bjoernp/gaps_jpn · Datasets at Hugging Face

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we note that by the time the first vla observation has been taken , already transitioned to the soft state .	柔らかい状態に移行していることに気づきます
second , bright radio emission can be produced through interaction of a jet with the dense interstellar medium of the galactic center .	銀河の中心にある密度の高い恒星間環境とジェットが相互作用することで放射能が作られる
the low - mass x - ray binary cxogc j174540.0 - 290031 , located only 0.1 pc in projection from , reached a peak flux density of 100 mjy that was resolved into two lobes on either sides of the x - ray ( bower et al .	わずか0.1 pcの射程にある低質量X線二重星 cxogc j174540.0 - 290031は,最大流量密度100mJYに達し,X線の両側にある2つの葉に分解されました (Bower et al.
2005 ) .	2005年) に基づいている.
the proximity of to sgr a west suggests that it could produce similar interactions but we find no evidence for these .	類似の相互作用が発生する可能性があるが証拠は見つからない
the emission of , during the observation is dominated by a thermal component that can be well fitted either by multi - temperature disc black body , or black body emission .	観測中に発生する熱成分は多温度ディスクのブラックボディやブラックボディの放射に適している
in addition , emission at higher energies ( up to 20 - 50 kev ) is clearly detected by .	さらに,より高いエネルギー (20〜50kV) の放射は,
the high energy emission is a clear sign of a comptonization component , ruling out a double thermal component consistent with the fits limited to energies below 10 kev .	高いエネルギー放出はコンプトニゼーションの明確な兆候で 10kV以下のエネルギーで限られた合図と一致する二重熱成分を排除します
the disc black - body plus comptonisation scenario is perfectly compatible either with a ns or bh primary .	ブラックボディとコンポニゼーションのシナリオは NSとBHのプライマリと完全に相容っています
in this framework , the comptonization component might be associated with the coronal emission typically observed in accreting sources and the multi - temperature disc black body could be produced by a standard accretion disc extending down to @xmath235 r@xmath88 for a neutron star ( @xmath236 m@xmath93 ) or @xmath15 r@xmath88 for a bh with @xmath237 m@xmath93 .	この枠組みでは,コンプトニゼーション成分は,通常, 積分源で観測される冠状放射と関連付けられ, 多温度ディスクブラックボディは, 中性子星 (xmath236 m@xmath93) の場合の @xmath235 r@xmath88 までまたは @xmath15 r@xmath88 の場合の @xmath237 m@xmath93 との標準積分ディスクによって生成される可能性があります.
in the second scenario ( model 1 and 1s in tab .	2つ目のシナリオでは (モデル1と1sのタブ)
[ double ] and [ integr ] , respectively ) , the presence of the black body emission suggests that the primary is a ns .	ブラックボディの放射は, プライマリが ns であることを示唆しています.
also in this scenario , the comptonisation might be due to coronal emission , but the soft radiation would be dominated by the boundary layer emission .	このシナリオでも,コンプトニゼーションは冠状放射によるものですが, 柔らかい放射は境界層放射によって支配されます.
however , the best fit black body radius appears to be too large ( @xmath84 km ) to be associated with a conceivable ns .	しかし,最も適したブラックボディ半径は,考えられる nsと関連付けられるには,大きすぎる (xmath84 km) と見えます.
nevertheless , we can not exclude that the large observed area , attributed to the black body emission , might be induced by the contribution from a disc emission component not considered in our modelling .	ブラックボディの放射に起因する観測面積はモデルでは考慮されていない円盤の放射成分による影響によるものかもしれない
alternatively , the black body component might be in part produced by hot spots on the surface of the ns .	ブラックボディの成分は部分的に NSの表面の熱点によって生成されたものかもしれません
would this indeed be the case , then a pulsation should be present .	脈動があるはずである.
however , this pulsation might be undetected either because of the weakness of the black body emission or because is a fast spinning millisecond pulsar ( e.g.	しかし,このパルスレーションはブラックボディの弱さによるものでも, 速い回転のミリ秒パルサーであるためでも検出されないかもしれません (例えば,
, faster than our timing resolution , or a weak signal possibly also smeared by a doppler orbital shift ) .	弱信号もドップラー軌道シフトによって汚れた可能性もあります)
from the spectral behaviour of we can rule out a high mass x - ray binary ( hmxb ) nature of the source .	放射源のスペクトルから質量の高いX線バイナリ (hMXB) 性質を排除できます
the spectra of hmxbs are characterised by a dominant hard power law in the [email protected] kev band with typical photon indices of [email protected] for supergiant systems and around 0.9 for be / x - ray binaries ( e.g.	hmxbsのスペクトルは,[email protected] kev帯の支配的な硬力法則によって特徴付けられ,超巨大系では典型的な光子指数は[email protected]で,ベ / x-rayバイナリでは約0.9です (例えば,
haberl et al .	ハーベルと仲間たち
2008 ; bozzo et al .	2008年; ボッツォ et al.
2012 ; bodaghee et al .	2012年; ボダギー et al.
2012 ; walter et al .	ウォルター et al.
hmxbs also do not show spectra state transitions as observed from .	hmxbsは観測されたようにスペクトルの状態の移行も示さない.
was initially identified as a possible magnetar due to its fast outburst rise .	磁星として特定されました爆発のスピードが高いからです
however , many observational characteristics of this new transient are at variance with what is usually observed in magnetar outbursts ( see rea & esposito 2011 and turolla , zane & watts 2015 for a review on outbursts and on magnetars in general , respectively ) .	しかし,この新しい変異体の多くの観測特性には,磁星爆発で通常観測されるものとは相違がある (磁星爆発と磁星全体に関する見直しを, rea & esposito 2011, turolla, zane & watts 2015を参照).
the strong variability of the outburst flux decay ( see fig.	噴出フルス崩壊の強い変動性 (図を参照).
[fig - variability ] ) is unseen in the outburst decay of magnetars , which are usually observed to decay smoothly toward quiescence .	磁星の爆発的な崩壊には見られないが通常は静止状態へと平らな崩壊が観察される.
this is also in line with the interpretation of these outbursts as being due to a large energy injection in the magnetar crust triggered by the instability of the internal or external magnetic field ( possibly by a strongly twisted magnetic bundle ) , with a consequent crustal heating and subsequent cooling ( beloborodov 2009 ; pons & rea 2012 ) .	これは,磁石の内部または外部磁場の不安定性 (おそらく強い扭曲磁束による) によって引き起こされた磁石の殻に大量のエネルギーが注入され,その結果地殻が加熱され,その後冷却されたという解釈にも一致しています (Beloborodov 2009; pons & rea 2012).
furthermore , if placed at 8kpc the peak luminosity of the outburst is too high with respect to what is observed for magnetars , @xmath239erg / s , which is a limit believed to be regulated by the strong dependence on temperature of the crustal neutrino emissivity ( pons & rea 2012 ) .	さらに,8kpcに設定すると,磁星 @xmath239erg / s に関して観測されたものに対して,爆発のピーク光度があまりにも高くなります.これは地殻の中性子放射性の温度に対する強い依存によって規制されていると信じられている限界です.
the deep upper limits on the pf of this new transient ( see fig.	この新しい変異体のpFの深層上限 (図参照)
[pf ] ) are rather unlikely ( although a few exceptions exists ) compared with the usual strength ( @xmath2020 - 80% ) of the periodic signals ( around 2 - 10s ) observed for magnetars .	観測された周期信号 (約2〜10秒) の通常の強度 (@xmath2020 - 80% ) と比較すると,磁星では (例外は少ないが) 可能性は低い.
therefore , we believe the magnetar interpretation for this new transient is extremely unlikely .	磁石の解釈は極めて不確実だと
observations of the x - ray reflection nebulae ( irradiated molecular clouds within a few hundred parsecs from ) suggest an either solar or supersolar iron abundance of the gc ism ( revnitsev et al .	放射性反射星雲 (放射性分子雲) の観測は,太陽や超太陽の鉄の豊富さを示唆している (Revnitsev et al.
2004 ; terrier et al .	2004年; テリア et al.
2010 ; ponti et al .	2010年; ポンティ et al.
2010 ; 2013 ; 2014b ; zhang et al .	2010; 2013; 2014b; zhang et al. 論文の論文を掲載する
the observed low iron abundance ( @xmath114 solar ) of the neutral absorbing material towards is therefore rather surprising also with respect to the accepted iron gradient in the galactic disk ( friel et al .	観測された中性吸収物質の低鉄分 (太陽系 @xmath114) は銀河盤の鉄分グラデント (Friel et al.
2002 ; pedicelli et al .	2002年; ペディセリ et al.
we note that the measured value is consistent with the iron abundance towards 4u 1820 - 303 , an x - ray binary located at a distance of @xmath240 kpc , at less than 1 kpc from the gc ( towards @xmath241 and @xmath242 ; kuulkers et al .	測定値が鉄の豊富さと一致していることに注意します 4u 1820 - 303, x線バイナリ @xmath240 kpcの距離にある, gcから1 kpc未満 ( @xmath241と @xmath242;
2003 ; pinto et al .	2003年; ピント et al.
the observed under abundance is also in line with the values measured towards a small sample of bright galactic x - ray binaries ( juett et al .	観測された少量の値も輝く銀河系X線バイナリーの小さなサンプルで測定された値と一致しています (Juett et al.
we attribute this to depletion of iron into dust grains in the ism ( see juett et al .	これは鉄が粉塵の粒に枯渇したせいだと考えられています (ジュエット等参照)
2006 ) .	2006年) に基づいている.
indeed , depletion of elements in dust grains can reduce the effective cross section for absorption .	吸収のための効果的な横断断を減らすことができます.
in grains , the optical depth can be higher than one , therefore absorption will occur primarily on the surface .	粒子の光学深度は 1 よりも高くなるので吸収は主に表面で起こります
moreover , iron atoms located deeper into the grain will be shielded and they will not contribute to the absorption , effectively reducing the strength of the element absorption edge ( e.g.	さらに,粒子の奥深くにある鉄原子は遮断され,吸収に寄与せず,元素の吸収縁の強さを効果的に減少させる (例えば,
juett et al .	ジュエットと仲間たち
the similarity of the observed iron abundance to the ones measured along many other line of sights , is consistent with the idea that a significant fraction of the absorption is produced in the ism along the galactic arms and therefore it does not carry information about the metal abundances characteristic of the gc region .	観測された鉄の豊富さは他の多くの観測線で測定されたものと類似しているので吸収の大きな部分が銀河の腕に沿った氷河で生成されるという考えと一致しているので
future detailed modelling of the dust scattering halo of and will better constrain this .	粉塵の散乱の詳細なモデル化により制御できるでしょう
given the long - term x - ray variability and spectral decomposition , we then identify as an accreting x - ray binary hosting a neutron star or a black - hole , most likely with a low mass star companion .	長期のX線変動とスペクトル分解を考慮すると, ニュートロン星やブラックホールを宿している増量するX線バイナリーだと見なされ, 恐らく質量低い伴星がある.
the discovery and identification of this new gc transient as well as the continuous x - ray monitoring of the central parsec is improving the determination of the population of stellar remnants orbiting .	この新しいGCの発見と特定と恒星の残骸の定数を改善しています
the authors wish to thank n. schartel and the team for performing the observation and the `` mpe ir - group galactic center team '' for sharing the reduced , cleaned , calibrated images and photometry as well as for help with the interpretation and discussion .	観測を行ったN・シャルトルとチーム, 縮小,清掃,校正された画像と光測定を共有し,解釈と議論の助けをくれた `` ンペイリ―グループ銀河センターチームに感謝します.
the gc monitoring project is supported by the bundesministerium fr wirtschaft und technologie / deutsches zentrum fr luft- und raumfahrt ( bmwi / dlr , fkz 50 or 1408 ) and the max planck society .	グローバルコアモニタリングプロジェクトは,ドイツ経済技術省 / ドイツ航空宇宙運輸センター (BMW / DLR, fkz 50 or 1408) とマックス・プランク協会の支援を受けています.
the national radio astronomy observatory is a facility of the national science foundation operated under cooperative agreement by associated universities , inc .	協同大学,Inc.が協力協定で運営する国立科学財団の施設です.
nr and fcz acknowledge financial support from a dutch nwo vidi grant .	NRとFCZはオランダのNWOVIDIの助成金による資金援助を感謝しています
nr also acknowledges support from spanish grants aya2015 - 71042 and sgr2014 - 1073 this research has made use primarily of data obtained with , an esa science mission with instruments and contributions directly funded by esa member states and nasa , and on data obtained from the data archive .	この研究は主に ESAの科学ミッションで得られたデータ, ESA加盟国とNASAの直接資金による機器と貢献,データアーカイブから得られたデータを使用した.
part of the funding for grond ( both hardware as well as personnel ) was generously granted from the leibniz - prize to prof .	ルーンドの資金の一部 (ハードウェアと人材の両方) は,ライブニッツ賞から,教授に寛大に提供されました.
g. hasinger ( dfg grant ha 1850/28 - 1 ) .	ハシンガー (DFG グラント 1850/28 - 1)
we thank p. wiseman , j. greiner ( both mpe ) and a. hempel ( puc ) for their support with the grond observation .	グラウンドの観察に協力してくれた P. ウィズマン, J. グレーナー (MPE) と A. ヘンペル (PUC) に感謝します.
it s a common knowledge that the quasielastic neutrino - neutron and antineutrino - proton cross sections tend to the same constant as ( anti)neutrino energy becomes high .	準弾性ニュートリノ - ニュートロンと反ニュートリノ - 陽子の断面は, (反) ニュートリノエネルギーが高くなると同じ常数になる傾向があることはよく知られている.
in this paper we calculate the exact expression of the limit in terms of the parameters describing quasielastic scattering .	この論文では準弾性散乱を記述するパラメータの条件で限界の正確な表現を計算します
we check that even at very high energies only small absolute values of the four - momentum transfer contribute to the cross section , hence the fermi theory can be applied .	断面に貢献する4つのモメンタムの絶対値が小さいので,フェルミ理論が適用できます.
the dipole approximation of the form factors allows to perform analytic calculations .	形因子の二極近似は分析計算を行うことができます.
obtained results are neutrino - flavour independent .	ニュートリノ・アロマとは無関係です
quasielastic neutrino scattering plays a dominant role in neutrino - nucleon reactions at energies below 1 gev .	準弾性中性子散乱は 1 GeV 以下のエネルギーでの中性子-核反応において主要な役割を果たします.
when neutrino energy increases another channels open and quasielastic processes become less important .	ニュートリノのエネルギーが増加すると別のチャネルが開き準弾性プロセスは重要性が低下します
at high energy the total cross section for neutrino scattering is approximately proportional to the value of the energy while the quasielastic cross section is roughly constant .	高エネルギーではニュートリノ散乱の全断面はエネルギーの値に比例し準弾性断面はほぼ一定です
the latter behaviour is known on the basis of numerical computations but as far as we know , it has not been shown analytically yet .	この後者の行動は数値計算によって知られていますが, 知っている限りでは, 分析的にまだ示されていません.
the quasielastic cross section is usually calculated within the fermi theory .	半弾性断面は通常フェルミ理論で計算されます
at low energies four - momentum transfer is understood to fulfil the condition @xmath0 , where @xmath1 gev is @xmath2-boson mass .	低エネルギーで4 - 運動量移転は @xmath0 の条件を満たすと考えられ, @xmath1 gev は @xmath2-ボゾン質量である.
it will be shown in sec .	画面に表示されます
[ discussion ] that in fact even for very - high - energy neutrinos overwhelming contribution to the cross section satisfies such constraint , therefore the use of the fermi theory is well justified .	断面への圧倒的な貢献は条件を満たすのでフェルミ理論の適用は正当化されています
radiative corrections are not taken into account , but in sec .	放射的修正は考慮されていないが, sec.
[ discussion ] we estimate that they can be neglected .	軽視できるものだと考えている
in the theoretical description of the neutrino - nucleon interaction the hadronic current is expressed in terms of the four form factors due to lorentz invariance and assumption that there are no second - class currents .	ニュートリノ - 核相互作用の理論的記述では, ハドロン電流はロレンツ不変性による4つの形因子で表現され, 二級電流は存在しないと仮定されます.
the form factors can be expressed in various ways , see @xcite .	形因子には様々な表現方法があります @xcite を参照してください
we consider dipole form factors because of their simplicity in analytic calculations .	分析計算の簡素性のために二極形因子を考慮します
the quasielastic cross section for neutrino - neutron scattering can be written as @xcite @xmath3,\ ] ] where @xmath4 is the average nucleon mass and @xmath5,\\ b(q^2)&=-\frac{q^2}{m^2}\re\big(({f^1_{v}}+\xi { f^2_{v}}){f_a}^*\big),\\ c(q^2)&=\frac1 4\big(\|{f^1_{v}}\|^2-\frac{q^2}{4m^2}\|{\xi{f^2_{v}}}\|^2+\|{f_a}\|^2\big ) .	準弾性中性子 - 中性子散乱は, @xcite @xmath3, ] ] と書ける.ここで, @xmath4 の平均核子質量 @xmath5,\\(q^2) =-frac{q^2}{m^2}big(({f^1{v}}+xi {f^2_{v}}) {f^_a}*\big),\\(q^2) &\=frac1 4\big({f^1_{v}}^2-\frac{^2}{4m^2}{f^2_{v^2_{v^2_{v^2}=2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^3^3^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^5^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7
\end{split}\ ] ] in above formulae @xmath6 is charged - lepton mass , @xmath7 neutrino energy and @xmath8 , where @xmath9 and @xmath10 are the proton and neutron magnetic moments respectively .	\ end{split} \ ] ] ] の式では @xmath6はレプトンの質量, @xmath7は中性子のエネルギー, @xmath8は陽子と中性子の磁気モメントである.
in the case of antineutrino - proton scattering @xmath11 in eq .	抗中性子 - 陽子散乱の場合は,eqの @xmath11 で
should be replaced by @xmath12 .	@xmath12 に置き換えられるべきです.
we also need to know the interval of integration @xmath13 $ ] : @xmath14 with @xmath15 .	積分の間隔を @ xmath13 $ ]: @ xmath14 と @ xmath15 と知りましょう.
as it was mentioned before , in this paper we will consider dipole form factors .	先ほども述べたようにこの論文では二極形因子について検討します
using the sachs form factors @xmath16 the vector form factors can be expressed in the following way : @xmath17,\\ \xi{f^2_{v}}(q^2)&=\big({1-\frac{q^2}{4m^2}}\big)^{-1}\big[{-{g^v_e}(q^2)+{g^v_m}(q^2)}\big ] , \end{split}\ ] ] whereas the pseudoscalar form factor @xmath18 is related to the axial one due to pcac hypothesis : @xmath19 by @xmath20 we denoted the pion mass .	サックス形因子 @xmath16 を用いて,ベクトル形因子は次の方法で表すことができる: @xmath17,\\ \xi{f^2_{v}}(q^2)&=\big({1-\frac{q^2}{4m^2}}\big) ^{-1}\big[{-{g^v_e}(q^2) +{g^v_m}q^2)}\big ], \end{split}\ ] ] 仮分尺度形因子 @xmath18 は pcac 仮説による軸形因子に関連している: @xmath19 を @xmath20 でピオン質量で表した.
.the values of the constants used in numerical calculations [ cols= " < , > , > " , ] if neutrino energy @xmath7 is high enough to fulfil the condition @xmath21 , where @xmath22 , one can write @xmath23\rightarrow 4m^2e_\nu^4,\ ] ] what results in @xmath24 the cross section is the sum of terms @xmath25 where we have introduced the compact notation for the constant factor @xmath26 the first term , that is @xmath27 , tends to zero as neutrino energy becomes infinite .	数値計算で使われる定数の値 [ cols= " <, >, >, ] 中性子エネルギー @xmath7 が条件 @xmath21 を満たすほど高い場合, @xmath22 は @xmath23 \ rightarrow 4m^2e_\nu^4 と書ける ] 結果は @xmath24 の横断面は @xmath25 の項の和で, ここで定数因子 @xmath26 のコンパクト記号を導入した. 最初の項である @xmath27 は中性子エネルギーが無限になるにつれてゼロになる傾向にあります.
we will show it in appendix [ proof : a ] .	付録で示すようにします
next , in appendix [ proof : b ] it is calculated directly that in the discussed limit @xmath28 also approaches zero .	次に,付録 [ 証明: b ] で,議論された限界 @xmath28 もゼロに近づくことを直接計算します.
this result is consistent with pomeranchuk s theorem ( see generalization in @xcite ) , which states that as @xmath29 the neutrino and antineutrino cross sections become equal .	この結果は, @xmath29 のように中性子と反中性子の横断は等しくなるというポメランチュク定理 (xcite の一般化を参照) と一致する.
they differ in sign of the @xmath28 term , so the term should tend to zero .	@ xmath28項の記号が違うので項は0になるはずです
stands for the high - energy limit of @xmath30 calculated in this paper .	この論文で計算した @ xmath30 の高エネルギー限界を表しています.
experimental data for quasielastic @xmath31 scattering from @xmath32 target are taken from anl 1973 @xcite , anl 1977 @xcite , bnl 1981 @xcite , fnal 1983 @xcite and cern - wa25 1990 @xcite . ]	準弾性 @xmath31 散布の実験データ @xmath32 標的は 1973年 @xcite, 1977年 @xcite, 1981年 @xcite, 1983年 @xcite, 1990年 @xcite の実験データから取られている ]
thus only @xmath33 gives a nonzero contribution to the high - energy ( anti)neutrino quasielastic cross section : @xmath34 our main result can be can be written in the form @xmath35 .	単に @xmath33 が高エネルギー (反) ニュートリノ準弾性断面にゼロ以外の貢献をするだけなので: @xmath34 の主な結果は @xmath35 の形式で表せます.
\end{split}\ ] ] detailed calculations are presented in appendix [ proof : c ] .	\end{split}\ ] ] ]の詳細な計算は,付録 [証明: c ] に示されている.
introducing notation @xmath36 and @xmath37 we can write it in the more compact way : @xmath38 .	@xmath36と@xmath37の記号を導入するとより簡潔に書ける: @xmath38
\end{split}\ ] ] the above expression does not depend on the charged - lepton mass , therefore the @xmath29 limit of the cross section is equal for all the neutrinos and antineutrinos , see also fig .	\ end{split} \ ] ] 上記の式は電荷レプトン質量に依存しないので,すべての中性子と反中性子に対して,横断面の @xmath29 限界は等しい.また図を参照.
[ figcs3f ] .	オーケーオーケー
on the axial mass .	軸の質量について

we note that by the time the first vla observation has been taken , already transitioned to the soft state .

柔らかい状態に移行していることに気づきます

second , bright radio emission can be produced through interaction of a jet with the dense interstellar medium of the galactic center .

銀河の中心にある密度の高い恒星間環境とジェットが相互作用することで放射能が作られる

the low - mass x - ray binary cxogc j174540.0 - 290031 , located only 0.1 pc in projection from , reached a peak flux density of 100 mjy that was resolved into two lobes on either sides of the x - ray ( bower et al .

わずか0.1 pcの射程にある低質量X線二重星 cxogc j174540.0 - 290031は,最大流量密度100mJYに達し,X線の両側にある2つの葉に分解されました (Bower et al.

2005 ) .

2005年) に基づいている.

the proximity of to sgr a west suggests that it could produce similar interactions but we find no evidence for these .

類似の相互作用が発生する可能性があるが証拠は見つからない

the emission of , during the observation is dominated by a thermal component that can be well fitted either by multi - temperature disc black body , or black body emission .

観測中に発生する熱成分は多温度ディスクのブラックボディやブラックボディの放射に適している

in addition , emission at higher energies ( up to 20 - 50 kev ) is clearly detected by .

さらに,より高いエネルギー (20〜50kV) の放射は,

the high energy emission is a clear sign of a comptonization component , ruling out a double thermal component consistent with the fits limited to energies below 10 kev .

高いエネルギー放出はコンプトニゼーションの明確な兆候で 10kV以下のエネルギーで限られた合図と一致する二重熱成分を排除します

the disc black - body plus comptonisation scenario is perfectly compatible either with a ns or bh primary .

ブラックボディとコンポニゼーションのシナリオは NSとBHのプライマリと完全に相容っています

in this framework , the comptonization component might be associated with the coronal emission typically observed in accreting sources and the multi - temperature disc black body could be produced by a standard accretion disc extending down to @xmath235 r@xmath88 for a neutron star ( @xmath236 m@xmath93 ) or @xmath15 r@xmath88 for a bh with @xmath237 m@xmath93 .

この枠組みでは,コンプトニゼーション成分は,通常, 積分源で観測される冠状放射と関連付けられ, 多温度ディスクブラックボディは, 中性子星 (xmath236 m@xmath93) の場合の @xmath235 r@xmath88 までまたは @xmath15 r@xmath88 の場合の @xmath237 m@xmath93 との標準積分ディスクによって生成される可能性があります.

in the second scenario ( model 1 and 1s in tab .

2つ目のシナリオでは (モデル1と1sのタブ)

[ double ] and [ integr ] , respectively ) , the presence of the black body emission suggests that the primary is a ns .

ブラックボディの放射は, プライマリが ns であることを示唆しています.

also in this scenario , the comptonisation might be due to coronal emission , but the soft radiation would be dominated by the boundary layer emission .

このシナリオでも,コンプトニゼーションは冠状放射によるものですが, 柔らかい放射は境界層放射によって支配されます.

however , the best fit black body radius appears to be too large ( @xmath84 km ) to be associated with a conceivable ns .

しかし,最も適したブラックボディ半径は,考えられる nsと関連付けられるには,大きすぎる (xmath84 km) と見えます.

nevertheless , we can not exclude that the large observed area , attributed to the black body emission , might be induced by the contribution from a disc emission component not considered in our modelling .

ブラックボディの放射に起因する観測面積はモデルでは考慮されていない円盤の放射成分による影響によるものかもしれない

alternatively , the black body component might be in part produced by hot spots on the surface of the ns .

ブラックボディの成分は部分的に NSの表面の熱点によって生成されたものかもしれません

would this indeed be the case , then a pulsation should be present .

脈動があるはずである.

however , this pulsation might be undetected either because of the weakness of the black body emission or because is a fast spinning millisecond pulsar ( e.g.

しかし,このパルスレーションはブラックボディの弱さによるものでも, 速い回転のミリ秒パルサーであるためでも検出されないかもしれません (例えば,

, faster than our timing resolution , or a weak signal possibly also smeared by a doppler orbital shift ) .

弱信号もドップラー軌道シフトによって汚れた可能性もあります)

from the spectral behaviour of we can rule out a high mass x - ray binary ( hmxb ) nature of the source .

放射源のスペクトルから質量の高いX線バイナリ (hMXB) 性質を排除できます

the spectra of hmxbs are characterised by a dominant hard power law in the [email protected] kev band with typical photon indices of [email protected] for supergiant systems and around 0.9 for be / x - ray binaries ( e.g.

hmxbsのスペクトルは,[email protected] kev帯の支配的な硬力法則によって特徴付けられ,超巨大系では典型的な光子指数は[email protected]で,ベ / x-rayバイナリでは約0.9です (例えば,

haberl et al .

ハーベルと仲間たち

2008 ; bozzo et al .

2008年; ボッツォ et al.

2012 ; bodaghee et al .

2012年; ボダギー et al.

2012 ; walter et al .

ウォルター et al.

hmxbs also do not show spectra state transitions as observed from .

hmxbsは観測されたようにスペクトルの状態の移行も示さない.

was initially identified as a possible magnetar due to its fast outburst rise .

磁星として特定されました爆発のスピードが高いからです

however , many observational characteristics of this new transient are at variance with what is usually observed in magnetar outbursts ( see rea & esposito 2011 and turolla , zane & watts 2015 for a review on outbursts and on magnetars in general , respectively ) .

しかし,この新しい変異体の多くの観測特性には,磁星爆発で通常観測されるものとは相違がある (磁星爆発と磁星全体に関する見直しを, rea & esposito 2011, turolla, zane & watts 2015を参照).

the strong variability of the outburst flux decay ( see fig.

噴出フルス崩壊の強い変動性 (図を参照).

[fig - variability ] ) is unseen in the outburst decay of magnetars , which are usually observed to decay smoothly toward quiescence .

磁星の爆発的な崩壊には見られないが通常は静止状態へと平らな崩壊が観察される.

this is also in line with the interpretation of these outbursts as being due to a large energy injection in the magnetar crust triggered by the instability of the internal or external magnetic field ( possibly by a strongly twisted magnetic bundle ) , with a consequent crustal heating and subsequent cooling ( beloborodov 2009 ; pons & rea 2012 ) .

これは,磁石の内部または外部磁場の不安定性 (おそらく強い扭曲磁束による) によって引き起こされた磁石の殻に大量のエネルギーが注入され,その結果地殻が加熱され,その後冷却されたという解釈にも一致しています (Beloborodov 2009; pons & rea 2012).

furthermore , if placed at 8kpc the peak luminosity of the outburst is too high with respect to what is observed for magnetars , @xmath239erg / s , which is a limit believed to be regulated by the strong dependence on temperature of the crustal neutrino emissivity ( pons & rea 2012 ) .

さらに,8kpcに設定すると,磁星 @xmath239erg / s に関して観測されたものに対して,爆発のピーク光度があまりにも高くなります.これは地殻の中性子放射性の温度に対する強い依存によって規制されていると信じられている限界です.

the deep upper limits on the pf of this new transient ( see fig.

この新しい変異体のpFの深層上限 (図参照)

[pf ] ) are rather unlikely ( although a few exceptions exists ) compared with the usual strength ( @xmath2020 - 80% ) of the periodic signals ( around 2 - 10s ) observed for magnetars .

観測された周期信号 (約2〜10秒) の通常の強度 (@xmath2020 - 80% ) と比較すると,磁星では (例外は少ないが) 可能性は低い.

therefore , we believe the magnetar interpretation for this new transient is extremely unlikely .

磁石の解釈は極めて不確実だと

observations of the x - ray reflection nebulae ( irradiated molecular clouds within a few hundred parsecs from ) suggest an either solar or supersolar iron abundance of the gc ism ( revnitsev et al .

放射性反射星雲 (放射性分子雲) の観測は,太陽や超太陽の鉄の豊富さを示唆している (Revnitsev et al.

2004 ; terrier et al .

2004年; テリア et al.

2010 ; ponti et al .

2010年; ポンティ et al.

2010 ; 2013 ; 2014b ; zhang et al .

2010; 2013; 2014b; zhang et al. 論文の論文を掲載する

the observed low iron abundance ( @xmath114 solar ) of the neutral absorbing material towards is therefore rather surprising also with respect to the accepted iron gradient in the galactic disk ( friel et al .

観測された中性吸収物質の低鉄分 (太陽系 @xmath114) は銀河盤の鉄分グラデント (Friel et al.

2002 ; pedicelli et al .

2002年; ペディセリ et al.

we note that the measured value is consistent with the iron abundance towards 4u 1820 - 303 , an x - ray binary located at a distance of @xmath240 kpc , at less than 1 kpc from the gc ( towards @xmath241 and @xmath242 ; kuulkers et al .

測定値が鉄の豊富さと一致していることに注意します 4u 1820 - 303, x線バイナリ @xmath240 kpcの距離にある, gcから1 kpc未満 ( @xmath241と @xmath242;

2003 ; pinto et al .

2003年; ピント et al.

the observed under abundance is also in line with the values measured towards a small sample of bright galactic x - ray binaries ( juett et al .

観測された少量の値も輝く銀河系X線バイナリーの小さなサンプルで測定された値と一致しています (Juett et al.

we attribute this to depletion of iron into dust grains in the ism ( see juett et al .

これは鉄が粉塵の粒に枯渇したせいだと考えられています (ジュエット等参照)

2006 ) .

2006年) に基づいている.

indeed , depletion of elements in dust grains can reduce the effective cross section for absorption .

吸収のための効果的な横断断を減らすことができます.

in grains , the optical depth can be higher than one , therefore absorption will occur primarily on the surface .

粒子の光学深度は 1 よりも高くなるので吸収は主に表面で起こります

moreover , iron atoms located deeper into the grain will be shielded and they will not contribute to the absorption , effectively reducing the strength of the element absorption edge ( e.g.

さらに,粒子の奥深くにある鉄原子は遮断され,吸収に寄与せず,元素の吸収縁の強さを効果的に減少させる (例えば,

juett et al .

ジュエットと仲間たち

the similarity of the observed iron abundance to the ones measured along many other line of sights , is consistent with the idea that a significant fraction of the absorption is produced in the ism along the galactic arms and therefore it does not carry information about the metal abundances characteristic of the gc region .

観測された鉄の豊富さは他の多くの観測線で測定されたものと類似しているので吸収の大きな部分が銀河の腕に沿った氷河で生成されるという考えと一致しているので

future detailed modelling of the dust scattering halo of and will better constrain this .

粉塵の散乱の詳細なモデル化により制御できるでしょう

given the long - term x - ray variability and spectral decomposition , we then identify as an accreting x - ray binary hosting a neutron star or a black - hole , most likely with a low mass star companion .

長期のX線変動とスペクトル分解を考慮すると, ニュートロン星やブラックホールを宿している増量するX線バイナリーだと見なされ, 恐らく質量低い伴星がある.

the discovery and identification of this new gc transient as well as the continuous x - ray monitoring of the central parsec is improving the determination of the population of stellar remnants orbiting .

この新しいGCの発見と特定と恒星の残骸の定数を改善しています

the authors wish to thank n. schartel and the team for performing the observation and the `` mpe ir - group galactic center team '' for sharing the reduced , cleaned , calibrated images and photometry as well as for help with the interpretation and discussion .

観測を行ったN・シャルトルとチーム, 縮小,清掃,校正された画像と光測定を共有し,解釈と議論の助けをくれた `` ンペイリ―グループ銀河センターチームに感謝します.

the gc monitoring project is supported by the bundesministerium fr wirtschaft und technologie / deutsches zentrum fr luft- und raumfahrt ( bmwi / dlr , fkz 50 or 1408 ) and the max planck society .

グローバルコアモニタリングプロジェクトは,ドイツ経済技術省 / ドイツ航空宇宙運輸センター (BMW / DLR, fkz 50 or 1408) とマックス・プランク協会の支援を受けています.

the national radio astronomy observatory is a facility of the national science foundation operated under cooperative agreement by associated universities , inc .

協同大学,Inc.が協力協定で運営する国立科学財団の施設です.

nr and fcz acknowledge financial support from a dutch nwo vidi grant .

NRとFCZはオランダのNWOVIDIの助成金による資金援助を感謝しています

nr also acknowledges support from spanish grants aya2015 - 71042 and sgr2014 - 1073 this research has made use primarily of data obtained with , an esa science mission with instruments and contributions directly funded by esa member states and nasa , and on data obtained from the data archive .

この研究は主に ESAの科学ミッションで得られたデータ, ESA加盟国とNASAの直接資金による機器と貢献,データアーカイブから得られたデータを使用した.

part of the funding for grond ( both hardware as well as personnel ) was generously granted from the leibniz - prize to prof .

ルーンドの資金の一部 (ハードウェアと人材の両方) は,ライブニッツ賞から,教授に寛大に提供されました.

g. hasinger ( dfg grant ha 1850/28 - 1 ) .

ハシンガー (DFG グラント 1850/28 - 1)

we thank p. wiseman , j. greiner ( both mpe ) and a. hempel ( puc ) for their support with the grond observation .

グラウンドの観察に協力してくれた P. ウィズマン, J. グレーナー (MPE) と A. ヘンペル (PUC) に感謝します.

it s a common knowledge that the quasielastic neutrino - neutron and antineutrino - proton cross sections tend to the same constant as ( anti)neutrino energy becomes high .

準弾性ニュートリノ - ニュートロンと反ニュートリノ - 陽子の断面は, (反) ニュートリノエネルギーが高くなると同じ常数になる傾向があることはよく知られている.

in this paper we calculate the exact expression of the limit in terms of the parameters describing quasielastic scattering .

この論文では準弾性散乱を記述するパラメータの条件で限界の正確な表現を計算します

we check that even at very high energies only small absolute values of the four - momentum transfer contribute to the cross section , hence the fermi theory can be applied .

断面に貢献する4つのモメンタムの絶対値が小さいので,フェルミ理論が適用できます.

the dipole approximation of the form factors allows to perform analytic calculations .

形因子の二極近似は分析計算を行うことができます.

obtained results are neutrino - flavour independent .

ニュートリノ・アロマとは無関係です

quasielastic neutrino scattering plays a dominant role in neutrino - nucleon reactions at energies below 1 gev .

準弾性中性子散乱は 1 GeV 以下のエネルギーでの中性子-核反応において主要な役割を果たします.

when neutrino energy increases another channels open and quasielastic processes become less important .

ニュートリノのエネルギーが増加すると別のチャネルが開き準弾性プロセスは重要性が低下します

at high energy the total cross section for neutrino scattering is approximately proportional to the value of the energy while the quasielastic cross section is roughly constant .

高エネルギーではニュートリノ散乱の全断面はエネルギーの値に比例し準弾性断面はほぼ一定です

the latter behaviour is known on the basis of numerical computations but as far as we know , it has not been shown analytically yet .

この後者の行動は数値計算によって知られていますが, 知っている限りでは, 分析的にまだ示されていません.

the quasielastic cross section is usually calculated within the fermi theory .

半弾性断面は通常フェルミ理論で計算されます

at low energies four - momentum transfer is understood to fulfil the condition @xmath0 , where @xmath1 gev is @xmath2-boson mass .

低エネルギーで4 - 運動量移転は @xmath0 の条件を満たすと考えられ, @xmath1 gev は @xmath2-ボゾン質量である.

it will be shown in sec .

画面に表示されます

[ discussion ] that in fact even for very - high - energy neutrinos overwhelming contribution to the cross section satisfies such constraint , therefore the use of the fermi theory is well justified .

断面への圧倒的な貢献は条件を満たすのでフェルミ理論の適用は正当化されています

radiative corrections are not taken into account , but in sec .

放射的修正は考慮されていないが, sec.

[ discussion ] we estimate that they can be neglected .

軽視できるものだと考えている

in the theoretical description of the neutrino - nucleon interaction the hadronic current is expressed in terms of the four form factors due to lorentz invariance and assumption that there are no second - class currents .

ニュートリノ - 核相互作用の理論的記述では, ハドロン電流はロレンツ不変性による4つの形因子で表現され, 二級電流は存在しないと仮定されます.

the form factors can be expressed in various ways , see @xcite .

形因子には様々な表現方法があります @xcite を参照してください

we consider dipole form factors because of their simplicity in analytic calculations .

分析計算の簡素性のために二極形因子を考慮します

the quasielastic cross section for neutrino - neutron scattering can be written as @xcite @xmath3,\ ] ] where @xmath4 is the average nucleon mass and @xmath5,\\ b(q^2)&=-\frac{q^2}{m^2}\re\big(({f^1_{v}}+\xi { f^2_{v}}){f_a}^*\big),\\ c(q^2)&=\frac1 4\big(|{f^1_{v}}|^2-\frac{q^2}{4m^2}|{\xi{f^2_{v}}}|^2+|{f_a}|^2\big ) .

準弾性中性子 - 中性子散乱は, @xcite @xmath3, ] ] と書ける.ここで, @xmath4 の平均核子質量 @xmath5,\\(q^2) =-frac{q^2}{m^2}big(({f^1{v}}+xi {f^2_{v}}) {f^_a}*\big),\\(q^2) &\=frac1 4\big({f^1_{v}}^2-\frac{^2}{4m^2}{f^2_{v^2_{v^2_{v^2}=2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^2^3^3^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^4^5^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^6^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7^7

\end{split}\ ] ] in above formulae @xmath6 is charged - lepton mass , @xmath7 neutrino energy and @xmath8 , where @xmath9 and @xmath10 are the proton and neutron magnetic moments respectively .

\ end{split} \ ] ] ] の式では @xmath6はレプトンの質量, @xmath7は中性子のエネルギー, @xmath8は陽子と中性子の磁気モメントである.

in the case of antineutrino - proton scattering @xmath11 in eq .

抗中性子 - 陽子散乱の場合は,eqの @xmath11 で

should be replaced by @xmath12 .

@xmath12 に置き換えられるべきです.

we also need to know the interval of integration @xmath13 $ ] : @xmath14 with @xmath15 .

積分の間隔を @ xmath13 $ ]: @ xmath14 と @ xmath15 と知りましょう.

as it was mentioned before , in this paper we will consider dipole form factors .

先ほども述べたようにこの論文では二極形因子について検討します

using the sachs form factors @xmath16 the vector form factors can be expressed in the following way : @xmath17,\\ \xi{f^2_{v}}(q^2)&=\big({1-\frac{q^2}{4m^2}}\big)^{-1}\big[{-{g^v_e}(q^2)+{g^v_m}(q^2)}\big ] , \end{split}\ ] ] whereas the pseudoscalar form factor @xmath18 is related to the axial one due to pcac hypothesis : @xmath19 by @xmath20 we denoted the pion mass .

サックス形因子 @xmath16 を用いて,ベクトル形因子は次の方法で表すことができる: @xmath17,\\ \xi{f^2_{v}}(q^2)&=\big({1-\frac{q^2}{4m^2}}\big) ^{-1}\big[{-{g^v_e}(q^2) +{g^v_m}q^2)}\big ], \end{split}\ ] ] 仮分尺度形因子 @xmath18 は pcac 仮説による軸形因子に関連している: @xmath19 を @xmath20 でピオン質量で表した.

.the values of the constants used in numerical calculations [ cols= " < , > , > " , ] if neutrino energy @xmath7 is high enough to fulfil the condition @xmath21 , where @xmath22 , one can write @xmath23\rightarrow 4m^2e_\nu^4,\ ] ] what results in @xmath24 the cross section is the sum of terms @xmath25 where we have introduced the compact notation for the constant factor @xmath26 the first term , that is @xmath27 , tends to zero as neutrino energy becomes infinite .

数値計算で使われる定数の値 [ cols= " <, >, >, ] 中性子エネルギー @xmath7 が条件 @xmath21 を満たすほど高い場合, @xmath22 は @xmath23 \ rightarrow 4m^2e_\nu^4 と書ける ] 結果は @xmath24 の横断面は @xmath25 の項の和で, ここで定数因子 @xmath26 のコンパクト記号を導入した. 最初の項である @xmath27 は中性子エネルギーが無限になるにつれてゼロになる傾向にあります.

we will show it in appendix [ proof : a ] .

付録で示すようにします

next , in appendix [ proof : b ] it is calculated directly that in the discussed limit @xmath28 also approaches zero .

次に,付録 [ 証明: b ] で,議論された限界 @xmath28 もゼロに近づくことを直接計算します.

this result is consistent with pomeranchuk s theorem ( see generalization in @xcite ) , which states that as @xmath29 the neutrino and antineutrino cross sections become equal .

この結果は, @xmath29 のように中性子と反中性子の横断は等しくなるというポメランチュク定理 (xcite の一般化を参照) と一致する.

they differ in sign of the @xmath28 term , so the term should tend to zero .

@ xmath28項の記号が違うので項は0になるはずです

stands for the high - energy limit of @xmath30 calculated in this paper .

この論文で計算した @ xmath30 の高エネルギー限界を表しています.

experimental data for quasielastic @xmath31 scattering from @xmath32 target are taken from anl 1973 @xcite , anl 1977 @xcite , bnl 1981 @xcite , fnal 1983 @xcite and cern - wa25 1990 @xcite . ]

準弾性 @xmath31 散布の実験データ @xmath32 標的は 1973年 @xcite, 1977年 @xcite, 1981年 @xcite, 1983年 @xcite, 1990年 @xcite の実験データから取られている ]

thus only @xmath33 gives a nonzero contribution to the high - energy ( anti)neutrino quasielastic cross section : @xmath34 our main result can be can be written in the form @xmath35 .

単に @xmath33 が高エネルギー (反) ニュートリノ準弾性断面にゼロ以外の貢献をするだけなので: @xmath34 の主な結果は @xmath35 の形式で表せます.

\end{split}\ ] ] detailed calculations are presented in appendix [ proof : c ] .

\end{split}\ ] ] ]の詳細な計算は,付録 [証明: c ] に示されている.

introducing notation @xmath36 and @xmath37 we can write it in the more compact way : @xmath38 .

@xmath36と@xmath37の記号を導入するとより簡潔に書ける: @xmath38

\end{split}\ ] ] the above expression does not depend on the charged - lepton mass , therefore the @xmath29 limit of the cross section is equal for all the neutrinos and antineutrinos , see also fig .

\ end{split} \ ] ] 上記の式は電荷レプトン質量に依存しないので,すべての中性子と反中性子に対して,横断面の @xmath29 限界は等しい.また図を参照.

[ figcs3f ] .

オーケーオーケー

on the axial mass .

軸の質量について