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星海微萤

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日志

 
 

伽马射线暴 GRB 101225A(Costa 2011,Campana 等人 2011,Thone 等人 2011)(下)  

2011-12-24 14:26:34|  分类: 外论选译 |  标签: |举报 |字号 订阅

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3.紫外、光学和红外数据分析

3.1 “雨燕”的紫外和光学望远镜

“雨燕”的紫外和光学望远镜(UVOT)在暴发报警望远镜触发后 1373 秒开始观测 GRB 101225A ,这一观测与 X 射线望远镜的观测同时进行。直到 ~ 23 分钟时暴发报警望远镜图像触发结束时,自动目标序列才启动。光学对应体被发现是蓝色的,用紫外滤光片(uvw1uvm2uvw2)获得了很强的检测结果,用 b u 滤光片获得的检测结果很弱,而用 v 滤光片则没有检测到。数据处理使用标准的“雨燕”软件工具 HEAsoft 6.9 中的 uvotmaghist 和最新的校准文件(20101231)。

我们使用半径 5 角秒和 3 角秒的圆孔径提取计数, 前者计数率在 0.5 次计数·秒-1 以上, 而后者计数率则下降到 0.5 次计数·秒-1 以下, 另外还有无源的背景区域。 重合损失改正和孔径改正运用工具 uvotmaghist 使用标准的测光校准把计数率转换成流量密度 [31, 32]

3.2 麦克唐纳天文台的 2.1 米望远镜

位于美国德克萨斯州的麦克唐纳天文台(McD 2.1 米奥托·斯特鲁维望远镜, 其上的 CQUEAN 仪器(早期宇宙中的类星体照相机;参看帕克等人 2011 年正在撰写的论文), 2010 12 26 日世界时 01:16:23(暴发后 6.64 小时)开始观测光学对应体。 三次曝光,每次 300 秒,在测光条件下获取 r'i'z' Y 波段数据。这些数据用暗场和平场改正的标准程序进行归算。在 r'i' z' 波段的图像中检测到了余辉,而 Y 波段则只能给出一个上限。

 

补充表 2  紫外、光学和红外观测情况。其中的观测值尚未改正银河系消光。

 

伽马射线暴 GRB 101225A(Costa 2011,Campana 等人 2011,Thone 等人 2011)(下) - wangjj586 - 星海微萤

 

3.3 卡拉尔山天文台 1.23 米望远镜

位于西班牙阿尔梅利亚卡拉尔山的德西天文台(CAHA1.23 米望远镜安装有一台光学成像照相机。在 γ 射线暴触发后 1.041.11 天用 VRI 波段检测到了光学对应体。这架1.23 米望远镜还在 2010 12 26 日和 27 日在测光条件下观测兰多尔特(Landolt)星场 RU149D SA98 ,用于校准目标星场的 BVRI 波段测光。

3.4 利物浦 2.0 米望远镜

位于拉帕尔马穆查乔斯岩火山天文台的利物浦望远镜(LT)是一架口径 2.0 米的全自动望远镜。观测用 RATCAM 成像照相机进行。在 γ 射线暴后 10.09 天用 i' 波段在一个观测时刻检测到光学对应体。

3.5 加那利群岛大望远镜上的OSIRIS

加那利群岛大望远镜(GTC)是一架位于西班牙加那利群岛拉帕尔马穆查乔斯岩火山天文台的 10.4 米望远镜,我们使用这架望远镜上的 OSIRIS 仪器采集了成像数据。

r' 波段的观测开始于暴发后 ~ 2 天,曝光 30 秒。第二次 r' 波段的观测在 γ 射线事件后 ~ 21 天进行,其中获得共 180 秒的 5 次曝光。在 39 天时,我们进一步获得 g­'r­'i­' z­' 波段的晚期谱能量分布,并在 ~ 44 天时用 r' 波段获得了最后一幅图像。

我们的两次晚期(在 ~ 39 天和 ~ 44 天时)的数据是在很大的大气质量(1.732.14)下获得的,当时目标在昏影后迅速下落。~ 21 天和 ~ 44天时的数据采集时月球分别位于 ~ 54 度和 ~ 36 度处,明亮部分分别占 83% 21% 。在 ~ 39 天时的谱能量分布是在暗夜情况下获得的。加那利群岛大望远镜的其余的四次观测时间观测条件都很好。

3.6 北双子望远镜:近红外成像器和北双子多目标摄谱仪

GRB 101225A 光学对应体的晚期成像在位于夏威夷大岛莫纳克亚的北双子天文台(Gemini-N)进行过几次。在 2011 1 23 日夜晚,我们用近红外成像器(NIRI)以 K' 滤光片观测了这个天区,作了 44×60 秒曝光(2×30 秒相加),然后转而使用北双子多目标摄谱仪(GMOS-N),以 r' 滤光片,作了 5×180 秒曝光。在 2011 2 1 日夜晚,我们再次使用近红外成像器观测这个天区,以 J 波段,32×60 秒曝光(2×30 秒相加),而最后是在 2011 2 3 日夜晚,我们用北双子多目标摄谱仪的全部四种宽带滤光片(g'r'i'z')对这个天区成像。因为这个源正在下没,所有的曝光都是在中、高大气质量(1.52.5)的情况下获取的,不过视宁度条件相对来说很好。

3.7  6 米地平式大望远镜

最后的一幅晚期图像是使用位于俄罗斯特设天体物理台的 6.0 米地平式大望远镜(BTA)上 SCORPIO 仪器获得的。这次观测包括 20×120 秒曝光,使用 I 滤光片,在 2011 2 25 日(暴发后 60 天)获取,天气条件很好,视宁度为 1.32.0 角秒。

3.8 地面数据的测光

VR I 数据的测光是以一致的方法使用 GRB 101225A 天区内的 15 颗比较星完成的,这些比较新的校准使用由卡拉尔山天文台 1.23 米望远镜在 2010 12 26 日和 27 日获取的兰多尔特星场图像。对于 r'i' z' 的测光校准,使用麦克唐纳天文台 2.1 米奥托·斯特鲁维望远镜 2010 12 26 日获取的观测结果,使用菲格(Feige34 号星作为标准星。最后,g' 的测光是用数值转换由其他参考星等导出的 [33] 。光学观测使用的不同滤光片比较星的星等列在补充表 3 中。

 

补充表 3  光学测光所使用的校准星的星等。标明每颗参考星位置的证认图在补充图 5 中给出。坐标是 J2000 的。VR I 以织女星系统给出,其余波段是以 AB 系统给出。

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补充图 5  测光校准使用的二级标准星所在天区。GRB 101225A 的光学对应体位置用箭头标明。每颗参考星的测光星等在补充表 3 中给出。视场为 6 角分 × 4 角分。

 

我们使用 IRAF 中的 PHOT 进行孔径测光,孔径的半径取为等于恒星点源的半峰全宽(FWHM)。在遇到受邻近的源污染不能忽略不计的情况时,我们使用 IRAF 中的 PSF 测光。在补充表 2 中,我们列出了所有紫外、光学和红外数据的最后测光结果。

3.9 预成像

这一天区的预成像是利用 3.5 米口径的加法夏望远镜(CFHT)的文档,这一文档是用 MegaPrime MegaCam 仪器为泛仙女考古巡天(PAndAS[34] 获取的。我们把在非常好的条件下以 g' i' 波段获得的 3×500 秒曝光合并,得出这些曝光的 3σ 极限星等为 i' > 25.5 g' > 26.9 。在 GRB 101225A 位置,我们初步检测到一个天体,g' = 27.2±0.52σ ;见补充图 6),与我们后来检测到的寄主一致(见《补充材料》第 3.10 节)。

 

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补充图 6  3.5 米加法夏望远镜(CHFT)获得的 g' 波段预成像曝光。圆圈标出了 GRB 101225A 的光学对应体位置,里面有一个待定的寄主星系(2σ 检测结果)。这一视场是 60 角秒×40 角秒,图像上方为北、左方为东。

 

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补充图 7  γ 射线暴后 6 个月使用加那利群岛大望远镜上的 OSIRIS 仪器获得的寄主图像。ar' 波段的叠加图像;bg' 波段的叠加图像。这一视场是 50 角秒×65 角秒。圆圈标出了寄主星系位置。

 

3.10 寄主检测结果

我们用 10.4 米加那利群岛大望远镜上的 OSIRIS 仪器,于 6 9 日、6 28 日和 29 日三个观测时间,在良好的天气条件和 1.0 角秒左右的视宁度情况下,获得了 GRB 101225A 天区 g' r' 波段的深空成像。总的曝光时间,g' 波段为 8,400 秒,r' 波段为 6,400 秒。 我们在两个波段 γ 射线暴位置处检测到一个非延展的天体, g' = 27.21±0.27~ 3σ), r' = 26.90±0.14~ 7σ)。 这两个数值明显地超过了超新星光变曲线外推到 180 天应该具有的数值, 因此我们认为这个天体是 GRB 101225A 的寄主星系。 在红移 z = 0.33 时,绝对光度为 Mabs,g = -13.7 星等,比迄今检测到的最暗弱的 γ 射线暴寄主(XRF 060218 [12])还暗 ~ 2 星等,而且是在那样的红移处曾经检测到的最暗弱的星系之一。这个寄主的 g' r' 颜色与我们预期的正在形成恒星的晚型星系相一致,符合其他长 γ 射线暴所看到的情况,不过我们注意到,很大的误差使得其他的星系类型也有可能。很蓝的颜色也将使得这个源不可能是这一事件本身的一种温度较低的组成成分到了晚期的检测结果 [3]

4.光学分光

我们在事件发生后 51 小时,使用位于拉帕尔马(西班牙)的 10.4 米加那利群岛大望远镜上 OSIRIS 仪器,获得了光学对应体的光谱。两个 1800 秒曝光时间的光谱,每一个光谱均用 300B 棱栅获取(R = 325,波长范围:3,5007,000 埃),大气质量为中到高(分别为 1.26 2.05)。光谱的归算和合并使用 IRAF 中的标准任务完成,而流量校准使用在同一天晚上观测的 G191- 2B2 作为分光测光标准。连续谱很清楚地检测到了,但这一光谱没有显示出明显的吸收线或发射线。

我们为了寻找任何可能的红移解,在 z = 0.10.6 范围内进行了搜索。为此,我们叠加最强的发射线 [OII] 3727 3729 埃线、[OIII] 4959 5007 埃线、线和 线位置处的归一化光谱,红移在 0.1 0.6 之间,步长为 0.005 。我们在这一区间的任何红移处均没有在叠加的光谱中找到任何发射特征。

 

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补充图 8    γ 射线暴后 2.1 天加那利群岛大望远镜上 OSIRIS 仪器获得的光学暂现体流量校准后光谱。误差谱以蓝色画出。红线表示由红移 z = 0.33 处的星际介质发出的正常的强发射线位置,我们的光谱中没有检测到任何谱线。

 

寄主星系 [OIII] [OII] 发射的检测极限分别为   < 5×10-18 尔格·厘米-2·秒-1 、  < 2.3×10-18 尔格·厘米-2·秒-1 < 3×10-18 尔格·厘米-2·秒-13σ)。 我们还确定了在 z = 0 检测极限为   < 2×10-18 尔格·厘米-2·秒-1 。位移了红移 z = 0.33 的上述典型发射线位置处流量已作了校准的寄主光谱在补充图 8 中给出。

2011 2 4 日夜晚,我们用凯克 I 望远镜上的低分辨率成像光谱仪 [35] 在当地的昏影中观测了光学对应体。采集了两次观测数据,没有微动,每次 600秒,使用 1.0 角秒狭缝和 D500 分色器,方位角为 86.5 度。红色的一路光,我们使用 600/7500 光栅,并沿着空间方向对 CCD 分组(2×1 分组);蓝色的一路光,我们使用 600/4000 棱栅,既沿空间方向又沿光谱的轴向对数据分组(2×2 分组)。由于昏影的影响,蓝色光谱中没有丝毫痕迹(前一天晚上的双子多目标摄谱仪 g'  波段成像也没有检测到这个源)。在红色一侧,第二次曝光(较少受到昏影影响),从 7160 埃到 8000 埃,在预期的暂现体位置识别到了暗淡的连续谱痕迹,但没有可见的吸收或发射特征。

5.紫外到近红外谱能量分布的模拟

紫外、光学和红外(UVOIR)对应体的早期演化是非常不寻常的一个 γ 射线暴余辉。 它不是具有负的光谱斜率的幂律谱, 它有一个很蓝的对应体, 遵循的似乎是正光谱斜率的幂律 [36] 。此外,对应体在最初几天保持明亮,然后衰减 [37] ,并有强烈的颜色变化,在触发后两个星期转变成一个非常红的对应体 [38] 。如5.1节所述,我们把这一早期演化解释为是被一个黑体膨胀和冷却产生的。

对于触发后 ~ 20 天以后的发射,简单的黑体演化不再成立。在那时,我们观测到平直的光变曲线,而非常红的颜色仍保持着。这样的晚期演化,就如第 5.2 节所述,可以用一个超新星组成成分的存在很好地描述。

5.1 早期演化

为了模拟紫外、光学和红外的谱能量分布(SED),我们使用补充表 2 给出的测光,一起还有取自文献 [36, 37, 38, 39, 40, 41, 42] 中的某些数据点。所有的星等都改正银河系的消光 AV = 0.33 星等,并由星等转换成流量密度。我们使用这些数据,就能得出从触发后 0.07 天到 40 天范围内的 12 个谱能量分布。

早期光学谱能量分布可以用一个如下形式的膨胀和冷却中的黑体很好地拟合(在频率空间):

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1

 

 

这里,因子 1026 用于把瓦/2/赫兹转换成央斯基。R 是起发射作用的黑体的半径(我们假定它是球形的),D 是这个天体的光度距离,z 是红移,而 Tobs 是观测到的黑体温度[静止参考架温度将为 Trest = Tobs(1z)]。其他的物理常数为:c 是光速,h 是普朗克常数,而 kB是玻耳兹曼常数。为简化,我们假定黑体的发射率等于 1 。这一黑体成功地重现数据直到 10 天,没有任何固有的消光或额外的发射成分,其后另一个成分变为起主要作用(见第 5.2 节)。

由对谱能量分布演化的拟合,并考虑到二阶的拟合,我们得出如下的归一化常数的演化:

 

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2

 

 

其中 t 是以天计的时间。温度的演化(以开计)可以描述如下:

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9 表明了归一化常数和温度的时序演化。归一化完全可以用双对数空间中的线性演化描述,并因此第 2 式中的二阶项可以忽略不计。对于温度,我们需要加上个二阶项才能得到对数据的适当的拟合。温度和归一化演化对我们的余辉理论模型拟合得非常好(见第 8 节和补充图 19)。只要红移已知,归一化常数就可以转换成目标静止参考架中的物理数值,如补充图 10 。为此,我们假定 z = 0.33(见第 5.2 节),或是用 H0 = 71ΩM = 0.27 ΩΛ = 0.73 Λ 冷暗物质宇宙学,为 1661.1 兆秒差距。

 

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补充图 9  紫外、光学和红外黑体阶段归一化常数(上)和温度(下)的时序演化。归一化常数的演化在双对数空间中可以用线性演化描述,而温度演化则需要二阶项。

 

5.2 晚期演化和超新星模板拟合

光变曲线的晚期演化除了在第 5.1 节中描述的演化中的黑体以外,还需要一个组成成分。对晚期数据的纯黑体拟合给出了坏的拟合,­χ2/自由度 = 10.45/5 ,因此以 94% 的概率被排除。我们假设晚期谱能量分布还有一个来自一颗超新星的组成成分,并用若干超新星模板拟合谱能量分布。这些拟合还用于估计 GRB 101225A 的红移,这一红移我们用分光方法未能获得(第 4 节)。

 

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补充图 10  X 射线以及紫外、光学和红外的黑体物理半径和温度时序演化。本图与补充图 9 实质上是完全相同的,但表明了两种黑体组成成分一起的演化。

 

为了确定 GRB 101225A 的红移,我们使用暴发后 40 天的谱能量分布,其中来自黑体的污染已经可以忽略不计,而且我们具有 7 个不同波段的检测结果。鉴于光谱的蓝色部分斜率较陡,我们把每一滤光片的响应与模板光谱的形状卷积。这对于由加那利群岛大望远镜和北双子望远镜在相差很大的观测时间进行观测的 r' 波段尤其重要,这两架望远镜的观测结果呈现出了显著不同的流量密度。加那利群岛大望远镜的滤光片达到了略微更红的波长,而且流量密度之差可以很好地用非常陡的斜率来解释,这种很陡的斜率是超新星的特征造成的,见补充图 12

我们从文献中获得不同核心坍缩超新星的模板(http://supernova.lbl.gov/­~nugent/nugent_ templates.html)。我们根据分析排除了 Ia 型超新星的模板,因为我们预期这类事件不会有像对 GRB 101225A 检测到的那样的高能发射。每种超新星原型的模板被内插到一定红移范围的谱能量分布的时间(见补充表 5 中的参考文献)。特别是 SN 1998S 的情况,模板是由地面和哈勃空间望远镜的光谱合并后创建的。

 

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补充图 11  按照我们模拟的结果,紫外、光学和红外黑体速度的演化。红色虚线和灰色点线是最佳拟合红移 z = 0.33 +0.07-0.04 时的演化,z =

0.01z = 0.1 z = 1.0 的演化用实线表示,其红移数值在线旁标出。在 z = 0.33 时,黑体阶段得出的速度介于 0.250.005c 之间,这对于在超新星爆发期间被加速的物质来说是典型的。

 

补充表 4  黑体演化的测量值。由于那些谱能量分布的数据点数量有限,括号内的数值是由黑体演化外推的。

 

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补充表 5  用超新星模板拟合谱能量分布。纯黑体拟合(未列于本表中)以概率 94% 排除。

 

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为了得到最佳拟合红移,我们还需要考虑超新星光变曲线的时间演化和最大值,这用拉伸因子来表示(拉伸因子 s = 1 对应于与相应模板超新星完全相同的时间演化)。为此,我们迭代拟合谱能量分布和光变曲线,一开始采用 s = 1 ,并首先拟合 7 个波段的谱能量分布(见补充图 12)。采用这一最佳拟合的 z ,得出超新星光变曲线,并拟合到真实的光变曲线,给出新的拉伸因子。这一过程一直继续到 s z 的解收敛。我们在拟合过程中还允许对超新星的流量按比例作调整。每一超新星模板的最佳拟合的 s z 在补充表 5 中给出。

 

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补充图 12  40 天时的谱能量分布与 SN 1998bw 模板的拟合。观测得到的测光点用黑色表示,红色实线表示采用 z = 0.33 时的最佳拟合。灰色的线是误差(+0.07–0.04)范围内的不同红移(步长 0.01)的模板。

 

 

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补充图 13  40 天时的谱能量分布与除了类似 SN 1998bw 以外的其他超新星模板的拟合(如补充表 5 所列)。所示拟合(不同颜色所表示的超新星的不同类型见图中的图例)是采用每一种模板的最佳拉伸因子的那一个。我们还画出了 3650 开的简单黑体,这一温度是我们得到最佳拟合的温度。

 

绝对的最佳拟合是用 SN 1998bw 模板获得的,这是一颗宽线 Ic 型超新星,这一模板是对于与 γ 射线暴有联系的超新星来说公认的模板。对于这种情况,我们得到红移 z = 0.33+0.07-0.04 s = 1.25±0.15 。我们试验了其他核心坍缩超新星(排除了 II 型超新星 SN 1998S,它明显不能拟合我们的谱能量分布),给出的红移在 z = 0.31 z = 0.50 之间。因此我们在本工作中使用 z = 0.33 作为参照。图 12 表明了在 z = 0.33+0.07-0.04 时谱能量分布与模板拟合的情况,而图 13 则是与所有其他超新星模板以及简单黑体的拟合。

5.3  伴随 GRB 101225A 的超新星的光度和拉伸因子与其他 γ 射线暴超新星情况的比较

我们按照伦纳德(Leonard等人 [52] 2004 年论文中给出的公式对伴随 γ 射线暴的超新星作更一般的比较。这些研究人员用 SN 1998bw 的模板光变曲线拟合 γ 射线暴余辉的光变曲线的后期隆起,通过增加或减少在峰值时的光度(参数 k ,当 k = 1 时意味着峰值光度与 SN 1998bw 的完全相同),以及拉伸或压缩光变曲线所跨的时间,同时保留整体形状(参数 s ,再次,s = 1 意味着在同一波段的时序演化与 SN 1998bw 的完全相同)。这一过程还包括的通过在 SN 1998bw 采用不同滤光片的光变曲线之间内插,并考虑到宇宙学 K 改正,建立人造的模板。几乎所有的伴随有 γ 射线暴的超新星都能很好地拟合 SN 1998bw 的光变曲线模板。对于 GRB 101225A ,使用 SN 1998bw 的光变曲线,在 z = 0.33 时,按照伦纳德等人 [52] 2004 年论文中的写法,我们有 s =1.25±0.15 k = 0.08±0.03

费雷罗(Ferrero)等人 [53] 2006 年的论文分析了伴随 XRF 060218 SN 2006aj ,并把它用 k s 来表示。他们运用由卡恩(Kann)等人 [54] 2006 年论文中得出的视向消光,得出了固有的 k 值。为了把伴随 GRB 101225A 的超新星用 k s 来表示,我们拟合与伦纳德等人 [52] 2004 年论文中给出的类似的光变曲线,并使用费雷罗等人 [53] 2006 年论文中的样本以及另外的一些事件作为比较。完整的数据在补充表 6 中给出。

 

补充表 6    γ 射线暴超新星的光度因子 k 和拉伸因子 s

伽马射线暴 GRB 101225A(Costa 2011,Campana 等人 2011,Thone 等人 2011)(下) - wangjj586 - 星海微萤
 

  

GRB 990712 已用另外的数据又作了分析。我们没有找到寄主消光的任何证据。对于 GRB 021211 ,对余辉的谱能量分布的再次分析没有找到寄主消光的任何证据,因此取自费雷罗等人 [53] 2006 年论文的数值保持不变,但现在认为是已作了消光改正的。对于 GRB 040924 ,我们使用取自索德伯格(Soderberg)等人 [9] 2006 年论文的 k s 值,并用在卡恩等人 [54] 2006 年论文中找到的消光改正了 k 。对于 GRB 050525A ,我们使用费雷罗等人 [53] 2006 年论文中未改正的 k 值,并用在卡恩等人 [11] 2010 年论文中找到的消光改正了它。对于 XRF 050824 ,我们使用索莱尔曼(Sollerman)等人 [55] 2007 年论文中未改正的 k 值,并用在卡恩等人 [11] 2010 年论文中找到的消光改正了它。GRB 060729 在卡恩 [56] 等人 2011 年的论文中作了分析。GRB 080319B 在勃鲁姆(Bloom)等人 [57] 2009 年的论文中作了分析。GRB 090618由本工作作了分析,使用的数据是卡诺(Cano)等人 [18] 2011 年论文中的。我们没有能得出这一余辉的良好的谱能量分布,因此没有对 k 值作改正。

 

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补充图 14  伴随 γ 射线暴的超新星的光度因子 k 和拉伸因子 s 实心的符号已改正寄主星系视向消光,空心的符号没有作这种改正。我们标出了若干已经很好研究过的近距 γ 射线暴超新星,以及两颗“公认的” Ic 型超新星 SN 1994I Ic 型)和 SN 2002ap(未伴随 γ 射线暴的宽线 Ic 型超新星)。GRB 101225A 超新星比所有这些事件都暗。

 

正如在补充图 14 中可以看到的,伴随 GRB 101225A 的超新星比其他所有已知的 γ 射线暴超新星都显著地更暗(与伴随 GRB 040924 的超新星情况最接近,但这一事件仅刚刚能检测到)。同时,它的时序演化虽与大多数已知的 γ 射线暴超新星类似,但略微更慢,尽管慢的幅度不是很大。它还比两颗已经得到很好研究的 Ic 型超新星 SN 1994I SN 2002ap(见费雷罗等人 [53] 2006 年论文中的讨论)暗,其中后一颗虽然也是宽线超新星,但没有伴随 γ 射线暴。

6GRB 101225A 红移的讨论

GRB 101225A 发生地距离尺度的确定是了解其能量并获得这一事件所涉及的物理图景的关键。在这一节中,我们给出若干独立的论证,以加强我们对红移的估计。

对红移的第一个强限制来自紫外和光学望远镜的 uvw2 检测结果,它意味着红移小于 z = 1.4 [58] 。作为一次独立的检验,X 射线谱中吸收的分析(见第 2 节,尤其是补充图 4)意味着红移的上限在置信度为 99% 时为 0.5,置信度为 90% 时为 0.35

限制最严格的红移估计来自于暴发后 40 天的超新星拟合(见第 5.2 节),我们得出当 z = 0.33+0.07-0.04 时对一颗诸如与 γ 射线暴相联系的超新星的原型 SN 1998bw 那样的宽线 Ic 型超新星的最佳拟合。对于其余给出了合理拟合的超新星类型,我们获得类似的数值,使得红移总是在 0.21 0.50 之间。与超新星的拟合无关,我们可以把光变曲线中隆起处的亮度与已知的最暗淡的超新星(SN2008ha ,它的峰值为 MR = -14.5±0.3 [59])比较,并由此得到红移的下限。在本例中,我们预期 GRB 101225A 位于红移大于 0.1 处。

由第一天的谱能量分布拟合,我们知道它的演化可以用一个简单黑体很好地描述。依赖于天体发现时所处的距离,我们可以得出不同的半径和膨胀速度。就这一类型的超新星的膨胀而言,我们预期膨胀速度大于 ~ 103 千米·-1,这一速度是星风所能达到的最大速度,而如果类似一次超新星爆发,则为 104 千米·-1 量级。 原则上, 我们不能排除喷流有更高的速度。 假设喷流的运动速度不大于 100,000 千米·10.3c)而不小于 1,000 千米·10.003c),我们可以根据这一合理的速度范围估计红移在 z ­~ 0.20 z ­~ 0.60 之间(补充图 11)。我们注意到,也许会存在诸如黑体透明度变化之类的额外影响,可能会修正上述简化分析的结果。不管怎样,黑体的演化很难与本星系群中的任何源取得一致。在红移 z = 0.33 时,黑体的速度将由我们的最早的谱能量分布时的 ~ 70, 000 千米·1  演化 到我们最终的黑体占主导的时期的  ~ 2, 000 千米·1 ,与所需要的符合得很好。事实上,对 XRF 060218 SN 2006aj 检测到的黑体与对 GRB 101225A 当红移置为 z = 0.33 时得出的黑体非常相似(见第 7 节),这为红移估计的正确性添加了额外的证据。

结论是,对 GRB 101225A 提出的红移 z = 0.33+0.07-0.04 受到了好几种独立的论证的支持,可以认为是研究这一事件中涉及的物理过程的可靠的参照。我们没有发现任何证据表明红移小于 z = 0.2 或大于 z = 0.5

7GRB 101225A 与其他具有超新星和黑体两种组成成分的 γ 射线暴之间的比较

在补充表 7 中,我们把伴随有超新星而没有“经典”余辉组成成分的 γ 射线暴的若干特性作了比较。它们全都没有长持续时间 γ 射线暴平均来说那么明亮,后者的 Eiso (各向同性总能量)约为 1051—1054 尔格。GRB 101225A 位于正常的长持续时间 γ 射线暴能量输出的低端。在这些没有经典余辉的近距 γ 射线暴超新星中,有一类持续时间非常长的 γ 射线暴,它们的 Epeak (峰值能量)数值非常低,在 X 射线中全都展现出一个热动组成成分。XRF 060218 XRO 080109 在最初几天内在光学波段也有热动组成成分 [13,22] 。对于 XRF 100316D,由于寄主星系内固有消光很高,在超新星实际爆发前没有检测到任何光学对应体。

XRF 060218 [13] 展现出了类似 GRB 101225A 的早期特点。我们从紫外和光学望远镜的星表 [60] 中获取 XRF 060218 的早期紫外和光学望远镜光变曲线,把它移到 z = 0.33 处,包括作 K 改正,然后与 GRB 101225A 的光变曲线比较。为了得到 K 改正,我们使用 XSPEC 软件,并采用 kT ~ 3.7 电子伏的黑体谱。这一温度是通过把黑体拟合到在触发后 120 秒获取的 XRF 060218 的谱能量分布 [13] 、根据最佳拟合模型确定的。使用这一黑体谱,我们对每种滤光片确定了在观测参考架中并且 z = 0.33 时预期的流量密度。这两者流量密度之比被取为特定滤光片的 K 改正,它对于全部滤光片为 ~ 2.20 。图 15 比较了这两次 γ 射线暴的 3 种紫外滤光片的流量密度光变曲线。对于这两次 γ 射线暴,光变曲线均对银河系消光作了改正。

我们进一步完成了 XRF 060218 SN 2008D 的早期紫外、光学和红外谱能量分布拟合,所用的方法与我们对 GRB 101225A 所做的类似。XRF 060218 看来早期也遵循黑体演化。不过,在暴发后 3 天左右超新星已经开始占主导(见补充图 16),这限制了多长的演化研究是可能的。正如在补充图 17 中所看到的,这一黑体的演化与我们看到的 GRB 101225A 的情况没有非常大的差别,不过半径的膨胀略微更陡。SN 2008D 在早期的 X 射线数据中没有可测量到的热动组成成分。在光学数据中,直到事件后 4 天左右,一直是冷却中的黑体占主导,然后就观测到了超新星爆发(见补充图 16)。SN 2008D 的紫外、光学和红外黑体温度比 XRF 060218 GRB 101225A 两者的都低(~ 30,000 开)。半径的演化也显著地比那两次事件的更陡(补充图 17)。因此,SN 2008D 的紫外、光学和红外黑体发射很可能是由初始激波冲出后的冷却产生的。

 

补充表 7  有超新星伴随而没有余辉的 γ 射线暴。* 意味着没有观测到 γ 射线,所列数值由 X 射线得出。TC?表示有无早期热动组成成分,它主要影响超新星的爆发。HR 是硬度比,定义为两个通道之比 50 — 100 千电子伏)/25 — 50 千电子伏)。SN MV 是超新星的 V 波段峰值绝对星等。Host MB 是寄主的 B 波段绝对星等。

 

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补充图 15  GRB 101225A XRF060218 的紫外流量密度光变曲线。XRF 060218 的光变曲线已被红移到 z = 0.33,以供直接比较。彩色的实心符号用实线连接,属 GRB 101225A,空心的符号和虚线属 XRF 060218 。圆是 uvw1 ,方块是 uvm2 ,三角形是 uvw2

 

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补充图 16  XRF 060218 SN 2006aj(上)以及 SN 2008D(下)早期紫外、光学和红外数据的谱能量分布拟合。两幅图的最后一次观测结果都已经开始出现超新星的强烈影响。这两幅图可以直接与正文的图 1 比较。

 

 

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补充图 17  XRF 060218 SN 2006aj(左)以及 SN 2008D(右)在超新星爆发前半径和温度的时序演化。点线给出温度和半径演化的多项式拟合。本图可与补充图 10 直接比较。

 

8.紫外、光学和红外黑体的温度演化和几何特性

极端相对论性、准直得非常好的喷流(具有半张角 θj,0 ~ 10°)与以前抛射的宽阔的圆环相互作用,GRB 101225A X 射线幂律和热这两种组成成分可以这样加以解释。在补充图 18 中,我们画出了这一喷流演化及其与冷却和膨胀中的(CE)壳层相互作用的四个不同阶段。

 

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补充图 18  我们的 GRB 101225A 的模型不同阶段的示意图。不同阶段的说明见正文。

 

根据冷却和膨胀模拟的结果,我们认为在这一系统对称轴周围的狭窄漏斗内共同包层抛射的密度远低于冷却和膨胀中的抛出物内其他地方的密度。这一漏斗的半张角 θf ~ 2°,允许由极端相对论性喷流中的内部激波产生的 γ 辐射通过。因为 θf < θj,0 ,喷流束的大部分撞击冷却和膨胀中的抛出物的内边界,这一内边界位于距离 RCE,in = ~­ 2.5×1012 厘米处(补充图 18 的图 a),而这喷流束只有一小部分通过漏斗传播,直到它到达冷却和膨胀中的抛出物的外径向边界(RCE,out = ~­ 2.1×1014 厘米,补充图 18 的图 b)。当中心的喷流主干前进通过抛出物漏斗时,它与侧壁相互作用,导致物质被喷流夹带走。额外的重子负载以及与漏斗壁的剪切使得极端相对论性的喷流主干极其快地减速,并因此没有正常的余辉产生。此外,喷流束的大部分撞击冷却和膨胀中的抛出物区域,这一区域的密度比中心漏斗处高很多,于是,这些部分在抛出物中的传播远比中心的主干慢。当喷流减速到中等相对论性的速度时,这些部分则向侧面膨胀。

X 射线发射被归因于激波(向前的和反向的),这些激波是因极端相对论性喷流冲击冷却和膨胀中的抛出物内径向边界产生的。在我们的模型中,冷却和膨胀中的抛出物漏斗截面半径(Rf = RCE,in sin θf ~ 1011 厘米)置为观测到的 X 射线源的几乎不变的大小(补充图 10 中的蓝点)。

当喷流主干穿过抛出物漏斗时它的近似演化可以由应用黄等人 [63] 2000 年论文中的模型得到,这一模型的基础是解一个由四个常微分方程(作为观测者的时间 t 的函数)组成的方程组,这四个方程分别是关于洛仑兹因子、静止质量、半径和喷流的半张角的方程:

 

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其中,n(R) 是粒子数密度,β = (1 -Γ -2 )1/2 是速度,ε 是被辐射的激波产生的热能(在共动参考架中),cs = ((4­Γ + 1)( Γ2 – 1)(3Γ(4Γ2 – 1)) – 1)1/2 是声速。喷流主干的温度通过假定压力主要由光子辐射产生来得出,于是 P(t) = aT 4(t)/3 ,其中辐射常数 a = 7.56×10-15 尔格·厘米-3·开-4 ,并且注意到,按照黄等人 [63] 2000 年论文, P = (­Γ2 -1)/(3Γ­)nmpc2mp 是光子质量)。

 

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补充图 19  亚相对论喷流的半径演化(a)和温度演化(b)。初始演化直到 ~ 0.05 天(灰色阴影区域),用黄等人 [63] 2000 年论文中的方法的一种修正版本计算,其中加进了数密度随半径下降的壳层,即 n = nin(RCE,in /R)2 ,其中 nin = 4.9×1012 厘米-3 。对于这部分的演化,初始数据为 Rin = RCE,in = 2.5×1012 厘米,Ejet = ­~ 8.5×1047 尔格,Γin ~ 100 θ­in = ­θf = 2­°,以及 ε = ~ 0.4

 

对于通过冷却和膨胀中的抛出物漏斗传播的喷流主干,对应于极端相对论性和冷的喷流,我们可以取如下的初始条件:­Γin ~ 100 Min = ~ 8×10-9 M Rin = RCE,in = 2.5×1012 厘米,以及 θ­in = ­θf = 2­°。采用中等的辐射效率 ε = ~ 0.4 。初始喷流质量由观测到的 Eγ,iso 下限和初始喷流半张角估计,为 Mjet = Ejet /(((Γ- 1)(1 - ε) + ε)c2),其中 Ejet = Eγ,iso(1- cos θ­­f ) = ~ 8.5×1047 尔格。我们假定冷却和膨胀中的抛出物具有不断下降的粒子数密度,形式为 n(R) = nin(RCE,in /R)2 ,其中 nin = 4.9×1012 厘米-3 。在 t = ~­ 0.05 天后,喷流主干到达 RCE,out ,其速度为 vjet,out ~ 0.25c ,半张角 θ­jet,out ­= ~ 70°,而且已经洗劫过 ~ 1.5×10-5  M冷却和膨胀中的抛出物。

紫外、光学和红外黑体温度和半径的演化(补充图 18 的图 c)可以被模型化为亚相对论性喷流通过 RCE,out 呈现出来时的进一步的减速。我们再次使用第 4 式到 7 式,但现在考虑均匀介质,粒子密度 next = ~­ 1.6×109 厘米-3 ,而且辐射效率更高,ε = 1 。作为初始条件,我们取以前通过冷却和膨胀中的抛出物漏斗时演化的速度、质量、半径和半张角的终值。结果可以在补充图 19 中看到(在 t = ~ 0.05 天之后)。初始变量的很小的变化也可以大致地你和半径和温度两者的演化。我们注意到,尽管理论模型并没有推测到半径的演化是严格的幂律,但观测到的 R(t) t 0.22 偏差相当小。我们还要指出,温度的演化与观测数据所意味的单一的幂律并不相符。

最后,我们推测了喷流侧翼的命运,这里说的侧翼,也就是喷流没有穿过冷却和膨胀中的抛出物漏斗的部分。包含在这样的侧翼中的能量 ~ 1049 尔格,被转移给冷却和膨胀中的抛出物,并以 ~ 几天的尺度冲出 RCE,out ,几乎是各向同性的,但温度与呈现出来的喷流主干相比相对较低。因此,这方面的观测上的迹象很可能被正呈现出来的超新星光变曲线所掩盖(补充图 18 中的 d 图)。

 

 

(原文引用的参考文献目录从略,需要者请检索原文。译文仅供学习交流,严禁出版和商业使用。)

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