (2013). ELECTRON-CAPTURE SUPERNOVAE AS SOURCES OF60Fe. The Astrophysical Journal 774 (1): L6. ISSN 2041-8205. doi:10.1088/2041-8205/774/1/L6. 
  88. Knie K. et al. (2004). 60Fe Anomaly in a Deep-Sea Manganese Crust and Implications for a Nearby Supernova Source. Physical Review Letters 93 (17). ISSN 0031-9007. doi:10.1103/PhysRevLett.93.171103. 
  89. Wallner A. et al. (2016). Recent near-Earth supernovae probed by global deposition of interstellar radioactive 60Fe. Nature 532 (7597): 69–72. ISSN 0028-0836. doi:10.1038/nature17196. 
  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. ISSN 00092819. doi:10.1016/j.chemer.2005.01.001. 
  91. а б в г д е ж и к л м н Metzger B.D. et al. (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. ISSN 00358711. doi:10.1111/j.1365-2966.2010.16864.x. 
  92. а б в Metzger B.D. (2017). Kilonovae. Living Reviews in Relativity 20 (1). ISSN 2367-3613. doi:10.1007/s41114-017-0006-z. 
  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. ISSN 0004637X. doi:10.1086/311680. 
  94. Fox D. B. et al. (2005). The afterglow of GRB 050709 and the nature of the short-hard γ-ray bursts. Nature 437 (7060): 845–850. ISSN 0028-0836. doi:10.1038/nature04189. 
  95. а б в Berger E. (2014). Short-Duration Gamma-Ray Bursts. Annual Review of Astronomy and Astrophysics 52 (1): 43–105. ISSN 0066-4146. doi:10.1146/annurev-astro-081913-035926. 
  96. а б Huebner W.F. and Barfield W.D. (2 January 2014). Opacity. Springer. с. 287. ISBN 978-1-4614-8797-5. 
  97. а б Tanaka M. et al. (30 August 2017). «Properties of Kilonovae from Dynamical and Post-Merger Ejecta of Neutron Star Mergers». arXiv:1708.09101. 
  98. 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. ISSN 0004-637X. doi:10.1088/0004-637X/774/1/25. 
  99. 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. ISSN 0004-637X. doi:10.1088/0004-637X/775/1/18. 
  100. 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. ISSN 0004-637X. doi:10.1088/0004-637X/775/2/113. 
  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). ISSN 1550-7998. doi:10.1103/PhysRevD.91.064059. 
  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. ISSN 0035-8711. doi:10.1093/mnras/stv1526. 
  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. ISSN 0004-637X. doi:10.1088/0004-637X/746/1/48. 
  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. ISSN 2041-8205. doi:10.1088/2041-8205/789/1/L5. 
  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. ISSN 2041-8205. doi:10.1088/2041-8205/774/2/L23. 
  106. а б Tanvir N. R. et al. (2013). A ‘kilonova’ associated with the short-duration γ-ray burst GRB 130603B. Nature 500 (7464): 547–549. ISSN 0028-0836. doi:10.1038/nature12505. 
  107. а б в г д е ж Goldstein A. et al. (2017). An Ordinary Short Gamma-Ray Burst with Extraordinary Implications: Fermi-GBM Detection of GRB 170817A. The Astrophysical Journal 848 (2): L14. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa8f41. 
  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). ISSN 2367-3613. doi:10.12942/lrr-2009-2. 
  112. а б в г д е ж и к л м н п Kasliwal M.M. et al. (2017). Illuminating gravitational waves: A concordant picture of photons from a neutron star merger. Science: eaap9455. ISSN 0036-8075. doi:10.1126/science.aap9455. 
  113. а б Л.Д. Ландау; Е.М. Лифшиц (1958). Теоретическая физика. 2 Теория поля. Рипол Классик. с. 442. ISBN 978-5-458-32736-7. 
  114. а б в г д е ж и Abbott, B. P. (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. 
  115. Abadie J. et al. (2010). Predictions for the rates of compact binary coalescences observable by ground-based gravitational-wave detectors. Classical and Quantum Gravity 27 (17): 173001. ISSN 0264-9381. doi:10.1088/0264-9381/27/17/173001. 
  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. ISSN 0035-8711. doi:10.1093/mnras/stu2729. 
  117. а б Savchenko, V. et al. (2017). INTEGRAL Detection of the First Prompt Gamma-Ray Signal Coincident with the Gravitational-wave Event GW170817. The Astrophysical Journal 848 (2): L15. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa8f94. 
  118. Fong W. et al. (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. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa9018. 
  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. et al. (2017). A radio counterpart to a neutron star merger. Science: eaap9855. ISSN 0036-8075. doi:10.1126/science.aap9855. 
  125. а б в Alexander K. D. et al. (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. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa905d. 
  126. а б в 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. а б 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. ISSN 1538-4357. doi:10.3847/0004-637X/829/2/112. 
  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. ISSN 1745-3925. doi:10.1093/mnrasl/slx175. 
  130. а б в 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. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa8f3d. 
  131. Nakar E. and Piran T. (2016). The Observable Signatures of GRB Cocoons. The Astrophysical Journal 834 (1): 28. ISSN 1538-4357. doi:10.3847/1538-4357/834/1/28. 
  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. ISSN 0004-637X. doi:10.1088/0004-637X/747/2/88. 
  133. а б 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. ISSN 1538-4357. doi:10.1088/0004-637X/813/1/64. 
  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. ISSN 0004-6361. doi:10.1051/0004-6361:20041865. 
  135. а б в г 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. et al. (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. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa9057. 
  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. ISSN 0004637X. doi:10.1086/340991. 
  138. а б в Evans P. A. et al. (2017). SwiftandNuSTARobservations of GW170817: Detection of a blue kilonova. Science: eaap9580. ISSN 0036-8075. doi:10.1126/science.aap9580. 
  139. а б в г Lazzati D., Deich A., Morsony B.J., and Workman J.C. (2017). Off-axis emission of short γ-ray bursts and the detectability of electromagnetic counterparts of gravitational-wave-detected binary mergers. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society 471 (2): 1652–1661. ISSN 0035-8711. doi:10.1093/mnras/stx1683. 
  140. а б в г Gottlieb O., Nakar E., and Piran T. (2018). The cocoon emission – an electromagnetic counterpart to gravitational waves from neutron star mergers. Monthly Notices of the Royal Astronomical Society 473 (1): 576–584. ISSN 0035-8711. doi:10.1093/mnras/stx2357. 
  141. а б Piro A.L. and Kollmeier J.A. (16 october 2017). «Evidence for Cocoon Emission from the Early Light Curve of SSS17a». arXiv:1710.05822. 
  142. Murguia-Berthier A. et al. (2017). The Properties of Short Gamma-Ray Burst Jets Triggered by Neutron Star Mergers. The Astrophysical Journal 835 (2): L34. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa5b9e. 
  143. Lamb G.P. and Kobayashi S. (16 october 2017). «GRB 170817A as a jet counterpart to gravitational wave trigger GW 170817». arXiv:1710.05857. 
  144. Rhoads J.E. (1999). The Dynamics and Light Curves of Beamed Gamma‐Ray Burst Afterglows. The Astrophysical Journal 525 (2): 737–749. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/307907. 
  145. Troja, E., Sakamoto, T., Cenko, S. B., and Lien A. Gamma Ray Coordinates Network Circular 21765. 17/08/30. — 2017. — 30 серпня.
  146. Haggard D., Nynka M., Ruan J.J., Kalogera V., Cenko S.B., Evans P., and Kennea J.A. (2017). A Deep Chandra X-Ray Study of Neutron Star Coalescence GW170817. The Astrophysical Journal 848 (2): L25. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa8ede. 
  147. а б Coulter D.A. et al. (2017). Swope Supernova Survey 2017a (SSS17a), the optical counterpart to a gravitational wave source. Science: eaap9811. ISSN 0036-8075. doi:10.1126/science.aap9811. 
  148. Valenti S. et al. (2017). The Discovery of the Electromagnetic Counterpart of GW170817: Kilonova AT 2017gfo/DLT17ck. The Astrophysical Journal 848 (2): L24. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa8edf. 
  149. а б Soares-Santos M. et al (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. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa9059. 
  150. Lipunov V. et al. GCN Circular 21391. 17/08/17. [2]. — 2017. — 17 серпня.
  151. а б в Tanvir N. R. et al. (2017). The Emergence of a Lanthanide-rich Kilonova Following the Merger of Two Neutron Stars. The Astrophysical Journal 848 (2): L27. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa90b6. 
  152. а б Berger E. et al. GCN Circular 21529. 17/08/17. [3]. — 2017. — 17 серпня. Процитовано 17 October 2017.
  153. а б Kilpatrick C. D. et al. (2017). Electromagnetic evidence that SSS17a is the result of a binary neutron star merger. Science: eaaq0073. ISSN 0036-8075. doi:10.1126/science.aaq0073. 
  154. Foley R. et al. GCN Circular 21547. 17/08/17. [4]. — 2017. — 17 серпня. Процитовано 17 October 2017.
  155. Kasliwal M.M. et al. GCN Circular 21551. 17/08/17. [5]. — 2017. — 17 серпня. Процитовано 17 October 2017.
  156. а б в г д е ж и к л м н п р с т у ф 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. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa9029. 
  157. а б в г д е McCully C. et al. (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. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa9111. 
  158. Granot J. and Sari R. (2002). The Shape of Spectral Breaks in Gamma‐Ray Burst Afterglows. The Astrophysical Journal 568 (2): 820–829. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/338966. 
  159. 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. ISSN 0004-637X. doi:10.1088/0004-637X/774/1/25. 
  160. а б в г д е ж и к л м н Chornock R. et al. (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. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa905c. 
  161. а б в г д е ж и Cowperthwaite P. S. et al. (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. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa8fc7. 
  162. 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. ISSN 1365-2966. doi:10.1093/mnras/stv620. 
  163. а б 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. 
  164. 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. ISSN 0028-0836. doi:10.1038/nature10365. 
  165. Meszaros P. and Rees M. J. (1997). Optical and Long‐Wavelength Afterglow from Gamma‐Ray Bursts. The Astrophysical Journal 476 (1): 232–237. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/303625. 
  166. Sari R., Piran T., and Narayan R. (1998). Spectra and Light Curves of Gamma-Ray Burst Afterglows. The Astrophysical Journal 497 (1): L17–L20. ISSN 0004637X. doi:10.1086/311269. 
  167. 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. ISSN 1538-4357. doi:10.3847/0004-637X/831/2/190. 
  168. Levan A. J. et al. (2017). The Environment of the Binary Neutron Star Merger GW170817. The Astrophysical Journal 848 (2): L28. ISSN 2041-8213. doi:10.3847/2041-8213/aa905f. 
  169. а б Covino S. (2017). The unpolarized macronova associated with the gravitational wave event GW 170817. Nature Astronomy 1 (11): 791–794. ISSN 2397-3366. doi:10.1038/s41550-017-0285-z. 
  170. Shappee B. J. et al. (2017). Early spectra of the gravitational wave source GW170817: Evolution of a neutron star merger. Science: eaaq0186. ISSN 0036-8075. doi:10.1126/science.aaq0186. 
  171. 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). ISSN 1550-7998. doi:10.1103/PhysRevD.73.064027. 
  172. а б 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. ISSN 0035-8711. doi:10.1093/mnras/stx1987. 
  173. 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. 
  174. 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. ISSN 1365-2966. doi:10.1093/mnras/stu247. 
  175. Margalit B. and Metzger B. (8 November 2017). «Constraining the Maximum Mass of Neutron Stars From Multi-Messenger Observations of GW170817». arXiv:1710.05938. 
  176. а б в г д е ж и Villar V.A., Guillochon J., Berger E., Metzger B.D., Cowperthwaite P.S., Nicholl M., Alexander K.D., Blanchard P.K., Chornock R., Eftekhari T., Fong W., Margutti R. and Williams P.K.G. (28 November 2017). «The Combined Ultraviolet, Optical, and Near-Infrared Light Curves of the Kilonova Associated with the Binary Neutron Star Merger GW170817: Unified Data Set, Analytic Models, and Physical Implications». arXiv:/1710.11576v2. 
  177. Lippuner J. and Roberts L.F. (2015). r-PROCESS LANTHANIDE PRODUCTION AND HEATING RATES IN KILONOVAE. The Astrophysical Journal 815 (2): 82. ISSN 1538-4357. doi:10.1088/0004-637X/815/2/82. 
  178. Riess A.G. et al. (2016). A 2.4% DETERMINATION OF THE LOCAL VALUE OF THE HUBBLE CONSTANT. The Astrophysical Journal 826 (1): 56. ISSN 1538-4357. doi:10.3847/0004-637X/826/1/56. 
  179. Ade P.A.R. et al. (2016). Planck2015 results. Astronomy & Astrophysics 594: A13. ISSN 0004-6361. doi:10.1051/0004-6361/201525830. 
  180. Schutz Bernard F. (1986). Determining the Hubble constant from gravitational wave observations. Nature 323 (6086): 310–311. ISSN 0028-0836. doi:10.1038/323310a0. 
  181. Holz D.E. and Hughes S.A. (2005). Using Gravitational‐Wave Standard Sirens. The Astrophysical Journal 629 (1): 15–22. ISSN 0004-637X. doi:10.1086/431341. 
  182. 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). ISSN 1550-7998. doi:10.1103/PhysRevD.74.063006. 
  183. а б Abbott, B. P. et al. (16 October 2017). A gravitational-wave standard siren measurement of the Hubble constant. Nature. doi:10.1038/nature24471. 
  184. а б Boran S., Desai S., Kahya E., and Woodard R. (17 october 2017). «GW170817 Falsifies Dark Matter Emulators». arXiv:1710.06168. 
  185. Ezquiaga, Jose María; Zumalacárregui, Miguel (16 October 2017). «Dark Energy after GW170817». arXiv:1710.05901 [astro-ph.CO]. 
  186. Creminelli, Paolo; Vernizzi, Filippo (16 October 2017). «Dark Energy after GW170817». arXiv:1710.05877 [astro-ph.CO]. 
  187. Sakstein J. and Jain B. (20 october 2017). «Implications of the Neutron Star Merger GW170817 for Cosmological Scalar-Tensor Theories». arXiv:1710.05893. 
  188. 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]. 

Додаткова література[ред. | ред. код]

Підручники[ред. | ред. код]

  • Александров Ю. В. Астрофізика : навчальний посібник для студентів напряму «Фізика» класичних університетів – Харків. : ХНУ імені В. Н. Каразіна, 2014. – 216 с.
  • Александров Ю. В., Шевченко В. Г. Астрофізика: підручник / Ю. В. Александров, В. Г. Шевченко. – Х.: ХНУ імені В. Н.Каразіна, 2016. – 252 с.
  • Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теоретическая физика. Т. 2.: Теория поля - Рипол Классик, 1958
  • Choquet-Bruhat, Y. Introduction to General Relativity, Black Holes, and Cosmology - OUP Oxford, 2014. ISBN 0191644536 - 320 p.
  • Schutz B. A First Course in General Relativity. 2 ed. - Cambridge University Press, 2009.
  • Boyd R.N. An Introduction to Nuclear Astrophysics - University of Chicago Press, 2007 - 422 p.
  • Poisson E., Clifford M.W. Gravity: Newtonian, Post-Newtonian, Relativistic - Cambridge University Press, 2014 - 792 p.
  • Yamamoto S. Introduction to Astrochemistry: Chemical Evolution from Interstellar Clouds to Star and Planet Formation - Springer, 2017 - 286 p.

Монографії[ред. | ред. код]

  • Попов C. Суперобъекты: Звезды размером с город - Альпина Паблишер, 2015 - 349 с.
  • Neutron Stars and Pulsars. - Becker W. ed. - Springer, 2009 - 697 p.
  • Haensel P., Potekhin A.Y., Yakovlev D.G.. Neutron Stars 1: Equation of State and Structure - Springer, 2007 - 620 p.
  • A. G. W. Cameron, David M. Kahl. Stellar Evolution, Nuclear Astrophysics, and Nucleogenesis - Courier Corporation, 2013 - 208 p.
  • Vedrenne G., Atteia J.-L. Gamma-Ray Bursts: The brightest explosions in the Universe - Springer, 2009 - 580 p.
  • Rezzolla L., Zanotti O. Relativistic Hydrodynamics - OUP Oxford, 2013 - 735 p.
  • Masaru S. Numerical Relativity - World Scientific, 2015 - 844 p.