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on a statistical ground we obtained an improved solution with the sum of an absorbed black body ( with @xmath96 kev ) plus a multi - temperature disk black body emission ( @xmath97 kev ) .
統計的な根拠で 吸収されたブラックボディの和と 複数の温度ディスクのブラックボディの放出量 (xmath96 kev) を加えた 改善された解が得られました
however , we note that the best fit inner radius of the disc black body component is @xmath98 km , therefore inside the ns surface ( see tab .
しかし,このブラックボディの内半径は @xmath98 km で, ns 表面の内側にある (タブを参照).
[ double ] ) .
オーケー オーケー
for this reason we think that this solution is unlikely .
この理由から,この解決は不可能なと考えます.
we note a second minimum in the @xmath99 distribution ( @xmath100 for 1187 dof ) , leading to a solution with @xmath101 kev plus a multi - temperature disk black body emission ( @xmath102 kev ) .
@xmath99分布の2番目の最小値 (dof1187の @xmath100) を観測し, @xmath101 kevと多温ディスクブラックボディの放射 (@xmath102 kev) を含んだ解にたどり着きました.
the best fit inner radius of the disc black body component now results to be @xmath103 km ( corresponding to @xmath104 @xmath105 ) , while the black body component is produced from a region with radius of @xmath106 km ( tab .
ブラックボディの内半径が @xmath103 km (これは @xmath104 @xmath105 に対応する) であると判明し,ブラックボディの内半径は @xmath106 km の領域から生成される (tab.
[ double ] ) .
オーケー オーケー
in conclusion , the shape of the spectrum is dominated by a thermal component ( either black body or disc black body , with temperature of @xmath107 , @xmath108 kev ) plus an additional component at higher energy that could be reproduced either by a steep comptonization component ( perhaps associated with the corona seen in accreting systems ) or a black body emission ( possibly generated by the hotter parts on the surface of a ns ) .
結論として,スペクトルの形状は熱成分 (温度 @xmath107, @xmath108 kevのブラックボディまたはディスクブラックボディ) と, 高いエネルギーで追加成分が支配され, 傾斜コンプトニゼーション成分 (おそらく, 収縮系で見られるコロナに関連している) またはブラックボディ放射 (おそらく nsの表面上のより熱い部分によって生成される) によって再現される可能性があります.
any of these possibilities appear viable , based uniquely on the data .
これらの可能性のいずれも データの根拠だけで 実行可能であるように思えます
in [ secswift ] and [ secinte ] , we will investigate further the source radiative process and we will break this model degeneracy by studying the and long term spectral evolution .
放射源の過程をさらに調査し 長期スペクトル進化を研究することで このモデル変態を解消します
high inclination accreting bh and ns are known to display ionised absorption features , whenever they are observed in the soft state ( neilsen et al .
高傾きで増殖する bh と ns は,柔らかい状態で観測されるたびに,イオン化された吸収特性を示すことが知られている (neilsen et al.
2009 ; ponti et al .
2009年; ポンティ et al.
2012 ; 2016 ) .
2012年, 2016年) において
no narrow fe k absorption or emission line is evident in the spectra of .
微小な放射線や吸収線は 観測対象のスペクトルには見られない
fitting the spectrum with additional narrow gaussian absorption lines , we compute upper limits on the line equivalent width ( ew ) as stringent as @xmath109 ev to the presence of fe xxv and fe xxvi lines , therefore excluding the presence of either a disc wind or an ionised atmosphere ( diaz - trigo et al .
線幅の上限を計算します. 線幅の等価 (ew) は, 線幅の上限を計算します.
2006 ; ponti et al .
2006年; ポンティ et al.
2012 ; 2014 ; 2015 ; 2016 ; miller et al .
2012; 2014; 2015; 2016; ミラー et al.
2015 ) .
2015年) に基づいている.
similar upper limits are valid for narrow emission lines between 6.4 and 7 kev .
同じような上限値は,6.4〜7ケヴの狭い排出ラインに適用されます.
we also note that the addition of a broad fe k emission line is not required .
更に 広域の放射線を 追加する必要はない
the observation of this bright state of allows us to investigate the properties of the ism along a line of sight placed at less than @xmath110 arcsec from ( baganoff et al .
この明るい状態の観測により, 視界線に沿って 観測する性質を調査することが可能になりました. @xmath110 弧秒未満の距離にある (Baganoff et al.
2016 ) .
2016年) に基づいている.
to perform the investigation of the x - ray properties of the ism , we reproduced the source emission with the absorbed disc black body plus black body model ( model 4 in [ sec - xmm - meanspec ] and tab .
放射源のX線特性について調べるために,吸収されたディスクのブラックボディとブラックボディモデル (モデル4で [ sec - xmm - meanpec ] と tab) で 放射源を再現しました.
[ double ] ) .
オーケー オーケー
the absorption is fitted with the tbnew model and the effect of the dust scattering halo was taken into account ( see tab .
吸い込みは新しいモデルに組み込まれ,塵散乱ハローの効果も考慮された (表を参照).
[ double ] ) .
オーケー オーケー
we observed that using the phabs absorption model , we measure a column density of absorbing material ( @xmath111 @xmath5 ) consistent with the values observed using tbnew or tbabs .
phabs吸収モデルを使って 吸収物質の列密度 (xmath111xmath5) を測定し,tbnewまたはtbabsで観測した値と一致していることがわかりました
on the other hand , a significantly lower value is observed if either the wabs model ( @xmath112 @xmath5 ) or the anders & grevesse ( 1989 ) solar abundances ( @xmath113 @xmath5 ) are used .
一方,Wabsモデル (@xmath112 @xmath5) またはAnders & Grevesse (1989年) の太陽光量 (@xmath113 @xmath5) を用いる場合,著しく低い値が観測される.
starting again from the best fit baseline model we explored the possibility to constrain the abundances of the various elements .
異なる元素の豊富さを制限する可能性を 探求しました
we did so by leaving the abundance of any metal producing edges in the 2 - 10 kev band free to vary ( see fig .
2〜10kVの帯域で金属の生産する縁の多さを自由に変えて使った (図を参照).
[ spec ] ) .
仕様 仕様 仕様
we observe that the abundances of si , cl , cr , ca , and co are unconstrained , therefore we left their abundances fixed at the solar value .
濃度が制限されていないので 濃度が太陽値に固定されたままです
on the other hand , iron ( @xmath114 solar ) and argon ( @xmath115 solar ) are under abundant , compared to solar , while sulphur ( @xmath116 solar ) appears to be slightly overabundant .
一方,鉄 (太陽光114) とアルゴン (太陽光115) は太陽光に比べて少量で,硫黄 (太陽光116) は少量で過剰に存在する.
we note that a larger column density of absorbing material is required ( @xmath117 @xmath5 ) , once the iron abundance is left free to vary .
鉄の量が自由に変化するので 吸収物質の柱密度が大きいことが 求められます (xmath117xmath5)
the photon indices are derived by fitting an absorbed power law to the 2 - 10 kev spectrum of every observation , separately , assuming @xmath118 from fitting the spectra .
光子指数は,スペクトルに @xmath118 を仮定して, それぞれの観測の 2 ~ 10 kev のスペクトルに吸収電力の法則を合わせることで導出されます.
the square symbols indicate the hard state observations ( filled blue - pc mode , empty purple - wt mode ) , while the circular symbols indicate the soft state observations ( filled red - pc mode , empty orange - wt mode ) .
円形は 硬態観測 (満点青 - pcモード, 満点紫 - wtモード) を表し,円形は 軟態観測 (満点赤 - pcモード, 満点オレンジ - wtモード) を表します.
the black star indicates the _ xmm - newton _ observation . ]
黒い星は _ xmm - newton _ の観測を示している ]
fixed at @xmath119 ) .
@xmath119 ) に固定されています.
the square symbols indicate the hard state observations ( filled blue - pc mode , empty purple - wt mode ) , while the circular symbols indicate the soft state observations ( filled red - pc mode , empty orange - wt mode ) .
円形は 硬態観測 (満点青 - pcモード, 満点紫 - wtモード) を表し,円形は 軟態観測 (満点赤 - pcモード, 満点オレンジ - wtモード) を表します.
the black star indicates the _ xmm - newton _ observation . ]
黒い星は _ xmm - newton _ の観測を示している ]
and [ fig - spec ] ) .
() と () と
the orange empty circles are in the wt mode .
オレンジ色の空の円は wtモードです
panel - d shows the hardness ratio between the hard band ( 5 - 8 kev ) and soft band ( 2 - 5 kev ) .
パネルdは,ハードバンド (5 - 8 kev) とソフトバンド (2 - 5 kev) の硬さ比を示しています.
in all panels , the black star and the dashed line indicate the _ xmm - newton _ observation on 26 - 02 - 2016.,scaledwidth=49.0% ] , @xmath120 kev ) , while the hard state by an absorbed power law component ( @xmath121 , @xmath122 ) . ]
すべてのパネルでは,黒い星と点線は,26 - 02 - 2016の _ xmm - newton _ 観測を表示する.,スケール幅=49.0% ], @xmath120 kev), 固い状態は吸収されたパワー法成分によって (@xmath121, @xmath122 ) 表現される. ]
we first fitted all spectra with an absorbed power law model dust*tbnew*powerlaw .
吸い込みパワーローモデルを 配備しました
due to the lower statistics of the single @xmath123 ks spectra , we assumed a column density of @xmath124 ( see tab .
単一の @ xmath123 ks スペクトルの統計が低いため, @ xmath124 の列密度を仮定しました (タブを参照).
[ single ] ) as found in fitting the higher resolution _ xmm - newton _ epic spectra .
解像度が高くなる ニュートンスペクトルに適合する
this model can not satisfactorily reproduce all spectra , especially when enters softer states .
このモデルは全てのスペクトルを 満足のいく形で再現できない 特に柔らかい状態に入るとき
nevertheless , by applying this simple model we can probe the evolution of the spectral shape by tracking the variations of the power law photon index .
しかし,この単純なモデルを適用することで, 光子指数の動向を追跡することで スペクトル形状の進化を 探求することができます
figure [ fig - specpl ] shows the best fit power law photon index to the 2 - 10 kev band .
図は2−10 kev帯のフォトン指数に最適の合力法則を示しています.
we observe a gradual steepening of the spectral shape with time .
徐々に スペクトル形が 鋭くなっているのが見られます
in particular , very steep spectral shape ( with @xmath125 ) are observed in the later observing period .
特に,非常に急なスペクトル形 (xmath125 と) が,後の観測期間に観測される.
such steep spectral indices might indicate a thermal nature of the emission mechanism .
放射能が熱性であることを示す可能性があります.
therefore , we then fitted all the spectra with an absorbed multi - temperature disk black body model dust*tbnew*diskbb .
吸収された多温度ディスクのブラックボディモデルを 配りました
[ fig - tflux ] shows the best fit inner disc temperature vs. the inner disc radius .
内部ディスクの温度と内部ディスクの半径を比較します
a kendall s rank correlation test provides a correlation coefficient of @xmath126 and null hypothesis probability of @xmath127 .
ケンダルランク相関テストは @ xmath126 の相関係数と @ xmath127 のゼロ仮説確率を 提供します.
despite its significance , we think that this anti - correlation is induced by fitting the data with the wrong spectral model .
重要にもかかわらず, この反相関は データを間違ったスペクトルモデルに 合わせることで誘発されたと考えます
indeed , we note that : i ) the spectra accumulated before mdj=57442 ( blue filled and violet open squares in fig .
青い満点と紫色の開いた正方形は, 図の2つ目の部分に示されています.
[ fig - specpl ] & [ fig - tflux ] ) are better fit by a power law component ; ii ) the best fit inner disc radii of these spectra is significantly smaller than 10 km , implying that the accretion disc extends either inside the ns surface or inside the event horizon of a stellar mass bh during these observations .
) は,パワー法要素によりよりよく合っている. ii) これらのスペクトルの内盤半径が10kmより大きく小さいことが,これらの観測中に,増積盤は ns表面内または恒星質量bhのイベント地平線内に広がることを意味する.
on the other hand , all the _ swift _ spectra after mjd=57442 ( red filled and orange open points in fig .
一方,mjd=57442の後の全ての _ スウィフト _ スペクトルは (図の赤で埋められた点とオレンジ色の開いた点)
[ fig - specpl ] & [ fig - tflux ] ) are well fitted by this absorbed thermal emission model .
吸収熱放出モデルに適しています.
however , these relatively low s / n spectra can not rule out the presence of an additional component in the hard x - ray as observed by _ xmm - newton_.
しかし,これらの比較的低いs / nスペクトルは, _ xmm - newton_によって観測されたように,ハードX線に追加成分が存在する可能性を排除することはできません.
in fig .
図で示した
[ fig - tflux ] the orange open and red filled points cluster around a small parameter space , indicating that these spectra also have similar shape .
[ fig - tflux ] オレンジ色の開いた点と赤い点が 小さなパラメータ空間を囲んで 集まっているので これらのスペクトルも 形状が似ていることを示しています
moreover , this model can not reproduces the spectra when there is clearly a hard component , as represented by the blue and purple squares in fig .
さらに このモデルは 青と紫の正方形で表されるように 明らかに硬い成分があるときのスペクトルを 再現できません
[ fig - tflux ] .
オーケー オーケー
fitting these spectra requires a very high temperature ( @xmath128 kev ) of the thermal component and variations of the normalisation that imply unlikely variations of the thermal emitting area ( see fig .
これらのスペクトルに適合するには,熱成分の非常に高い温度 (xmath128 kev) と,熱放出領域のありえない変動を意味する正常化の変動が必要である (図を参照).
[ fig - tflux ] ) .
オーケー オーケー
finally we adopt model 2 of tab .
モデル2のタブを導入しました
[ double ] that is composed by the sum of a thermal multi - temperature disc black body component plus a power law dust*tbnew*(diskbb+powerlaw ) .
熱の多温度ディスクのブラックボディの成分と 功率法則のダスト*tbnew* ((diskbb+powerlaw)) の合計で構成される.
this model can well produce all the spectra .
このモデルでは全てのスペクトルを 作り出すことができます
from top to bottom , fig .
上の方から下まで, fig.
[ fig - variability ] shows the source flux , in the 2 - 5 , 5 - 8 and 2 - 8 kev band as well as the hardness ratio plotted against the observation date .
[ 図 - 変動 ] は,2 - 5, 5 - 8, 2 - 8 kev帯の源流と,観測日に対して描かれた硬度比を示しています.
during the first few days of observations , showed a clear and significant flux increase , by a factor of 3 - 4 .
観測開始の最初の数日間, 流動量が3 - 4倍に増加した.
very significant variability , stronger in the hard band , and a hard x - ray spectrum are observed up to mjd=57442 ( see fig .
硬波帯では非常に大きな変動があり,硬波帯ではより強い,そして硬波X線スペクトルはmjd=57442まで観測される (図参照).
[ fig - variability ] ) .
変化の度合いは
afterwards , the spectrum softens , with an hardness ratio @xmath129 and no strong variability is observed anymore ( see fig .
その後,スペクトルは硬度比 @xmath129 と軟化し,もはや強い変動は観測されません (図参照).
[ fig - variability ] ) .
変化の度合いは
to enhance the signal to noise , we combined the spectra obtained before and after mjd=57442 .
信号をノイズに 変換するために mjd=57442 の前後のスペクトルを 組み合わせました
the combined spectra of these two periods are shown in fig .
この2つの期間のスペクトルが 図で示されています
[ fig - spec ] with blue and red symbols , respectively .
青と赤のシンボルで
to capture what are the bulk of the spectral variations and to avoid model degeneracies ( as demonstrated by the higher statistic spectrum ) , we consider here only a single emission component model .
周波数帯の変動の大部分を把握し, モデル変異を避けるために (より高い統計スペクトルによって示されるように), ここでは単一の放射成分モデルのみを考慮します.
the spectral degeneracy will be broken by the addition of the data , above 10 kev .
スペクトルの変態は 10kV以上のデータで 解消される
the hard state spectrum is better fit ( @xmath130 for 538 dof ) by a simple absorbed power law model with spectral index of @xmath131 ( @xmath132 @xmath5 ) .
硬態スペクトルは,スペクトルインデックス @xmath131 (@xmath132 @xmath5 ) の単純な吸収力法則モデルにより,よりよく適合する (@xmath130 for 538 dof).
a fit with either a single black body or multi - temperature disk black body component provides a significantly worse fit ( @xmath133 and 56 , respectively ) .
単一のブラックボディまたは複数の温度ディスクのブラックボディコンポーネントのフィットが, 相当に悪いフィットを提供します (それぞれ @ xmath133 と 56).
the combined soft state spectrum is fit by a simple absorbed multi - temperature disc black body component with best fit temperature @xmath134 ( @xmath135 @xmath5 , @xmath136 for 329 dof ) and inner disc radius of @xmath137 km .
結合されたソフトステートスペクトルは, 単純な吸収された多温度ディスクブラックボディコンポーネントによって最適のフィット温度 @xmath134 (329 dof の @xmath135 @xmath5, @xmath136) と内部ディスク半径 @xmath137 km でフィットされます.
this value is fully compatible with what is expected by an accreting neutron star or a black hole .
ブラックホールや ニュートロン星が 収縮している状態で 予想される値と完全に一致します
note that the best fit temperature is slightly lower than the mean value in fig .
図の平均値より少し低い温度で最適です.
[ fig - tflux ] , which is because the column density of neutral material ( @xmath44 ) is allowed to vary when fitting the combined spectra .
ニュートラル物質 (xmath44 ) の柱密度が 組み合わせたスペクトルに適合する際には 変化することが許されるからです
for the soft state combined spectrum , a fit with an absorbed power law provides a slightly better fit ( @xmath138 for 329 dof ) , however the suspiciously large best fit spectral index ( @xmath139 , @xmath140 @xmath5 ) disfavours this interpretation and leaves the disc black body model as the more physical interpretation .
柔らかい状態の組み合わせスペクトルでは,吸収電源法則によるフィットが少し良いフィット (xmath138 for 329 dof) を提供しますが,疑わしいほど大きなベストフィットスペクトルインデックス (xmath139, xmath140, xmath5) はこの解釈を否定し,ディスクブラックボディモデルをより物理的な解釈として残します.
the marked spectral and variability difference before and after mjd=57442 is reminiscent of spectral transitions in accreting x - ray binaries ( fender et al .
mjd=57442前後のスペクトルと変動の違いは, 増量するX線バイナリにおけるスペクトル移行を思い出させる (フェンダー et al.
2004 ; remillard & mcclintock 2006 ) and it suggests that might have undergone a state transition during the monitoring campaign .
2004年; Remillard & mcclintock 2006年) の調査結果から,監視期間中に国家移行が起きた可能性が示唆されている.
radius .
半径について
the bright candidate counterpart ( 1 ) as well as a fainter one ( 2 ) are indicated .
明るい候補対照 (1) とより薄い候補対照 (2) が示されています.
see text for details .
詳細はテキストを参照してください.
north is up , and east is left . ]
北は上 東は左
to break the degeneracies in the and data , induced by the limited energy band considered , we investigated the source behaviour in the energy band .
限られたエネルギー帯域で発生した 変異を解消するために エネルギー帯域の源の振る舞いを調査しました
figure [ fig : lcurve ] shows the jem - x and ibis / isgri light - curves of , since the start of the outburst .
図 [ 図: カーブ ] は,爆発の開始以来の ジェム-X とイビス / イスグリの光のカーブを示しています.
the source is detected in all energy bands .
源は全てのエネルギー帯で検出された
in particular , a significant drop of hard x - ray emission ( @xmath141 kev ) is observed after day 20 , in correspondence to the state transition inferred from the data ( fig .
特に,データから推論された状態移行に照らして,20日後に硬質X線放射 (xmath141 kev) の有意な減少が観測される (図.