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233k
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1
7.68k
imaging data were obtained over frequency ranges of 3.976 8.072 ghz and 12.952 17.048 ghz , respectively .
画像データを取得した周波数はそれぞれ 3.976 8.072 GHz と 12.952 17.048 GHz です.
the correlator was configured to produce cross - correlations that were split into 64 frequency windows each with 128 channels in dual circular polarization .
相互関係が形成され 相互関係が形成され 64の周波数ウィンドウに分けられ それぞれ128のチャンネルが 双回線偏振で作られました
these imaging data were reduced using the casa vla pipeline .
この画像データは カサ・ヴァラパイプラインを使って 縮小したものです
the radio galaxy 3c 286 was used to set the flux calibration and the compact source j1744 - 3116 was used as a phase calibration source for .
フレックス校正を設定するためにラジオ銀河3c 286を使用し,コンパクトソース j1744 - 3116は,相校正ソースとして使用されました.
additional steps of self - calibration with as the reference were performed using only visibilities with baselines longer than 50 @xmath30 and 20 @xmath30 in ku and c bands , respectively .
参照として, ku と c 帯で,それぞれ,50 @ xmath30 と 20 @ xmath30 以上のベースラインを持つ可視性を使用して,自己校正の追加ステップを実行しました.
images of the field using only these long baseline visibilities were produced .
長い基準線の可視性だけを使って フィールドの画像が作られました
these long baselines filtered out much of the substantial emission associated with the northern arm of sgr a west .
長いベースラインは,西側側北側と 関連した大量放射を フィルターした.
details of the epochs and images are summarized in table [ tab : vla ] .
時代とイメージの詳細は表にまとめられています.
no radio source was identified at the location of in either epoch at either frequency .
周波数帯のいずれかの場所では 放射源は特定されなかった
[ cols= " < , < , > , < , > " , ] we also recorded high time resolution data from a phased array beam at the position of .
位置の段階配列ビームから高時間解像度データを記録しました.
in both frequency bands , these data were taken with 4.096 ghz total bandwidth divided into 1024 frequency channels at 250 @xmath31s time resolution .
両周波数帯では,これらのデータは,合計 4.096 GHz の帯域幅で, 250 @ xmath31s の時間解像度で 1024 周波数チャンネルに分割して取られた.
we searched for dispersed , periodic signals over dispersion measures ranging from 0 to 10,000 pc/@xmath32 and pulse frequency drift ( source acceleration ) up to @xmath33 hz / s .
散乱信号を検索しました 散乱の測定は 0から1万pc/@xmath32までで パルス周波数漂移 (源加速) は @xmath33Hz/sまでです
at both frequencies , pulses from the bright , nearby 3.76-s magnetar psr j1745 - 2900 were detected with high signal to noise ratio , but no other significant periodicities were found .
両方の周波数で 近くの 3.76秒の磁星PSR J1745-2900からのパルスが 信号とノイズ比が高く検出されましたが
assuming 10% pulse duty cycle , the 10-sigma flux density limits for the periodicity searches were 30 @xmath31jy at c - band and 45 @xmath31jy at ku - band .
10%のパルス・デバイトサイクルを仮定すると,周期性検索の10シグマ流量密度限界は,c帯では30 @xmath31jy,ku帯では45 @xmath31jyであった.
throughout the paper we assume a distance to the source equal to 8 kpc ( genzel et al .
論文全体では 源までの距離が 8 kpc と仮定しています (Genzel et al.
2010 ; gillessen et al .
2010年; ギルセン et al.
error - bars are quoted at the 90 per cent confidence level for a single parameter of interest .
error - バーは,利害のパラメータの1つに対して90%の信頼レベルで定価付けられています.
we also assume that the accretion disc is observed face on .
積層円盤は正面から観測されていると仮定します
this is in agreement with the indication ( 3.1 ) that the system is observed at low inclination ( @xmath34 ; frank et al .
これは,このシステムが低い傾斜で観測されているという指標 (3.1 ) と一致している (@xmath34; frank et al.
1987 ; diaz - trigo et al .
1987年; ディアス・テライノ et al.
2006 ; ponti et al .
2006年; ポンティ et al.
would the inclination be @xmath35 , the inner disc radii and luminosities would be 1.4 and 2 times larger , respectively .
傾きが @ xmath35 であれば,内側の円盤半径と輝度が 1.4 倍と 2 倍になります.
figure [ cluce ] shows the psf corrected epic - pn light curve in the 2 - 10 kev band with 200 s bins .
図 [ ヒント ] は,200sのビンの 2-10 kev帯の psf 修正された epic-pn 光曲線を示しています.
no variability is observed and the data are well fit with a constant that is shown by the red dashed line ( @xmath19 for 170 degrees of freedom ; dof ) .
変数は観察されず,データは赤の dashed line (自由度170度; dof) で示された定数にぴったり合っています.
no bursts or dipping events are observed during the observation ( white & mason 1985 ; frank et al .
観測中に突破や沈没現象は観測されなかった (White & Mason 1985; frank et al.
1987 ; diaz - trigo et al .
1987年; ディアス・テライノ et al.
2006 ) .
2006年) に基づいている.
to refine our capability to detect bursts and dips we investigated a variety of energy bands and time bins .
爆発と沈没を検出する能力を 磨くために 私たちは様々なエネルギー帯と 時間の箱を調査しました
no bursts are detected in light curves with time bins , as short as sub - second .
時間の区間が短く,光線の曲線では 爆発は検出されていません.
we also investigated soft energy bands , where the effect of dipping is stronger ( diaz - trigo et al .
浸水の効果がより強いソフトエネルギー帯も調査しました (Diaz-Treo et al.
2006 ; ponti et al .
2006年; ポンティ et al.
2016 ) , and their hardness ratio , but no dipping events were found .
硬度比は, 減少現象は認められなかった.
we extracted mos and pn light curves in the energy bands 2 - 10 kev , 2 - 6 kev , and 6 - 10 kev , with a time resolution of 3.5 ms and 200 ms , respectively .
電力帯のMosとPNの光線を抽出しました 2~10kV, 2~6kV, 6~10kVのエネルギー帯で 時間の解像度はそれぞれ3.5msと200msです
the power spectral density function ( psd ) was computed in each energy band and for each instrument separately .
各エネルギー帯で,各計器ごとに別々に,電力スペクトル密度関数 (psd) を計算した.
the poisson noise level was estimated from the mean power at frequencies @xmath36 hz , where counting noise variability dominates .
計数ノイズ変動が優位である周波数 @xmath36 hz の平均電力からピッソンノイズレベルが推定されました.
the relatively long frame time of the epic pn instrument in full frame observing mode prevents us from sampling these frequencies .
観測モードでは 比較的長いフレームタイムが 周波数を検知できない
therefore , the poisson noise level can not be accurately estimated , thus we did not consider the epic - pn psd further .
魚の騒音レベルは 精確に推定できないので EPIC-PNPSDは 検討しなかった
figure [ psd ] shows the psd of the mos data in the 2 - 10 kev band .
図 [ psd ] は 2 - 10 kev 帯域の mos データ の psd を示しています.
for comparison we also plot the psd of the bh x - ray binary gx 339 - 4 in a high - luminosity hard state ( de marco et al .
比較のために,我々はまた,高光度硬体状態のX線バイナリGX 339-4のPSDをグラフ化します (De Marco et al.
2015 ) .
2015年) に基づいている.
swiftj174540.7 - 290015 displays significantly less power than observed in a typical hard state of a bhxrb .
標準的なBHXRBのハード状態よりも 明らかに少ない電力を示しています
indeed , the 2 - 10 kev fractional root - mean - square ( rms ) variability amplitude ( e.g.
実際,2~10 kevの分母根-平均-平方 (rms) の変動幅 (例えば
nandra et al .
ナンダラと仲間たち
1997 ; vaughan et al .
1997; ヴォーガン et al.
2003 ; ponti et al .
2003年; ポンティ et al.
2004 ) in the 0.1 - 64 hz frequency interval is estimated to be @xmath37 .
2004年) の 0.1 - 64Hz 周波数帯の値は @xmath37 と見積もられています.
this value is consistent with what is typically observed in either a bh or ns xrb in a soft / soft - intermediate state ( muoz - darias et al .
この値は,通常,柔らかい/柔らかい中間状態の bh または ns xrb で観察されるものと一致します (muoz-darias et al.
2011 ; 2014 ) .
2011年, 2014年) において
we searched for periodic signals using the pn and moss data , as well as wt - mode data ( being sensible to signals between the nyquist frequency , and the frequency resolution of each dataset ; van der klis 1988 ) .
周期信号は pn と moss のデータと wt モードデータを使って探した (ニクスト周波数と各データセットの周波数解像度との間の信号に敏感である; van der klis 1988).
we used a modified version of the xronos analysis software to search for periodicities following the prescriptions described in vaughan et al .
変形したXronos分析ソフトを使って 周期性を探しました ヴォーガン氏と同僚の記述に従って
( 1994 ) , and we did not find any periodic or quasi - periodic signal in any of the reported x - ray observations ( we had accounted for the number of bins searched , and the different d.o.f .
報告されたX線観測では周期的または準周期的信号は見つかりませんでした (私たちは検索されたコンテナの数と異なるDOFを考慮していました)
of the noise power distribution in the non - detection level ) .
検出不能レベルでのノイズ電力分布の値) を測定する.
we have searched all dataset performing fast fourier transforms over the total length of the observations , but also over small intervals of 0.5 , 1 , 3 , and 5ks in order to search for signals that might have been possibly smeared by doppler shifts due to hour - long orbital periods .
観測の全長で,高速フーリエ変換を実行する全てのデータセットを検索しました. また,0.5, 1, 3, 5kの小さな間隔で, 1時間ほどの軌道周期によるドップラーシフトによって 抹消された可能性のある信号を検索しました.
unfortunately , the dataset with by far the largest number of counts , the epic - pn , had a timing resolution of @xmath38ms , making our searches rather insensitive to fast spinning pulsars ( i.e.
残念なことに, 計数数で最も多いデータセット, epic-PNは @xmath38msのタイム解析度があり, 速い回転パルサー (つまり
with spin periods of @xmath20 twice this value ) .
この値の2倍である @xmath20 の回転周期を持つ).
we computed the 3@xmath21 upper limits on the sinusoid semi - amplitude pulsed fraction ( @xmath39 ) according to vaughan et al .
ヴァーガン氏と同僚の サイヌソイド半幅パルス分数 (xmath39 ) の 3@xmath21 上限を計算しました
( 1994 ) and israel & stella ( 1996 ) .
イスラエルの & ステラ (1996年)
the deepest limits at frequencies @xmath40hz were derived from the epic - pn data , having the larger number of collected photons .
周波数 @xmath40hz の最下限は epic-pn データから導かれました 収集された光子の数はより多いです
note that given the nature of this source , if a very short orbital period causes doppler smearing of the putative signal ( i.e.
この源の性質を考えると, 短い軌道周期がドップラーシグナルを 吹き飛ばす場合 (例えば
if the signal is not strong enough to be detected in our small @xmath201ks chunks that might be free of doppler smearing ) , these pf limits are not constraining .
信号が十分に強くない場合,これらのpF制限は制限されません.
to have a handle on the pf limits on faster periodicities ( anyway smaller than 300hz ) , we used the moss data ( taken in timing mode : 1.75ms timing resolution ) as well as the wt data ( 1.7ms timing resolution ) , although having to cope with a much reduced number of counts , and again using the full length of the observation and searching in small consecutive time intervals .
周期性 (いずれにせよ300hzより小さい) の pfの限界を把握するために,我々はモスデータ (タイミングモードで取得: 1.75msのタイミング解像度) とwtデータ (1.7msのタイミング解像度) を利用した.
we show the resulting 3@xmath21 upper limit on the pf of a periodic signal ( if not doppler smeared in the presence of a short orbital period ) for both pn and mos2 data in fig .
図で pn と mos2 の両方のデータに対して周期信号の pf (短い軌道周期の存在でドップラー塗布されない場合) の結果の 3@xmath21 上限を示します.
[ pf ] .
わかった
^2 $ ] ) of swift j174540.7 - 290015 ( red squares ) , computed from mos2 data in the 2 - 10 kev energy band .
スウィフト j174540.7 - 290015 (赤い正方形) の2 - 10kVのエネルギー帯のMos2データから計算した.
the 2 - 10 kev psd of gx 339 - 4 in a high - luminosity hard state ( de marco et al .
高光度硬体状態のgx 339-4の2−10 kev psd (de marco et al.
2015 ) is reported for comparison ( gray dots ) . ]
2015年) は比較のために報告されています (灰色の点).
upper limits as derived for the 2 - 10kev epic - pn .
2~10ケイベのエピック - pn の上限は
the fractional pf is in units of 100 % .
分数pfは100%の単位で表されます.
_ ( upper inset ) _ mos2 power density spectra .
電力密度スペクトル
( _ lower inset ) _ fractional pulsed fraction 3@xmath21 upper limits as derived for the 2 - 10kev mos2 . ]
2 - 10kev mos2 の上限で導出されているように, 微分パルス分数 3@xmath21 を入力します. ]
we fit the epic - pn spectrum by always including an absorption component from neutral matter plus the contribution from the dust scattering halo .
恒星は 恒星の光線を 波長で測定します
the neutral absorption is fitted with the model tbnew ( see wilms et al .
ニュートラル吸収はモデル tbnew (Wilms et al.を参照) に取り付けられています.
2000 ; 2011 ) with cross sections of verner et al .
ベルナー社 (Verner et al) の横断面によるものです.
( 1996 ) and abundances of wilms et al .
ワイルムズ et al.
the dust scattering halo is fitted with the model dust ( predehl & schmitt 1995 ) .
粉塵散乱ハロは,モデル粉塵 (Predehl & schmitt 1995 ) を装備しています.
we assume that the dust scattering optical depth at 1 kev is tied to the x - ray absorbing column density by the relation : @xmath41 ; as in nowak et al .
1 kevの塵散乱光学深度は,ノワック等による関係によるX線吸収柱密度と結びついていると仮定します.
2012 ) .
2012年) において
however , we note that a more proper modelling of the dust scattering effect on the observed spectrum requires better knowledges about the location and properties of the dust along the line of sight ( smith , valencic & corrales 2016 ) , as well as a better constrained location of , which would then require detailed analysis of the extended emission from the dust scattering halo .
しかし,観測されたスペクトルにおける塵散乱効果のより適切なモデリングには,視線に沿った塵の位置と性質に関するよりよい知識が必要であり (Smith, Valencic & Corrales 2016),さらにより適切な場所の制限が必要であることに注意します.
this is already beyond the scope of this paper , but will be included in our further study .
この論文の範囲を超えていますが, 更に研究に含められます
we first fit the spectrum with a series of single component models .
単一構成要素モデルを 組み合わせました
we start with an absorbed power law model ( dust*tbnew*powerlaw in xspec ) .
吸収されたパワー・ローモデルから始めます
large residuals remain at high energy ( @xmath42 for 1189 dof ; see tab .
大量の残留は高エネルギー状態で残ります (xmath42 for 1189 dof; タブを参照).
[ single ] ) .
オーケー オーケー
moreover , the best fit power law spectral index is unrealistically steep ( @xmath43 ) , clearly indicating the thermal nature of this emission .
さらに,最適合力の法則のスペクトル指数は非現実的に急いで (xmath43),この放射の熱的性質を明確に示しています.
therefore , we fit the spectrum with either an absorbed black body ( dust*tbnew*bbody ) or an absorbed multi - temperature disk black body component ( dust*tbnew*diskbb ) .
吸い込まれたブラックボディ (dust*tbnew*bbody) または吸い込まれた多温度ディスクブラックボディ (dust*tbnew*diskbb) のいずれかの組み合わせでスペクトルに適合します.
none of these two models provides an acceptable fit , all leaving significant residuals at high energies ( see tab .
これらの2つのモデルではどれも適当に適合しないため,高エネルギーではどれも残留量がかなり残ります (タブを参照).
[ single ] ) .
オーケー オーケー
-0.2 cm c c c c c c + + @xmath44 & @xmath45 + @xmath46 & @xmath47 + @xmath48 & @xmath49 + @xmath50 & 1530.9 / 1189 + + @xmath44 & @xmath51 + @xmath52 & @xmath53 + @xmath54 & @xmath55 + @xmath50 & 2897.9 / 1189 + + @xmath44 & @xmath56 + @xmath57 & @xmath58 + @xmath59 & @xmath60 + @xmath50 & 2479.3 / 1189 + c c c c c + & & & + model & ( 1 ) & ( 2 ) & ( 3 ) & ( 4 ) + @xmath44 & @xmath61 & @xmath62 & @xmath63 & @xmath64 + @xmath52 & @xmath65 & & @xmath66 & @xmath67 + @xmath54 & @xmath68 & & @xmath69 & @xmath70 + @xmath57 & & @xmath71 & @xmath72 & @xmath73 + @xmath59 & & @xmath74 & @xmath75 & @xmath76 + @xmath46 & @xmath77 & @xmath78 & + @xmath79&@xmath80 & @xmath81 & + @xmath50 & 1255.2 / 1187 & 1272.8 / 1187 & 1246.2 / 1187 & 1262.7 / 1187 + the large residuals at high energy clearly indicate the presence of a second emission component .
明らかに & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1180 & 1142 & 1184 & 1182 & 1175 & 1182 & 1182 & 1175 & 1182 & 1182 & 1182 & 1182 & 1182 & 1182 & 1182 & 1182 & 1182 & 1182 & 1182 & 1182 & 1182 & 1182 & 1182 & 1182 & 1142 & 1182 & 1142 & 1182 & 1142 & 1182 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1142 & 1275 & 1142 & 1142 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1267 & 1267 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 & 1275 &
therefore , we add to the thermal emission model the contribution provided by a thermal comptonisation component ( reproduced by the nthcomp model ; zdziarski et al .
したがって,熱排出モデルに,熱コンポニゼーションコンポーネント (nthcompモデルで再現された; zdziarski et al.
1996 ; zycki et al .
1996年; ザイキ et al.
1999 ) .
1999年) に基づいている.
being the high energy cut off outside of the energy band , we fix the electron temperature to a high value of @xmath82 kev ( consistent results are obtained by fixing the electron temperature to e.g.
エネルギー帯域の外側で高いエネルギーが切断されているので,電子温度を高値 @xmath82 kev に固定します (電子温度を例えば
20 or 100 kev ) .
20〜100ケヴ) でした
the fit with an absorbed black body plus thermal comptonisation model provides a satisfactory description of the data ( see tab .
吸収されたブラックボディ + 熱コンポニゼーションモデルによるフィットが,データの満足のいく記述を提供している (タブを参照).
[ double ] ) .
オーケー オーケー
the best fit black body temperature is @xmath83 kev produced from a surface area with radius @xmath84 km .
半径84kmの表面から生成された @xmath83 kevの温度です.
the fit with an absorbed multi - temperature disc black body plus comptonisation emission , provides a temperature of @xmath85 kev and a very reasonable inner disc radius of @xmath86 km ( or @xmath87 r@xmath88 , with @xmath89 , where @xmath90 is the gravitational constant , @xmath91 is the mass of the primary , assumed to be @xmath92 m@xmath93 and @xmath94 is the speed of light ) , however the fit is slightly worse ( see tab .
吸収された多温度ディスクのブラックボディとコンポニゼーションの放出による適合は, @xmath85 kevの温度と @xmath86 kmの非常に合理的な内部ディスク半径 (または @xmath87 r @xmath88, @xmath89で, @xmath90は重力定数, @xmath91は主体の質量, @xmath92 m @xmath93と @xmath94は光の速度であると仮定される) を提供しますが,適合はわずかに劣っています (タブを参照).
[ double ] ) .
オーケー オーケー
nevertheless , in both these cases , we observe a rather steep spectral index of the comptonisation component , with values of @xmath95 .
しかし,この2つのケースでは, @ xmath95の値で,コンポニズーションコンポーネントの 相当急なスペクトルインデックスを観測します.
therefore , we substituted the comptonisation component with a second thermal component .
熱コンポーネントを 交換しました