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Dec 18, 2023
既知の M からのコヒーレント無線バースト
Volume Astronomia Naturale 7,
Nature Astronomy volume 7、pages 569–578 (2023)この記事を引用
40,000 アクセス
1630 オルトメトリック
メトリクスの詳細
磁気星-惑星相互作用 (SPI) の観測は、系外惑星の磁場を決定できる可能性をもたらします。 サブアルフヴェー系 SPI のモデルは、M 型矮星の周囲の軌道に近い地球型惑星が検出可能な恒星電波放射を誘発し、特定の惑星軌道位置で観測可能な強く偏光したコヒーレント放射線のバーストとして現れる可能性があると予測しています。 今回我々は、ゆっくりと回転するくじら座矮星YZでの2～4 GHzのコヒーレント電波バーストの検出結果を紹介する。この星は、地球型惑星のコンパクトなシステムをホストしており、その最も内側の惑星は2日の周期で公転している。 2 つのコヒーレント バーストが、くじら座 YZ の同様の軌道位相で発生し、その軌道位相付近でバーストの確率が高まっていることを示唆しています。 我々は、サブアルフヴェニ系 SPI の文脈でシステムの磁気圏環境をモデル化し、YZ Ceti b が観測された電波検出の磁束密度に電力を供給できる可能性があると判断しました。 しかし、低速回転体での非惑星誘発コヒーレント電波バーストの割合が十分に特徴づけられていない限り、恒星の磁気活動を除外することはできません。 したがって、YZ Ceti は無線 SPI システムの候補であり、長期監視のターゲットとして独自の可能性を秘めています。
系外惑星系に関連するコヒーレント電波放射の検出の可能性は、そのような放射が系外惑星の未知の磁気特性を調査する可能性があるため、メガヘルツからギガヘルツの周波数までの研究の動機となっている1、2、3。 これらの提案された放出は、散逸したエネルギーが電子サイクロトロンメーザー (ECM) 放出に電力を供給する磁気星惑星相互作用 (SPI) の結果であり、電子サイクロトロンメーザー (ECM) 放出は、ソース領域のサイクロトロン周波数で発生します。つまり、惑星自体からのメガヘルツ周波数の放射です (惑星の摂動がアルフベン波を介して星方向に伝達されるとき、恒星コロナからのメガヘルツからギガヘルツの放射（数十ガウス未満の磁場）4、5、またはメガヘルツからギガヘルツの放射（最大キロガウスの磁場）6、7。 後者のメカニズムは、木星とイオの磁束管相互作用に類似しており、ホストと衛星システムがサブアルフベン体制内にあることに依存しており、そこではアルフベン速度が惑星の基準系における恒星風速を超えています。
木星-イオ系8の例に基づいて、このようなサブアルフヴェニック電波SPIは、数分から数時間続く強い円偏光を伴うコヒーレント放射のバーストとして現れると予想されます。 磁気相互作用によりシステムからほぼ連続的な放射が発生する可能性がありますが、星-惑星磁束管からの電波放射の角度ビームは、遠くの観測者から見ると、放射が衛星に応じて明確に定義されたバーストとして見えるはずです。軌道位相。
最近の結果により、M 矮星からの 150 MHz ECM 放射が明らかになり、これはサブアルフヴェニ系 SPI と一致する可能性があります9、10、11。 しかし、これらのシステムは、GJ 1151を標的としたキャンペーンではまだ惑星が見つかっておらず、惑星衛星が実際に電波放射を引き起こしているかどうかの確認を必要としている(参考文献12、13)。 プロキシマ・ケンタウリ (Prox Cen) からの偏光電波放射は、Prox Cen b14 との軌道周期性の可能性を示していますが、この惑星の周期は 11 日であるため、サブ・アルフヴェーヌ相互作用がある可能性は低い軌道距離にあります15。 さらに、磁気的に活動するM型矮星は頻繁に偏光した電波放射を示し16,17、ゆっくりと回転するM型矮星Prox Cenは恒星フレアに関連したコヒーレント電波バーストを示すため、完全に恒星由来のコヒーレント電波バーストの可能性は依然として重要である18。 メガヘルツからギガヘルツの周波数にわたる非活動的なM型矮星の電波フレア特性はほとんど知られておらず、電波バーストの原因として恒星の活動を排除する取り組みが複雑になっている。 恒星の活動と SPI のもつれを解くために、私たちは、コヒーレントな電波バーストと非常に短い周期の惑星 (数日未満) を備えたシステムを特定することを目指しています。これにより、軌道の周期性をテストするための長期モニタリングが可能になります。これは、決定的な証拠となり得る明確な証拠です。すべての放出が SPI によって行われていることを確認します。
この記事では、米国科学財団のカール G. ジャンスキー超大型アレイ (VLA) 19 を使用して、既知の系外惑星ホスト YZ Ceti (YZ Cet) からの 2 ～ 4 GHz のコヒーレント無線バーストの検出について報告します。 この近くのゆっくりと回転する星には、2 日周期で 1 つを含む 3 つの小さな惑星がコンパクトな構成で周回しています 20,21。 私たちは、YZ Cet の惑星が検出された偏光バーストにもっともらしい電力を供給できるかどうか、そしてその再発が恒星のみの起源を示唆しているのか、それともおそらく惑星に誘発された起源を示唆しているのかを検討しながら、SPI の文脈で電波観測を議論します。
我々は、5つのエポックでVLAを使用して2〜4 GHzでYZ Cetを観測しました。最初のプログラムは2019年11月30日から12月2日まで毎日3回の6.5時間観測であり、2020年2月2日と2月29日に2回の4時間追跡観測でした。キャリブレーター観測の場合、ソース上の合計時間は約 26 時間です。 図 1 は、内惑星 YZ Cet b21 の 2.02087 d の公転周期に位相をラップした 5 つの時代すべての時系列を示しています。これは、動径速度で決まる軌道位相の誤差が 1/8 程度であるため、位相は任意です。軌道周期が大きすぎるため、バーストが直角位相で発生するかどうかを確認できません。 初期の観測では、この星系はエポック 1 では検出されず (<36 μJy)、エポック 2 では複数の電波バーストを放射し、エポック 3 ではゆっくりと変化する静止放射 (313 ± 20 μJy) を生成しました。はエポック 4 では検出されず (<100 μJy)、エポック 5 では単一のコヒーレント バーストが発生しました。
最初の 2 つのエポックは、重複を避けるために別のパネルに表示されます。 影付きの領域は、各エポックの 3 分間の時間ビンの磁束密度の推定誤差の ±3 倍を示しているため、影付きの領域より上の点の有意性は >3σ です。 エポック 2 のコヒーレント バースト (位相 ~0.59) は、エポック 5 の同じ軌道位相では再発しません。エポック 1 と 5 の間の位相ラッピングの時間誤差は 5.3 分で、このプロットのスケールでは無視できます。
図 2 (左) は、エポック 2 のストークス V ダイナミック スペクトルを示しています (偏光時系列の方法を参照)。 ほぼ 100% 右円偏光 (RCP) の 1 時間にわたるコヒーレント バーストが、観測開始から約 2.3 時間後に 620 ± 80 μJy (ストークス I 時系列) のピーク磁束密度で発生します。 3 時間後、弱い偏光で明るいフレアが発生します。これは、多くの太陽フレアや恒星のフレアの原因となるインコヒーレントなジャイロシンクロトロン機構に有利に働きます 22。 フレアの前には、弱い右偏光を伴う 3 時間から 5 時間の増強されたストークス I 放射が発生します。これは、ゆっくりと変化する静止放射 (エポック 3 の変動する静止放射と一致) またはプレフレア活動によるものと考えられます。 さらに小さなバーストが発生し、その強い左円偏光 (LCP) がコヒーレントなメカニズムに有利に働き、このエポック中に 5.1 時間で発生し、インコヒーレントなフレアに重ねられます。 この LCP イベントは、フレアの衝撃段階で加速された電子によるものである可能性があります (たとえば、参考文献 18)。 この LCP の特徴はおそらく確率的な星のフレアに関連しているため、ここではこれ以上考慮しません。 私たちの議論では、SPI によって誘発されたコヒーレント バーストを探索しているため、2.3 時間の RCP バーストに焦点を当てます。
右偏波バーストは赤で表示され、左偏波バーストは青で表示されます。 左: エポック 2 の全 6.5 時間、3 分および 64 MHz の各ピクセルの不確実性は 19 μJy です。 ~3.4 GHz を超えると、無線周波数干渉 (RFI) によりノイズが増加します。 RFI フラグも、2.3 GHz 付近でデータ欠落 (白い領域) を引き起こします。 右: エポック 5 の 6 分間の抜粋。20 秒および 64 MHz の各ピクセルにおける不確実性は 520 μJy です。 エポック 2 の 2.3 時間と 5.1 時間のイベント、およびエポック 5 のイベントは、2 GHz 付近で最も明るい発光が観察される減少スペクトルを共有しています。 3 つのバーストはすべて、動的スペクトルで >5σ のピーク磁束密度を持っています。
偏光度に基づいてコヒーレント発光メカニズムを推測します。 非熱プロセスの場合、高調波数 s ≈ 10–100 のインコヒーレント ジャイロシンクロトロン放射は、ほとんどの視野角で 60% 未満の偏光を持ちます 23 が、コヒーレント放射は最大 100% の偏光を有することがよくあります。 ギガヘルツ周波数では、光源サイズを測定しない場合、輝度温度は、強い偏光バーストと弱く偏光したフレアおよび静止放射の両方に対する非熱メカニズムを示します。 たとえば、3 GHz での RCP バーストの 620 μJy のピーク磁束密度は、完全な恒星円盤の光源サイズの上限として 1.5 × 109 K を超える輝度温度に相当します。 ギガヘルツ周波数のコヒーレント発生源はおそらくはるかに小さく、恒星コロナ内の個々の磁気フットポイントまで追跡されます。 入手可能な証拠では、プラズマ発光と電子サイクロトロンメーザーという 2 つの考えられるコヒーレント発光メカニズムを区別することはできません。後者は SPI で期待されています。 他の多くの M 矮星無線バーストは高輝度温度 9、10、24 または X モード偏光 17 による ECM に起因すると考えられているため、コヒーレント バースト YZ Cet の ECM メカニズムはもっともらしいです。 ただし、SPI の起源を評価するために放出メカニズムには依存しません。 代わりに、SPI が観測されたコヒーレント バーストを駆動する可能性をテストするために、バーストの軌道変調の証拠を探します。
私たちは、エポック 2 の RCP コヒーレント バーストと同じ軌道位相を包含するように、エポック 5 の追跡観測をスケジュールしました。これらの追跡観測で、1 分間の長さの左偏波コヒーレント バーストを検出しました (図 2、右)。 、3 分の時間ビンを持つストークス I 時系列でのピーク磁束密度は 465 ± 70 μJy です (エポック 2 との一貫した比較には 3 分を使用)。 追跡バースト検出の軌道位相は、観測されたエポック 2 バーストの軌道位相と正確には一致しません (図 1)。代わりに、2 日間の軌道期間の約 2 時間早く発生します。 以下では、磁束密度とバーストの相対的なタイミングが SPI メカニズムと一致するかどうかを検討します。
YZ Cet から複数のコヒーレントな電波バーストが検出されたことにより、この系の惑星が電波バーストに電力を供給したのではないかという疑問が生じています。 この質問に答えるには、くじら座 YZ の磁化環境を推定し、潜在的な SPI の強度を計算する必要があります。
環境面では、YZ Cet システムに等温恒星風モデルを採用しました。 これらの惑星の公転距離は恒星半径 20 以上 21 であり、閉じた恒星の磁力線に囲まれる可能性は低いため、惑星はおそらく恒星風を運ぶ開いた磁力線と交差していると考えられます。 2 つの基準風モデル (メソッド) を使用します。 モデル A は、星の表面から吹き出される強い放射状の風によって引きずられる開放磁場を想定しており、文献 (参考文献 7、9 など) の近似計算で一般的に使用される仮定と一致します。 モデル B は、より弱い風と潜在的な磁場源面 (PFSS) 外挿を使用して、星の近くの閉磁場を考慮します。 特に、星の表面近くに閉じた磁場領域を組み込むことにより、磁化された星の半径方向磁場減衰のより現実的な推定値が得られるはずです。 恒星の質量減少率と磁場の強さに関するモデルの仮定が不確実であると、惑星がサブアルフヴェニ体制または超アルフヴェニ体制のどちらで周回するかに影響を与える可能性があります。 心強いことに、私たちの両方の基準モデルは、最も内側の惑星がサブアルフヴェニ体制内にあり、恒星の磁場の惑星摂動がエネルギーを恒星表面に向けて伝え、ギガヘルツ放射を誘発することを可能にしていることを発見しました。 「メソッド」で風モデルのパラメーター空間を探索する効果について詳しく説明します。
惑星誘発電波放射を駆動するために利用可能な電力を計算するために、参考文献のフレームワークを使用しました。 6,25。 後者（リコネクション）は障害物と場の相互作用から磁気リコネクションを通じて放出されるエネルギーを計算するのに対し、前者（アルフベン翼）は特に同じ相互作用から主星に伝播するアルフベン波のエネルギーに焦点を当てます。 この計算は、風力モデル A および B で定義されたすべての磁気環境変数と、惑星の磁気特性に依存します。より強い惑星磁場は、SPI の障害半径の拡大として機能する惑星磁気圏を切り開きます。 (方法)。 両方の枠組み内で、磁化環境に対してモデル A と B の両方を使用して、最も近い惑星であり、かなりの量の電波放射を引き起こす可能性が最も高い YZ Cet b に関連する ECM 電波バーストの可能性のある強度を計算しました。 さらに、想定される惑星双極子の磁場強度と想定される惑星半径を変更して、潜在的な電波バースト磁束密度への影響を評価しました。
結果を図 3 に示します。左側にモデル A、右側にモデル B、各パネルにリコネクションとアルフベン翼の予測の異なる帯が表示されています。 モデル A では、アルフベン翼の予測は、弱く磁化された惑星 (約 1 G) のバーストの測定された磁束密度ときれいに一致します。 一方、再接続フレームワークは測定されたバーストを大幅に過剰予測します。 この顕著な違いは、おそらくモデル A が惑星の位置における星の場の強さを過大評価していることによるものと考えられます。 PFSS がより現実的な地表近くの放射状磁場減衰を提供するモデル B パラダイムの下では、固有の惑星磁場が存在しない場合、YZ Cet b はリコネクション フレームワークを使用して放出に電力を供給することができます。 しかし、アルフベン翼のシナリオによれば、この惑星はおそらく、検出されたバーストに電力を供給するために強力な磁場（≳数ガウス）を必要とするでしょう。
YZ Cet 系の磁化環境の基準風モデル、モデル A (左) とモデル B (右) を使用して、惑星 YZ Cet b がそのホストと相互作用して生成する電波束密度を、2 つの相互作用に従って予測します。フレームワーク、reconnection25 (ゴールド) と Alfvén wing6 (ブラウン)。 与えられた惑星双極子磁場の場合、いずれかの SPI フレームワーク帯 (再接続またはアルフベン翼) の垂直方向の範囲は、妥当な惑星半径の範囲にわたる磁束密度に対応します (方法)。 reconnection25 の予測は、Alfvén wing6 の予測よりも強力です。 エポック 2 とエポック 5 の最も明るいコヒーレント無線バーストの測定された磁束密度も、1σ の不確実性に対応する影付きの領域とともに示されています (ピンクと青)。 水平の灰色の一点鎖線は、VLA 3 分時系列における典型的な 3σ RMS 感度を示しています。
これらの SPI フラックス予測には多くの不確実な仮定が含まれており、事実上、図 3 の予測曲線がいくつかの要因によって上下に変動する可能性があります。 それにもかかわらず、システム (モデル B) の最良の特性評価に従って、私たちの計算は、再接続フレームワークが物理学の正確な記述である場合、バーストは SPI を介して YZ Cet b によって容易に生成される可能性があることを示唆しています。 興味深いことに、アルフベン翼のシナリオがこれらのシステムにもっと適用できる場合、電波検出は地球型惑星に相当な惑星磁場が存在することを示唆することになります。
検出された無線バーストの磁束密度をモデル化した後、潜在的な SPI の性質を評価するために、それらの相対的なタイミングも考慮しました。 木星では、観察されたイオ誘起電波放射の再発は、傾斜した木星の磁場の軌道周期 Porb と回転周期 Prot の両方に依存します (参考文献 26 内を参照)。 これらはsynodic期間を定義します(\({P}_{{{{\rm{syn}}}}}={[{P}_{{{{\rm{orb}}}}}^{-1} -{P}_{{{{\rm{rot}}}}}^{-1}]}^{-1}\)) で、衛星軌道がホストの磁場に対して同じ位置に戻ります。 参考文献 27 では、可能性のある SPI 周期性について詳しく議論しており、サイノディック期間と半サイノディック期間の重要性に注目しており、後者は同様の衛星位置を定義しますが、ホスト磁場の反対側にあります。
YZ Cet b に関連する 3 つの異なる期間（軌道（2.02087 d）、シンノディック（2.08232 d）、および半期）を使用して、エポック 2 の RCP バーストの時系列とエポック 5 の時系列を位相ラップしました（図 4）。 -シノディック（1.04116日）。 シンノディック周期を計算するために、参考文献からの測光回転周期を使用しました。 21、68.46 ± 1.00 であり、シノディックおよび半シノディック位相ラッピングでは 1 時間程度の不確実性が生じますが、軌道周期ラッピングでは数分以内の精度です。 軌道周期で位相をラッピングすると、エポック 5 バーストはエポック 2 偏波バーストの位相の約 2 時間前に発生します (位相差、Δϕ ≈ 0.04)。 シノディック期間も半シノディック期間も、エポック 5 バーストをエポック 2 バーストの時間に近づけることはありません (方法)。 これらのずれは、私たちのデータが SPI の決定的な証拠を提供できないことを意味します。 また、惑星 c と d にも同様の分析を適用し、時間と位相の両方でバーストの一致がより悪いことがわかりました。 しかし、正確なバーストのタイミングは磁気幾何学の複雑さに依存する可能性があるため、惑星 b の軌道近傍での再発があるということは興味をそそるものです。
エポック 5 の光束密度光曲線 (黒線) を異なる周期 (軌道周期、サイノディック周期、および半サイノディック周期) で位相調整することにより、エポック 2 バースト (赤、明確にするために垂直方向にオフセットを付けています) と比較して、電波が適切かどうかをテストしました。バーストの発生は、YZ Cet の軌道に関連しています。 エポック 5 のバーストは、軌道周期 (Δt = 0) で完全な再発を示しませんが、代わりに、半サイノディック周期を使用した場合、タイミングに約 2 時間と約 6 時間の差が生じます。 シノディック周期を使用したバースト フェージングは、ほぼ半周期のバースト分離を示します。 完全な周期は 48 時間強です。 エポック 5 曲線の下の半透明の色付きの線 (青緑、紫、オレンジ) は、周期測定の不確実性による位相誤差を示しています。
地表近くの磁場の変化は、電波ビームの角度に影響を与え、惑星誘発電波放射の観測タイミングに影響を与える可能性があります。非双極子の恒星場の成分の重要性は、恒星に近づくほど増大します。 バーストの再発が時間的にシノディック フェージングよりも半シノディック フェージングに近いという事実は、エポック 5 バーストがエポック 2 バーストとは磁場の反対側で発生し、放出が異なる極から現れることも示唆しています。 この点は、エポック 2 バーストとエポック 5 バーストの間の RCP 対 LCP の極性の変化と一致しています (図 2)。 恒星の磁場に関する発生源の違いも、エポック間のバースト持続時間の変化の原因である可能性があります。 バーストが惑星軌道に関連付けられた速度で視線を横切る電波コーンの結果であると仮定すると、エポック 2 の 1 時間とエポック 5 の 1 分の継続時間は、コーンの厚さ 7.4° と 0.12° に相当します。 、 それぞれ。 ただし、本質的に狭い (1°) コーン幅を仮定した場合でも、SPI 無線ダイナミック スペクトルのモデルは、拡張されたソースの形状、極性、視野角に応じて広範囲のバースト持続時間を示します28。 磁場構造の詳細なマップ (ゼーマン ドップラー イメージング (ZDI) など) により、これらの動作を確認し、SPI シナリオに一貫性チェックをさらに適用できるようになります。
分極バーストは、恒星の自転が遅い（約68日）にもかかわらず、フレアなどの通常の恒星の磁気活動の結果である可能性もある。 偏光バーストのそれぞれが独立した確率的イベントであると考える場合、検出率は、無線モニタリングの 26 時間 (0.0769 h−1) で 2 つのイベントであると考えることができます (エポック 2 の小さな LCP イベントはフレアである可能性があるため無視します)下部構造）。 単純なポアソン統計を使用すると、エポック 5 に関連する 3.6 時間以内に少なくとも 1 つのイベントが発生する確率は約 24% になります。 対照的に、特定のフェーズ (4 時間ウィンドウ) の 2 時間以内に 2 回の別々の機会に 1 つのバーストが発生する確率はわずか 5.1% であり、小さいですが決定的な証拠としては不十分です。 したがって、バーストは惑星系とは関係がなく、ゆっくりと回転するM型矮星の通常の電波恒星の活動の一部である可能性が考えられますが、これについてはまだ十分に研究されていません。 放射を引き起こすメカニズムは依然として決定的ではないため、YZ Cet を SPI 候補として分類し、無線バーストの性質を識別するためにさらなる追跡調査が必要です。
我々は、YZ Cet システムから 3 GHz のコヒーレント無線バーストを検出しました。これは、観測された 5 つのエポックのうち 2 つで発生しました。コヒーレント放射メカニズムは、非熱的輝度温度と高度な円偏光によって示されました。 3 GHz の周波数は、低恒星コロナの磁気フットポイントで予想されるキロガウス場から発生する ECM 放射と一致します。 2つの時代におけるコヒーレント電波バーストは、90.9日後にYZ Cet bの軌道周期とほぼ同位相で再発した。 これらのバーストの磁束密度は、想定される恒星環境と惑星磁場の条件に応じて、サブアルフヴェニック SPI6,25 の平均光度の予測とほぼ一致しています。 それらの明るさと軌道位相での近接性に基づいて、我々はこれら 2 つのイベントを SPI イベントの候補と考えていますが、考えられる原因として星の磁気活動を除外することはできません。 このシステムのSPIが確認されれば、特に星の磁場の精緻な測定や正確な磁束密度予測の理論開発と組み合わせた場合、電波視度によってYZ Cet bの磁場強度の推定が可能になる。
追跡観測では、バーストは正確に一貫した軌道位相で再発するわけではなく (位相差、Δϕ ≈ 0.04)、シノディック期間と半シノディック期間を考慮すると、より大きな位相分離が示されます。スター。 軌道に依存する位相を伴う再発は、惑星誘発電波放射の直接の確認を提供するでしょう。 それが存在しない場合、軌道変調の可能性は残ります。木星からのイオ誘起バーストの優先軌道位相は、木星の磁場の傾きにより、木星の自転周期の過程で 2 つの値の間で変化します (たとえば、参考文献 26)。 。 星の双極子場が傾いている場合、約 90 日の間隔は星の約 68 日の自転周期の 1.3 倍であるため、エポック 2 と 5 の間で実質的に回転したことになります。 このあいまいさにもかかわらず、結果は示唆的です。軌道位相差は小さく、周期性はビーム電波放射を観測するための軌道依存の可視範囲6を反映している可能性があります。 軌道変調をテストできるさらなる観測には、星の大規模な磁場の向きを決定するための長期の電波監視や分光旋光観測が含まれます。
軌道変調を探すための監視は、通常の恒星の活動によって引き起こされる現象の「前景」と戦わなければなりません。 YZ Cet の自転周期が遅いため、YZ Cet は磁気活動の弱い星の間に位置します (たとえば、参考文献 29)。 遅い回転体は、木星からの一部の非イオウ電波バーストの原因となるプロセスである星周プラズマの共回転破壊によって、その明るい電波バーストに電力を供給することができません9,30。 しかし、ゆっくりと回転するM型矮星は、磁気再接続を通じてエネルギーを放出し、紫外線などの他の波長で光フレアを生成することができます（たとえば、参考文献31）。 低速回転子 Prox Cen も、光フレア関連事象 18 を含む、ギガヘルツ周波数付近でコヒーレントな電波バーストを発生させており、ゆっくりと回転する M 型矮星が恒星の活動によりコヒーレントなバーストが可能であることを示唆しています。 太陽では、磁気リコネクションによって駆動されるコヒーレント バーストが、インコヒーレントなジャイロシンクロトロン フレアと関連付けられることがあります 23。 同様に、4 時間にわたって発生したエポック 2 のコヒーレント バーストとインコヒーレント フレアはすべて、磁気活性領域内の関連プロセスに由来している可能性があります。
メガヘルツからギガヘルツの周波数にわたる偏光恒星電波バースト（レート、形態、物理的ドライバー）をより深く理解することで、潜在的な SPI 信号からのそのような放射のもつれを解く点で顕著な進歩がもたらされるでしょう。 SPI 放出の探索が成功するには、この恒星活動の前景と戦う必要があります。 これらの考慮事項と私たち自身の検出候補を考慮して、無線周波数での磁気 SPI を評価および確認するための一般的な基準を提案します。 条件は 2 つあります: (1) 確認された惑星の軌道に依存する周期で電波バーストが再発すること、および (2) 狭い位相または時間内でこれらのイベントをランダムに観測するポアソン確率 p < 0.0027 (3σ に相当)この確率は、広範囲の軌道位相を観察することによって決定される平均バースト レートに基づいています。 確率的レートを 0.0769 h−1 と再び仮定すると、この確率しきい値を超えるには、4 時間のフェーズ ウィンドウ内で 4 つのフェーズ バーストが必要になります。 5σ の信頼度では、そのようなバーストが 10 回必要になります。 確率的事象がランダムに繰り返される可能性が低い場合、SPI の解釈に高い信頼性を与えることができるのは、惑星の周期を高精度で事前に知っていることです。 広い位相範囲にわたる無線非検出は、SPI 増強の位相を標準的な恒星プロセスから区別するための確率的無線バースト レートの正確な測定にとって重要です。 これらの基準は主にマルチエポック電波モニタリングに依存しており、星の磁場と惑星の幾何学的形状の相補的な観測によって裏付けることができます。 周期性をテストするためのこのような長期モニタリングでは、2d周期で確認されたYZ Cetの惑星は、磁気SPIにとってユニークで有望なケーススタディになります。
表1は、我々のターゲットであるYZ Cetと比較天体であるProx CenおよびGJ 1151の物理的恒星の特性を詳しく示したもので、複数の経験的関係を組み合わせて質量、半径、ボロメータ光度を共同制約することによって決定されます（参考文献33の方法）。 この推定には、Gaia Data Release 2 (ref. 34) からの正確な視差が使用されており、実効温度は光度と半径の組み合わせから導出されます。 YZ Cet および GJ 1151 のボロメトリー光束測定値は参考文献からのものです。 35、Prox Cen の場合は参考文献からのものです。 36. さらに、星の自転周期 (68.46 ± 1.00) を含む、追加の関連する活動特性をそれぞれの参考文献から引用します。 より正確な V バンド回転周期として 68.4 ± 0.05 が測定されています 21 が、正式な統計誤差にはすべての形式の系統誤差が含まれるわけではありません。 エポック 2 と 5 の間の約 90 日の間隔にわたる自転周期の不確実性の影響を調査するために、シノド周期で位相をラップするときに精度の低い周期を使用することを選択しました。これにより、不確実性曲線は拡大しますが、結論には影響を与えないことがわかりました。 。 また、各天体のトランジット系外惑星探査衛星 37 の光度曲線で光学フレアが見られることにも注目します。
YZ Cet の VLA 観測では、磁束校正器として 3C147 を、ゲイン校正器として J0116-2052 を使用し、VLA パイプラインを使用して CASA38 でデータを校正しました。 VLA はコンパクトな構成でした。エポック 1 ～ 3 では D、エポック 4 では DnC、エポック 5 では C でした。位相中心は YZ Cet と近くの 150 mJy の線源 PMN J0112-1658 (から 7.5 分角離れたところ) の中間に位置して観測しました。 YZ Cet)、その光源を一次ビームのメインローブ内に維持するために、イメージングの前に位相中心を星の位置に移動させました。 W 投影、マルチスケール イメージング、および 3 つのテイラー項を使用した多周波数合成を備えた CASA の「tclean」タスクを使用して、最初の 3 つのエポックを一緒にイメージ化し、その後の 2 つのエポックをそれぞれ個別にイメージングしました。 点光源の感度を最大化するために自然な重み付けを使用しました。
各データセットについて、CASA の「gaincal」コマンドを使用してターゲット フィールドで自己校正を実行しました。つまり、1 ラウンドまたは 2 ラウンドの位相のみの自己校正に続いて、1 ラウンドまたは 2 ラウンドの振幅および位相の自己校正を実行しました。 振幅の自己校正には、gaincal の solnorm=true パラメータを使用し、磁束密度の人為的な増加を避けるためにゲイン振幅を平均値 1 に正規化しました。 たとえば、エポック1〜3の自己校正画像（補足図1）では、PMN J0112-1658のピーク磁束密度は一貫したままでしたが（自己校正前は148.4 mJy、自己校正後は148.5 mJy）、不確実性は大幅に改善されました。 : 明るい光源が存在しない YZ Cet 付近の領域における二乗平均平方根誤差は、自己校正前は 120 μJy、自己校正後は 25 μJy でした。
イメージング後、モデルに背景光源のみが含まれるようにモデルから星をマスクし、視程データからモデルを差し引いて、星とノイズのみを含む残留視程を取得しました。 補足図。 図 2 と 3 は、バックグラウンドを差し引いたデータのエポック 2 と 5 の無線バーストの画像を示しています。 Stokes I では、PMN J0112-1658 の不完全な減算により、残留サイドローブが見られます。
位相の中心に星を配置し、「plotms」タスクを使用してすべてのベースラインと周波数にわたる残留ビジビリティを平均し、複素数値の時系列を生成しました。 実数成分は自然加重画像の中心ピクセルに相当し、星の磁束密度が得られます。 虚数成分には恒星光束が含まれるべきではありませんが、熱雑音、無線周波数干渉 (RFI)、および不完全に差し引かれた背景音源のサイドローブに起因する同等レベルの雑音が示されます。 これらの残留バックグラウンド サイドローブは、サイドローブ パターンが時間の経過とともに進化するにつれて、時系列に「波紋」を引き起こす可能性があります。 これらの要素を含む時系列の実効騒音レベルを推定するために、虚数成分の標準偏差を計算しました。 星変動が明確に検出されない時代では、実数成分と虚数成分の標準偏差がほぼ同じであるため、時系列の虚数成分を使用してノイズ レベルを推定しました。 たとえば、エポック 1 では、ストークス I 標準偏差は 69 μJy (実数) と 79 μJy (虚数) で、ストークス V 標準偏差は 50.5 μJy (実数と虚数の両方) です。 ストークス V よりもストークス I の標準偏差が大きいことは、バックグラウンド ソースの残留サイドローブの影響を示しています。
3 分間の積分では、ストークス I 時系列では 55 ～ 80 μJy、ストークス V では 37 ～ 50 μJy のノイズ レベルを測定しました。音源の混乱がなければ、3 分間の VLA の理論上の感度は 22 μJy です。 ストークス V ではソースの混乱は問題ではないため、ストークス V のノイズ レベルの上昇はおそらく RFI によるものであり、RFI フラグによるデータ損失と残りのデータの低レベル RFI が伴います。 ストークス I ノイズ レベルは、RFI と不完全なバックグラウンド ソースの減算の両方の影響を受けます。 これらの効果は両方とも、VLA のコンパクトな構成によって強化されます。
図 1 は、結果の時系列を軌道位相の関数として示しています。ここで、影付きの領域は、そのエポックの 3 分の各時間ビンにおける磁束密度の推定ノイズ レベルの ±3 倍を示しています。 補足図。 図４および５は、コヒーレントバーストを伴う２つのエポックであるエポック２および５の詳細な時系列を示す。 バーストを識別するには、バースト前後と比較して、バースト中に 3σ を超える磁束増加が必要でした。 たとえば、エポック2（補足図4）では、2.3時間、5.1時間、および5〜6時間のイベントはこの基準を満たしますが、3.1時間での考えられる左偏光イベントは2σの磁束増強のみを構成します。
バーストのないエポックについては、背景光源を差し引いた全エポック期間の画像を使用して、静止発光レベルを測定または上限を設定しました。 エポック 1 では、星の位置 (星は未検出) の画像でビームあたり I = −39 μJy の強度を測定し、星の位置近くの画像の RMS はビームあたり σ = 25 μJy であり、3σ の上限が得られました。線源磁束密度の制限: S < 3σ = 75 μJy。 エポック 3 では、星は 313 ± 20 μJy (ストークス I) および 18.7 ± 5.3 μJy (ストークス V) のピーク磁束密度で検出されました。 エポック 4 では、星は画像内のその位置で 36 ± 21 μJy の強度で検出されず、磁束密度の 3σ 上限は 64 μJy となりました。 エポック 3 のような M 型矮星の弱く偏光した非熱的でゆっくりと変化する静止発光は、通常、インコヒーレントなジャイロシンクロトロン発光に起因すると考えられています 39。
信号の円偏光の度合いは rc = V/I = (RR − LL)/(RR + LL) で、RR と LL はそれぞれ右円偏光と左円偏光の可視性データです。 バーストの円偏光度を評価するために、最尤法を使用して rc を推定し、68% 信頼区間を構築しました。 尤度を計算するために、RR と LL がガウス分布であると仮定し、時系列の虚数成分からそれぞれの標準偏差を取得しました。 モデル パラメーター SI (ストークス I 磁束密度) と rc に関するデータを取得するための確率分布関数 (PDF) を生成し、SI 全体の分布を周辺化して rc のみの PDF を取得しました。 補足図の黒い線。 図 4 と 5 は、PDF がピークとなる rc の値を示し、灰色の信頼区間は、累積分布関数の 0.16 ～ 0.84 にある rc の範囲を示します。
参考文献に記載されているベースライン平均化コードを使用して、エポック 2 のすべてとエポック 5 バースト周辺の短期間の動的スペクトル (図 2 および補足図 6) を生成しました。 17. キャプションで引用されている磁束密度の不確かさは、各周波数チャネルの標準偏差を取得し、すべてのチャネルの中央値を計算することにより、動的スペクトル (恒星の放射を含まない) の虚数成分を使用して計算されます。 エポック 2 バーストの 2.3 時間および 5.1 時間におけるストークス V のピーク磁束密度は、エポック 5 バーストと同様に両方とも 5σ を超えています。 エポック 2 のインコヒーレント フレアは弱い右偏光を持ち、5.1 時間の同時 LCP バーストを除いてストークス V ではかすかにしか現れません。ストークス I では 2 ～ 3.7 GHz 帯域全体に広がり、ジャイロシンクロトロン放射の広帯域の性質と一致します。
エポック 2 では、5.1 時間の右偏波バーストと左偏波バーストはどちらも最低周波数 (<3 GHz) で最も明るくなります。 エポック 2 のダイナミック スペクトルの 2 つの最も明確な特徴と同様に、エポック 5 のイベントも最低周波数で最も明るくなります。 動的スペクトルにはっきりと現れるこれら 3 つのイベントは、2.5 ～ 3 GHz を超えると低下します。 放出プロセスがサイクロトロンメーザーである場合、これは、ソース領域の最大磁場が 1 kG 程度であることを示します。
SPI が観測された偏波電波放射に電力を供給した可能性があるかどうかを判断するには、YZ Cet 惑星系に影響を与えている可能性のある磁気圏環境を特徴付ける必要がありました。 我々は 2 つのモデルを検討しました: (1) コロナと表面磁場強度によって特性が設定される放射状等温恒星風によって定義される磁気圏、および (2) 等温恒星風を含む典型的な M 矮星の ZDI 測定値の PFSS 外挿ソース表面を超えた溶液40。 低質量星の磁場と風の環境は非常に不確実であるため、このアプローチでは、YZ Cet 惑星が経験すると考えられる一連の恒星の磁場の強さの影響を調査します。
最初のアプローチは、文献でよく採用されていますが、恒星の表面から発生する恒星風を使用します。これは、恒星の表面近くの閉じた磁力線の急速な半径方向の減衰を考慮していないため、惑星の位置での磁場を過大評価します。たとえば、参考文献7)。 2 番目のアプローチでは、より現実的な恒星の磁場トポロジーを使用してこの効果を説明します (たとえば、参考文献 40)。 しかし、固有の仮定では磁場への追加の応力が除外されており、十分に拘束されていないソース表面を超えて、星から惑星までの距離にある磁場の強度が過小評価される可能性があります。
放射状恒星風の解を定式化するために、我々はウェーバー風モデル 41 を使用しました。これは、回転する星によって推進される軸対称の赤道風に対する球面座標における理想的な磁気流体力学問題を解決します。 彼らの式 (23) にはタイプミスがあることに注意してください。 括弧内の分母の最後の項では、因数 \({{{\varOmega }}}^{2}{r}^{2}{M}_{{\mathrm{A}}}^{2} \) は、角回転速度 Ω の場合、\({{{\varOmega }}}^{2}{r}^{2}{M}_{{\mathrm{A}}}^{4}\) でなければなりません、動径座標 r、および動径アルフヴェニック マッハ数 MA。 彼らの解決策は参考文献の解決策と似ています。 しかし、回転する星に固定された磁場上のイオン化した風の応力を自己矛盾なく組み込んでいます。 リファレンスから出発します。 41 では、一般的なポリトロープ アプローチのサブケースである等温風を採用しています。 物理的な風の解は、3 つの臨界点 (1 つは音響、2 つは磁気) 41 をスムーズに通過するもので、解を制約し、境界条件の選択に対して初期の半径方向風速を固定します。 結合された解には、入力として星の質量、半径、回転速度 (表 1)、さらにコロナプラズマ温度、平均質量減少率、表面での半径方向磁場強度 (以下を参照) が必要です。 これらの仮定に基づいて、風の半径方向のプロファイルを数値的に解きました。 実際には、臨界点を組み込んだ連立方程式によって、運動の定数である総エネルギーが決まります。 次に、エネルギー方程式を使用して、星からの距離の関数として動径速度を数値的に解きました。 他のシステム特性は、半径方向の風プロファイルから決定できます41。 要約すると、境界条件の重要な変数パラメーターは、コロナ温度、半径方向磁場強度、質量損失率に帰着します。
このモデル (A) では、コロナ温度 kBT = 0.25 keV ≈ 3 × 106 K、一定の質量損失率 \(\dot{M}\equiv 4\uppi \rho u{r}^{ 2}=1{0}^{-13}\,{{M}}_{\odot }\,{\mathrm{yr}}^{-1}= 5\,{\dot{M}}_ {\odot }\) (太陽の質量損失率の 5 倍)、および Br = 220 G の半径方向磁場。仮定された一定の質量損失率により、質量密度プロファイル ρ と半径方向の風の関係が設定されます。スピード、あなた。 X線観測に基づくと、コロナ温度は他の不活性な後期M型矮星の温度と同様である(例えば、参考文献43、44)。 質量減少率は、ロスビー数に基づく同様の星の予想速度 (YZ Cet では 0.5)40 と、類似の物理的特性を持つ Prox Cen の低い速度 (参考文献 15 内を参照) との妥協点です。磁場強度が弱くなります (表 1)。
YZ Cet の平均半径方向表面磁場強度の推定のために、参考文献からの Prox Cen の測定された大規模磁場トポロジーを利用しました。 YZ Cet のそのような測定値はまだ入手できないため、45 です。 Prox Cen は、性質が似ているため (表 1)、YZ Cet の磁気特性を解釈するのに有用な類似体であり、ZDI から測定された場のトポロジーを持つ、ゆっくりと回転する数少ない後期 M 矮星の 1 つです。 我々は、YZ Cet のゼーマン広がり測定、
モデル B では、風特性に対して同じ仮定を使用しましたが、2 つの大きな違いがありました。 1 つ目は、恒星場が純粋に放射状であるウェーバー風モデルの内部境界を、M 矮星の風の磁気流体力学シミュレーションと一致して、恒星半径 4.5 に移動したことです (参考文献 49 の表 2)。 この「ソース表面」を外側にシフトすると、表面近くの閉じた磁力線が考慮されます。 我々は、Prox Cen のフィールドトポロジーに基づく PFSS 外挿 (参考文献 50 など) で恒星表面と風源表面の間の空間を埋めることにより、この閉じたフィールドをモデル化しました。恒星表面では220G。 したがって、PFSS 外挿により、平均半径磁場強度が星から 4.5 恒星半径に設定されます。 次に、質量損失率を 20 分の 1 の 0.25 \({\dot{M}}_{\odot }\) と仮定しました。これは、参考文献からの Prox Cen 風力の上限に匹敵します。 51 であり、参考文献からの予測レートと一致しています。 15. この値は、X 線表面フラックスと質量損失率の関係から計算された予想 (~0.23 \({\dot{M}}_{\odot }\)) にも近いです 52,53。 これらの異なる磁気環境を補足図7で比較します。
さらに、補足図 8 にモデル B のいくつかの特性を示し、風 (上のパネル) に関連する速度と、YZ Cet の周囲のモデル環境全体の総風圧を示しています。 私たちはモデル B がこの惑星系に広がる平均的な磁化環境の最も現実的な推定に対応すると考えましたが、モデル A はこれらの疑問に対する文献の扱いにおける典型的な仮定を要約したものです。 文献情報によると、低質量星の風のパラメータは通常不確実ですが、解析モデルを採用したため、入力の仮定を容易に変更して、YZ Cet 惑星系が電波放射に電力を供給する可能性への影響を判断できます。 （以下を参照してください）。 等温風解とこれらのパラメータの仮定の影響について直観を提供するために、温度の変化が風速を決定する最も影響力のあるパラメータであり、質量損失率の変化が風密度と放射状磁場に大きな影響を与えることに注意してください。ゆっくりと回転するシステムでは方位角磁場成分がはるかに弱いため、強度は磁場全体をスケールします。 3 次元の風シミュレーション (たとえば、参考文献 15) が存在しない場合、これらの単純化された等温アプローチは、おおよその惑星間環境条件を調べるための合理的な手段を提供します 53。
YZ Cet からの偏波電波バーストの検出は、コヒーレント電波放射が恒星の惑星との磁気相互作用によって引き起こされたのではないかという疑問を引き起こしました (参考文献 1 内を参照)。 私たちはモデル A と B (上記) を使用して、YZ Cet 惑星系の環境を満たす磁化された恒星風を定義しました。 この風が惑星と相互作用すると、散逸したエネルギーがオーロラ電波放射を引き起こす可能性があります。 参考文献のフレームワークを使用して、この相互作用を通じて利用可能な電力を推定しました。 25 (再接続) および参照。 6 (アルフベンの翼)、審判がとったアプローチと同様。 9.
磁気リコネクション25によって解放される利用可能な電力は、
cgs 単位で、γ は幾何学的因子、Ro は障害物、つまり惑星磁気圏の半径、υ は惑星の枠内での相互作用速度、B は惑星における星の磁場の強さです。位置。 同様に、アルフベン翼 6 を介して伝達される利用可能な出力 (低マッハ数領域で有効な予測) は次のようになります。
参照によって表されるように。 ここで、\(\bar{\alpha }\) は相互作用の強さ、θ は風の相対速度ベクトルと惑星の座標系における磁場の間の角度、ρ は磁化された流れの質量密度です。 これら 2 つのアプローチは、アルフヴェニのマッハ数 6 の 2 倍と幾何学的な要因によって異なります。 モデル A と B の風特性を取得し、これらの式を使用して ECM 無線放射を生成するために利用できる予想電力を推定します。 惑星の位置では、恒星の自転が遅いため、風と磁場は一直線に並んでおり、ほぼ放射状になっていますが、惑星の公転速度 (風速に比べて小さい) により、θ は小さなゼロ以外の値になります。 私たちは、最も接近した惑星として、そして私たちの電波データセットで検出された何百ものマイクロジャンスキーバーストに電力を供給する可能性が最も高いYZ Cet bに焦点を当てました。
式 (1) と (2) を評価する際には、幾何学的因子の中間値、つまり γ → 1/2 をとり、相互作用の強さ \(\bar{\alpha }\to 1\) を考慮します。 前者は、相互作用する磁場の正確な幾何学的形状についての我々の無知によって正当化される25。 後者については、YZ Cet 系の近くにある大きな岩石惑星の環境が高いペダーソン伝導率を持っていることを考慮して、磁気圏または電離層を通る惑星障害物の可能性の高い伝導率に基づいて相互作用の強さの仮定を正当化します (参照)参考文献 7 の付録 A)。
べき乗の式に最後に残っている変数は、惑星の障害物の半径 Ro です。 これは、惑星の磁気圏のサイズ、または薄い電離層を想定した最小の惑星自体の半径によって定義されます。 想定される惑星場と風の間の圧力バランスを使用して、惑星磁気圏界面の半径を定義します。
ここで、Bp は想定される惑星双極子場の強度、完全にイオン化した水素風の場合は μ = 0.5、mp は陽子の質量です。 式 (3) の Ro/Rp の比が 1 を下回る場合、代わりに障害物の半径として Rp を使用します。
YZ Cet 系は動径速度測定によって特徴づけられましたが、通過を示さないため、惑星の半径は不明です。 惑星はほぼ地球サイズである可能性が高く、YZ Cet b の最小質量は 0.7 M⊕ です。 YZ Cet b の半径については、Rp = 0.89 R⊕ から Rp = 1 R⊕ までの範囲を考慮します。ここで、下限は、地球のような密度も持つと仮定した最小質量の半径に対応します。 この惑星はほぼ地球サイズであるため、惑星の双極子の場の強さの範囲を 1 G (地球に似た) から始めて、1 桁 (10 G) 増加させ、恒星の場の強さ以下になるまで調査します。惑星の位置 (実質的に磁化されていない)。 これらの値は、図 3 の横軸の範囲を設定します。
これらの仮定により、リコネクションとアルフベン翼の処方の両方を使用し、モデル A とモデル B の両方の風環境を考慮して、YZ Cet からのオーロラ電波バーストに電力を供給するために利用できるエネルギーを計算できます。 電力を可能なバースト無線束密度に変換するために使用します。
ここで、S は式 (1) または式 (2) から来ており、ϵ = 0.01 は無線効率係数 1,6、Δν = 3 GHz は放射帯域幅であり、低周波から放射帯域 d までの放射スパンを想定しています。 = 3.712 pc は星までの距離であり、木星とイオの電波放射の観測値に基づくビーム角度には Ω = 0.16 sr を使用します54。 計算結果を図 3 に示し、本文で説明します。
SPI の予測される磁束密度は、磁化環境のさまざまな未知の特性に依存しますが、最も顕著なのは想定される恒星の質量損失率と恒星の磁場の強さです。 上記では、文献および星の既知の物理的特性と一致する値の範囲を表すモデル A と B を選択しました。 以下では、これらの仮定に関連する 2 つの具体的な影響、つまり SPI シナリオと一致する質量損失率の範囲と、想定される恒星磁場に対する SPI 出力の依存性を検討します。
私たちが検出したバーストが実際にサブアルフベン SPI によって駆動されている場合、対応する惑星は恒星環境のアルフベン表面内にあるはずです。 私たちの等温風ソリューションを使用して、YZ Cet の周りの惑星の位置におけるアルフヴェニックのマッハ数に対する想定される質量損失率の影響を調査しました。 これらの結果を補足の図9に示します。基準モデルAとBはどちらも、惑星がアルフベン表面を超える前に、そしてYZ Cet bが超になる前にさらに想定される質量損失率が一桁増加することを可能にします。 -アルフヴェニック。
星はゆっくりと回転しているため、風速と星域は主に放射状であり、惑星の公転運動は風速に比べて小さいため、補足図9の結果は次のようによく近似されます。
ここで、右側の速度と磁場は、惑星の位置で評価された動径成分に対応します。 基準モデル A (5 \({\dot{M}}_{\odot }\)) の場合、惑星 a、b、c は約 150 倍、80 倍、50 倍の質量減少率で超アルフヴェニックになります。それぞれ \({\dot{M}}_{\odot }\)。 基準モデル B (0.25 \({\dot{M}}_{\odot }\)) の場合、惑星 a、b、c は約 13.5、7.5、4 倍の質量減少率で超アルフヴェニックになります。それぞれ \({\dot{M}}_{\odot }\)。 想定される恒星の磁場が増加すると、アルフベン表面に対応する距離が増加し、対応する惑星の準/超アルフベン遷移の質量損失率が増加します。 私たちの電波検出が YZ Cet b とそのホストとの相互作用によって強化されている場合、YZ Cet の質量損失率がこれらの範囲内、おそらく <13.5 \({\dot{M}}_{\odot }) 内にあることを意味するはずです。 \)、より現実的なモデル B 恒星フィールド トポロジを使用します。
上記のモデル A および B を紹介したときに説明したように、表面半径方向の平均磁場強度を控えめに 220 G と仮定しましたが、これは過小評価である可能性があります。 モデル A と B の両方で、表面の磁場をより高い値にスケーリングすると、惑星の位置での磁場が線形にスケーリングされ、同様に、惑星の磁場強度の関数として予測される最小 SPI 磁束密度がスケーリングされます (図の平坦な領域)。 3）。 図 3 の転換点も、その位置が恒星と惑星の磁場がバランスする場所を符号化しているため、より高い惑星の磁場強度に向けてシフトします。
モデル A では、再結合機構とアルフベン翼機構の両方について、恒星場の 2 倍または 3 倍の増加により、磁束密度の予測が測定されたバーストよりも高くなります。 私たちの電波検出が実際に SPI である場合、これは、モデル A が閉場の構造を考慮していないため、惑星の位置での星の場の強度を過大評価していることを強調します。 モデル A で想定したような、恒星動径場を使用した文献 SPI 予測は、SPI 強度とアルフベン面のサイズ、およびそれがどの惑星を包含するかを過剰予測する可能性があります。
モデル B では、場の強度が 2 または 3 倍増加すると、再接続とアルフベン翼の予測の両方がより高い値に押し上げられます。 再結合の予測は測定されたバースト磁束密度との乖離がさらに大きくなるが、アルフベン翼の予測はより小さい（しかし無視できない）惑星双極子場と一致することになるだろう。 私たちの検出が実際に SPI であり、追加の測定によって YZ Cet の平均全球場が 220 G を大幅に超えていることが明らかになった場合、私たちの結果は、モデル A (開いた恒星場) よりもモデル B (表面近くの閉じた場を考慮) を支持することになります。そして再接続メカニズムの上にアルフベンの翼メカニズム。
この出版物で使用されている無線データは、NRAO アーカイブ (data.nrao.edu) からプロジェクト コード VLA/19B-222 で入手できます。
生の無線データは、公的に入手可能なソフトウェア パッケージ CASA38 と NRAO の VLA 校正パイプラインを使用して処理されました。 モデル恒星風の実装を記述したコードは、対応する著者への合理的な要求に応じて入手可能です。 astropy の一部である公開 Python パッケージも、結果の分析と表示に役立ちます 55,56。
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Prox Cen のフィールド トポロジーの球面調和係数を提供してくださった B. Klein 氏と J. Moen 氏に感謝します。 また、この記事の作成にあたり有益な議論をしていただいた A. Vidotto、J. Saur、R. Fares、M. Jardine、A. Antonova にも感謝します。 この資料は、助成金番号 2 に基づいて米国科学財団によって支援された研究に基づいています。 AST-2108985 (JSP) および AST-2150703 (JV)。 国立電波天文台は、Associated Universities, Inc. による協力協定に基づいて運営されている国立科学財団の施設です。この文書には、TESS ミッションによって収集されたデータが含まれています。 TESS ミッションの資金は NASA の科学ミッション総局によって提供されます。 この作業では、欧州宇宙機関 (ESA) のミッション Gaia (https://www.cosmos.esa.int/gaia) からのデータが利用され、Gaia Data Processing and Analysis Consortium (DPAC; https://www) によって処理されました。 .cosmos.esa.int/web/gaia/dpac/consortium)。 DPAC への資金は国家機関、特にガイア多国間協定に参加している機関によって提供されています。 この研究は、フランス、ストラスブールの CDS で運用されている SIMBAD データベースを利用しました。 この研究では、コミュニティが開発した天文学用のコア Python パッケージである astropy (http://www.astropy.org) を利用しました。
J. Sebastian Pineda、Jackie Villadsen などの著者も同様に貢献しました。
コロラド大学ボルダー大気宇宙物理学研究所、米国コロラド州ボルダー
J. セバスチャン ピネダ
米国ペンシルバニア州ルイスバーグ、バックネル大学物理学および天文学部
ジャッキー・ヴィラセン
米国ニューヨーク州ポキプシー、ヴァッサー大学物理学および天文学部
ジャッキー・ヴィラセン
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JSP はターゲットを特定し、恒星環境のモデルを開発し、星と惑星の相互作用磁束密度の予測を計算しました。 JV は観測戦略を策定し、電波データを削減して分析しました。 両著者は結果の解釈と論文の執筆に大きく貢献しました。
J. Sebastian Pineda への通信。
著者らは競合する利害関係を宣言していません。
Nature Astronomy は、この研究の査読に貢献してくれた Rachel Osten と他の匿名の査読者に感謝します。
発行者注記 Springer Nature は、発行された地図および所属機関の管轄権の主張に関して中立を保っています。
補足図。 1～9。
オープン アクセス この記事はクリエイティブ コモンズ表示 4.0 国際ライセンスに基づいてライセンスされており、元の著者と情報源に適切なクレジットを表示する限り、あらゆる媒体または形式での使用、共有、翻案、配布、複製が許可されます。クリエイティブ コモンズ ライセンスへのリンクを提供し、変更が加えられたかどうかを示します。 この記事内の画像またはその他のサードパーティ素材は、素材のクレジットラインに別段の記載がない限り、記事のクリエイティブ コモンズ ライセンスに含まれています。 素材が記事のクリエイティブ コモンズ ライセンスに含まれておらず、意図した使用が法的規制で許可されていない場合、または許可されている使用を超えている場合は、著作権所有者から直接許可を得る必要があります。 このライセンスのコピーを表示するには、http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/ にアクセスしてください。
転載と許可
Pineda、JS、Villadsen、J. 既知の M 準惑星ホスト YZ Ceti からのコヒーレント無線バースト。 Nat Astron 7、569–578 (2023)。 https://doi.org/10.1038/s41550-023-01914-0
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受信日: 2022 年 8 月 19 日
受理日: 2023 年 2 月 7 日
公開日: 2023 年 4 月 3 日
発行日：2023年5月
DOI: https://doi.org/10.1038/s41550-023-01914-0
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