Перегляд вихідного коду сторінки GW170817

[[Файл:GW170817 spectrograms.svg|thumb|300 пкс|[[Спектрограма]] гравітаційно-хвильового сигналу GW170817, «видимого» двома детекторами LIGO (вгорі та по центру) та одним детектором Virgo (внизу). Із зростанням частоти (від 50 до 400 [[Гц]]) стає помітним т.&nbsp;зв. [[Лінійна частотна модуляція|«чирп»]]&nbsp;— свідчення останніх моментів перед злиттям подвійних [[Нейтронна зоря|нейтронних зір]]. Зближаючись, нейтронні зорі випромінюють [[Гравітаційна хвиля|гравітаційні хвилі]], що призводить до зменшення їх орбіт і значно швидшого руху по спіралі. Коли вони нарешті зливаються і досягають точки зіткнення, то на детекторах ця подія зникає за шумом, оскільки на високих частотах їх чутливість обмежується [[фотон]]ним [[Дробовий шум|дробовим шумом]].]]

'''GW170817'''&nbsp;— [[Гравітаційна хвиля|гравітаційно-хвильовий]] сигнал, зареєстрований колаборацією [[Лазерна інтерферометрична гравітаційно-хвильова обсерваторія|LIGO]]-[[Virgo (інтерферометр)|Virgo]] [[17 серпня]] [[2017]] року. Сигнал GW170817 мав тривалість ~100 секунд і був першим гравітаційно-хвильовим свідченням злиття двох [[нейтронна зоря|нейтронних зір]], що відбулось у галактиці [[NGC 4993]], на відстані 130 мільйонів [[Світловий рік|світлових років]] від Землі<ref name="PRL-171016">{{cite journal|last1=Abbott|first1=B. P. et al|title=GW170817: Observation of Gravitational Waves from a Binary Neutron Star Inspiral|journal=Physical Review Letters|date=16 жовтня 2017|volume=119|issue=16|doi=10.1103/PhysRevLett.119.161101}}</ref>.

GW170817&nbsp;— перша подія, що одночасно спостерігалась як на гравітаційних хвилях, так і на [[Електромагнітна хвиля|електромагнітних]]. Після GW170817 сигналу слідував пов'язаний із ним [[Гамма-промені|гамма-спалах]] ('''GRB 170817A''') та оптичний [[Транзієнт (астрономія)|транзієнт]] ('''SSS17a''', пізніше перейменований в '''AT 2017gfo''')<ref name="APJ">{{cite journal|author=Abbott B. P. and LIGO, Virgo & others collaboration|title=Multi-messenger Observations of a Binary Neutron Star Merger|journal=The Astrophysical Journal|date=16 жовтня 2017|volume=848|issue=L12|doi=10.3847/2041-8213/aa91c9}}</ref> Це вперше, коли астрофізикам вдалось поряд із гравітаційно-хвильовим сигналом виявити його електромагнітні двійники у [[Гамма-промені|гамма-променях]]<ref name="Connaughton2017">{{cite paper |author=Connaughton V. et al. GCN Circular 21506. 17/08/17 |url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/other/G298048.gcn3 |date=17 серпня 2017 |accessdate=17 жовтня 2017 |title=Архівована копія |archivedate=4 січня 2021 |archiveurl=https://web.archive.org/web/20210104220833/https://gcn.gsfc.nasa.gov/other/G298048.gcn3 }}</ref>, [[Рентгенівське випромінювання|рентгенівському]], [[Оптичне випромінювання|оптичному]] та [[Інфрачервоне випромінювання|інфрачервоному]] випромінюванні<ref name="Arcavi2017">{{cite journal|author=Arcavi I. et al. |title=Optical emission from a kilonova following a gravitational-wave-detected neutron-star merger|journal=Nature|year=2017|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature24291}}</ref><ref name="Pian2017">{{cite journal|author=Pian E. et al.|title=Spectroscopic identification of r-process nucleosynthesis in a double neutron-star merger|journal=Nature|year=2017|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature24298}}</ref><ref name="Troja2017">{{cite journal|author=Troja E. et al.|title=The X-ray counterpart to the gravitational-wave event GW170817|journal=Nature|year=2017|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature24290}}</ref><ref name="Smartt2017">{{cite journal|author=Smartt S.J. et al.|title=A kilonova as the electromagnetic counterpart to a gravitational-wave source|journal=Nature|year=2017|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature24303}}</ref><ref name="Kasen2017">{{cite journal|author=Kasen D., Metzger B., Barnes J., Quataert E., and Ramirez-Ruiz E.|title=Origin of the heavy elements in binary neutron-star mergers from a gravitational-wave event|journal=Nature|year=2017|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature24453}}</ref>. Оптичні та інфрачервоні дані на основі злиття цих двох нейтронних зір виявили формування найважчих хімічних елементів у Всесвіті (уран, платина, золото) у [[r-процес]]і [[нуклеосинтез]]у.

Гравітаційно-хвильові та електромагнітні спостереження GW170817 підтвердили, що злиття двох нейтронних зір у галактиці NGC 4993 породило гравітаційні хвилі, короткий гамма-спалах, важкі хімічні елементи (важчі від заліза) та [[кілонова|кілонову]]<ref name="Kasen2017" /><ref name="Berger2017">{{cite news |author=Berger Edo |title=Focus on the Electromagnetic Counterpart of the Neutron Star Binary Merger GW170817 |url=https://iopscience.iop.org/journal/2041-8205/page/Focus_on_GW170817 |date=16 жовтня 2017 |work=the astrophysical journal letters |accessdate=16 жовтня 2017 |archive-date=13 вересня 2018 |archive-url=https://web.archive.org/web/20180913111858/http://iopscience.iop.org/journal/2041-8205/page/Focus_on_GW170817 }}</ref>.

== Передісторія відкриття ==
Уперше ідея нейтронної зорі була висунута 1934 року<ref name="BaadeZwicky1934">{{cite journal|author=Baade W. and Zwicky F.|title=Remarks on Super-Novae and Cosmic Rays|journal=Physical Review|volume=46|issue=1|year=1934|pages=76–77|issn=0031-899X|doi=10.1103/PhysRev.46.76.2}}</ref>. Однак лише 1967-го було отримане рентгенівське випромінювання від нейтронної зорі {{не перекладено|Скорпіон X-1|4=Scorpius X-1}} в [[скорпіон (сузір'я)|сузір'ї Скорпіона]]. Того ж року було відкрито перший [[радіопульсар]], після чого астрономи виявили кілька подвійних нейтронних зір.

1974 року [[Джозеф Тейлор молодший|Джозеф Тейлор]] і [[Рассел Галс]] виявили подвійну систему, одна із зір якої була пульсаром<ref name="HulseTaylor1975">{{cite journal|author=Hulse R. A. and Taylor J. H.|title=Discovery of a pulsar in a binary system|journal=The Astrophysical Journal|volume=195|year=1975|pages=L51|issn=0004-637X|doi=10.1086/181708}}</ref>. Протягом наступних 40 років астрономи спостерігали за тим, як ці дві зорі поступово зближуються одна з одною. Тейлор і Галс виявили, що орбіти [[Подвійні зорі|подвійних зір]] зменшувались зі швидкістю 10&nbsp;мм на рік&nbsp;— ця величина узгоджувалася з передбаченими втратами енергії внаслідок випромінювання гравітаційних хвиль<ref name="HulseTaylor1975" />. Поступове зближення подвійних нейтронних зір було першим свідченням існування гравітаційних хвиль, передбачених [[Теорія відносності|теорією відносності]]. Їхнє зіткнення має відбутися приблизно через 300&nbsp;млн років, породивши гравітаційно-хвильовий сигнал, подібний до GW170817.

1967 року супутниками [[Vela]] були виявлені [[гамма-спалахи]] і встановлено їх космічне походження. Відтоді астрономи намагались з'ясувати й виявити можливі джерела гамма-спалахів. Одним із припущень було те, що такі високоенергетичні спалахи є результатом злиття подвійних нейтронних зір<ref name="KochanekPiran1993">{{cite journal|author=Kochanek Christopher S. and Piran Tsvi|title=Gravitational Waves and gamma -Ray Bursts|journal=The Astrophysical Journal|volume=417|year=1993|pages=L17|issn=0004-637X|doi=10.1086/187083}}</ref>. Гамма-спалахи, що тривають менше ніж 2 секунди, називаються «короткими гамма-спалахами» і складають ~30&nbsp;% усіх гамма-спалахів.

Тільки починаючи з 2005 року вперше було зареєстровано й локалізовано кілька післясвітінь коротких гамма-спалахів, деякі з яких були на ділянках із незначним або взагалі відсутнім [[зореутворення]]м, наприклад, у великих [[Еліптична галактика|еліптичних галактиках]] чи центральних ділянках великих [[скупчення галактик|скупчень галактик]]<ref name="Hjorth2005">{{cite journal|author=Hjorth J. et al.|title=GRB 050509B: Constraints on Short Gamma-Ray Burst Models|journal=The Astrophysical Journal|volume=630|issue=2|year=2005|pages=L117–L120|issn=0004-637X|doi=10.1086/491733}}</ref><ref name="Gehrels2005">{{cite journal|author=Gehrels N. et al.|title=A short γ-ray burst apparently associated with an elliptical galaxy at redshift z = 0.225|journal=Nature|volume=437|issue=7060|year=2005|pages=851–854|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature04142}}</ref><ref name="BloomProchaska2006">{{cite journal|author=Bloom J. S. et al.|title=Closing in on a Short‐Hard Burst Progenitor: Constraints from Early‐Time Optical Imaging and Spectroscopy of a Possible Host Galaxy of GRB 050509b|journal=The Astrophysical Journal|volume=638|issue=1|year=2006|pages=354–368|issn=0004-637X|doi=10.1086/498107}}</ref><ref name="BergerShin2007">{{cite journal|author=Berger E., Shin M.‐S., Mulchaey J. S., and Jeltema T. E.|title=Galaxy Clusters Associated with Short GRBs. I. The Fields of GRBs 050709, 050724, 050911, and 051221a|journal=The Astrophysical Journal|volume=660|issue=1|year=2007|pages=496–503|issn=0004-637X|doi=10.1086/512664}}</ref>. Це відкидало зв'язок коротких гамма-спалахів із масивними зорями, а пізніші дослідження не виявили їхнього зв'язку з [[наднова|надновими]]<ref name="ZhangZhang2009">{{cite journal|author=Zhang B. et al. |title=DISCERNING THE PHYSICAL ORIGINS OF COSMOLOGICAL GAMMA-RAY BURSTS BASED ON MULTIPLE OBSERVATIONAL CRITERIA: THE CASES OFz= 6.7 GRB 080913,z= 8.2 GRB 090423, AND SOME SHORT/HARD GRBs|journal=The Astrophysical Journal|volume=703|issue=2|year=2009|pages=1696–1724|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/703/2/1696}}</ref>. Відтак, астрономи висунули припущення, що найбільш ймовірним джерелом коротких гамма-спалахів є злиття двох нейтронних зір<ref name="Nakar2007">{{cite journal|author=Nakar E.|title=Short-hard gamma-ray bursts|journal=Physics Reports|volume=442|issue=1-6|year=2007|pages=166–236|issn=03701573|doi=10.1016/j.physrep.2007.02.005}}</ref>.

== Природа нейтронних зір ==
{{main|Нейтронна зоря}}
Більшість зір (із масами від [[Маса Сонця|сонячної маси]], '''M<sub>☉</sub>''', до 8—10 M<sub>☉</sub>), після того, як майже весь [[гідроген]] у їхніх ядрах внаслідок [[Ядерний синтез|термоядерних реакцій]] перетвориться на [[гелій]], поступово втрачають свої зовнішні шари, а ядра утворюють зорі, відомі як [[білий карлик|білі карлики]]<ref name="ShapiroTeukolsky2008">{{cite book|author=Stuart L. Shapiro and Saul A. Teukolsky|title=Black Holes, White Dwarfs and Neutron Stars: The Physics of Compact Objects|url=https://books.google.com/books?id=d1CRQIcP1zoC|date=20 листопада 2008|publisher=John Wiley & Sons|isbn=978-3-527-61767-8|accessdate=17 жовтня 2017|archive-date=26 вересня 2021|archive-url=https://web.archive.org/web/20210926060051/https://books.google.com/books?id=d1CRQIcP1zoC}}</ref>.

Зорі, чиї маси від 10 до 20 разів більші від маси Сонця, колапсують, спалахують як [[наднова|наднові зорі]], викидають у космос зовнішні шари після чого залишаються найкомпактніший та найщільніший макроскопічний об'єкт у всесвіті&nbsp;— нейтронна зоря<ref name=AES>{{А-Е-С|Нейтронні зорі|318—319|n}}</ref>. Хоча [[радіус]] типової нейтронної зорі не більше 10—14 кілометрів, вони можуть мати масу вдвічі більшу від маси Сонця. Густина речовини в таких зорях близька до густини атомного ядра. Крім того, ці зорі дуже швидко обертаються довкола власної осі&nbsp;— найменші періоди обертання становлять декілька мілісекунд<ref name="Glendenning1996">{{cite book|author=Norman K. Glendenning|title=Compact Stars: Nuclear Physics, Particle Physics and General Relativity|url=https://books.google.com/books?id=cCDlBwAAQBAJ|date=1996|publisher=Springer|isbn=978-1-4684-0491-3|accessdate=17 жовтня 2017|archive-date=31 січня 2017|archive-url=https://web.archive.org/web/20170131081134/https://books.google.com/books?id=cCDlBwAAQBAJ}}</ref>.

=== Фізика нейтронних зір ===
Згідно з астрономічними спостереженнями й теоретичними моделями, центральна густина, маса та радіус нейтронних зір становлять 10<sup>15</sup>&nbsp;г/см<sup>3</sup>, 1,3—1,4&nbsp;M<sub>☉</sub> і 10—15&nbsp;км, відповідно, хоча типові значення цих фундаментальних величин досі невідомі<ref name="Lattimer2004">{{cite journal|author=Lattimer J. M.|title=The Physics of Neutron Stars|journal=Science|volume=304|issue=5670|year=2004|pages=536–542|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.1090720}}</ref><ref name="Özel2016">{{cite journal|author=Özel F. and Freire P.|title=Masses, Radii, and the Equation of State of Neutron Stars|journal=Annual Review of Astronomy and Astrophysics|volume=54|issue=1|year=2016|pages=401–440|issn=0066-4146|doi=10.1146/annurev-astro-081915-023322}}</ref>. Однією з найважливіших проблем є те, що до цих пір невідомий типовий радіус, оскільки: а) коректне визначення радіусу нейтронної зорі використовуючи лише астрономічні спостереження досить складно, а також б) досі не відоме [[рівняння стану]] для ядерної матерії з високою густиною як у нейтронній зорі, що ускладнює визначення відношення між її густиною і масою, тим самим вносячи невизначеність у типове значення радіусу<ref name="Özel2016" /><ref name="LattimerPrakash2001">{{cite journal|author=Lattimer J. M. and Prakash =M.|title=Neutron Star Structure and the Equation of State|journal=The Astrophysical Journal|volume=550|issue=1|year=2001|pages=426–442|issn=0004-637X|doi=10.1086/319702}}</ref><ref name="Lattimer2012">{{cite journal|author=Lattimer J.M.|title=The Nuclear Equation of State and Neutron Star Masses|journal=Annual Review of Nuclear and Particle Science|volume=62|issue=1|year=2012|pages=485–515|issn=0163-8998|doi=10.1146/annurev-nucl-102711-095018}}</ref>.

Нейтронні зорі складаються головним чином із [[нейтрон]]ів, з часткою [[протон]]ів, значно меншою (~11&nbsp;%), ніж нейтронів<ref name="Boguta1981">{{cite journal|author=Boguta J.|title=Remarks on the beta stability in neutron stars|journal=Physics Letters B|volume=106|issue=4|year=1981|pages=255–258|issn=03702693|doi=10.1016/0370-2693(81)90529-3}}</ref><ref name="Lattimer1991">{{cite journal|author=Lattimer J.M., Pethick C. J., Prakash M., and Haensel P.|title=Direct URCA process in neutron stars|journal=Physical Review Letters|volume=66|issue=21|year=1991|pages=2701–2704|issn=0031-9007|doi=10.1103/PhysRevLett.66.2701}}</ref>. Це пов'язано з тим, що густина нейтронної зорі настільки висока, що [[енергія Фермі]] [[Виродження (фізика)|вироджених]] [[електрон]]ів значно перевершує різницю мас між нейтроном і протоном (m<sub>n</sub>&nbsp;— <sub>p</sub>)''c''<sup>2</sup> = 1,293 [[Електронвольт|МеВ]]: енергія [[поверхня Фермі|поверхні Фермі]] електронів ~100 МеВ<ref name="ShapiroTeukolsky2008"/>. Відтак, протягом [[Гравітаційний колапс|гравітаційного колапсу]] масивного зоряного ядра нейтрони можуть утворитись через [[зворотний бета-розпад|зворотній процес]] [[бета-розпад]]у вільних протонів та електронів, що сформують нейтрони:
: <math> p + e^- \rightarrow n + v_{e} </math>
допоки [[енергія Фермі]] нейтронів не стане такою ж високою, як електронів<ref name="Camenzind2007" />. Тож, більша частина нейтронних зір (особливо масивних) складається із нейтронів, що перебувають у стані [[вироджений газ|виродженого]] [[фермі-газ]]у, а також невеликого домішку інших частинок. Від подальшого колапсу нейтронну зорю утримує [[Вироджений газ#Вироджений нейтронний газ|тиск виродженого нейтронного газу]]. Менш масивні нейтронні зорі можуть складатись із [[кварк]]ів<ref name="Camenzind2007">{{cite book|author=Max Camenzind|title=Compact Objects in Astrophysics: White Dwarfs, Neutron Stars and Black Holes|url=https://books.google.com/books?id=Nh68nl0abhMC|date=24 лютого 2007|publisher=Springer|isbn=978-3-540-49912-1|accessdate=17 жовтня 2017|archive-date=26 вересня 2021|archive-url=https://web.archive.org/web/20210926060053/https://books.google.com/books?id=Nh68nl0abhMC}}</ref>.
 
Більше половини з усіх зір формують подвійні пари, і чим масивнішою є зоря, тим більша [[ймовірність]], що вона подвійна. Подвійні зорі еволюціюють разом і коли колапсують, то можуть залишити по собі нейтронні зорі, що будуть обертатись одна довкола одної й поступово наближатимуться по спіралі. Такі нейтронні зорі обертаються надзвичайно швидко, оскільки колапс масивної наднової до об'єкту в кілька десятків кілометрів збільшує кутову швидкість їх обертання внаслідок збереження кутового моменту<ref name="Glendenning1996" />.

Падіння по спіралі двох нейтронних зір може тривати десятки й сотні мільйонів років, воно поступово пришвидшується і врешті-решт відбувається їх майже миттєве злиття. Таке злиття компактних об'єктів призводить до викидання газу, збагаченого нейтронами. Речовина проходить через процес швидкого захоплення нейтронів (т.&nbsp;зв. [[r-процес]], від {{lang-en|'''r'''apid}}), утворюючи важкі елементи шляхом захоплення [[ядро атома|ядрами]] вільних нейтронів. Ці елементи нестабільні й зазнають радіоактивного розпаду, випромінюючи світло в [[Видиме випромінювання|оптичному]] та [[інфрачервоне випромінювання|ближньому інфрачервоному]] діапазоні [[Електромагнітний спектр|електромагнітного спектру]]<ref name="Glendenning1996" />. Випромінювана енергія в 1000 разів більша, ніж [[нова зоря]], звідси і назва '''«[[кілонова]]»'''. Новоутворені важкі елементи (важчі заліза) викидаються в міжзоряний простір, накопичуються в газі та хмарах пилу, з яких потім утворюються нові зорі та планети. Таке злиття нейтронних зір найчастіше має відбуватись у старих галактиках, де зорі пройшли тривалу еволюцію&nbsp;— від масивних зір до наднових та нейтронних зір<ref name="Camenzind2007" />.

=== Система подвійних нейтронних зір ===

Система подвійних нейтронних зір формується із подвійної системи масивних зір, кожна з яких має масу <math>M \gtrsim 8-10  </math>M<sub>☉</sub><ref name="Faber2012">{{cite journal|author=Faber J.A. and Rasio F.A.|title=Binary Neutron Star Mergers|journal=Living Reviews in Relativity|volume=15|issue=1|year=2012|issn=2367-3613|doi=10.12942/lrr-2012-8}}</ref>. Коли перша з цих зір колапсує, утворюється нейтронна зоря, яка [[акреція (космос)|гравітаційно притягує матерію]] із зорі-компаньйона, прискорюючи її обертання. Коли друга зоря збільшиться і стане [[червоні гіганти|червоним гігантом]], то нейтронну зорю поглине спільна оболонка, спричиняючи її рух по спіралі<ref name="Courvoisier2012">{{cite book|author=Courvoisier, Thierry J.-L.|title=High Energy Astrophysics: An Introduction|url=https://books.google.com/books?id=DC23ll2fZUoC|date=3 жовтня 2012|publisher=Springer Science & Business Media|isbn=978-3-642-30969-4|accessdate=7 листопада 2017|archive-date=26 вересня 2021|archive-url=https://web.archive.org/web/20210926051323/https://books.google.com/books?id=DC23ll2fZUoC}}</ref>. Так формується дуже близька подвійна система зір. Вивільнена в цьому процесі (внаслідок [[акреція (космос)|акреції]] та тертя) енергія призведе до втрати гідрогенної оболонки, залишивши подвійну систему нейтронної зорі та {{не перекладено|гелієва зоря|гелієвої зорі|en|helium star }}<ref name="Dewi2003">{{cite journal|author=Dewi J. D. M. and Pols O. R.|title=The late stages of evolution of helium star-neutron star binaries and the formation of double neutron star systems|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=344|issue=2|year=2003|pages=629–643|issn=0035-8711|doi=10.1046/j.1365-8711.2003.06844.x}}</ref>. Завдяки сильним припливним ефектами ця подвійна система матиме кругову орбіту.

Коли зоря-компаньйон вибухне [[наднова|надновою]] і утворить другу нейтронну зору, то вона втратить значну частку її маси в результаті викидів. Це призведе до відокремлення щільної подвійної системи, хіба що вибух не надасть ударної швидкості новій нейтронній зорі<ref name="Faber2012" />. Відтак, можливі два різні шляхи формування систем подвійних нейтронних зір:

: а) механізм із високою ударною швидкістю та викинутою масою, що пов'язаний із звичайною надновою і утворює системи з високими періодами обертання пульсару та високими [[ексцентриситет]]ами орбіт;
: б) механізм із низькими ударними швидкостями та викидами, що пов'язані з захоплюючими електрони надновими, які формують системи з більш швидко обертаючимися пульсарами та меншими ексцентриситетами<ref name="Courvoisier2012" /><ref name="van den Heuvel2007">{{cite journal|author=van den Heuvel E. P. J.|title=Double Neutron Stars: Evidence For Two Different Neutron‐Star Formation Mechanisms|year=2007|pages=598–606|issn=0094-243X|doi=10.1063/1.2774916}}</ref>.

=== Злиття нейтронних зір ===
[[Файл:Neutron star collision.ogv|thumb|Зіткнення двох нейтронних зір]]
Після формування бінарної системи нейтронних зір, орбітальне розділення спадає протягом довго часу через випромінювання гравітаційних хвиль<ref name="Anderson2008">{{cite journal|author=Anderson M. et al.|title=Simulating binary neutron stars: Dynamics and gravitational waves|journal=Physical Review D|volume=77|issue=2|year=2008|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.77.024006}}</ref>. Ця фаза займає майже весь час існування системи подвійних нейтронних зір, за винятком останніх кількох мілісекунд їх життя. Із зменшенням орбітального розділення та наближенням двох нейтронних зір, вони швидко стають нестабільними. У результаті цієї динамічної нестабільності зорі починають швидко обертатись одна довкола одної, входячи в останню фазу злиття. Якщо маси двох нейтронних зір є майже однаковими, то злиття відбуватиметься як повільне зіткнення. Однак, у випадку, коли первинна зоря більш масивна, ніж друга, то остання зазнає припливного руйнування протягом зближення і врешті поєднається з первинною<ref name="Bernuzzi2012">{{cite journal|author=Bernuzzi S., Nagar A., Thierfelder M., and Brügmann B.|title=Tidal effects in binary neutron star coalescence|journal=Physical Review D|volume=86|issue=4|year=2012|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.86.044030}}</ref>. У цій фазі постають гравітаційні хвилі з максимальною амплітудою, які переносять інформацію про рівняння стану нейтронної зорі. Саме ж злиття може породити теплову енергію, яка врешті стане джерелом короткого [[гамма-спалах]]у. Гамма-спалах виникає тоді, коли нагріта ударною хвилею матерія генерує [[нейтрино]] і анти-нейтрино, які [[анігіляція|анігілюються]] довкола залишків злиття з утворенням високо-енергетичних фотонів<ref name="Faber2012" />.

Кінцевою фазою життя подвійної системи нейтронних зір є нова, динамічно стабільна конфігурація. Якщо маса залишку після злиття перевершує [[Межа Оппенгеймера — Волкова|граничну масу]], '''''M'''''<sub>'''crit'''</sub> ~ 2,6&nbsp;— 3,9 M<sub>☉</sub> (покриває, відповідно, діапазон {{Comment|«'''''м'якого'''''» та «'''''жорсткого'''''» '''''рівнянь стану''''' |«Жорстким» називається рівняння стану, що має вищий тиск для будь-якої даної густини енергії, тому такий об'єкт може більше протистояти гравітаційному стисненню. «М'яке» рівняння стану генерує невелике збільшення тиску із зміною густини, тож такий об'єкт легше піддається гравітаційному стисненню. Чим «жорсткішим» є рівняння стану, тим більшим є радіус для тієї самої маси та тим більшою є максимальна стабільна маса нейтронної зорі.}} ядерної матерії) то він буде гравітаційно нестабільним і протягом декількох мілісекунд одразу колапсує, утворивши обертову чорну діру<ref name="Courvoisier2012" />. В іншому випадку, після злиття нейтронних зір залишок, залежно від його загальної маси, може пройти один із трьох можливих шляхів:<ref name="Faber2012" />
[[Файл:Neutron star merger, black hole and gamma-ray burst Rezzolla 2011.webm|thumb|Відео моделювання злиття двох нейтронних зір (густина ліворуч, магнітне поле&nbsp;— праворуч). Дві нейтронні зорі, обертаючись навколо їх спільного центру мас по круговій орбіті, швидко втрачають енергію через випромінювання гравітаційних хвиль і через <8 мсек зливаються. Злиття підсилює та розширює спільне магнітне поле. Внаслідок злиття нейтронна зоря колапсує в чорну діру, магнітне поле стає більш організованим, формуючи структури, що генерують джети коротких спалахів гамма-променів]]
# У випадку, якщо загальна маса початкової подвійної системи нейтронних зір буде меншою, аніж максимальна маса необертової сферично симетричної нейтронної зорі, M<sub>max</sub> ([[Кутова частота|Ω]] = 0), то злиття такої подвійної маломасивної системи призведе до утворення стабільного залишку, який ніколи не колапсує в чорну діру;
# Залишки з масами <''M''<sub>crit</sub> будуть підтримуватись (протягом короткого часу) від колапсу через їх швидке обертання. Якщо маса залишку після злиття буде більшою від граничної маси для ізольованої системи, M<sub>iso</sub>, але меншою від маси нейтронної зорі з однорідним обертанням (<1,2 M<sub>iso</sub>), то може залишитись т.&nbsp;зв. «''надмасивна''» нейтронна зоря, що буде підтримуватись [[Обертання#Обертання абсолютно твердого тіла|обертанням твердого тіла]] і залишатись стабільною протягом кількох хвилин чи довше;
# У випадку, якщо залишок матиме масу вище надмасивної межі, він може деякий час залишатись стабільним, як «''гіпермасивна нейтронна зоря''» ('''ГМНС'''), що утримується від гравітаційного колапсу швидким [[Обертання зорі#Диференціальне обертання|диференціальним обертанням]]. ГМНС може існувати лише від кількох десятків до сотень мілісекунд після злиття, проходячи серію різноманітних коливальних мод, а потім колапсує в обертову чорну діру внаслідок втрати власного диференціального обертання через гравітаційнохвильове випромінювання та гідромагнітні [[крутний момент|крутні моменти]]<ref name="DuezLiu2006">{{cite journal|author=Duez M.D., Li Y.T., Shapiro S.L., Shibata M., and Stephens B.C.|title=Collapse of Magnetized Hypermassive Neutron Stars in General Relativity|journal=Physical Review Letters|volume=96|issue=3|year=2006|issn=0031-9007|doi=10.1103/PhysRevLett.96.031101}}</ref>. Енергія, що вивільняється протягом колапсу ГМНС може бути причиною затримки короткого гамма-спалаху. Тоді пік гравітаційно-хвильового випромінювання припадає на початковий етап злиття системи подвійностей, а випромінювання гамма-променів, що викликане колапсом ГМНС у чорну діру, відбувається значно пізніше<ref name="Faber2012" />.

У статті 1989&nbsp;р. Ейхлер та ін. теоретично описали сценарій злиття двох нейтронних зір<ref name="Eichler1989">{{cite journal|author=Eichler David, Livio Mario, Piran Tsvi, and Schramm David N.|title=Nucleosynthesis, neutrino bursts and γ-rays from coalescing neutron stars|journal=Nature|volume=340|issue=6229|year=1989|pages=126–128|issn=0028-0836|doi=10.1038/340126a0}}</ref>. У цій статті було зроблено кілька оригінальних передбачень, більшість із яких було підтверджено з відкриттям GW170817 та електромагнітного двійника. Зокрема, Ейхлер та ін. передбачали, що злиття двох нейтронних зір:
: а) породить спалах гравітаційної радіації;
: б) буде місцем нуклеосинтезу важких елементів;
: в) джерелом гамма-спалаху: г) частота такого злиття становить 10 подій/рік у межах 100 мегапарсек.

=== Викиди матерії в процесі злиття ===

Виділяють два загальні джерела викидів речовини до та після злиття нейтронних зір. Одне з джерел пов'язане з викидом матерії протягом [[динамічний час|динамічного часу]] (декілька мілісекунд) або [[приплив]]ними силами, або через викликане гравітаційним стисненням нагрівання на стику між двома зорями, що зливаються<ref name="Fernandez2016">{{cite journal|author=Fernández Rodrigo and Metzger Brian D.|title=Electromagnetic Signatures of Neutron Star Mergers in the Advanced LIGO Era|journal=Annual Review of Nuclear and Particle Science|volume=66|issue=1|year=2016|pages=23–45|issn=0163-8998|doi=10.1146/annurev-nucl-102115-044819}}</ref>. Тому такі викиди називаються «'''динамічними викидами'''», загальна маса яких для нейтронних зір, що зливаються, лежить у діапазоні 10<sup>−4</sup>—10<sup>−2</sup>&nbsp;M<sub>☉</sub><ref name="HotokezakaK2013">{{cite journal|author=Hotokezaka K. et al.|title=Mass ejection from the merger of binary neutron stars|journal=Physical Review D|volume=87|issue=2|year=2013|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.87.024001}}</ref>. Другим джерелом викидів є витікання (протягом декількох секунд) із диску залишків після злиття: уламки, які не були одразу роз'єднані чи включені до центрального компактного об'єкту, можуть мати достатньо кутового моменту для циркуляції в [[акреційний диск|акреційному диску]] довкола цього об'єкту<ref name="Fernandez2016" />. Властивості викидів залежать від того, що саме відбудеться із масивним залишком після злиття нейтронних зір (стане надмасивною нейтронною зорею, гіпермасивною чи колапсує в чорну діру), що, своєю чергою, обумовлюється загальною масою початкової бінарної системи<ref name="Shibata2000">{{cite journal|author=Shibata M. and Uryū K.|title=Simulation of merging binary neutron stars in full general relativity:Γ=2case|journal=Physical Review D|volume=61|issue=6|year=2000|issn=0556-2821|doi=10.1103/PhysRevD.61.064001}}</ref>.

Теоретичні обчислення та моделювання припускають існування двох головних механізмів викиду матерії в злитті нейтронних зір<ref name="Fernandez2016" /><ref name="Metzger2017" />. Перший пов'язаний із гідродинамічними силами, які стискають матерію на стику між двома зорями і вона виштовхується квазі-радіальними пульсаціями залишку, врешті, будучи нагріта ударними хвилями, викидається в різних напрямках<ref name="Oechslin07">{{cite journal|author=Oechslin R., Janka H.-T., and Marek A.|title=Relativistic neutron star merger simulations with non-zero temperature equations of state|journal=Astronomy & Astrophysics|volume=467|issue=2|year=2007|pages=395–409|issn=0004-6361|doi=10.1051/0004-6361:20066682}}</ref>. До другого механізму викидів залучені спіральні рукави, утворені припливними взаємодіями протягом злиття двох зір. Внаслідок [[в'язкість|в'язкого]] переносу кутового моменту в спіральних рукавах, частка матерії розширяється назовні в екваторіальній площині<ref name="HotokezakaK2013" />.

Результатом злиття нейтронних зір є утворення акреційного диску довкола центрального залишку. За підрахунками, типова маса диску складатиме ~0,01—0,3 M<sub>☉</sub><ref name="Oechslin06">{{cite journal|author=Oechslin R. and Janka H.- T.|title=Torus formation in neutron star mergers and well-localized short gamma-ray bursts|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=368|issue=4|year=2006|pages=1489–1499|issn=0035-8711|doi=10.1111/j.1365-2966.2006.10238.x}}</ref>. Викиди матерії '''вітрами диску залишків''' (протягом секунд і довше) є другим джерелом викидів, що може конкурувати чи навіть домінувати над динамічними викидами<ref name="Metzger2017" />. Маса, викинута вітрами з диску може бути однаковою чи навіть більшою, аніж маса в динамічних викидах.<ref name="Wu2016">{{cite journal|author=Wu MR, Fernández R, Martínez-Pinedo G, and Metzger BD|title=Production of the entire range ofr-process nuclides by black hole accretion disc outflows from neutron star mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=463|issue=3|year=2016|pages=2323–2334|issn=0035-8711|doi=10.1093/mnras/stw2156}}</ref>

Одразу після формування диску, він має високу швидкість акреції, будучи рясним джерелом [[теплова енергія|теплових]] нейтрино, нагрівання яких приводить до втрати маси поверхнею диска<ref name="Metzger08">{{cite journal|author=Metzger B.D. and Thompson T.A.|last3=Quataert|first3=Eliot|title=On the Conditions for Neutron-rich Gamma-Ray Burst Outflows|journal=The Astrophysical Journal|volume=676|issue=2|year=2008|pages=1130–1150|issn=0004-637X|doi=10.1086/526418}}</ref>. Моделі [[тор (геометрія)|торів]] залишків передбачають, що у випадку швидкого формування чорної діри після злиття, маса викинутої матерії із диску буде незначною, через швидке убування світності нейтрино<ref name="Fernandez13">{{cite journal|author=Fernández R. and Metzger B.D.|title=Delayed outflows from black hole accretion tori following neutron star binary coalescence|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=435|issue=1|year=2013|pages=502–517|issn=1365-2966|doi=10.1093/mnras/stt1312}}</ref><ref name="Just15">{{cite journal|author=Just O., Bauswein A., Pulpillo R. A., Goriely S., and Janka H.-T.|title=Comprehensive nucleosynthesis analysis for ejecta of compact binary mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=448|issue=1|year=2015|pages=541–567|issn=1365-2966|doi=10.1093/mnras/stv009}}</ref>. У випадку, якщо залишки після злиття деякий час (довше ~50 мсек) проіснують, як гіпермасивна чи надмасивна нейтронна зоря, то більш велика нейтринна світність із такого компактного залишку викине значну масу речовини, ~10<sup>−3</sup> M<sub>☉</sub><ref name="Martin15">{{cite journal|author=Martin D., Perego A., Arcones A., Thielemann F.-K., Korobkin O., and Rosswog S.|title=NEUTRINO-DRIVEN WINDS IN THE AFTERMATH OF A NEUTRON STAR MERGER: NUCLEOSYNTHESIS AND ELECTROMAGNETIC TRANSIENTS|journal=The Astrophysical Journal|volume=813|issue=1|year=2015|pages=2|issn=1538-4357|doi=10.1088/0004-637X/813/1/2}}</ref><ref name="Richers15">{{cite journal|author=Richers S., Kasen D., O’Connor E., Fernández R., and Ott C.D.|title=MONTE CARLO NEUTRINO TRANSPORT THROUGH REMNANT DISKS FROM NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=813|issue=1|year=2015|pages=38|issn=1538-4357|doi=10.1088/0004-637X/813/1/38}}</ref>. Двовимірні гідродинамічні моделі еволюції диску показали, що у випадку швидкого утворення чорної діри після злиття, частка електронів у нейтринних вітрах із диску коливається в діапазоні Y<sub>e</sub> ~ 0,2—0,4<ref name="Fernandez13" />. Цього достатньо для утворення цілого асортименту ядер r-процесу<ref name="Wu2016" />.

Загальна маса акреційного диску, вивільнена вітрами під дією в'язких сил, коливається в діапазоні від ~5&nbsp;% (для чорної діри з повільним обертанням) до 30&nbsp;% (для чорної діри зі швидким обертанням)<ref name="Just15" />. Проте, якщо центральним залишком після злиття є відносно довготривала гіпермасивна чи надмасивна нейтронна зоря, то завдяки наявності твердої поверхні та вищого рівня нейтринного випромінювання від такого залишку, може вивільнитись значно більша частка маси акреційного диску&nbsp;— до ~90&nbsp;%<ref name="MetzgerFernández2014" />. Крім того, електронна частка, Y<sub>e</sub> викидів монотонно зростає з часом життя гіпермасивної нейтронної зорі, і якщо після злиття залишок нейтронної зорі проіснує довше 300 мс, то більшість вітрових викидів із диску не будуть містити лантаноїдів (Y<sub>e</sub> ≥ 0,3)<ref name="Kasen15" />.

Окрім динамічних викидів та викидів дисковими вітрами, із довготривалого залишку в процесі його т.&nbsp;зв. [[Механізм Кельвіна — Гельмгольца|скорочення Кельвіна&nbsp;— Гельмгольца]] до кінцевого холодного стану, передбачаються додаткові витікання матерії, викликані нейтрино чи магнітним полем<ref name="Dessart09">{{cite journal|author=Dessart L., Ott C. D., Burrows A., Rosswog S., and Livne E.|title=NEUTRINO SIGNATURES AND THE NEUTRINO-DRIVEN WIND IN BINARY NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=690|issue=2|year=2009|pages=1681–1705|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/690/2/1681}}</ref>. Такі витікання можуть бути додатковим джерелом викидів після злиття і мати значний ефект, якщо залишком стане надмасивна нейтронна зоря.

=== Утворення важких елементів у злитті нейтронних зір ===
Наявні у всесвіті гідроген та гелій утворились під час [[Великий вибух|Великого вибуху]] 13,8&nbsp;млрд років тому. Важчі елементи, як кисень та вуглець, утворились у ядрах зір внаслідок термоядерного синтезу гелію та гідрогену<ref name="Shaviv2012">{{cite book|author=Giora Shaviv|title=The Synthesis of the Elements: The Astrophysical Quest for Nucleosynthesis and What It Can Tell Us About the Universe|url=https://books.google.com/books?id=sXdQuJddBpYC|date=13 квітня 2012|publisher=Springer|isbn=978-3-642-28385-7|accessdate=23 жовтня 2017|archive-date=26 вересня 2021|archive-url=https://web.archive.org/web/20210926064612/https://books.google.com/books?id=sXdQuJddBpYC}}</ref>.

Однак, для утворення елементів важчих заліза (наприклад, [[лантаноїди|лантаноїдів]]), потрібні особливі умови, коли ядра атомів бомбардуються вільними нейтронами<ref name="Thielemann2017">{{cite journal|author=Thielemann F.-K., Eichler M., Panov I.V. and Wehmeyer B.|title=Neutron Star Mergers and Nucleosynthesis of Heavy Elements|journal=Annual Review of Nuclear and Particle Science|volume=67|issue=1|year=2017|pages=253–274|issn=0163-8998|doi=10.1146/annurev-nucl-101916-123246}}</ref>.

==== r-процес нуклеосинтезу ====
{{main|r-процес}}
Ядро атома [[гідроген]]у, <sup>1</sup>H, складається з одного протона. Ядра ж усіх інших елементів, включаючи важчі [[ізотоп]]и гідрогену, містять як [[протон]]и, так і [[нейтрон]]и (разом відомі, як «нуклони»). Ці нуклони утримуються разом [[Сильна взаємодія|сильною ядерною взаємодією]]. Маса спокою такого ядра є меншою суми мас спокою вільних протонів та нейтронів. Тож [[дефект маси]] перетворюється на енергію, відому як [[енергія зв'язку]] ядра. Більша енергія зв'язку (у розрахунку на один нуклон) означає, що нуклони зв'язані в ядрі сильніше. Енергія зв'язку значно зростає від протона до ядра вуглецю, далі поступово росте до заліза, де сягає максимуму, пояснюючи істотну поширеність заліза у всесвіті. Хоча синтез легких елементів зазвичай вивільняє енергію, проте електромагнітне (кулонівське) відштовхування між ядрами перешкоджає наближенню ядер на малу відстань одне до одного, на якій можлива сильна взаємодія. Необхідна для подолання сили електромагнітного відштовхування енергія називається кулонівським бар'єром<ref name="Shaviv2012" />.

Після заліза енергія зв'язку (у розрахунку на один нуклон) зменшується зі збільшенням [[Атомний номер|атомного номера]], тому [[нуклеосинтез]] елементів, важчих заліза, ускладнений, бо двом позитивно зарядженим ядрам треба подолати кулонівське відштовхування щоб наблизитись достатньо близько для синтезу. Саме тому елементи, важчі від заліза, утворюються шляхом [[захоплення нейтронів ]], які не мають заряду, а відтак, можуть наближатися до заряджених ядер, захоплюватися ними та збільшувати масу ядра. Однак із захопленням нейтрона в ядро, те стає радіоактивним і зазнає [[бета-розпад]]у. Це пояснює те, чому процес утворення важких елементів є надзвичайно складним<ref name="Iliadis2015">{{cite book|author=Christian Iliadis|title=Nuclear Physics of Stars|url=https://books.google.com/books?id=kLZNCAAAQBAJ|date=13 квітня 2015|publisher=Wiley|isbn=978-3-527-33651-7|accessdate=23 жовтня 2017|archive-date=26 вересня 2021|archive-url=https://web.archive.org/web/20210926051322/https://books.google.com/books?id=kLZNCAAAQBAJ}}</ref>.

Елементи до заліза мають приблизно однакову кількість нейтронів та протонів. Але після заліза кількість нейтронів перевищує кількість протонів і стабільність ядра досягається лише за рахунок значного надлишку нейтронів. Існують два процеси захоплення нейтронів, що призводять до формування нових елементів. Перший&nbsp;— повільне захоплення нейтронів (так званий [[s-процес]] (від {{lang-en|slow}})) полягає в додаванні нейтронів до ядра по одному. Якщо утворюється нестабільне ядро, воно зазвичай зазнає бета-розпаду, перш ніж захопить наступний нейтрон. В s-процесі швидкість захоплення нейтронів є меншою, ніж бета-розпад, й утворюються лише порівняно стабільні ядра. S-процес відбувається в зорях масою 0,6—10 [[маса Сонця|мас Сонця]] й зупиняється на наймасивніших стабільних ядрах [[бісмут]]у<ref name="Iliadis2015" />. Для утворення більш важких стабільних елементів потрібне захоплення нейтронів швидше від бета-розпаду.

Довгий час загальнопоширеним поміж астрономів було уявлення про [[наднова|наднові]], як панівне місце r-процесу. Зокрема, вважалось, що r-процес нуклеосинтезу відбувається у високо-ентропійних, нейтринних вітрах із прото-нейтронних зір, які утворились протягом кількох секунд після вибуху [[Наднові типу II|наднових типу ІІ]]<ref name="Qian96">{{cite journal|author=Qian Y. Z. and Woosley S. E.|title=Nucleosynthesis in Neutrino-driven Winds. I. The Physical Conditions|journal=The Astrophysical Journal|volume=471|issue=1|year=1996|pages=331–351|issn=0004-637X|doi=10.1086/177973}}</ref><ref name="Woosley1994">{{cite journal|author=Woosley S. E., Wilson J. R., Mathews G. J., Hoffman R. D., and Meyer B. S.|title=The r-process and neutrino-heated supernova ejecta|journal=The Astrophysical Journal|volume=433|year=1994|pages=229|issn=0004-637X|doi=10.1086/174638}}</ref><ref name="Hoffman97">{{cite journal|author=Hoffman R. D., Woosley S. E., and Qian Y.-Z.|title=Nucleosynthesis in Neutrino-driven Winds. II. Implications for Heavy Element Synthesis|journal=The Astrophysical Journal|volume=482|issue=2|year=1997|pages=951–962|issn=0004-637X|doi=10.1086/304181}}</ref><ref name="Cardall97">{{cite journal|author=Cardall C.Y. and Fuller G.M.|title=General Relativistic Effects in the Neutrino-driven Wind and r-Process Nucleosynthesis|journal=The Astrophysical Journal|volume=486|issue=2|year=1997|pages=L111–L114|issn=0004637X|doi=10.1086/310838}}</ref>. Втім, таке припущення мало ряд теоретичних недоліків, а нещодавні результати чисельних моделювань показали, що нейтринні вітри позбавлені необхідних фізичних умов для пояснення поширеності всіх важких елементів у галактиці<ref name="Arcones2013">{{cite journal|author=Arcones A. and Thielemann K.|title=Neutrino-driven wind simulations and nucleosynthesis of heavy elements|journal=Journal of Physics G: Nuclear and Particle Physics|volume=40|issue=1|year=2013|pages=013201|issn=0954-3899|doi=10.1088/0954-3899/40/1/013201}}</ref>.

Накопичені протягом останніх років дані астрономічних спостережень та чисельні моделювання вказують, що джерелом r-процесу має буде щось більш рідкісне, аніж наднова<ref name="Wallner2015">{{cite journal|author=Wallner A. et al.|title=Abundance of live 244Pu in deep-sea reservoirs on Earth points to rarity of actinide nucleosynthesis|journal=[[Nature Communications]]|volume=6|year=2015|pages=5956|issn=2041-1723|doi=10.1038/ncomms6956}}</ref><ref name="HotokezakaPiran2015">{{cite journal|author=Hotokezaka K., Piran T., and Paul M.|title=Short-lived 244Pu points to compact binary mergers as sites for heavy r-process nucleosynthesis|journal=Nature Physics|year=2015|pages=1042–1042|issn=1745-2473|doi=10.1038/nphys3574}}</ref><ref name="Ji2016">{{cite journal|author=Ji A.P., Frebel A., Chiti A., and Simon J.D.|title=R-process enrichment from a single event in an ancient dwarf galaxy|journal=Nature|volume=531|issue=7596|year=2016|pages=610–613|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature17425}}</ref><ref name = "Macias2016">{{Cite arXiv |author= Macias P. and Ramirez-Ruiz E.|title=A Stringent Limit on the Mass Production Rate of r-Process Elements in the Milky Way|date=15 вересня 2016|arxiv=1609.04826| url= https://arxiv.org/abs/1609.04826}}</ref>.

==== Теорія та моделі r-процесу в злитті нейтронних зір ====

1957&nbsp;р. у статті, відомій як [[B2FH стаття|B<sup>2</sup>FH]] чотири фізики передбачили і пояснили механізм швидкого захоплення нейтронів<ref name="BurbidgeBurbidge1957">{{cite journal|author=Burbidge E. M., Burbidge G. R., Fowler W.A., and Hoyle F.|title=Synthesis of the Elements in Stars|journal=Reviews of Modern Physics|volume=29|issue=4|year=1957|pages=547–650|issn=0034-6861|doi=10.1103/RevModPhys.29.547}}</ref>. Цей механізм вони назвали r-процесом (від {{lang-en|rapid}}). Захоплення нейтронів в r-процесі робить ядра надзвичайно радіоактивними, що потребує надзвичайно швидкого захоплення. У цій публікації припускалося, що r-процес має відбуватись у середовищах із надзвичайно великою густиною нейтронів, де кілька нейтронів може бути захоплено ядром підряд, до того, як нестабільне ядро зазнає бета-розпаду. У такий спосіб утворюються важкі елементи.

Того ж 1957&nbsp;р. канадсько-американський фізик {{Не перекладено|Камерон, Аластер|Аластар Кемерон|en|Alastair G. W. Cameron}} незалежно від B2FH висунув припущення, що близько половини важчих від заліза елементів у галактиці генеруються лише в середовищах із такою високою густиною нейтронів, що захоплення нейтронів атомними ядрами відбувається значно швидше, аніж бета-розпад<ref name="Cameron1957">{{cite journal|author=Cameron A. G. W.|title=Nuclear Reactions in Stars and Nucleogenesis|journal=Publications of the Astronomical Society of the Pacific|volume=69|year=1957|pages=201|issn=0004-6280|doi=10.1086/127051}}</ref>.

1974&nbsp;р. {{не перекладено|Латтімер, Джеймс|Джеймс Латтімер|en|James Lattimer}} та [[Шрамм, Девід (астрофізик)|Девід Шрамм]] вперше висунули гіпотезу про злиття нейтронної зорі та чорної діри як джерело викидів матерії, багатої вільними нейтронами, що сприятиме r-процесу з дуже низькою часткою електронів, Y<sub>e</sub> (відношення протонів до нуклеонів (протонів + нейтронів): <math>Y_e =n_p/(n_n + n_p)</math><ref name="Lattimer74">{{cite journal|author=Lattimer J. M. and Schramm D. N.|title=Black-hole-neutron-star collisions|journal=The Astrophysical Journal|volume=192|year=1974|pages=L145|issn=0004-637X|doi=10.1086/181612}}</ref>. 1982&nbsp;р. Симбалісти та Шрамм вперше висунули ідею, що схожий механізм викиду нейтронної матерії може відбуватись внаслідок злиття подвійної системи нейтронних зір, що і є джерелом r-процесу<ref name = "Symbalisty82">{{Cite journal|author=Symbalisty, E. and Schramm, D. N.|title=Neutron star collisions and the r-process|date=1982|journal=Astrophysical Letters|volume=22|issue=4|pages=143–145|url=http://adsabs.harvard.edu/full/1982ApL....22..143S|accessdate=24 листопада 2017|archive-date=26 вересня 2021|archive-url=https://web.archive.org/web/20210926064612/http://adsabs.harvard.edu/full/1982ApL....22..143S}}</ref>.

На основі перших чисельних моделювань злиття двох нейтронних зір було показано, що результатом злиття подвійної системи має бути [[приплив]]ний викид нейтронно-багатої матерії (<math>Y_e \lesssim 0.1 - 0.2 </math>) в орбітальній площині зі швидкістю ~0,2—0,3 ''c'' і масою ~10<sup>−4</sup>—10<sup>−2</sup>&nbsp;M<sub>☉</sub><ref name="Davies1994">{{cite journal|author=Davies M. B., Benz W., Piran T., and Thielemann F. K.|title=Merging neutron stars. 1. Initial results for coalescence of noncorotating systems|journal=The Astrophysical Journal|volume=431|year=1994|pages=742|issn=0004-637X|doi=10.1086/174525}}</ref><ref name = "Rosswog1998">{{Cite arXiv |author= Rosswog, S., Liebendorfer M., Thielemann F.-K., Davies M. B., Benz W., abd Piran T. |title=Mass ejection in neutron star mergers|date=23 листопада 1998|arxiv=9811367| url= https://arxiv.org/abs/astro-ph/9811367 }}</ref>. Наслідком такого викиду буде поява важких елементів, передбачувана поширеність яких у цілому узгоджується із спостережуваною поширеністю в сонячній системі<ref name="Freiburghaus99">{{cite journal|author=Freiburghaus C., Rosswog S., and Thielemann F.-K.|title= r-Process in Neutron Star Mergers|journal=The Astrophysical Journal|volume=525|issue=2|year=1999|pages=L121–L124|issn=0004637X|doi=10.1086/312343}}</ref><ref name="Goriely11">{{cite journal|author=Goriely S.,Bauswein A., and Janka H.-T.|title=r-PROCESS NUCLEOSYNTHESIS IN DYNAMICALLY EJECTED MATTER OF NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=738|issue=2|year=2011|pages=L32|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/738/2/L32}}</ref>.

Пізніші чисельні моделювання показали, що окрім припливного викиду матерії, на межі контакту між двома зорями що зливаються, повинне формуватись окреме джерело викиду в полярному напрямку&nbsp;— викиди матерії, нагрітої ударними хвилями<ref name="HotokezakaK2013" /><ref name="Bauswein2013" />. Нагрівання ударними хвилями та опроміненням нейтрино сприяє [[Слабка взаємодія|слабким взаємодіям]], завдяки чому частка електронів динамічного полярного викиду є значно більшою (<math>Y_e \gtrsim 0.25</math>) від його первинного значення всередині нейтронної зорі<ref name="Wanajo2014">{{cite journal|author=Wanajo S., Sekiguchi Y., Nishimura N., Kiuchi K., Kyutoku K. and Shibata M.|title=Production of all the r-process nuclides in the dynamical ejecta of neutron star mergers|journal=The Astrophysical Journal|volume=789|issue=2|year=2014|pages=L39|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/789/2/L39}}</ref><ref name="Radice2016">{{cite journal|author=Radice D., Galeazzi F., Lippuner J., Roberts L.F., Ott C.D., and Rezzolla L.|title=Dynamical mass ejection from binary neutron star mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=460|issue=3|year=2016|pages=3255–3271|issn=0035-8711|doi=10.1093/mnras/stw1227}}</ref><ref name="SekiguchiKiuchi2016">{{cite journal|author=Sekiguchi Y. et al.|title=Dynamical mass ejection from the merger of asymmetric binary neutron stars: Radiation-hydrodynamics study in general relativity|journal=Physical Review D|volume=93|issue=12|year=2016|issn=2470-0010|doi=10.1103/PhysRevD.93.124046}}</ref>. Ударно нагріті викиди менш багаті нейтронами, аніж викиди від припливних взаємодій, оскільки їх вища температура (>1 [[електронвольт|МеВ]]) уможливлює [[народження пар|народження електрон-позитронних пар]], що захоплюються відповідно протонами та нейтронами, випромінюючи електронні нейтрино та [[антинейтрино]].<ref name="Thielemann2017" />. За рахунок того, що частка нейтронів перевершує частку протонів, то в таких викидах значно більше захоплень позитронів, залишаючи матерію з більшою часткою електронів<ref name="Fernandez2016" />.

Ударно нагріті викиди відіграють важливішу роль для «м'якого рівняння стану» (нейтронні зорі менших радіусів), тоді як припливні викиди є панівними в злитті нейтронних зір із більшими асиметріями мас<ref name="Fernandez2016" />. В останньому випадку злиття буде менш руйнівним, оскільки нейтронна зоря з меншою масою зазнає деформації припливними силами ще на ранній стадії злиття, тож ударне нагрівання буде менш сильним. Наслідком цього будуть більш збагачені на нейтрони припливні викиди<ref name="Thielemann2017" />.

Іншим джерелом викиду матерії r-процесу результати моделювання передбачають уламки від злиття нейтронних зір<ref name="Metzger09">{{cite journal|author=Metzger B. D., Piro A. L., and Quataert E.|title=Neutron-rich freeze-out in viscously spreading accretion discs formed from compact object mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=396|issue=1|year=2009|pages=304–314|issn=00358711|doi=10.1111/j.1365-2966.2008.14380.x}}</ref>. Ці уламки мають достатньо кутового моменту для циркуляції в [[акреційний диск]] довкола центрального залишку. Цей диск залишків може бути джерелом ультрарелятивістського джету [[гамма-спалах]]у<ref name="Narayan1992">{{cite journal|author=Narayan R., Paczynski B., and Piran T.|title=Gamma-ray bursts as the death throes of massive binary stars|journal=The Astrophysical Journal|volume=395|year=1992|pages=L83|issn=0004-637X|doi=10.1086/186493}}</ref>. Повільні відтоки матерії (із швидкістю ~0,03&nbsp;— 0,1 с) з такого диску залишків, що здатні тривати протягом декількох секунд після злиття, можуть бути новим джерелом викиду речовини r-процесу<ref name="Dessart09" /><ref name="Metzger09" />. Середнє значення Y<sub>e</sub> відтоку акреційного диску зростає із збільшенням часу існування гіпермасивної нейтронної зорі перед тим, як вона колапсує в чорну діру<ref name="MetzgerFernández2014">{{cite journal|author=Metzger Brian D. and Fernández Rodrigo|title=Red or blue? A potential kilonova imprint of the delay until black hole formation following a neutron star merger|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=441|issue=4|year=2014|pages=3444–3453|issn=1365-2966|doi=10.1093/mnras/stu802}}</ref>.

==== Експериментальні свідчення r-процесу в злитті нейтронних зір ====

Динамічні викиди із злиття нейтронних зір мають великі передбачувані маси, у діапазоні від 10<sup>−3</sup> до 10<sup>−2</sup>&nbsp;M<sub>☉</sub><ref name="Goriely2011">{{cite journal|author=Goriely S., Bauswein A., and Janka H.-T.|title=r-PROCESS NUCLEOSYNTHESIS IN DYNAMICALLY EJECTED MATTER OF NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=738|issue=2|year=2011|pages=L32|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/738/2/L32}}</ref>. Тож, викинута в злитті двох нейтронних зір матерія має потрібну густину нейтронів та швидкість для запуску ядерних реакцій r-процесу<ref name="Just15" />.

Обчислення на основі астрономічних спостережень передбачають, що події злиття нейтронних зір є в 100—1000 разів рідшими, аніж гравітаційний колапс [[Наднові типу II|наднових типу ІІ]]<ref name = "Macias2016" />. Так, [[карликові галактики]] «забруднені» лише кількома подіями злиття бінарних систем нейтронних зір<ref name="Cohen09">{{cite journal|author=Cohen J.G. and Huang W.|title=THE CHEMICAL EVOLUTION OF THE DRACO DWARF SPHEROIDAL GALAXY|journal=The Astrophysical Journal|volume=701|issue=2|year=2009|pages=1053–1075|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/701/2/1053}}</ref><ref name="Jablonka15">{{cite journal|author=Jablonka P. et al.|title=The early days of the Sculptor dwarf spheroidal galaxy|journal=Astronomy & Astrophysics|volume=583|year=2015|pages=A67|issn=0004-6361|doi=10.1051/0004-6361/201525661}}</ref>, чи взагалі однією подією, як карликова галактика {{не перекладено|Reticulum II|||Reticulum II}}<ref name="Simon15">{{cite journal|author=Simon J. D. et al.|title=STELLAR KINEMATICS AND METALLICITIES IN THE ULTRA-FAINT DWARF GALAXY RETICULUM II|journal=The Astrophysical Journal|volume=808|issue=1|year=2015|pages=95|issn=1538-4357|doi=10.1088/0004-637X/808/1/95}}</ref>. В Reticulum II велика частка зір є високозбагачена елементами r-процесу<ref name="Ji16">{{cite journal|author=Ji A.P., Frebel A., Simon J.D., and Chiti A.|title=COMPLETE ELEMENT ABUNDANCES OF NINE STARS IN THEr-PROCESS GALAXY RETICULUM II|journal=The Astrophysical Journal|volume=830|issue=2|year=2016|pages=93|issn=1538-4357|doi=10.3847/0004-637X/830/2/93}}</ref>. Це свідчить про те, що ця галактика була «забруднена» ще на початку її історії єдиною подією r-процесу, яка породила більше важких елементів, аніж здатен [[нейтрино|нейтринний]] вітер однієї наднової<ref name="JiFrebel2016">{{cite journal|author=Ji A.P.,Frebel A., Chiti A., and Simon J.D.|title=R-process enrichment from a single event in an ancient dwarf galaxy|journal=Nature|volume=531|issue=7596|year=2016|pages=610–613|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature17425}}</ref>.

Рідкісність злиття нейтронних зір узгоджується з обчисленнями неоднорідності хімічної еволюції, що дозволяє прослідкувати локальні коливання поширеності елементів r-процесу, зумовлені внеском одиничних подій злиття. Так, спостерігаючи хімічну поширеність у близьких тьмяних [[Карликові сфероїдальні галактики|карликових сфероїдних галактиках]], астрономам вдалось встановити джерело r-процесу через розрізнення внеску подій наднових типу ІІ та злиття нейтронних подвійностей<ref name="Tsujimoto2014">{{cite journal|author=Tsujimoto T. and Shigeyama T.|title=Enrichment history of r-process elements shaped by a merger of neutron star pairs|journal=Astronomy & Astrophysics|volume=565|year=2014|pages=L5|issn=0004-6361|doi=10.1051/0004-6361/201423751}}</ref><ref name="Tsujimoto2015">{{cite journal|author=Tsujimoto T., Ishigaki M.N., Shigeyama T., and Aoki W.|title=Chemical feature of Eu abundance in the Draco dwarf spheroidal galaxy|journal=Publications of the Astronomical Society of Japan|volume=67|issue=3|year=2015|pages=L3|issn=0004-6264|doi=10.1093/pasj/psv035}}</ref>. Оскільки злиття нейтронних зір є більш рідкісним, ніж вибух наднових типу ІІ, то менш масивні тьмяні карликові сфероїдні галактики не можуть залишити багато нейтронних зір після вибуху масивних зір для формування подвійної системи і їх злиття. Обчислення припускають, що в менш масивних карликових сфероїдних галактиках із масою 10<sup>5</sup> M<sub>☉</sub>, у цілому буде ~500 наднових типу ІІ. Виходячи з отриманої частоти злиття нейтронних зір (1 подія злиття на 1000—2000 подій наднових типу ІІ) на таку галактику припадатиме <1 події злиття нейтронних зір<ref name="Tsujimoto2014" />. Тому в менш масивних карликових сфероїдних галактиках (як галактики [[карликова галактика Дракон|Дракон]], {{не перекладено|карликова галактика Каріна|Каріна|en|Carina Dwarf Spheroidal Galaxy}} і [[NGC 253|Скульптор]]) було виявлено стале значення {{Comment|[Eu/H]|логарифм співвідношення поширеності європію до гідрогену в порівнянні з Сонцем}} ~ −1,3 безвідносно до значень [ [[Залізо|Fe]]/[[Водень|H]] ]<ref name="Tsujimoto2014" />. Тоді як у масивних карликових сфероїдних галактиках було виявлено збільшення [ [[Європій|Eu]]/[[Водень|H]] ] із збільшенням [Fe/H]. Це свідчить про те, що r-процес нуклеосинтезу не відбувається в тьмяних, менш масивних карликових сфероїдних галактиках, попри високу частоту подій наднових у цих галактиках<ref name="Tsujimoto2014" />. Тож, ці дані є прямим свідченням, що лише такі рідкісні події, як злиття нейтронних зір можуть бути головним місцем r-процесу в галактиці, особливо для [[нуклід]]ів з A > 130<ref name="Tsujimoto2015" />.

Результати чисельних моделювань показують, що нуклеосинтез у надзвичайно багатих нейтронами викидах із злиття нейтронних зір може відтворити поширеність важких елементів у [[Сонячна система|Сонячній системі]] незалежно від фізичних властивостей (зоряних мас, співвідношення мас та рівняння стану) подвійної системи<ref name="Korobkin2012">{{cite journal|author=Korobkin O., Rosswog S., Arcones A., and Winteler C.|title=On the astrophysical robustness of the neutron star merger r-process|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=426|issue=3|year=2012|pages=1940–1949|issn=00358711|doi=10.1111/j.1365-2966.2012.21859.x}}</ref>. Так, нещодавно були отримані переконливі свідчення про значні події r-процесу відносно нещодавно в [[Чумацький Шлях|Чумацькому шляху]], зокрема в Сонячній системі. Таким свідченням нещодавнього збагачення подіями r-процесу стали довгоживучі [[радіоактивні елементи]]. Для вимірювання слідів таких подій у [[Пелагічні відклади|глибоководних відкладах]] на Землі були використані два [[ізотопи]]&nbsp;— заліза <sup>60</sup>Fe та [[плутоній|плутонію]] <sup>224</sup>Pu. Ізотоп <sup>60</sup>Fe утворюється протягом еволюції та вибуху масивних зір, що призводить до появи наднових<ref name="Wanajo2013">{{cite journal|author=Wanajo S., Janka H.-T., and Müller B.|title=ELECTRON-CAPTURE SUPERNOVAE AS SOURCES OF60Fe|journal=The Astrophysical Journal|volume=774|issue=1|year=2013|pages=L6|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/774/1/L6}}</ref>. [[Період напіврозпаду]] <sup>60</sup>Fe складає 2,6 × 10<sup>6</sup> років і тому цей ізотоп може бути свідченням недавнього додавання матерії із подій r-процесу, що відбулись кілька мільйонів років тому. Нещодавно ізотоп <sup>60</sup>Fe був знайдений у земних глибоководних відкладах, що включали зоряні залишки із відносно близького вибуху, що мав місце 2&nbsp;млн років тому<ref name="Knie04">{{cite journal|author=Knie K. et al.|title=60Fe Anomaly in a Deep-Sea Manganese Crust and Implications for a Nearby Supernova Source|journal=Physical Review Letters|volume=93|issue=17|year=2004|issn=0031-9007|doi=10.1103/PhysRevLett.93.171103}}</ref><ref name="Wallner16">{{cite journal|author=Wallner A. et al.|title=Recent near-Earth supernovae probed by global deposition of interstellar radioactive 60Fe|journal=Nature|volume=532|issue=7597|year=2016|pages=69–72|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature17196}}</ref>.

<sup>224</sup>Pu має період напіврозпаду 8,1 x 10<sup>7</sup> років і потребує багатьох подій вибуху наднових. Виявлена в глибоководних відкладах поширеність <sup>224</sup>Pu на два порядки нижче, аніж передбачається у випадку, коли б джерелом були такі часті події, як звичайні наднові з невеликим внеском<ref name="Wallner2015" />. З цього відкриття випливало, що нуклеосинтез актиноїдів є дуже рідкісним (уможливлюючи значний розпад <sup>224</sup>Pu з часу останньої події r-процесу) і протягом останніх кількох сотень мільйонів років регулярні наднові не мали значного внеску до їх поширеності в сонячній системі<ref name="Thielemann2017" />. Подальший аналіз цих експериментальних даних та теоретичні розрахунки вказували на те, що джерелом елементів r-процесу має бути значно більш рідкісна подія, аніж вибух наднових<ref name="HotokezakaPiran2015" />. Утім, такі рідкісні події, як злиття нейтронних зір може пояснити як існування <sup>224</sup>Pu в ранній Сонячній системі, так і низьку поширеність відносно нещодавніх внесків ізотопів <sup>224</sup>Pu в глибоководних відкладах<ref name="HotokezakaPiran2015" />.
 
Однак, на відміну від наднових, злиття нейтронних зір не конденсує зерна пилу, як носіїв синтезованих нуклідів r-процесу ([[досонячні зерна]])<ref name="Lodders2005">{{cite journal|author=Lodders K. and Amari S.|title=Presolar grains from meteorites: Remnants from the early times of the solar system|journal=Chemie der Erde - Geochemistry|volume=65|issue=2|year=2005|pages=93–166|issn=00092819|doi=10.1016/j.chemer.2005.01.001}}</ref>. Тому як саме синтезовані в злитті нейтронних зір елементи r-процесу були включені до Сонячної системи наразі залишається незрозумілим.

=== Кілонова ===
[[Файл:Кілонова.png|thumb|200 пкс|Схематичне подання ймовірних електромагнітних двійників злиття двох нейтронних зір та кілонова]]
Щойно синтезовані у викидах матерії із злиття нейтронних зір атомні ядра r-процесу є [[радіоактивність|радіоактивними]]<ref name="Rosswog1998"/><ref name="Goriely2011"/>. Із подальшим розширенням цієї матерії відбувається її [[бета-розпад]] назад до стабільного стану. Енергія виділена через бета-розпад та [[поділ ядра]] може породити і підтримувати [[теплове випромінювання|тепловий]] [[Транзієнт (астрономія)|транзієнт]]&nbsp;— [[кілонова|«''кілонову''»]], що триватиме від днів до тижнів<ref name="Metzger2010" /><ref name="Metzger17">{{cite journal|author=Metzger B.D.|title=Kilonovae|journal=Living Reviews in Relativity|volume=20|issue=1|year=2017|issn=2367-3613|doi=10.1007/s41114-017-0006-z}}</ref>.

Кілонова є ключовим електромагнітним двійником злиття нейтронних зір, оскільки порівняно із спрямованим джетом гамма-спалаху, її випромінювання майже [[ізотропність|ізотропне]] і може досягнути піку в оптичному діапазоні спектру, будучи відносно легко доступна для пошуку. Яскравість, кольори та тривалість кілонових є свідченням фізичних процесів, що відбуваються під час злиття подвійних нейтронних зір. Крім того, кілонові дозволяють прямо спостерігати та виміряти утворення ядер r-процесу в злитті, відкриваючи унікальну можливість встановити місце нуклеосинтезу важких елементів<ref name="Metzger17" />.

==== Теорія кілонових ====
1998&nbsp;р. Л.-С. Лі та [[Богдан Пачинський|Б.&nbsp;Пачінські]] вперше висунули припущення, що радіоактивний викид із злиття двох нейтронних зір (чи нейтронної зорі та чорної діри) може бути джерелом живлення теплового [[Транзієнт (астрономія)|транзієнта]], за аналогією з [[Наднові типу Ia|надновими типу Іа]]<ref name="LiPaczynski1998">{{cite journal|author=Li Li-Xin and Paczyński Bohdan|title=Transient Events from Neutron Star Mergers|journal=The Astrophysical Journal|volume=507|issue=1|year=1998|pages=L59–L62|issn=0004637X|doi=10.1086/311680}}</ref>. На основі побудованої простої моделі, вони передбачали, що внаслідок малої маси та високої швидкості (~0,1&nbsp;c) викиду матерії із злиття нейтронних зір, цей викид швидко стане прозорим для власного фотонного випромінювання<ref name="LiPaczynski1998" />. Таке випромінювання повинне досягнути піку протягом одного дня, що значно швидше ніж для регулярної наднової, чиї випромінювання досягають піку протягом тижня і довше.

Не маючи фізичної моделі нуклеосинтезу, Лі та Пачінські параметризували швидкість радіоактивного нагрівання (розпад ядер r-процесу) викиду <math>\dot{Q}</math> в момент часу t після злиття, як <math>\dot{Q} \propto t^{-1}</math>, залишивши нормування швидкості нагрівання як [[вільний параметр]]<ref name="LiPaczynski1998" />. Однак, оскільки пікова світність транзієнта пропорційна швидкості нагрівання, то модель Лі-Пачінські передбачала надзвичайно високі значення пікової світності, у діапазоні 10<sup>42</sup>&nbsp;— 10<sup>44</sup> [[ерг]] сек<ref name="LiPaczynski1998" />, що більше від світності найяскравішої наднової<ref name="Metzger17" />. Втім подальші астрономічні спостереження, які намагались виявити подібні яскраві транзієнти після коротких гамма-спалахів, таких не виявили<ref name="Fox05">{{cite journal|author=Fox D. B. et al.|title=The afterglow of GRB 050709 and the nature of the short-hard γ-ray bursts|journal=Nature|volume=437|issue=7060|year=2005|pages=845–850|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature04189}}</ref><ref name="Berger2014">{{cite journal|author=Berger E.|title=Short-Duration Gamma-Ray Bursts|journal=Annual Review of Astronomy and Astrophysics|volume=52|issue=1|year=2014|pages=43–105|issn=0066-4146|doi=10.1146/annurev-astro-081913-035926}}</ref>.

2010&nbsp;р. Б.&nbsp;Метцгер та ін. вперше визначили реальний масштаб світності радіоактивно-підтримуваних транзієнтів злиття нейтронних зір<ref name="Metzger2010" />. На основі обчислення мережі ядерних реакцій r-процесу, Метцгер та ін. отримали швидкість радіоактивного нагрівання (передбачаючи <math>\dot{Q} \propto t^{-1,3}</math> від кількох годин до днів), яку включили в моделі кривих блиску. Дослідники використали більш фізично реалістичну модель [[Прозорість середовища|непрозорості]] викидів r-процесу (непрозорість постає із змішання десятків мільйонів атомних [[Спектральна лінія|спектральних ліній]] зв'язано-зв'язаних [[електронний перехід|переходів]]&nbsp;— переходів електронів в атомі з одного енергетичного рівня на інший<ref name="Huebner2014">{{cite book|author=Huebner W.F. and Barfield W.D.|title=Opacity|url=https://books.google.com/books?id=ib-8BAAAQBAJ&pg=PA287|date=2 січня 2014|publisher=Springer|isbn=978-1-4614-8797-5|page=287|accessdate=24 листопада 2017|archive-date=26 вересня 2021|archive-url=https://web.archive.org/web/20210926124124/https://books.google.com/books?id=ib-8BAAAQBAJ&pg=PA287}}</ref>). В основі цієї моделі було припущення, що непрозорість викидів r-процесу обумовлена непрозорістю в [[Спектральна лінія|лініях]] заліза, а не як у простіших моделях&nbsp;— непрозорістю [[Томпсонівське розсіювання|електронного розсіювання]]. Відтак, для викидів масою 1<sup>−2</sup> M<sub>☉</sub> і швидкістю v ~ 0,1 c, модель Метцгера та ін. передбачала пікову світність в ~3 x 10<sup>41</sup> [[ерг]]/сек та спектральний пік у видимому діапазоні<ref name="Metzger2010" />. Оскільки така світність приблизно в тисячу разів яскравіша аніж класичні [[Нова зоря|нові]] (чия пікова світність близька до [[Межа Еддінгтона|критичної світності]], ~10<sup>38</sup> ерг/сек), то електромагнітні транзієнти злиття нейтронних зір, спричинені розпадом ядер r-процесу, були названі Метцгером та ін. «'''кілонова'''»<ref name="Metzger2010" />. Тож, модель Метцгера та ін. вперше чітко вказала на зв'язок між кілоновими, короткими гамма-спалахами, гравітаційними хвилями та походженням елементів r-процесу (актиноїдів та лантаноїдів).

==== Синя та червона кілонові ====
[[Файл:Викиди із злиття нейтронних зір.png|thumb|500пкс|Різні компоненти викидів із злиття двох нейтронних зір та залежність випромінювань їх кілонових від кута променя зору спостерігача, ''θ''<sub>obs</sub>, відносно осі подвійної системи, для двох різних сценаріїв: (ліворуч) швидкого утворення чорної діри та (праворуч) довготривалого [[магнітар|магнетарного]] залишку. Динамічні викиди матерії в орбітальній площині, в обох сценаріях, є багаті нейтронами (з часткою електронів ''Y''<sub>e</sub> < 0,1), тому можуть генерувати [[лантаноїди]] та пов'язане з ними випромінювання «червоної» кілонови з піком у ближньо-інфрачервоному діапазоні. Тоді як динамічні викиди в полярних напрямках через ударне нагрівання можуть бути досить бідними на вільні нейтрино (''Y''<sub>e</sub> > 0,3), унеможливлюючи синтез лантаноїдів, натомість генеруючи випромінювання «синьої» кілонової в оптичному діапазоні. Найвіддаленіші шари полярних викидів можуть містити вільні нейтрони, розпад яких підтримує ультрафіолетовий [[Транзієнт (астрономія)|транзієнт]], що триватиме кілька годин після злиття.]]
Криві блиску наднових визначаються головним чином радіоактивним розпадом одного типу ядер (ізотопу [[нікель|<sup>56</sup>Ni]]), тому їх болометричні криві блиску зазнають експоненціального спаду<ref name="Courvoisier2012" />. В основі ж кілонових є радіоактивний розпад широкого діапазону ядер r-процесу з відмінним періодом напіврозпаду, що обумовлює степеневий спад їх кривих блиску<ref name="Metzger2010" />. У перші кілька секунд захоплення нейтронів протягом r-процесу енергія генерується з майже сталою швидкістю, але згодом, коли r-процес «заморожується» і ядра повертаються до стабільного стану, то швидкість генерування енергії наближається до степеневого спаду, <math> \propto t^{-\alpha}</math>, де α ≈ 1,3<ref name="Metzger2017" />.

Різним складовим викинутої в злитті матерії відповідає різна непрозорість, ''κ''. Непрозорість кілонової визначається головним чином часткою лантаноїдів у викидах матерії: непрозорість викидів із малою часткою лантаноїдів зазвичай становить ''κ'' ≈ 0,5 см<sup>2</sup>/г, тоді як непрозорість багатих лантаноїдами викидів ''κ'' ≈ 10 см<sup>2</sup>/г<ref name = "Tanaka17" />. Наслідком більшої непрозорості є повільніша часова еволюція кривої блиску та зміщення піку спектрального розподілу енергії до червоних довжин хвиль<ref name="Huebner2014" />

За відсутності експериментальних даних про непрозорість у лініях важких елементів r-процесу, у моделі Метцгера та ін. була використана непрозорість багатих на [[Залізо|Fe]] викидів у наднових типу Іа<ref name="Metzger2010" />. Згодом Кейсен та ін.<ref name="Kasen2013">{{cite journal|author=Kasen D., Badnell N. R., and Barnes J.|title=OPACITIES AND SPECTRA OF THEr-PROCESS EJECTA FROM NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=774|issue=1|year=2013|pages=25|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/774/1/25}}</ref>, Бернес і Кейсен<ref name="BarnesKasen2013">{{cite journal|author=Barnes J. and Kasen D.|title=EFFECT OF A HIGH OPACITY ON THE LIGHT CURVES OF RADIOACTIVELY POWERED TRANSIENTS FROM COMPACT OBJECT MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=775|issue=1|year=2013|pages=18|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/775/1/18}}</ref> та незалежно Танака і Готокезака<ref name="TanakaHotokezaka2013">{{cite journal|author=Tanaka M. and Hotokezaka K.|title=RADIATIVE TRANSFER SIMULATIONS OF NEUTRON STAR MERGER EJECTA|journal=The Astrophysical Journal|volume=775|issue=2|year=2013|pages=113|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/775/2/113}}</ref> вперше визначили світність кілонової, включивши атомні дані про непрозорість ліній для викидів важких елементів r-процесу. Зокрема, у цих обчисленнях було показано, що якщо викиди містять ядра актиноїдів чи лантаноїдів із частково заповненими [[валентність|зовнішніми]] [[Електронна оболонка|електронними оболонками]] [[Блок періодичної системи|f]]-[[Атомна орбіталь|орбіталі]] (як відбувається при синтезі ядер r-процесу з [[масове число|масовим числом]] A≥130), то фотонна непрозорість таких викидів в ультрафіолетовому та оптичному діапазонах має бути в 10—100 разів більшою, аніж для викидів, складених із ядер залізної групи із частково заповненими валентними електронами ''d''-орбіталей<ref name="Kasen2013" /><ref name="TanakaHotokezaka2013" />. Це пов'язано з тим, що частково-заповнена ''f''-орбіталь, з більш щільно розміщеними енергетичними рівнями, уможливлює більше число можливих способів розподілу валентних електронів у цій орбіталі і на порядок більше лінійчатих переходів, аніж в ''d''-орбіталі<ref name="Kasen2013" />. Висока непрозорість елементів ''r''-процесу повинна затримувати час еволюції кривої блиску від ~1 дня до ~1 тижня та змістити спектральний пік від видимого (передбаченого моделлю Мецгера та ін.) до ближньо-інфрачервоного діапазону<ref name="TanakaHotokezaka2013" /><ref name="BarnesKasen2013 " />, призводячи до появи «червоної кілонової» (з непрозорістю ''κ'' ≈ 10&nbsp;см<sup>2</sup>/г).

Не всі частини викидів зі злиття нейтронних зір обов'язково утворюватимуть важкі ядра r-процесу. Викиди з <math>Y_e \gtrsim 0.25</math> не матимуть достатньої кількості нейтронів для реакцій захоплення нейтронів, щоб проштовхнути потік нуклонів через другий пік (A≈130) r-процесу<ref name="MetzgerFernández2014"/>. У цьому випадку, як передбачає модель Метцгера та ін., не буде утворення лантаноїдів і викиди із злиття нейтронних зір генеруватимуть яскравіше та синювате оптичне випромінювання, що швидко еволюціонує, т.&nbsp;з. «синю кілонову» (''κ'' ≈ 0,5&nbsp;см<sup>2</sup>/г)<ref name="MetzgerFernández2014" /><ref name="Metzger2010" />. Синє оптичне випромінювання викидів після злиття є свідченням утворення легших ядер r-процесу, оскільки їх непрозорість лиш трохи вища від непрозорості заліза<ref name = "Tanaka17">{{Cite arXiv |author= Tanaka M. et al. |title=Properties of Kilonovae from Dynamical and Post-Merger Ejecta of Neutron Star Mergers |date=30 серпня 2017|arxiv=1708.09101| url= https://arxiv.org/abs/1708.09101}}</ref>.

Нові теоретичні обчислення та моделювання показали, як включення ефектів переносу нейтрино може призвести до утворення легших ядер r-процесу у викидах після злиття нейтронних зір<ref name="Wanajo2014"/><ref name="Sekiguchi15">{{cite journal|author=Sekiguchi Y., Kiuchi K., Kyutoku K., and Shibata M.|title=Dynamical mass ejection from binary neutron star mergers: Radiation-hydrodynamics study in general relativity|journal=Physical Review D|volume=91|issue=6|year=2015|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.91.064059}}</ref><ref name="Goriely15">{{cite journal|author=Goriely S., Bauswein A., Just O., Pllumbi E., and Janka H.-Th.|title=Impact of weak interactions of free nucleons on the r-process in dynamical ejecta from neutron star mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=452|issue=4|year=2015|pages=3894–3904|issn=0035-8711|doi=10.1093/mnras/stv1526}}</ref>. Нагрівання нейтрино відіграє важливу роль у зміні хімічного складу (Y<sub>e</sub>) викидів із злиття. [[Електронне нейтрино|Електронні нейтрино]] та антинейтрино, випромінювані після злиття, характеризуються досить високою світністю (>10<sup>53</sup> ерг/сек)<ref name="Sekiguchi15" />. Внаслідок поглинання нейтрино з такою високою світністю викиди стають більш багатшими на протони, оскільки електронні нейтрино перетворюють деяку частку нейтронів у протони через реакції <math>n + v_e \leftrightarrow p+e^-</math><ref name="Wanajo2014" />. Тому нагріті ударними хвилями полярні динамічні викиди після злиття будуть мати відносно високу частку електронів, <math>Y_e \gtrsim 0.25</math>, і позбавлені лантаноїдів, тим самим роблячи внесок до раннього, синього випромінювання кілонової<ref name="Sekiguchi15" />. Водночас синя кілонова буде видимою лише для променів зору, що не блокуються викидами матерії з високою непрозорістю&nbsp;— «червоною кілоновою»<ref name="Kasen15">{{cite journal|author=Kasen D., Fernández R., and Metzger B.D.|title=Kilonova light curves from the disc wind outflows of compact object mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=450|issue=2|year=2015|pages=1777–1786|issn=1365-2966|doi=10.1093/mnras/stv721}}</ref>.

У порівнянні з [[Коліматор|колімованим]] і релятивістсько спрямованим гамма-спалахом, Метцгер та Бергер припустили, що [[ізотропність|ізотропні]] випромінювання кілонової роблять їх найбільш перспективним електромагнітним двійником для типового злиття подвійних нейтронних зір на відстані 200 [[парсек|Мпк]], що знаходиться в діапазоні модернізованих детекторів LIGO/Virgo<ref name="MetzgerBerger2012">{{cite journal|author=Metzger B. D. and Berger E.|title=WHAT IS THE MOST PROMISING ELECTROMAGNETIC COUNTERPART OF A NEUTRON STAR BINARY MERGER?|journal=The Astrophysical Journal|volume=746|issue=1|year=2012|pages=48|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/746/1/48}}</ref>. Пізніші обчислення і перші запуски оновленого LIGO дозволили астрономам висунути припущення, що злиття можуть відбуватись значно ближче ніж 200 Мпк, завдяки чому кілонові можна виявити навіть з 1-м телескопами<ref name="Kasliwa14">{{cite journal|author=Kasliwal M. M. and Nissanke S.|title=On discovering electromagnetic emission from neutron star mergers: the early years of two gravitational wave detectors|journal=The Astrophysical Journal|volume=789|issue=1|year=2014|pages=L5|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/789/1/L5}}</ref>.

2013&nbsp;р. вперше було виявлено інфрачервоне випромінювання після короткого гамма-спалаху GRB 130603B протягом тижня<ref name="BergerFong2013">{{cite journal|author=Berger E., Fong W. and Chornock R.|title=An r-Process Kilonova Associated with the Short-Hard GRB 130603B|journal=The Astrophysical Journal|volume=774|issue=2|year=2013|pages=L23|issn=2041-8205|doi=10.1088/2041-8205/774/2/L23}}</ref><ref name="Tanvir2013">{{cite journal|author=Tanvir N. R. et al.|title=A ‘kilonova’ associated with the short-duration γ-ray burst GRB 130603B|journal=Nature|volume=500|issue=7464|year=2013|pages=547–549|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature12505}}</ref>. Це відкриття було першим свідченням про прямий зв'язок між злиттям нейтронних зір та короткими гамма-спалахами, а відтак, підтвердженням злиття нейтронних зір як місця утворення важких ядер r-процесу у всесвіті<ref name="BergerFong2013" />.

== Відкриття GW170817 ==
[[Файл:ApJL 848 L12 Fig2 Timeline of the discovery of GW170817, GRB 170817A, AT 2017gfo.svg|thumb|Комбіноване зображення хронології відкриття GW170817 і його електромагнітних двійників (EM170817, GRB 170817A, SSS17a/AT 2017gfo). Вкладки показують першу реєстрацію в гравітаційно-хвильових (спектограми LIGO), гамма-променевих (Fermi-GBM і INTEGRAL), оптичних (ESO-NTT, ESO-VLT-XShooter), рентгенівських (Chandra) та радіо (JVLA) смугах.]]
17 серпня 2017 року, о 12:41:04 [[UTC]], мережа гравітаційно-хвильових детекторів LIGO-Virgo вперше змогла зареєструвати гравітаційно-хвильовий сигнал від зіткнення двох компактних, надщільних об'єктів, «нейтронних зір», які є залишками від вибуху [[наднова|наднових зір]].

Мережа гравітаційно-хвильових детекторів працювала в другому циклі наукових спостережень («Observing Run 2», '''O2'''). 30 листопада 2016 року були запущені два детектори LIGO (Livingston, у Лівінгстоні, штат Луїзіана та Hanford, на місці Генфордського комплексу) розташовані на 3003&nbsp;км один від одного. Детектор Virgo було запущено 1 серпня 2017 року поблизу Пізи в Італії.

Перед завершенням О2, детектори LIGO-Virgo зареєстрували гравітаційно-хвильовий сигнал від злиття подвійних нейтронних зір (названий «GW170817»&nbsp;— «gravitaional wave» і дата реєстрації). Сигнал GW170817 тривав ~100&nbsp;сек (початок відліку від 24&nbsp;Гц), до 12:41:04 UTC. GW170817 був ідентифікований у зашумлених вихідних даних через порівняння сигналів із детекторів LIGO-Virgo з бібліотекою моделей сигналів (теоретично передбачених на основі [[Постньютонівське наближення|постньютонівського наближення]] [[загальна теорія відносності|ЗТВ]]) використовуючи {{не перекладено|Узгоджений фільтр|узгоджене фільтрування||Matched filter}}. Значення моментів обертання та мас узгодженого фільтра, що максимально узгоджувався з GW170817, приписувались сигналу<ref name="PRL-171016" /><ref name="APJ" />.

Першим сигнал GW170817 був зареєстрований детектором Virgo, через 22 мсек його зареєстрував детектор LIGO-Livingston, і ще через 3 мсек&nbsp;— детектор LIGO-Hanford. Завдяки такій кількості залучених детекторів астрофізики змогли досить точно визначити, з якої саме ділянки неба прийшов сигнал. Для GW170817 ділянка мала витягнуту форму (відому як «еліпс похибки»), ~2 градуси в ширину і 15 градусів у довжину, вкриваючи 28 квадратних градусів<ref name="PRL-171016" /> у [[Сузір'я Гідра|сузір'ї Гідри]], з центром поблизу зорі [[Псі Гідри]]<ref name="Goldstein2017">{{cite journal|author=Goldstein A. et al.|title=An Ordinary Short Gamma-Ray Burst with Extraordinary Implications: Fermi-GBM Detection of GRB 170817A|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L14|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8f41}}</ref>.

Якби GW170817 сигнал прийшов на три тижні раніше, то детектор Virgo б не зміг його зареєструвати, без чого на основі лише даних детекторів LIGO було б значно важче локалізувати GW170817 на небі, як і знайти електромагнітних двійників чи відкрити кілонову. Якби ж GW170817 сигнал прийшов на кілька тижнів пізніше, то його джерело було б позаду Сонця, унеможливлюючи локалізацію оптичного [[Транзієнт (астрономія)|транзієнта]]<ref name="APJ" />.
 
Офіційно про відкриття GW170817 було повідомлено 16 жовтня 2017 року<ref name="NYT-20171016">{{cite news |author=Overbye Dennis |title=LIGO Detects Fierce Collision of Neutron Stars for the First Time |url=https://www.nytimes.com/2017/10/16/science/ligo-neutron-stars-collision.html |date=16 жовтня 2017 |work=[[The New York Times]] |accessdate=16 жовтня 2017 |archive-date=16 жовтня 2017 |archive-url=https://web.archive.org/web/20171016143216/https://www.nytimes.com/2017/10/16/science/ligo-neutron-stars-collision.html }}</ref> на прес-конференції, що одночасно відбувалась у США (Національний прес-клуб у [[Вашингтон]]і) та Європі (в штаб-квартирі [[Європейська південна обсерваторія|ESO]] в [[Гархінг-бай-Мюнхен]], Німеччина)<ref name="SM-20171016">{{cite news |last=Cho |first=Adrian |title=Merging neutron stars generate gravitational waves and a celestial light show |url=http://www.sciencemag.org/news/2017/10/merging-neutron-stars-generate-gravitational-waves-and-celestial-light-show |date=16 жовтня 2017 |work=[[Science]] |accessdate=16 жовтня 2017 |archive-date=18 жовтня 2017 |archive-url=https://web.archive.org/web/20171018011625/http://www.sciencemag.org/news/2017/10/merging-neutron-stars-generate-gravitational-waves-and-celestial-light-show }}</ref>.

== Гравітаційно-хвильовий сигнал GW170817 ==

=== Гравітаційна хвиля ===
{{main|Гравітаційна хвиля}}
Існування [[гравітаційна хвиля|гравітаційних хвиль]] вперше було передбачене [[Альберт Ейнштейн|Альбертом Ейнштейном]] в 1916&nbsp;р., через кілька місяців після його публікації [[Рівняння Ейнштейна|рівнянь гравітаційного поля]]<ref name="Poisson2014">{{cite book|author=Poisson E. and Will C.M.|title=Gravity: Newtonian, Post-Newtonian, Relativistic|url=https://books.google.com/books?id=PZ5cAwAAQBAJ|date=29 травня 2014|publisher=Cambridge University Press|isbn=978-1-107-03286-6|accessdate=7 листопада 2017|archive-date=7 січня 2017|archive-url=https://web.archive.org/web/20170107125008/https://books.google.com/books?id=PZ5cAwAAQBAJ}}</ref>. Відповідно до загальної теорії відносності ('''ЗВТ'''), гравітаційні хвилі є збуренням [[Метрика простору-часу|метрики простору-часу]] і постають як наслідок накладення релятивістської природи на гравітаційні взаємодії. Гравітаційні хвилі генеруються внаслідок асиметричного [[прискорення]] системи мас, [[квадрупольний момент]] яких змінюється з часом, і поширюються зі швидкістю світла, а їх амплітуда спадає обернено пропорційно відстані від джерела<ref name="Sathyaprakash2009">{{cite journal|author=Sathyaprakash B. S. and Schutz B.F.|title=Physics, Astrophysics and Cosmology with Gravitational Waves|journal=Living Reviews in Relativity|volume=12|issue=1|year=2009|issn=2367-3613|doi=10.12942/lrr-2009-2}}</ref>. Гравітаційне випромінювання, генероване орбітальним прискоренням системи мас, призводить до втрати ними енергії, внаслідок чого орбіти зменшуються і врешті решт два масивні тіла зливаються.

Гравітаційні хвилі є хвилями припливної сили. Згідно з [[Принцип еквівалентності|принципом еквівалентності]], одиничні ізольовані частинки не можуть бути використані для вимірювання гравітаційних хвиль (в силу їх вільного падіння в будь-якому гравітаційному полі і відсутності впливу від проходячої хвилі). Для такого вимірювання потрібні неоднорідності в гравітаційному полі, якими є [[припливні сили]], що переносяться гравітаційними хвилями і які можуть бути виміряні через співставлення положень та взаємодій двох чи більше частинок<ref name="Poisson2014" />.

Гравітаційне випромінювання в ЗВТ представлене через [[слід матриці|безслідовий]] симетричний [[тензор]] другого рангу. У загальній системі координат такий тензор має десять незалежних компонент. Однак, подібно до електромагнітного випромінювання, гравітаційне випромінювання в ЗВТ має тільки два незалежні стани [[поляризація|поляризації]]: ''«+»-поляризацію'' та ''«x»-поляризацію'' (назви пов'язані з формою еквівалентного силового поля, яке вони генерують), що позначаються ''h''<sub>+</sub> і ''h''<sub>x</sub><ref name="Sathyaprakash2009" />. На відміну від електромагнітних хвиль, кут між двома поляризованими станами складає не <math> \pi /2 </math>, а <math> \pi /4 </math> (45°). Поляризація гравітаційної хвилі випромінюваного таким джерелом, як подвійна система мас, залежить від орієнтації динаміки в середині цього джерела відносно спостерігача. Відтак, вимірювання поляризації дозволяє визначити орієнтацію подвійної системи<ref name="Courvoisier2012" />.
{{multiple image
| width
| align = center
| direction = horizontal
| footer_align = center
| image1 = GravitationalWave PlusPolarization.gif
| caption1 = Вплив «+»-[[поляризація|поляризованої]] [[гравітаційна хвиля|гравітаційної хвилі]] на кільце частинок.
| image2 = GravitationalWave CrossPolarization.gif
| caption2 = Вплив «×»-поляризованої гравітаційної хвилі на кільце частинок.
}}
Гравітаційно-хвильові антени є лінійно-поляризованими квадруполярними детекторами і не чутливі до напрямку хвилі. Тому на основі лише однієї антени не можна визначити напрямок до джерела хвилі. Для цього потрібно одночасне спостереження з використанням трьох і більше детекторів, завдяки чому джерело може бути [[Тріангуляція (геодезія)|тріангульоване]] на небі через вимірювання різниці в часі надходженні сигналу до різних детекторів<ref name="Sathyaprakash2009" />.

Оскільки тканина простору-часу є надто «жорсткою», то амплітуда її деформації дуже мала. Відтак, щоб гравітаційно-хвильовий сигнал міг бути зареєстрований на Землі потрібні зіткнення дуже масивних тіл. Але навіть тоді гравітаційна хвиля, реєстрована земними детекторами, матиме амплітуду лише ''h''~ 10<sup>−21</sup><ref name="Courvoisier2012" />.

=== Властивості GW170817 ===
[[Файл:GW170817 NASA.ogg|thumb|Тісні подвійні системи випромінюють гравітаційні хвилі (білі дуги), унаслідок чого зорі втрачають орбітальну енергію й зближуються та врешті-решт зливаються. У процесі зіткнення нейтронних зір деякі з їх рештки вибухом відносяться [[Релятивістський струмінь|релятивістським струменем]] часток, генеруючи короткі гамма-спалахи (колір [[Маджента колір|маджента]]). Крім того, злиття породжує уламки, які рухаються повільніше, з характерним електромагнітним випромінюванням&nbsp;— спочатку ультрафіолетовим (фіолетовий колір), потім видимим та інфрачервоним (від синьо-білого до червоного) і врешті рентгенівським (синій).]]

На відміну від двох детекторів LIGO, детектор Virgo не виявив GW170817 сигналу, який потрапив у його «сліпу ділянку»<ref name="PRL-171016" />. Але цей факт дозволив звузити пошук джерела сигналу на небі до 28 градусів<sup>2</sup><ref name="KasliwalM2017">{{cite journal|author=Kasliwal M.M. et al.|title=Illuminating gravitational waves: A concordant picture of photons from a neutron star merger|journal=Science|year=2017|pages=eaap9455|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aap9455}}</ref>.

Детектори LIGO-Virgo можуть спостерігати гравітаційні хвилі від подвійної нейтронної зорі протягом декількох хвилин. У випадку GW170817, за 100 секунд до зіткнення, нейтронні зорі були на відстані приблизно 400 кілометрів одна від одної й оберталися приблизно 12 разів за секунду. З кожним обертом нейтронні зорі випромінювали гравітаційні хвилі, втрачали енергію й наближалися одна до одної. Зі скороченням орбіти (так званого «падіння по спіралі») збільшувалася швидкість зір, призводячи до збільшення частоти (відомого як [[Лінійна частотна модуляція|чирп]], {{lang-en|chirp}}) та амплітуди гравітаційних хвиль. Процес зближення прискорювався, доки дві зорі не злились, утворивши один об'єкт. Випромінена енергія гравітаційної хвилі становила >0,025 [[Маса Сонця|'''M<sub>☉</sub>''']] ''c''<sup>2</sup><ref name="PRL-171016" />.

Гравітаційно-хвильовий сигнал GW170817 є найгучнішим із досі спостережуваних&nbsp;— комбіноване [[співвідношення сигнал/шум]] (SNR) становило 32,4 (LIGO-Livingston SNR&nbsp;— 26,4; Ligo Hanford SNR&nbsp;— 18,8; Virgo SNR&nbsp;— 2,0), тоді як SNR для GW150914&nbsp;— лише 24<ref name="APJ" />.

Із зареєстрованого GW170817-сигналу, найкраще вимірюваним параметром маси є маса чирпа, <math>\mathcal{M} </math>, (поєднання мас компонент подвійної системи, що обумовлює еволюцію частоти гравітаційного випромінювання і є панівною складовою смуги чутливості детектора), яка становила <math>\mathcal{M} </math>={{val|1.188|+0.004|-0.002|u=M<sub>☉</sub>}}. Тоді як маси зір подвійної системи, внаслідок кореляції їх [[Стандартна невизначеність|невизначеностей]] коливались у широкому діапазоні від 0,86 до 2,26 M<sub>☉</sub>.<ref name="APJ" />.

У цілому, гравітаційно-хвильовий сигнал GW170817,&nbsp;— як і відкриті LIGO перед тим [[Відкриття гравітаційних хвиль|гравітаційні хвилі із зіткнень чорних дір]],&nbsp;— цілком узгоджувався із [[Загальна теорія відносності|загальною теорією відносності]]<ref name="ЛандауЛифшиц1958">{{cite book|author1=Л.Д. Ландау|author2=Е.М. Лифшиц|title=Теоретическая физика|url=https://books.google.com/books?id=lb3-AgAAQBAJ&pg=PA442|volume=2 Теория поля|year=1958|publisher=Рипол Классик|isbn=978-5-458-32736-7|page=442|accessdate=17 жовтня 2017|archive-date=26 вересня 2021|archive-url=https://web.archive.org/web/20210926124125/https://books.google.com/books?id=lb3-AgAAQBAJ&pg=PA442}}</ref><ref name = "LIGO2017" />:
# гравітаційні хвилі мають [[тензор]]ну [[поляризація|поляризацію]]
# гравітаційні хвилі від зіткнення двох нейтронних зір рухались із тією ж швидкістю, що й світло;
# гравітаційні хвилі та гамма-промені йшли до Землі 130&nbsp;млн світлових років і прийшли в межах ~2 секунд;
# [[гравітон]]и та [[фотон]]и із GW170817 події падали до [[гравітаційний потенціал|гравітаційного поля]] [[Чумацький Шлях|Чумацького Шляху]] в один і той же час, що свідчило про їх падіння з однаковою частотою згідно з [[Принцип еквівалентності|принципом еквівалентності]].

На основі лише однієї події GW170817 науковцям LIGO-Virgo вдалось встановити частоту злиття подвійних нейтронних зір у рік на середній об'єм простору в кубічний гігапарсек: <math>\mathcal{R}_{BNS} </math>={{val|1540|+3200|-1220|u=Гпк<sup>-3</sup> рік<sup>-1</sup> }}, що відповідає 6&nbsp;— 120 злиттям подвійних нейтронних зір на рік, коли обсерваторії LIGO-Virgo досягнуть запланованої чутливості детекторів у 2020&nbsp;р.<ref name="PRL-171016" /> Така частота злиття узгоджується з частотою, отриманою із попередніх спостережень систем подвійних зір<ref name="AbadieAbbott2010">{{cite journal|author=Abadie J. et al.|title=Predictions for the rates of compact binary coalescences observable by ground-based gravitational-wave detectors|journal=Classical and Quantum Gravity|volume=27|issue=17|year=2010|pages=173001|issn=0264-9381|doi=10.1088/0264-9381/27/17/173001}}</ref><ref name="KimPerera2015">{{cite journal|author=Kim C., Perera B. B. P., and McLaughlin M. A.|title=Implications of PSR J0737-3039B for the Galactic NS-NS binary merger rate|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=448|issue=1|year=2015|pages=928–938|issn=0035-8711|doi=10.1093/mnras/stu2729}}</ref>.
[[Файл:GW170817 Waveforms and chirp.ogg|thumb|center|600 пкс|Порівняння гравітаційно-хвильового GW170817-сигналу (жовтий, внизу) з раніше зареєстрованими LIGO-Virgo сигналами від злиття чорних дір. Усі сигнали починаються з 30 [[Гц]]. Тривалість GW170817 показана в реальному часі. GW170817-сигнал спостерігався в 30 разів довше, ніж будь-який інший гравітаційно-хвильовий сигнал.]]

== Гамма-спалах GRB170817A ==
[[Файл:Artist NSIllustration CREDIT NSF LIGO Sonoma State University A. Simonnet.jpg|thumb|Художнє подання злиття двох нейтронних зір та утворення джету гамма-спаплаху]]
Гравітаційно-хвильовий сигнал GW170817 супроводжувався [[Гамма-спалахи|коротким спалахом]] [[гамма-промені]]в ('''кСГП'''), названим [[GRB170817A]]<ref name="Goldstein2017" /><ref name = "LIGO2017" /><ref name="Savchenko2017">{{cite journal|author=Savchenko, V. et al.|title=INTEGRAL Detection of the First Prompt Gamma-Ray Signal Coincident with the Gravitational-wave Event GW170817|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L15|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8f94}}</ref>. Тривалість гамма-спалаху GRB170817A була подібною до стандартних космологічних коротких СГПів, але з енергією на п'ять порядків менше, ніж усі передбачувані та відкриті короткі СГПи, що могло свідчити або про відхилення кута нахилу осі джету від променя зору або ж про відмінне джерело<ref name="Connaughton2017" /><ref name = "LIGO2017" /><ref name="Fong2017">{{cite journal|author=Fong W. et al.|title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. VIII. A Comparison to Cosmological Short-duration Gamma-Ray Bursts|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L23|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa9018}}</ref>.

=== Реєстрація GRB170817A ===
[[Файл:ApJL 848 L13 Fig2 Multi-messenger detection of GW170817 and GRB 170817A.svg|300 пкс|thumb|Майже одночасна реєстрація гравітаційно-хвильового сигналу GW170817 та пов'язаного з ним гамма-спалаху GRB 170817A детекторами LIGO та космічними обсерваторіями Fermi/GBM та INTEGRAL. '''Вгорі''': три [[Часовий ряд|часові ряди]], що відповідають числу фотонів за секунду для двох супутників. Верхні дві панелі&nbsp;— часові ряди Fermi. Ці дві панелі відповідають двом різним діапазонам енергії їх детекторів. Третя панель&nbsp;— часовий ряд INTEGRAL. Зареєстрований Fermi та INTEGRAL гамма-спалах GRB 170817A прийшов через 1,7 сек після гравітаційно-хвильового сигналу GW170817, зареєстрованого LIGO-Livingston ('''внизу''').]]
Перше повідомлення про GRB170817A було автоматично генероване датчиком гамма-спалахів GBM ({{lang-en|Gamma-ray Burst Monitor}}) на орбітальній обсерваторії [[GLAST|Fermi]]<ref name="Fermi2017">{{cite paper|author=Fermi-GBM.|title=GCN Circular 524666471. 17/08/17|url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/other/524666471.fermi|date=17 серпня 2017|accessdate=24 листопада 2017|archivedate=4 січня 2021|archiveurl=https://web.archive.org/web/20210104220822/https://gcn.gsfc.nasa.gov/other/524666471.fermi}}</ref> о 12:41:20 [[UTC]], всього через 14 сек після реєстрації ним СГП о 12:41:06 UTC<ref name="Goldstein2017" />. Згодом, через онлайновий пошук ініційований повідомленнями LIGO-Virgo та Fermi-GBM, GRB170817A був виявлений орбітальною гамма-обсерваторією [[INTEGRAL]] використовуючи антиспівпадальний захист ({{lang-en|Anti-Coincidence Shield}}) [[германій|германієвого]] [[гамма-промені|гамма]]-[[спектрометр]]у (SPI) на його борту<ref name="Savchenko2017" />. Різниця між GW170817 та GRB170817A становила T0&nbsp;— ''t''<sub>''c''</sub> = 1,734 ± 0,054 сек<ref name="APJ" />

Подальший аналіз даних Fermi-GBM визначив тривалість GRB170817A в ''T''<sub>90</sub> = 2,0 ± 0,5 сек, де ''T''<sub>90</sub>&nbsp;— інтервал, у межах якого 90&nbsp;% [[флюенс]] СГП накопичується в діапазоні енергії 50—300 [[Електронвольт|кеВ]]. Відтак, GRB170817A був класифікований, як короткий спалах гамма-променів із<ref name="APJ" />. Піковий потік фотонів GRB170817A, вимірюваний протягом 64 мсек, становив 3,7 ± 0,9 фотонів сек см<sup>−2</sup>, а флюенс у межах ''T''<sub>90</sub>&nbsp;— (2,8 ± 0,2) × 10<sup>−7</sup> ерг/см<sup>−2</sup> (10—1000 кеВ)<ref name="Goldstein2017" />. GRB170817A є найближчим кСГП з виміряним [[Космологічне червоне зміщення|червоним зміщенням]]<ref name="APJ" />.

=== Затримка GRB170817A ===
Затримка електромагнітного сигналу на ~1,7 сек порівняно з гравітаційно-хвильовим може бути пов'язана з [[Гравітаційна затримка сигналу|ефектом Шапіро]] (передбачає, що час поширення безмасових часток у викривленому просторі-часі, тобто через гравітаційні поля, дещо збільшується порівняно з гладким простором-часом), хоча не виключені й інші пояснення<ref name="PRL-171016" />. Іншими поясненнями затримки гамма-променів може бути<ref name = "MetzgerB2017" /><ref name = "Villar2017">{{Cite arXiv |author= Villar V.A. et al.|title=The Complete Ultraviolet, Optical, and Near-Infrared Light Curves of the Kilonova Associated with the Binary Neutron Star Merger GW170817: Homogenized Data Set, Analytic Models, and Physical Implications |date=31 жовтня 2017 |arxiv=1710.11576| url= https://arxiv.org/abs/1710.11576}}</ref><ref name = "Fraija2017">{{Cite arXiv |author= Fraija N., Veres P., De Colle F., Dichiara S., Barniol Duran R., Lee W. H., and Galvan-Gamez A. |title=The short GRB 170817A: Modelling the off-axis emission and implications on the ejecta magnetization |date=23 жовтня 2017 |arxiv=1710.08514| url= https://arxiv.org/abs/1710.08514}}</ref><ref name = "Begue2017">{{Cite arXiv |author= Bégué D., Burgess J.M., and Greiner J. |title=The peculiar physics of GRB 170817A and their implications for short GRBs |date=22 жовтня 2017 |arxiv=1710.07987| url= https://arxiv.org/abs/1710.07987}}</ref>:
: ''a)'' затримка із злиття, допоки не утворилась чорна діра;
: ''б)'' затримка із злиття, допоки гамма-спалах не був підсилений магнітним полем;
: ''в)'' час надходження світла від місця випромінювання;
: ''г)'' уповільнення, зумовлене міжзоряним середовищем
: ''д)'' екзотична фізика

Така затримка в часі двох сигналів дозволила пов'язати короткі гамма-спалахи зі злиттям нейтронних зір<ref name = "LIGO2017">{{Cite journal |doi=10.3847/2041-8213/aa920c |volume=848 |issue=2 |page=L13 |last1=Abbott |first1=B. P. |display-authors=etal |title=Gravitational Waves and Gamma-Rays from a Binary Neutron Star Merger: GW170817 and GRB 170817A |journal=The Astrophysical Journal Letters |date=2017 |arxiv=1710.05834 |url=http://iopscience.iop.org/article/10.3847/2041-8213/aa920c/pdf |accessdate=19 жовтня 2017 |archive-date=13 березня 2018 |archive-url=https://web.archive.org/web/20180313171307/http://iopscience.iop.org/article/10.3847/2041-8213/aa920c/pdf }}</ref>. Крім того, вона накладає обмеження на швидкість гравітаційних хвиль, які за передбаченнями загальної [[Теорія відносності|теорії відносності]] мають ту ж саму швидкість, що й швидкість світла<ref name="ЛандауЛифшиц1958" />. Тож, відкриття GW170817 та GRB 170817A вперше однозначно показали, що швидкість світла дорівнює швидкості гравітаційних хвиль із точністю до 10<sup>−15</sup><ref name="PRL-171016" /><ref name="APJ" />:
: <math> -3 \times  10^{-15} \le \frac{v_{gw}-c}{c} \le + 7 \times 10^{-16}</math>

=== Властивості GRB170817A ===
GRB170817A характеризувався винятково низьким {{Comment|ізотропним еквівалентом енергії|Ізотропний еквівалент енергії (видима енергія) - повна енергія спалаху, припускаючи, що випромінювання джерела однакове в усіх напрямках, ізотропне.}} гамма-променів (''E''<sub>γ, iso</sub> ≈ 5 × 10<sup>46</sup> [[ерг]])<ref name = "LIGO2017" /> та {{Comment|піковою фотонною енергією| енергія фотонів, при якій спектр ''vFv'' досягає піку; ''vFv'' - потік енергії на логарифмічний частотний інтервал}} (''E''<sub>p</sub> ~ 40—185 кеВ), що разом із пізнім надходженням рентгенівського (через 9 днів)<ref name="Troja2017" /> та радіо (через 17 днів)<ref name="Hallinan2017" /><ref name="AlexanderBerger2017" /> випромінювання, є переконливим свідченням випромінювання із відносно вузького релятивістського джету, спостережуваного під великим кутом (''θ''<sub>obs</sub> ≈ 37—42°) до осі його початкової апертури (''θ''<sub>obs</sub> > ''θ''<sub>0</sub>)<ref name = "Granot2017">{{Cite arXiv |author= Granot J., Gill R., Guetta D., and Colle F. de.|title=Off-Axis Emission of Short GRB Jets from Double Neutron Star Mergers and GRB 170817A |date=17 жовтня 2017 |arxiv=1710.06421| url= https://arxiv.org/abs/1710.06421}}</ref>.<ref name = "Granot17">{{Cite arXiv |author= Granot J., Guetta D., and Gill R.|title=Lessons from the short GRB170817A - the First Gravitational Wave Detection of a Binary Neutron Star Merger |date=17 жовтня 2017 |arxiv=1710.06407| url= https://arxiv.org/abs/1710.06407}}</ref>.

[[Метод максимальної правдоподібності|Аналіз максимальної правдоподібності]] ключових параметрів післясвітіння на основі даних радіо- та рентгенівського випромінювання з GRB170817A визначив діапазон енергії для істинної енергії джету кСГП в ⟨''E''⟩ ≈ 10<sup>48</sup>&nbsp;— 10<sup>49</sup><ref name = "Granot2017" />. Це загалом узгоджується з енергіями для джетів кСГП, що спрямовані вздовж променя зору спостерігача і які характерні для злиття нейтронних зір<ref name="Nakar2007" /><ref name="Berger2014" />.
[[Файл:Animation of Neutron Star Merger and Aftermath.webm|thumb|300 пкс|Анімація злиття двох нейтронних зір. У результаті злиття відбувається величезний вибух і утворюється величезна оболонка уламків. У процесі злиття також генеруються гравітаційні хвилі, що розповсюджуються зі швидкістю світла. Результатом злиття є утворення чорної діри. Після вибуху формується колімінований (паралельний) джет високоенергетичних гамма-променів, що рухаючись із релятивістською швидкістю зустрічає на шляху помірно-релятивістський кокон із викидів матерії. Проходячи через кокон, спалах гамма-променів потрапляє в міжзоряний простір, де збуджує міжзоряний пил та газ, формуючи радіо післясвітіння.]]
Більш детальний аналіз даних Fermi-GRB для GRB170817A виявив два окремі компоненти спалаху: 1) первинний сильний пік, що тривав <0,5 сек, нетепловий [[Комптонівське розсіювання|комптонівський]] спектр якого (''E''<sub>p</sub> ~ 185 ± 62 кеВ) був у цілому схожий до регулярних СГПів, потім слідував 2) слабший компонент випромінювання, з тривалістю ~2 сек і мав тепловий спектр [[Абсолютно чорне тіло|чорного тіла]] з ''kT'' = 10,3 ± 1,5 кеВ<ref name="Goldstein2017" />. Перший компонент міг бути позаосьовим проявом більш потужного джету короткого СГП, світність якого була ослаблена релятивістським випромінюванням<ref name="Lamb2016">{{cite journal|author=Lamb G.P. and Kobayashi S.|title=Low-Г Jets from Compact Stellar Mergers: Candidate Electromagnetic Counterparts to Gravitational Wave Sources|journal=The Astrophysical Journal|volume=829|issue=2|year=2016|pages=112|issn=1538-4357|doi=10.3847/0004-637X/829/2/112}}</ref>, або ж є свідченням відхилення кута нахилу осі джету СГП від променя зору<ref name="Kathirgamaraju2017">{{cite journal|author=Kathirgamaraju A., Barniol Duran R., and Giannios D.|title=Off-axis short GRBs from structured jets as counterparts to GW events|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society: Letters|year=2017|issn=1745-3925|doi=10.1093/mnrasl/slx175}}</ref>. Своєю чергою, джерелом теплової компоненти GRB170817A міг бути гарячий кокон<ref name="LazzatiLopez2017">{{cite journal|author=Lazzati D., López-Cámara D., Cantiello M., Morsony B.J., Perna R., and Workman J.C.|title=Off-axis Prompt X-Ray Transients from the Cocoon of Short Gamma-Ray Bursts|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=1|year=2017|pages=L6|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8f3d}}</ref><ref name="Nakar2016">{{cite journal|author=Nakar E. and Piran T.|title=The Observable Signatures of GRB Cocoons|journal=The Astrophysical Journal|volume=834|issue=1|year=2016|pages=28|issn=1538-4357|doi=10.3847/1538-4357/834/1/28}}</ref> чи вихід ударної хвилі внаслідок прориву ультрарелятивістського СГП крізь хмару полярних викидів<ref name="Nakar12">{{cite journal|author=Nakar E. and Sari R.|title=Relativistic shock breakouts—A variety of gamma-ray flares: From low-luminosity gamma-ray bursts to type Ia supernovae|journal=The Astrophysical Journal|volume=747|issue=2|year=2012|pages=88|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/747/2/88}}</ref><ref name="Duffell15">{{cite journal|author=Duffell P.C., Quataert E., and MacFadyen A.I.|title=A Narrow Short-Duration GRB Jet from a Wide Central Engine|journal=The Astrophysical Journal|volume=813|issue=1|year=2015|pages=64|issn=1538-4357|doi=10.1088/0004-637X/813/1/64}}</ref>.

Оскільки випромінювання червоної кілонови в GW170817 припускають, що після злиття нейтронних зір утворився масивний акреційний диск і формування чорної діри було відносно швидким<ref name = "MetzgerB2017" />, то система «чорна діра&nbsp;— тор» забезпечує природний механізм для генерування і живлення релятивістського джету СГП<ref name="Narayan1992"/><ref name="Aloy2005">{{cite journal|author=Aloy M. A., Janka H.-T., and Müller E.|title=Relativistic outflows from remnants of compact object mergers and their viability for short gamma-ray bursts|journal=Astronomy & Astrophysics|volume=436|issue=1|year=2005|pages=273–311|issn=0004-6361|doi=10.1051/0004-6361:20041865}}</ref>. Ця система також пояснює часову еволюцію структури джету. Акреційний диск, утворений після злиття, еволюціонує протягом в'язкого часу{{ref|viscoustime}} кілька секунд. За цей час диск втрачає значну частку своєї маси через акрецію та витікання<ref name="Fernandez13" />. Якщо [[Коліматор|колімація]] джету СГП обумовлена середовищем, сформованим вітрами диску та динамічними викидами, тоді (з послабленням густини довколишньої хмари викидів та сили джету) кут розкриття джету може також збільшитись впродовж кількох секунд, подібно до спосетержуваної затримки GRB170817A в ~1,7 сек<ref name = "MetzgerB2017" />.

Імовірність того, що GRB170817A спостерігався під кутом до осі ядра джету кСГП узгоджується з відносно великим кутом нахилу подвійної системи відносно променя зору (''θ''<sub>obs</sub>): ''θ''<sub>obs</sub> ≈ 0,2—0,6<ref name = "Burgess2017">{{Cite arXiv |author= Burgess J.M., Greiner J., Begue D., Giannios D., Berlato F., and Lipunov V.M.|title=Viewing short Gamma-ray Bursts from a different angle |date=16 жовтня 2017 |arxiv= 1710.05823 | url= https://arxiv.org/abs/1710.05823}}</ref>. Іншим свідченням існування більш потужного позаосьового джету в GW170817 було відкриття нетеплових радіо та рентгенівських випромінювань, що слідували після злиття із затримкою в кілька тижнів<ref name="Troja2017" /><ref name="Hallinan2017" /><ref name="AlexanderBerger2017" /><ref name="MarguttiBerger2017" />. Таке випромінювання характерне для позаосьового післясвітіння від «сирітського» (без реєстрації самого гамма-випромінювання) гамма-спалаху<ref name="Granot2002" />.

Тільки через 15 днів після виявлення гравітаційно-хвильового сигналу [[Чандра (телескоп)|космічний телескоп «Чандра»]] зареєстрував рентгеінвське джерело, а опісля був виявлений і радіо сигнал<ref name="Troja2017" /><ref name="Hallinan2017">{{cite journal|author=Hallinan G. et al.|title=A radio counterpart to a neutron star merger|journal=Science|year=2017|pages=eaap9855|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aap9855}}</ref>. Моделювання показали, що ці рентгенівські та радіо-випромінювання утворилися внаслідок релятивістських джетів з енергією, близькою до космологічних коротких гамма-спалахів, але спрямованих під великим кутом до променя зору, що мало пояснити слабкий короткий гамма-спалах<ref name="Hallinan2017" />.

За отриманими даними, гамма-спалах GRB170817A характеризується наступними рисами<ref name="PRL-171016" /><ref name = "LIGO2017" />:
# розпочався через ~2 сек після злиття подвійної нейтронної зорі;
# тривав ~2 сек, що близько до тривалості більшості коротких гамма-спалахів;
# загальна гамма-ізотропна енергія (E<sub>γ, iso</sub>) ~5 × 10<sup>46</sup> [[ерг]];
# пік (E<sub>peak</sub>) ~185 [[Електронвольт|кеВ]]

Тож, GRB170817A набагато слабший, ніж найслабші із зареєстрованих гамма-спалахів, попри те, що джерело гамма-спалаху відносно набагато ближче до Землі і він мав бути набагато більш яскравим<ref name = "LIGO2017" />.

=== Випромінювання гамма-променів із нагрітого кокона ===
[[Файл:Neutron star merger and cocoon Kasliwal 2017.ogg|thumb|250 пкс|'''Модель Каслівал та ін.'''<ref name="KasliwalM2017" /> Гідродинамічна модель кокону, утвореного викидами матерії із злиття нейтронних зір та релятивістського джету спалаху гамма-променів, що проривається через кокон. У лівій напівплощині колір кодує логарифмічну [[густина енергії|густину енергії]] ([[ерг]]/см<sup>−3</sup>) і зображується енергетика кокону. У правій площині колір кодує [[4-швидкість]] і зображується кінематика кокону.]]
Низька гамма-променева світність GRB170817A не узгоджується із жодним із досі виявлених випромінювань кСГПів<ref name="KasliwalM2017" /><ref name = "LIGO2017" /><ref name = "Burgess2017" /><ref name="Evans2017" />. Існує кілька можливих сценаріїв, що пояснюють таку низьку світність кСГП, серед яких найбільш вірогідними є: випромінювання із структурованого джету з ширококутним розподілом<ref name = "Granot2017" /><ref name="Lamb2016" /> ; проривне випромінювання із помірно релятивістського кокона<ref name = "Burgess2017" /><ref name="Lazzati2017">{{cite journal|author=Lazzati D., Deich A., Morsony B.J., and Workman J.C.|title=Off-axis emission of short γ-ray bursts and the detectability of electromagnetic counterparts of gravitational-wave-detected binary mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=471|issue=2|year=2017|pages=1652–1661|issn=0035-8711|doi=10.1093/mnras/stx1683}}</ref><ref name="Gottlieb2018">{{cite journal|author=Gottlieb O., Nakar E., and Piran T.|title=The cocoon emission – an electromagnetic counterpart to gravitational waves from neutron star mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=473|issue=1|year=2018|pages=576–584|issn=0035-8711|doi=10.1093/mnras/stx2357}}</ref><ref name="Piro2017">{{cite arXiv|author=Piro A.L. and Kollmeier J.A.|title=Evidence for Cocoon Emission from the Early Light Curve of SSS17a| date=16 october 2017| arxiv=1710.05822|url=https://arxiv.org/abs/1710.05822}}</ref>; осьове випромінювання множини кСГП з низькою світністю<ref name="Murguia2017">{{cite journal|author=Murguia-Berthier A. et al.|title=The Properties of Short Gamma-Ray Burst Jets Triggered by Neutron Star Mergers|journal=The Astrophysical Journal|volume=835|issue=2|year=2017|pages=L34|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa5b9e}}</ref><ref name="LambKobayashi2017">{{cite arxiv|author=Lamb G.P. and Kobayashi S.|title=GRB 170817A as a jet counterpart to gravitational wave trigger GW 170817| date=16 october 2017| arxiv=1710.05857|url= https://arxiv.org/abs/1710.05857}}</ref>.

Одним із найбільш обґрунтованих пояснень низької світності GRB170817a є те, що він постав із нагрітого кокона і вісь джету була спрямована під великим кутом до променя зору спостерігача<ref name="KasliwalM2017" /><ref name="Lazzati2017" /><ref name="Gottlieb2018" /><ref name="Piro2017" />. Злиття двох нейтронних зір супроводжується викидом матерії в довколишнє середовище. З одного боку ці викиди, через [[лобовий тиск]], сприяють колімінації (утворенню паралельних) релятивістських джетів<ref name="Duffell15" />. З іншого боку, коли релятивістський джет проривається через повільні викиди, то значна частка викинутої матерії нагрівається та прискорюється, утворюючи кокон<ref name="Lazzati2017" />. Розповсюджуючись у поперечному напрямку, кокон розширюється майже ізотропно (до кута ~50°). Стаючи прозорим, такий кокон може підтримувати [[Транзієнт (астрономія)|транзієнт]] коротких гамма-променів<ref name = "Burgess2017" /><ref name="Evans2017" />.

Запропонована Лаццаті та ін. модель передбачає, що поширення джету СГП через [[баріони|баріонні]] уламки, викинуті довкола місця злиття, призведе до утворення нагрітого ізотропного кокона, через який ранні (протягом перших хвилин після злиття) гамма-промені і будуть спостерігатись<ref name="Lazzati2017" />. Згідно з цією моделлю, джерелом миттєвої світності GRB 170817A міг бути кСГП, спостережуваний під кутом ~10—20° до осі джету. Однак в оновленій моделі Лаццаті та ін., в основі якої був вже анізотропний кокон, рання світність кСГП припускала спрямованість променя зору спостерігача до осі джету під кутом 40—50°<ref name="LazzatiLopez2017"/>. Однак ця ж сама модель передбачає для реєстрованої Fermi-GBM пікової енергії фотонів GRB170817a (124 ± 52,6 кеВ<ref name="Goldstein2017" />) кут нахилу 10°. Тож дана модель не повністю пояснює спостережуване випромінювання GRB170817a.

Іншим передбаченням моделей нагрітого кокона є пізня (від кількох тижнів до місяців після злиття) поява рентгенівського випромінювання у випадку позаосьового випромінювання кСГП<ref name="LazzatiLopez2017" /><ref name="Gottlieb2018" />. Причиною такої затримки є те, що по мірі уповільнення трансрелятивістського кокона (з [[Фактор Лоренца|Лоренц-фактором]] Г~2—3) зовнішнім середовищем та розширення в поперечному напрямку, він починає випромінюватись як регулярне післясвітіння осьового СГП, освітлюючи все більшу частину неба і врешті досягаючи променя зору спостерігача<ref name="Gottlieb2018" />. Передбачається, що випромінювання такого позаосьового «сирітського» (без гамма-променів) післясвітіння повинно бути значно тьмянішим, аніж раннє післясвітіння<ref name="Rhoads1999">{{cite journal|author=Rhoads J.E.|title=The Dynamics and Light Curves of Beamed Gamma‐Ray Burst Afterglows|journal=The Astrophysical Journal|volume=525|issue=2|year=1999|pages=737–749|issn=0004-637X|doi=10.1086/307907}}</ref>. Дані спостережень транзієнта GW170817a космічною рентгенівською обсерваторією [[Чандра (телескоп)|«Чандра»]] в цілому узгоджуються з цими моделями нагрітого кокона. На 9 день після злиття нейтронних зір, телескопом Чандра в GW170817 було виявлено лише тьмяне джерело рентгенівського випромінювання<ref name="GCN21765">{{cite paper|author=Troja, E., Sakamoto, T., Cenko, S. B., and Lien A.|title=Gamma Ray Coordinates Network Circular 21765.  17/08/30|url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21765.gcn3|date=30 august 2017|accessdate=1 грудня 2017|archivedate=19 березня 2021|archiveurl=https://web.archive.org/web/20210319160214/https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21765.gcn3}}</ref>. Тоді як на 15 день рентгенівська світність становила ''L''<sub>''X''</sub> ≈ 9 × 10<sup>38</sup> ерг/сек<ref name="Troja2017" /><ref name="Haggard2017">{{cite journal|author=Haggard D., Nynka M., Ruan J.J., Kalogera V., Cenko S.B., Evans P., and Kennea J.A.|title=A Deep Chandra X-Ray Study of Neutron Star Coalescence GW170817|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L25|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8ede}}</ref>.

Моделі класичного, позаосьового кСГП,&nbsp;— із променем зору спостерігача під кутом до осі сильного, ультрарелятивістського джету,&nbsp;— не в змозі пояснити спостережувані властивості гамма-променів GRB170817a. Тим паче, що у випадку такого сценарію транзієнт GW170817 повинен проявляти яскраве післясвітіння вже приблизно через день після злиття нейтронних зір, що не узгоджується з довгою (від кількох днів до тижнів) затримкою радіо- та рентгенівського випромінювань. Тому для пояснення слабких гамма-променів у події GW170817, Каслівал та ін. запропонували модель ширококутного, помірно-релятивістського (Г≈ 2—3) кокона, що огортає джет кСГП<ref name="KasliwalM2017" />. У цій моделі релятивістський джет запускається після короткої затримки, обумовленої колапсом гіпермасивної нейтронної зорі в чорну діру. По мірі проходження джету через викиди матерії в злитті нейтронних зір, викинута матерія роздувається та утворює герметичний кокон, що розширюється назовні з помірно-релятивістською швидкістю. Згідно з цією моделлю кокона, існують два можливі сценарії для джету: а) у випадку ширококутного джету (кут ≈30°) він виявиться закупореним і не зможе прорватись через викиди матерії; б) у випадку тривалого та вузькокутного джету (≈10°), то він зможе прорватись через викиди та постане для спостерігача як стандартний, осьовий кСГП. Модель Каслівал та ін. передбачає, що всі властивості спостережуваних гамма-променів GRB170817a є наслідком прориву джету через помірно-релятивістський кокон, за умови що Лоренц-фактор джета Г≈2—3, а радіус прориву&nbsp;— ~3 × 10<sup>11</sup> см<ref name="KasliwalM2017" />.

Виконане Каслівал та ін. релятивістське гідродинамічне моделювання джету всередині розширюючихся викидів матерії нейтронних зір показало, що навіть якщо незначна кількість викинутої матерії (з масою ≈ 3 × 10<sup>−9</sup> M<sub>☉</sub>) рухається зі швидкістю 0,8''c'', то радіус прориву та швидкість будуть достатніми для генерування спостережуваних гамма-променів GRB170817a<ref name="KasliwalM2017" />. Загалом модель Каслівал та ін. досить добре пояснює багатохвильові властивості транзієнта GW170817, від гамма- до радіо випромінювань.

== Електромагнітне підтвердження GW170817-сигналу ==
На відміну від злиття чорних дір, які майже невидимі, злиття нейтронних зір супроводжується [[Електромагнітний спектр|електромагнітним випромінюванням]]. Ще з часу відкриття перших подвійних нейтронних зір припускалось, що їхнє злиття має генерувати широкий діапазон електромагнітного випромінювання&nbsp;— від [[Радіохвилі|радіохвиль]] до [[гамма-промені]]в. Виявлення електромагнітного двійника злиття подвійних є важливим для розуміння його фізики: воно може надати точне місце розташування джерела; вияснити поведінку речовини під час злиття, включаючи [[релятивістський струмінь]] і нерелятивістські виверження; виявити, чи є таке злиття джерелом [[r-процес]]у [[нуклеосинтез]]у; пролити світло на формування та властивості об'єкту, що утворився внаслідок злиття тощо.

=== Оптичні та ультрафіолетові спостереження ===
[[Файл:1M2H Slack Conversation SSS17a GW170817.png|thumb|Фрагмент бесіди в [[Slack]] двох астрономів із команди «1M2H», яка першою виявила оптичне джерело після події GW170817&nbsp;— [[SSS17a]] (Swope Supernova Survey 2017a, через 11 годин після відкриття LIGO-Virgo). На другому зображенні помітно спалах у галактиці [[NGC 4993]], де утворився гравітаційно-хвильовий сигнал GW170817]]
Одразу після реєстрації GW170817 LIGO-Virgo, шість колаборацій астрономів незалежно одна від одної протягом 42 хвилини виявили і почали спостерігати оптичне джерело гравітаційно-хвильового сигналу, згодом назване AT 2017gfo. Ці колаборації включали:

* колаборацію Swope Supernova Survey (SSS) та One-Meter Two-Hemisphere (1M2H)<ref name="Coulter2017">{{cite journal|author=Coulter D.A. et al.|title=Swope Supernova Survey 2017a (SSS17a), the optical counterpart to a gravitational wave source|journal=Science|year=2017|pages=eaap9811|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aap9811}}</ref>;
* Distance Less Than 40 Mpc (DLT40)<ref name="Valenti2017">{{cite journal|author=Valenti S. et al.|title=The Discovery of the Electromagnetic Counterpart of GW170817: Kilonova AT 2017gfo/DLT17ck|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L24|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8edf}}</ref>;
* групу Dark Energy Survey (DES)<ref name="Soares-Santos2017">{{cite journal|author=Soares-Santos M. et al|title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. I. Discovery of the Optical Counterpart Using the Dark Energy Camera|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L16|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa9059}}</ref>;
* команду відстеження післясвітіння гравітаційних хвиль у "as Cumbres Observatory<ref name="Arcavi2017" />;
* колаборацію Mobile Astronomical System of Telescope-Robots (MASTER)<ref name="GCN21391">{{cite paper|author=Lipunov V. et al. GCN Circular 21391. 17/08/17|url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21391.gcn3|date=17 august 2017|title=Архівована копія|accessdate=7 листопада 2017|archivedate=12 квітня 2019|archiveurl=https://web.archive.org/web/20190412122917/https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21391.gcn3}}</ref>;
* колаборацію VIsta Near-infraRed Observations Unveiling Gravitational wave Events (VINROUGE)<ref name="Tanvir2017">{{cite journal|author=Tanvir N. R. et al.|title=The Emergence of a Lanthanide-rich Kilonova Following the Merger of Two Neutron Stars|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L27|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa90b6}}</ref>.

Команда астрономів, використовуючи відносно маленький 1-метровий (в діаметрі) телескоп Swope [[Обсерваторія Лас-Кампанас|обсерваторії Лас-Кампанас]] у [[Чилі]] першою виявила яскраве оптичне джерело (SSS17a) в галактиці [[NGC 4993]] (сузір'я Гідри), яка належить до [[Лінзоподібна галактика|лінзоподібних галактик]]<ref name="GCN21529">{{cite paper |author=Berger E. et al. GCN Circular 21529. 17/08/17 |url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21529.gcn3 |date=17 august 2017 |accessdate=17 жовтня 2017 |title=Архівована копія |archivedate=19 березня 2021 |archiveurl=https://web.archive.org/web/20210319121241/https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21529.gcn3 }}</ref><ref name="Kilpatrick2017">{{cite journal|author=Kilpatrick C. D. et al.|title=Electromagnetic evidence that SSS17a is the result of a binary neutron star merger|journal=Science|year=2017|pages=eaaq0073|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aaq0073}}</ref>, що згодом було підтверджено спостереженнями з багатьох інших телескопів<ref name="Coulter2017"/><ref name="Foley2017">{{cite paper |author=Foley R. et al. GCN Circular 21547. 17/08/17 |url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21547.gcn3 |date=17 august 2017 |accessdate=17 жовтня 2017 |title=Архівована копія |archivedate=19 березня 2021 |archiveurl=https://web.archive.org/web/20210319231410/https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21547.gcn3 }}</ref><ref name="Kasliwal2017">{{cite paper|author=Kasliwal M.M. et al. GCN Circular 21551. 17/08/17|url=https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21551.gcn3|date=17 august 2017|accessdate=17 жовтня 2017|title=Архівована копія|archivedate=19 березня 2021|archiveurl=https://web.archive.org/web/20210319165948/https://gcn.gsfc.nasa.gov/gcn3/21551.gcn3}}</ref>.

Спочатку яскрава світність та синій, невиразний оптичний спектр джерела GW170817 узгоджувався з вибухом молодої наднової. Тому спершу оптичний двійник було зареєстровано як наднову SSS17a ({{lang-en|Swope Supernova Survey 2017a}}). Однак наступної ночі спостереження виявили, що джерело GW170817 істотно потьмяніло в оптичному спектрі, але стало яскравішим в інфрачервоному. Пізніше Центральне бюро астрономічних телеграм [[Міжнародний астрономічний союз|Міжнародного астрономічного союзу]]) перейменувало подію в «'''[[AT 2017gfo]]'''».

Оптичний [[Транзієнт (астрономія)|транзієнт]] AT 2017gfo з'явився через ~1 день після злиття нейтронних зір і швидко згасав, з частотою ~2 [[Видима зоряна величина|mag]] на день в [[Система UBV|g-смузі]], ~1 mag/день в r-смузі і ~0,8 mag/день в i-смузі<ref name="Arcavi2017" />. Отримані із {{не перекладено|телескоп Південних астрофізичних досліджень |SOAR|en|Southern Astrophysical Research Telescope}}) і [[Магелланові телескопи|Магелланових]] телескопів оптичні спектри та із [[Габбл (телескоп)|телескопу Габбла]] УФ-спектри джерела GW170817 тривали 1,5&nbsp;— 9,5 днів<ref name="Nicholl2017">{{cite journal|author=Nicholl M. et al. |title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. III. Optical and UV Spectra of a Blue Kilonova from Fast Polar Ejecta|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L18|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa9029}}</ref>.

Оптичні спектри GW170817 були не схожими на жодні з відомих для наднових<ref name="Arcavi2017" /> і дуже швидко еволюціювали від синього (~6400 K) до червоного (~3500 K) протягом перших трьох днів після злиття<ref name="McCully2017">{{cite journal|author=McCully C. et al.|title=The Rapid Reddening and Featureless Optical Spectra of the Optical Counterpart of GW170817, AT 2017gfo, during the First Four Days|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L32|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa9111}}</ref>. Так, отриманий за допомогою SOAR спектографа {{lang-en|Goodman High Throughput Spectrograph}} найраніший спектр AT 2017gfo, на 1,5 день після злиття, характеризувався панівним синім компонентом (пік ~5000 Å; [[світність]] λL<sub>λ</sub>≈2×10<sup>41</sup> [[ерг]] сек<sup>−1</sup>), що вже на 2,5 день змінився червонуватим компонентом (з піком 7000 Å), і цілком змістився з оптичного діапазону на 7,5 день<ref name="Nicholl2017" />.

Злиття двох нейтронних зір, GW170817, супроводжувалось відповідним коротким гамма-спалахом, GRB 170817A. Близько половини із спостережуваних коротких гамма-спалахів мають відповідні післясвітіння<ref name="Berger2014" />. Тому не виключена можливість, що в ранньому, синьому оптичному спектрі злиття може бути присутній домішок такого післясвітіння у випромінюванні із кілонової<ref name="McCully2017" />. У перші дні AT 2017gfo мав кольори, схожі до раніше спостережуваних післясвітінь коротких гамма-спалахів<ref name="Nicholl2017" />. Однак, до прикладу, післясвітіння гамма-спалаху GRB 130603B, було на ~4 [[Видима зоряна величина|mag]] яскравішим, аніж AT 2017 gfo<ref name="Arcavi2017" /><ref name="Tanvir2013"/>. Тому, якщо було післясвітіння пов'язане GW170817/GRB 170817 A, воно було значно слабшим, аніж післясвітіння від GRB 130603B<ref name="McCully2017" />.
[[Файл:Eso1733f.svg|thumb|left|Оптичні криві блиску [[кілонова|кілонови]] в [[NGC 4993]] Графік показує яскравість кілонової, виявленої в галактиці NGC 4993, виміряну через різні світлофільтри. У синьому світлі оптичне джерело швидко загасло. Але в ближньому інфрачервоному діапазоні об'єкт залишався яскравим деякий час і загасав повільніше. Протягом чотирьох тижнів кілонова змінила колір із яскраво синього на яскраво червоний, що пояснюється [[r-процес]]ом нуклеосинтезу важких елементів.]]

Разом із тим, властивості оптичного і УФ спектрів GW170817 не можуть бути пояснені винятково післясвітінням від короткого гамма-спалаху, що зазвичай характеризується більш синім оптичним спектром і значно повільнішою зміною кольору його компонент<ref name="GranotSari2002">{{cite journal|author=Granot J. and Sari R.|title=The Shape of Spectral Breaks in Gamma‐Ray Burst Afterglows|journal=The Astrophysical Journal|volume=568|issue=2|year=2002|pages=820–829|issn=0004-637X|doi=10.1086/338966}}</ref>. Це узгоджуються з даними, отриманими в радіо- та рентгенівському спектрі, що також не виявили значного внеску післясвітіння гамма-спалаху в цей період, вказуючи на відхилення кута нахилу осі джету<ref name="AlexanderBerger2017">{{cite journal|author=Alexander K. D. et al.|title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. VI. Radio Constraints on a Relativistic Jet and Predictions for Late-time Emission from the Kilonova Ejecta|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L21|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa905d}}</ref><ref name="MarguttiBerger2017">{{cite journal|author=Margutti R. et al.|title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. V. Rising X-Ray Emission from an Off-axis Jet|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L20|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa9057}}</ref>.

Світність та швидка зміна кольору AT 2017gfo не можуть бути пояснені простою моделлю випромінюючого [[абсолютно чорне тіло|абсолютного чорного тіла]]<ref name="Arcavi2017" /><ref name="Nicholl2017" /><ref name="McCully2017" />, однак досить добре узгоджуються з моделями кілонової<ref name="Kasen2017" /><ref name="Metzger2010" /><ref name="TanakaHotokezaka2013"/><ref name="MetzgerBerger2012"/><ref name="KasenBadnell2013">{{cite journal|author=Kasen D., Badnell N. R.., and Barnes J.|title=OPACITIES AND SPECTRA OF THEr-PROCESS EJECTA FROM NEUTRON STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=774|issue=1|year=2013|pages=25|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/774/1/25}}</ref>&nbsp;— оптичного транзієнта, спричиненого радіоактивним розпадом матеріалу r-процесу, викиненого злиттям двох нейтронних зір. Виявлений початковий пік в оптичному спектрі та його швидке згасання через день свідчать про «синю» кілонову, яка, згідно з моделюванням, постає лиш тоді, коли частка електронів (<math>Y_e </math>; відношення числа електронів до числа нуклеонів) в значній кількості викинутого матеріалу становить <math>Y_e \gtrsim 0.3</math>, стримуючи утворення лантаноїдів<ref name="MetzgerFernández2014"/>.
 
Оптичні спектри вказують на те, що синя кілонова постала як результат полярних викидів матерії, що складалась із легких ядер r-процесу із [[масове число|масовим числом]] <math> A \lesssim 140 </math><ref name="Nicholl2017" />. Тоді як з утворенням лантаноїдів пов'язаний викид матерії з <math>Y_e \lesssim 0.2</math>. Через більшу [[Прозорість середовища|непрозорість]], випромінювання від багатої лантаноїдами матерії досягають піку в інфрачервоному спектрі протягом тижня після злиття нейтронних зір, формуючи «червону кілонову»<ref name="Fernandez2016"/>. Реєстрований в оптичному діапазоні розподіл спектральної енергії на 2,5—3,5 день був не схожий на спектр жодного із коли-небудь спостережуваних оптичних транзієнтів. Тому жодне з існуючих передбачень обчислювальних моделей чи спостережуваних астрономічних транзієнтів не узгоджується з червоним кольором в оптичному спектрі через 2,5 дні після злиття, за винятком «червоної» кілонової<ref name="Nicholl2017" />.
[[Файл:Evolution of the broadband spectral energy distribution of AT2017gfo.svg|thumb|Еволюція розподілу спектральної енергії оптичного двійника GW170817 (AT2017gfo) протягом перших 12 днів. Помітний перехід від синього до червоного кольору.]]
Для оптичної [[світність|світності]] потрібна низька частка лантаноїдів, оскільки r-процес надважких елементів придушить [[світловий потік|оптичний потік]] через непрозорість їх [[спектральна лінія|спектральних ліній]]<ref name="KasenBadnell2013" />. Оптичні дані припускають, що такі викиди матерії з незначною часткою лантаноїдів можуть бути видимі лише в межах <math> \theta_{obs} \lesssim 45^\circ </math> орбітальної осі<ref name="Nicholl2017" />.

На основі порівняння оптичних спектрів із модельними передбаченнями<ref name="KasenBadnell2013" />, маса викидів «синьої» кілонової повинна становити ~0,003&nbsp;M<sub>☉</sub><ref name="Arcavi2017" /><ref name="Nicholl2017" /><ref name="McCully2017" />. Відсутність роздільних [[спектральна лінія|спектральних ліній]] в оптичних даних найкраще узгоджується з тими моделями, які передбачають швидкість викидів «синьої» кілонової v = ~0,3c<ref name="Kasen2017" />. Згідно з теоретичними розрахунками, така велика швидкість є свідченням того, що «синя» кілонова сформувалась у результаті динамічних полярних викидів матеріалу, нагрітого ударною хвилею в точці зіткнення<ref name="HotokezakaK2013"/><ref name="Bauswein2013">{{cite journal|author=Bauswein A., Goriely S. and Janka H.-T.|title=SYSTEMATICS OF DYNAMICAL MASS EJECTION, NUCLEOSYNTHESIS, AND RADIOACTIVELY POWERED ELECTROMAGNETIC SIGNALS FROM NEUTRON-STAR MERGERS|journal=The Astrophysical Journal|volume=773|issue=1|year=2013|pages=78|issn=0004-637X|doi=10.1088/0004-637X/773/1/78}}</ref>. З цього випливає, що обидва компоненти подвійної системи повинні були бути нейтронними зорями, а не нейтронною зорею і чорною дірою, оскільки в цьому випадку (за відсутності точки зіткнення) єдиним джерелом викидів із високою часткою електронів <math>Y_e </math> буде лише вітер з [[акреційний диск|акреційного диску]]<ref name="Nicholl2017" />. Тож, виявлена в оптичному спектрі значна маса швидких викидів, пов'язаних з «синьою» кілоновою, відкидає можливість того, що джерелом GW170817 є злиття чорної діри та нейтронної зорі. Відтак, оптичні дані суттєво доповнюють гравітаційно-хвильовий сигнал, спираючись лише на який не можна розрізнити складові компоненти подвійної системи.

У випадку, якщо «синя кілонова» дійсно пов'язана з динамічними полярними викидами, то загальна маса викинутого матеріалу дозволяє накласти обмеження на радіус нейтронної зорі подвійної системи<ref name="Nicholl2017" />. Що компактнішою є нейтронна зоря, тим ближче подвійні зорі можуть наблизитись одна до одної і тим більша орбітальна швидкість при злитті, як наслідок&nbsp;— більша ударна хвиля, яка нагріє та викине більше матеріалу<ref name="HotokezakaK2013" />. Моделювання показали, що для нейтронної зорі з малим радіусом (<11 км) маса викидів становить ~10<sup>−2</sup>&nbsp;M<sub>☉</sub>, і є на порядок меншою для зір із більшим радіусом (>13&nbsp;км)<ref name="Bauswein2013" />. Тому у випадку динамічних полярних викидів, їх більша маса припускає невеликий радіус нейтронної зорі, <12&nbsp;км<ref name="Nicholl2017" />.

Отож, спостережуваний оптичний двійник GW170817, AT 2017gfo, є першим спектральним свідченням кілонової, підтверджуючи теоретичні припущення, що злиття двох нейтронних зір є місцем r-процесу нуклеосинтезу.
[[Файл:Time-lapse sequence of kilonova images and spectra.ogg|thumb|center|500 пкс|[[Кілонова]] та її спектри. Ліворуч&nbsp;— фотометричне зображення еволюції від «синьої» кілонової до «червоної». Праворуч&nbsp;— Спектри кілонової отримані протягом 12 днів з часу злиття. Перехід від синього до червоного свідчить, що оптичним двійником GW170817 була кілонова, яка постає в результаті радіоактивного розпаду важких (важчих від заліза) елементів після злиття двох нейтронних зір.]]

=== Спостереження в інфрачервоному діапазоні ===
[[Файл:AT2017gfo (SSS17a) location within NGC 4993 galaxy.jpg|thumb|AT2017gfo&nbsp;— джерело GW170817-сигналу. Головна панель&nbsp;— інфрачервоне зображення оптичного транзієнта AT2017gfo (виділено рисками) і його положення в галактиці NGC 4993 (Телескоп Габбла, ІЧ-фільтр F110W). Панелі праворуч показують швидку еволюцію кольору оптичного двійника GW170817 від синього до червоного. Вгорі&nbsp;— зображення до злиття, 2014. Посередині&nbsp;— відкриття оптичного транзієнта. Внизу&nbsp;— через 8,5 діб після відкриття транзієнт згасає й стає червоним.]]
Тоді як в ультрафіолетовому та оптичному діапазонах спалах згас через кілька днів після реєстрації, у червоному та інфрачервоному діапазонах він тривав ще кілька тижнів. Тож, поряд з оптичними та УФ спостереженнями джерела GW170817, незалежні групи астрономів також спостерігали за ним в інфрачервоному діапазоні<ref name="Arcavi2017" /><ref name="Smartt2017" /><ref name="Chornock2017">{{cite journal|author=Chornock R. et al.|title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. IV. Detection of Near-infrared Signatures of r-process Nucleosynthesis with Gemini-South|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L19|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa905c}}</ref><ref name="Cowperthwaite2017">{{cite journal|author=Cowperthwaite P. S. et al.|title=The Electromagnetic Counterpart of the Binary Neutron Star Merger LIGO/Virgo GW170817. II. UV, Optical, and Near-infrared Light Curves and Comparison to Kilonova Models|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L17|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa8fc7}}</ref>.

Після виявлення оптичного [[Транзієнт (астрономія)|транзієнта]] GW170817, група астрономів, використовуючи [[спектрограф]] та інфрачервону камеру FLAMINGOS-2 на телескопі [[Обсертваторія джеміні|Джеміні-підвень]] в Чилійських [[Анди|Андах]], отримала послідовність із семи {{не перекладено|спектроскопія ближнього інфрачервоного діапазону |спектрів ближнього інфрачервоного діапазону|en|Near-infrared spectroscopy}} (БІЧ) (від 700 до 2500 нм) у період від 1,5 до 10,5 діб після реєстрації гравітаційної хвилі LIGO<ref name="Chornock2017" />.

Первинна фаза БІЧ спектрів, через півтори доби після злиття нейтронних зір, була дуже гладкою й синьою. Однак, вже на 2,5 день після злиття в БІЧ спектрах з'явився широкий пік (біля 1,05 [[мікрометр|мкм]]), який протягом наступних ночей став червоним. А на 4,5 день з'явився другий пік&nbsp;— біля 1,55 мкм, вказуючи на зміну панівних джерел непрозорості<ref name="Chornock2017" />.

Теоретичні обчислення та моделі припускають, що джерелом яскравого інфрачервоного спалаху після злиття подвійних нейтронних зір є «червона» кілонова&nbsp;— радіоактивний розпад лантаноїдів щойно синтезованих у викинутій після злиття речовині<ref name="BarnesKasen2013" /><ref name="MetzgerBerger2012"/><ref name="KasenBadnell2013" /><ref name="Hotokezaka2015" />. Припускається, що на відміну від динамічного викиду в полярному напрямку на межі зіткнення двох нейтронних зір<ref name="MetzgerFernández2014" />, речовина, яка викидається в орбітальній площині припливними силами, має меншу частку електронів <math>Y_e  \lesssim 0,2 </math>, а відтак має бути багатою на лантаноїди й формувати «червону» кілонову, видиму в БІЧ спектрах<ref name="Chornock2017" /><ref name = "Siegel2017">{{Cite arXiv |author=Siegel Daniel M. and Metzger Brian D. |title=Three-dimensional GRMHD simulations of the remnant accretion disks from neutron star mergers: outflows and r-process nucleosynthesis|date=15 травня 2017 |arxiv=1705.05473| url= https://arxiv.org/abs/1705.05473}}</ref>.

Зіставлення спектрів джерела GW170817 з однокомпонентною моделлю «червоної» кілонової (модель, побудована на основі лише одного елемента&nbsp;— [[неодим]]у)<ref name="Kasen2017" /> у ближньому інфрачервоному діапазоні виявило досить добру узгодженість між модельними й спостережуваними БІЧ спектрами, навіть без додаткового коригування параметрів моделі<ref name="Chornock2017" />. Така узгодженість дозволила встановити, що для відтворення БІЧ спектрів через 4,5 доби (спектральні піки біля 1,05 мкм і 1,55 мкм) викид кілонової мав мати масу ~0,04 M<sub>☉</sub>, швидкість v = 0,1c і досить великий [[поширеність хімічних елементів|вміст лантаноїдів]], <math>X_{lan}  \approx 10^-2</math>. Ці дані БІЧ спектрів, що свідчать про «червону» кілонову, також узгоджуються з комбінованими кривими світності в оптичному та БІЧ діапазонах, отриманими іншою групою астрофізиків за допомогою ''камери темної енергії'' ({{lang-en|Dark Energy Camera}}, DECam), телескопів Джеміні-південь та Габбла<ref name="Cowperthwaite2017" />.

Відтак, широкі спектральні піки в ближньому інфрачервоному діапазоні через 2,5 доби після злиття нейтронних зір відповідають значній поширеності лантаноїдів, узгоджуються з даними оптичних та ультрафіолетових спектрів, теоретичними обчисленнями й модельні передбаченнями, що злиття подвійних зір є одним із головних місць r-процесу нуклеосинтезу важких хімічних елементів.

Отримана на основі поєднання ультрафіолетового, оптичного та інфрачервоного спектрів [[Болометр]]ична [[Світність астрономічних об'єктів|світність]] AT 2017gfo змінювалася від 10<sup>42</sup> ерг/сек через півдоби після спалаху до 3{{e|40}} ерг/сек на 10 добу. На основі оцінки еволюції його [[Ефективна температура|ефективної температури]], було встановлено, що джерело GW170817 швидко охолоджувалось, від ≈11&nbsp;000 [[Кельвін|K]] до ≈5000 K через добу і до ≈1400 K через 10 діб. Швидкість розширення [[фотосфера|фотосфери]] джерела була в діапазоні від 0,3 до 0,1 швидкості світла. Крім цього, було виявлено широкі піки в інфрачервоному спектрі, не схожі на жодні інші виявлені астрономічні транзієнти<ref name="KasliwalM2017" />. Тож, Джерело|поєднання високої швидкості розширення оболонки, швидкого спадання оптичної світності та широких інфрачервоних піків у спектрі дозволили астрономам встановити, що AT 2017gfo пов'язаний саме з GW170817<ref name="Chornock2017" /><ref name="Cowperthwaite2017" />.

У цілому, криві блиску оптичного джерела GW170817 дуже добре узгоджувались із теоретичними передбаченнями та обчислювальними моделями радіоактивного розпаду важких елементів, утворених під час злиття двох нейтронних зір та появи кілонової<ref name="Metzger2010">{{cite journal|author=Metzger B.D. et al.|title=Electromagnetic counterparts of compact object mergers powered by the radioactive decay of r-process nuclei|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=406|issue=4|year=2010|pages=2650–2662|issn=00358711|doi=10.1111/j.1365-2966.2010.16864.x}}</ref><ref name="Goldstein2017" /><ref name="KasenBadnell2013"/>.

Разом із тим, пошук високо-енергетичних [[нейтрино]] (які мають випромінюватись внаслідок злиття) поблизу джерела сигналу GW170817, не дав результатів. Після ідентифікації галактики NGC 4993, де відбулась подія, астрономи спостерігали її два тижні, прагнучи зареєструвати нейтрино, але не виявили помітного випромінювання<ref name="APJ"/>.

=== Затримка радіо-сигналу ===
Механізм перетворення енергії в гамма-спалах наразі не достатньо зрозумілий. Більш зрозумілою є природа довгохвильових (від рентгенівських до радіо) післясвітінь. Енергія, вивільнена в результаті вибуху і не випромінена гамма-спалахом, має форму речовини або енергії, що рухається назовні майже зі швидкістю світла. Зіткнення цієї матерії з довколишнім [[Міжзоряний газ|міжзоряним газом]] утворює релятивістську [[ударна хвиля|ударну хвилю]], що вільно поширюється міжзоряним простором<ref name="Nakar2011">{{cite journal|author=Nakar E. and Piran T.|title=Detectable radio flares following gravitational waves from mergers of binary neutron stars|journal=Nature|volume=478|issue=7367|year=2011|pages=82–84|issn=0028-0836|doi=10.1038/nature10365}}</ref>. Друга, зворотна ударна хвиля може поширитись назад до викинутої вибухом матерії ([[Залишок наднової#Стадії еволюції|стадія Сєдова]]). У цьому процесі речовина в ударних хвилях може підсилити локальні магнітні поля, які, своєю чергою, прискорять заряджені частинки, які випромінюватимуть [[синхротронне випромінювання]] в більшій частині електромагнітного спектру<ref name="MeszarosRees1997">{{cite journal|author=Meszaros P. and Rees M. J.|title=Optical and Long‐Wavelength Afterglow from Gamma‐Ray Bursts|journal=The Astrophysical Journal|volume=476|issue=1|year=1997|pages=232–237|issn=0004-637X|doi=10.1086/303625}}</ref><ref name="SariPiran1998">{{cite journal|author=Sari R., Piran T., and Narayan R.|title=Spectra and Light Curves of Gamma-Ray Burst Afterglows|journal=The Astrophysical Journal|volume=497|issue=1|year=1998|pages=L17–L20|issn=0004637X|doi=10.1086/311269}}</ref>.

[[Файл:NGC 4993 and GRB170817A after glow.gif|thumb|Галактика NGC 4993 та післясвітіння гамма-спалаху GRB170817A в оптичному діапазоні (вкладка), зареєстровані. [[Космічний телескоп «Габбл»|космічним телескопом «Габбл»]] через 6 днів після реєстрації GW170817]]
Моделі злиття подвійних нейтронних зір передбачають, що після випромінювань на інших електромагнітних хвилях, має з'явитися також радіо-післясвітіння внаслідок [[Припливна сила|припливного]] викиду 0,01—0,05 сонячних мас речовини на субрелятивітських швидкостях<ref name="Hotokezaka2015">{{cite journal|author=Hotokezaka K. and Piran T.|title=Mass ejection from neutron star mergers: different components and expected radio signals|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=450|issue=2|year=2015|pages=1430–1440|issn=1365-2966|doi=10.1093/mnras/stv620}}</ref><ref name="Nakar2011"  />. Відповідно до цих моделей, синхротронне випромінювання, яке утворюється внаслідок злиття нейтронних зір, має тривати від кількох місяців до років після злиття з максимум у радіодіапазоні<ref name="Hotokezaka2016">{{cite journal|author=Hotokezaka K., Nissanke S., Hallinan G,, Lazio T. J. W., Nakar E. and Piran T.| title= Radio counterparts of compact binary mergers detectable in gravitational waves: A simulation for an optimized survey|journal=The Astrophysical Journal|volume=831|issue=2|year=2016|pages=190|issn=1538-4357|doi=10.3847/0004-637X/831/2/190}}</ref>. Оскільки час і яскравість радіо джерела є чутливими до маси та швидкості ударної сили виверження та до густини [[міжзоряне середовище|міжзоряного середовища]], то радіо сигнал дозволяє встановити як енергію вибуху внаслідок злиття, так і характеристики навколишнього середовища.

Моделювання також передбачає, що властивості гамма-спалахів та їх післясвітінь зумовлені [[Релятивістський струмінь|релятивітським струмінем]] (джетом), взаємодія якого з середовищем генеруватиме радіо-випромінювання<ref name="Nakar2007"/>. Однак, у цьому випадку крива блиску радіо сигналу істотно залежатиме від кута між променем зору та напрямком струменя<ref name="Granot2002">{{cite journal|author=Granot J., Panaitescu A., Kumar P., and Woosley S.E.|title=Off-Axis Afterglow Emission from Jetted Gamma-Ray Bursts|journal=The Astrophysical Journal|volume=570|issue=2|year=2002|pages=L61–L64|issn=0004637X|doi=10.1086/340991}}</ref>.

Лише 2 вересня 2017&nbsp;р., через 16 днів після реєстрації LIGO-Virgo події GW170817, у радіоастрономічній обсерваторії [[Дуже великий масив]] (ДВМ) було зареєстровано радіохвилі<ref name="Troja2017" /><ref name="Hallinan2017"/>. 5 вересня [[Австралійський компактний масив телескопів]] (АТСА) також виявив післясвітіння GW170817 у радіодіапазоні. Ці радіоспостереження вказують на два можливі механізми походження радіо хвиль: а) релятивістський викид вибуху спрямований під великим кутом до променя зору; б) після вибуху речовина могла утворити «кокон», що поглинув частину джету й призвів до більшого радіо-випромінювання<ref name="Hallinan2017" />. Однак, перший механізм не узгоджується з реєстрованим радіопіслясвітінням, яке в такому випадку мало б бути набагато яскравішим, ніж спостерігалося. Слабкість радіопіслясвітіння вказує на користь моделі «кокона» й може свідчити про те, що джерелом радіосигналу міг бути не один гамма-спалах, а спалах гамма-променів<ref name="Hallinan2017" />.

== Властивості джерела GW170817 ==
{| class="wikitable" style="text-align:left" align=right
|+ <font color="#FF4500">'''Властивості GW170817'''</font><ref name = "MetzgerB2017">{{Cite arXiv |author=Metzger, Brian D.|title=Welcome to the Multi-Messenger Era! Lessons from a Neutron Star Merger and the Landscape Ahead |date=17 october 2017 |arxiv=1710.05931}}</ref>
|-
! Властивість
! Значення
|-
| ''Маса [[Лінійна частотна модуляція|чирпа]]''
| <math>\mathcal{M} </math> = {{val|1.188|+0.004|-0.002|u=[[Маса Сонця|M]]<sub>☉</sub>}}.
|-
|  ''Маса першої НЗ'', M<sub>1</sub>
| 1,36—1,60 M<sub>☉</sub>
|-
|  ''Маса другої НЗ'', M<sub>2</sub>
| 1,17—1,36 M<sub>☉</sub>
|-
|  ''Загальна маса подвійної системи НЗ''
|  ≈{{val|2.74|0.04|−0.01|u=M<sub>☉</sub>}}
|-
|  ''Кут променя зору відносно осі подвійності НЗ'', ''θ''<sub>obs</sub>
| 11—33°
|-
|  ''Викид «синьої» кілонови'' ([[Атомний номер|A]]<sub>max</sub> < 140)
| ≈ 0,01—0,02 M<sub>☉</sub>
|-
|  ''Викид «червоної» кілонови'' (A<sub>max</sub> > 140)
| ≈ 0,04 M<sub>☉</sub>
|-
| ''Отримано в «легкому» [[r-процес]]і,'' (A<sub>max</sub> < 140)
| ≈ 0,05—0,06 M<sub>☉</sub>
|-
|  ''Отримано у «важкому» r-процесі,'' (A<sub>max</sub> > 140)
|  ≈ 0,01 М<sub>☉</sub>
|-
|  ''Маса утвореного золота''
| ∼ 100—200 [[Маса Землі|М<sub>⊕</sub>]]
|-
|  ''Маса утвореного урану''
| ∼ 30—60 М<sub>⊕</sub>
|-
|  ''Відхилення кута нахилу осі [[Релятивістський струмінь|джету]] [[гамма-спалах]]у''
| 10<sup>49</sup>—10<sup>50</sup> [[ерг]]
|-
|  ''Густина [[Міжзоряне середовище|міжзоряного середовища]] злиття подвійності НЗ''
| 10<sup>−4</sup>—10<sup>−2</sup> см<sup>−3</sup>
|}
Кожне джерело генерує різні гравітаційні хвилі залежно від астрофізичних властивостей системи. Серед таких властивостей важливими є маса кожного об'єкту, швидкість його обертання довкола своєї осі, розмір орбіти, нахил орбіти відносно напрямку спостереження тощо. Поєднання цих всіх властивостей змінює форму, амплітуду та зміну гравітаційно-хвильвого сигналу з часом.

Аналізуючи GW170817, астрономи визначили масу первинної нейтронної зорі (m1) від 1,36 до 2,26 M<sub>☉</sub>, а масу вторинної (m2)&nbsp;— від 0,86 до 1,36 M<sub>☉</sub><ref name="PRL-171016" />. Ці маси відповідають масам відомих нейтронних зір, що свідчить про те, що система, у якій відбулася подія GW170817, складалася з двох нейтронних зір. Ця пара нейтронних зір утворилася близько 11&nbsp;млрд років тому, коли дві масивні зорі пройшли стадію наднових за кілька мільйонів років перед тим<ref name="Berger2017" />. Об'єкт, утворений після злиття двох нейтронних зір, має масу від 2,73 до 3,29 M<sub>☉</sub><ref name="PRL-171016" />.

Крім маси, гравітаційна хвиля дозволяє виміряти відстані до джерела сигналу ([[фотометрія (астрономія)|фотометричну відстань]]). Фотометрична відстань виявилась рівною 40 [[парсек|мегапарсек]] (~130&nbsp;млн світлових років), що узгоджується з відстанню до галактики NGC 4993<ref name="GCN21529" />.

Попри те, що один з об'єктів пари був нейтронною зорею, це не означає, що обидва об'єкти були нейтронними зорями. І навіть як обидва об'єкти мають маси, схожі до відомих астрономам нейтронних зір, один із них міг бути чорною дірою. Хоча ще не було виявлено чорної діри з масою нейтронної зорі, однак також немає й даних, що таких чорних дір не існує. Тому залишається можливість, що джерелом GW170817 була подвійна система з чорної діри та нейтронної зорі. Утім, враховуючи схожість мас двох об'єктів із нейтронними зорями, астрономи схиляються до думки, що це було дві нейтронні зорі<ref name="PRL-171016" />.

Існують два можливі сценарії того, що сталося з нейтронними зорями після злиття: або утворилася «гіпермасивна нейтронна зоря» (у такому випадку, це буде найбільша з відомих нейтронних зір), або утворилася чорна діра (у такому випадку, це буде найлегша з відомих чорних дір)<ref name="PRL-171016" />.

=== Двокомпонента кілонова ===
Отриманий різними колабораціями астрономів тепловий спектр оптичного [[Транзієнт (астрономія)|транзієнта]] GW170817<ref name="Nicholl2017" /><ref name="Chornock2017" /><ref name="Levan17">{{cite journal|author=Levan A. J. et al.|title=The Environment of the Binary Neutron Star Merger GW170817|journal=The Astrophysical Journal|volume=848|issue=2|year=2017|pages=L28|issn=2041-8213|doi=10.3847/2041-8213/aa905f}}</ref> є першим прямим підтвердженням моделі кілонови<ref name="Metzger2010" />. Форма болометричної кривої (загальне випромінювання у всьому діапазоні електромагнітних хвиль) в цілому узгоджується з передбаченою швидкістю радіоактивного нагрівання (∝ t<sup>−1,3</sup>) щойно синтезованих важких ядер r-процесу<ref name="Metzger2010" />.

Усі астрономічні спостереження транзієнта GW170817 показують, що протягом декількох перших днів електромагнітний двійник характеризувався відмітним синім кольором, що швидко еволюціонував і з спектральним піком в оптичному діапазоні<ref name="Pian2017" /><ref name="Troja2017" /><ref name="Smartt2017" /><ref name="Evans2017">{{cite journal|author=Evans P. A. et al.|title=SwiftandNuSTARobservations of GW170817: Detection of a blue kilonova|journal=Science|year=2017|pages=eaap9580|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aap9580}}</ref><ref name="Soares-Santos2017" /><ref name="Nicholl2017" /><ref name="McCully2017" /><ref name="Cowperthwaite2017" /><ref name="Covino2017">{{cite journal|author=Covino S.|title=The unpolarized macronova associated with the gravitational wave event GW 170817|journal=Nature Astronomy|volume=1|issue=11|year=2017|pages=791–794|issn=2397-3366|doi=10.1038/s41550-017-0285-z}}</ref><ref name="Shappee2017">{{cite journal|author=Shappee B. J. et al.|title=Early spectra of the gravitational wave source GW170817: Evolution of a neutron star merger|journal=Science|year=2017|pages=eaaq0186|issn=0036-8075|doi=10.1126/science.aaq0186}}</ref>. Пізніше транзієнт став значно червоним і еволюціонував більш повільно від кількох днів до тижня, з максимальною спектральною інтенсивністю на довжині хвилі ~1,5&nbsp;мкм<ref name="Pian2017" /><ref name="KasliwalM2017" /><ref name="Tanvir2017" /><ref name="Chornock2017" />. Однак транзієнт GW170817 не мав чітко-визначних спектральних рис, що припускає злиття спектральних ліній внаслідок швидкого (до кількох десятих часток швидкості світла) розширення фотосфери<ref name="Nicholl2017" />. Разом із тим, у спектрах ближнього інфрачервоного випромінювання спостерігались широкі нерівності<ref name="Troja2017" /><ref name="Chornock2017" />, передбачувані для поглинання лантаноїдів<ref name="Kasen2013" />.

Загалом спостереження в оптичних та ближньо-інфрачервоних спектральних діапазонах транзієнта GW170817 узгоджувались із двокомпонентною (синьою та червоною) кілоновою<ref name="Arcavi2017" /><ref name="Kasen2017" /><ref name="KasliwalM2017" />.

=== Джерела викидів кілонової в GW170817 ===
Викиди матерії, що породили широкий діапазон спостережуваних електромагнітних хвиль події GW170817, могли постати як із динамічних викидів, так із вітру акреційного диску. Виходячи з підгонки спостережуваних кривих блиску до моделей кілонови та спектрів до обчисленого [[Променистий перенос енергії|перенесення випромінювання]], «сині» викиди (без лантаноїдів) мали масу ≈ 1—2 × 10<sup>−2</sup>&nbsp;M<sub>☉</sub>, а їх середня швидкість&nbsp;— v ≈ 0,2 ''c''<ref name="Nicholl2017" /><ref name="Cowperthwaite2017" />. Чисельні моделювання вказують на те, що джерелом такої високої швидкості повинні були бути нагріті ударною хвилею динамічні викиди, а не вітри з акреційного диску<ref name = "MetzgerB2017" />. У цьому випадку велика кількість динамічних викидів припускає відносно малий радіус нейтронних зір, що зливались&nbsp;— <11 км<ref name="Nicholl2017" />. Підтвердження цього результату подальшими чисельними моделюваннями та теоретичними обчисленнями матиме ключове значення для рівняння стану нейтронної зорі<ref name="Özel2016" />.

Загальна маса «червоних» викидів (багатих лантаноїдами) становила ≈ 4 × 10<sup>−2</sup> M<sub>☉</sub>, з меншою швидкістю розширення, ніж в «синіх» викидах&nbsp;— v ≈ 0,1 ''c''<ref name="Chornock2017" /><ref name="Cowperthwaite2017" />. Така велика кількість викидів при такій відносно малій швидкості найкраще узгоджується з вітрами акреційного диску як їх джерела, із великою масою тору > 1,0 M<sub>☉</sub><ref name = "MetzgerB2017" />. Такі вітри із акреційного диску, що мав відносно симетричну геометрію, узгоджуються з результатами спостережень транзієнта GW170817, що не виявили [[Поляризація електромагнітної хвилі#лінійна поляризація|лінійної оптичної поляризації]] від пізнього випромінювання червоної кілонови<ref name="Covino2017" />.

=== Гіпермасивна нейтронна зоря як залишок ===
Масивний акреційний тор, що був джерелом викидів червоної кілонової в GW170817, можливий лише у випадку, якщо після злиття нейтронних зір утворилась тимчасово стабільна гіпермасивна нейтронна зоря, а не чорна діра<ref name = "MetzgerB2017" /><ref name="Shibata2006">{{cite journal|author=Shibata M. and Taniguchi K.|title=Merger of binary neutron stars to a black hole: Disk mass, short gamma-ray bursts, and quasinormal mode ringing|journal=Physical Review D|volume=73|issue=6|year=2006|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.73.064027}}</ref>.

Для спостережуваного із GW170817 випромінювання червоної кілонови викинена дисковими вітрами матерія мала мати частку електронів Y<sub>e</sub> <0,25, що згідно з числовим моделюванням еволюції такого диску, передбачає відносно короткий час існування гіпермасивної нейтронної зорі&nbsp;— <100 мсек<ref name="Lippuner17">{{cite journal|author=Lippuner J., Fernandez R., Roberts L. F., Foucart F., Kasen D., Metzger B. D., and Ott C. D.|title=Signatures of hypermassive neutron star lifetimes on r-process nucleosynthesis in the disc ejecta from neutron star mergers|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=472|issue=1|year=2017|pages=904–918|issn=0035-8711|doi=10.1093/mnras/stx1987}}</ref><ref name="LippunerJ2017">{{cite book|author=Lippuner J.|title=r-Process Nucleosynthesis in Neutron Star Mergers with the New Nuclear Reaction Network SkyNet (Ph.D. dissertation)|url=https://thesis.library.caltech.edu/10312/|year=2018|publisher=California Institute of Technology|doi=10.7907/Z9V40SCS|accessdate=24 листопада 2017|archive-date=1 грудня 2017|archive-url=https://web.archive.org/web/20171201042733/https://thesis.library.caltech.edu/10312/}}</ref>. Існування такої короткотривалої гіпермасивної нейтронної зорі після злиття узгоджується з передбачуваною помірною кінетичною енергією кілонови ≈ 10<sup>51</sup> [[ерг]]<ref name="MetzgerPiro2014">{{cite journal|author=Metzger B.D. and Piro A.L.|title=Optical and X-ray emission from stable millisecond magnetars formed from the merger of binary neutron stars|journal=Monthly Notices of the Royal Astronomical Society|volume=439|issue=4|year=2014|pages=3916–3930|issn=1365-2966|doi=10.1093/mnras/stu247}}</ref><ref name = "Margalit17">{{Cite arXiv |author=Margalit B. and Metzger B.|title=Constraining the Maximum Mass of Neutron Stars From Multi-Messenger Observations of GW170817 |date=8 листопада 2017 |arxiv=1710.05938 | url= https://arxiv.org/abs/1710.05938}}</ref>.

=== Трикомпонентна модель і утворення чорної діри ===
Після публікації спостережень електромагітного двійника GW170817 всіма залученими колабораціями астрономів, стало очевидним, що двокомпонента модель не повністю узгоджується з цими даними. Об'єднання та гомогенізація (перехресне [[калібрування]]) всього набору ультрафіолетових, оптичних та ближньо-інфрачервоних даних (16 наборів даних, 714 одиничних вимірювань із 38 різних інструментів від 0,45 до 29,4 дня після злиття) змусила до перегляду первинних моделей кілонової в GW170817<ref name = "Villar2017"/>.

Виявилось, що двокомпонента модель кілонової<ref name = "Metzger2017" /><ref name="Cowperthwaite2017" /> не в змозі повністю пояснити всю складність гомогенізованого набору даних. Відтак, для пояснення цих даних двокомпонентна модель була розширена до сферично-симетричної трикомпонентної моделі, до якої був доданий третій, «фіолетовий» компонент (з непрозорістю ''κ'' ≈ 3 см<sup>2</sup>/г)<ref name = "Villar2017" />. Цьому компоненту відповідають викиди матерії з часткою лантаноїдів меншою аніж для червоного компоненту, але значно більшою від синього компоненту, тому він з'являється пізніше від синьої кілонової.

При порівнянні двокомпонентної та трикомпонентної моделей із повним набором даних, тільки трикомпонента модель найкраще узгоджувалась із гомогенізованими даними. Згідно зі сферично-симетричною трикомпонентною моделлю, маса і швидкість викинутої радіоактивної матерії r-процесу для кожної з трьох компонент становили<ref name = "Villar2017" />:
: &nbsp;— ''Синя кілонова'': ''M'' = 0,020 M<sub>☉</sub>; ''v'' = 0,266''c''
: &nbsp;— ''Фіолетова кілонова'': ''M'' = 0,047 M<sub>☉</sub>; ''v'' = 0,152''c''
: &nbsp;— ''Червона кілонова'': ''M'' = 0,011 M<sub>☉</sub>; ''v'' = 0,137''c''

Отримана загальна маса викидів матерії із злиття нейтронних зір становила ≈ 0,078 M<sub>☉</sub>, що є дещо більшою (на ≈ 0,02—0,06 M<sub>☉</sub>), аніж значення, отримані кількома іншими групами астрономів<ref name="KasliwalM2017" /><ref name="Kilpatrick2017"/>. Параметри в трикомпонентній моделі, у цілому, схожі до двокомпонентної моделі за масами та швидкостями викидів синіх і червоних компонент. Однак у трикомпонентній моделі викиди в червоній компоненті розподілені поміж червоними та фіолетовими компонентами<ref name = "Villar2017" />.

Співставлення трикомпонентної моделі з повним набором даних виявило, що синя компонента була панівною в усіх діапазонах електромагнітного спектру протягом перших 2—3 днів, тоді як фіолетова компонента була панівною у пізніші часи. Червона компонента, маючи меншу масу викидів, залишалась субдомінуючою протягом всього часу, однак у пізніші часи вносила потрібне випромінювання до червоного діапазону<ref name = "Villar2017" />. Початок панування фіолетової компоненти в трикомпонентній моделі на <2—3 день після злиття узгоджується з іншими моделями оптичних та ближньо-інфрачервоних спектрів транзієнта GW170817, які вказують на те, що раннє синє випромінювання найкраще описується викинутою речовиною з градієнтом лантаноїдної частки, яка зростає з часом<ref name="Nicholl2017" /><ref name="Chornock2017" />.

Згідно з трикомпонентною моделлю, найбільш природним поясненням високої швидкості синіх викидів є відносно багаті протонами (висока частка електронів, ''Y''<sub>''e''</sub>) полярні динамічні викиди, спричинені ударними хвилями із зіткнення двох нейтронних зір<ref name="Oechslin07" /><ref name="Bauswein2013" />. У цьому випадку отримана висока маса викидів (≈ 0,02 M<sub>☉</sub>) свідчить про малий радіус нейтронної зорі&nbsp;— <12 км<ref name = "Villar2017" />. Тоді як найбільш природним джерелом червоних та фіолетових компонент викидів матерії є затримані відтоки (з швидкістю ≈ 0,03—0,1''c'') із акреційного диску, утвореного в злитті<ref name="Fernandez13" /><ref name="Just15" /><ref name = "Siegel2017" />. Відносно висока частка вільних нейтронів у цій матерії (з часткою електронів ''Y''<sub>''e''</sub> < 0,25&nbsp;— 0,3, необхідною для синтезу ядер лантаноїдів) не узгоджується з довготривалим (>100 мсек) залишком гіпермасивної чи надмасивної нейтронної зорі<ref name="Kasen15" /><ref name="Lippuner17" />, однак досить добре узгоджується з помірною кількістю нейтринного опромінення відтоків із акреційного диску чорної діри<ref name="Just15" />. Тож, властивості червоних та фіолетових викидів свідчать про відносно швидке формування чорної діри, як залишку від злиття нейтронних зір в GW170817<ref name = "Villar2017" />.

Отож, наразі сферично-симетрична, трикомпонентна модель,&nbsp;— із загальною масою викидів ≈ 0,078 M<sub>☉</sub>, панівною легкою матерією r-процесу, A<140, та помірними швидкостями ≈ 0,15''c'',&nbsp;— найкраще узгоджується з кривими блиску всіх діапазонів кілонової в GW170817<ref name = "Villar2017" />.

== Свідчення r-процесу нуклеосинтезу в GW170817 ==
 
Подія GW170817 є першим однозначним свідченням, що місцем r-процес нуклеосинтезу є злиття подвійних нейтронних зір. Хоча це була лише одинична подія, отримані маси викидів матерії та частота таких подій припускають, що саме такі злиття є панівним джерелом r-процесу<ref name = "MetzgerB2017" />.
[[Файл:Near-infrared spectrum of EM170817 at 4.5 days after binary neutron star merger.jpg|thumb|Інфрачервоний спектр електромагнітного двійника GW170817 через 4,5 дні після злиття подвійних зір (суцільна чорна). Червоним показано спектр [[кілонова|кілонови]], передбачений моделлю Бернес-Кейсена, у якій характерним важким елементом, синтезованим в r-процесі, було вибрано неодим<ref name="BarnesKasen2013"/>. Передбачення добре узгоджуються з властивостями як J-смуги, так і H-смуги [[AT 2017gfo]] Сірим показано незгладжені дані. Світло-сіра заштрихована смуга&nbsp;— абсолютно чорне тіло, що найкраще підходить під фотометричні вимірювання через 4,5 дні. Як модель, так й інфрачервоний спектр показують, що саме утворення важких елементів може пояснити спектри AT 2017gfo.]]
Припускається, що наслідком злиття двох нейтронних зір була [[кілонова]], що згідно з обчисленнями та моделями є потенційним джерелом більш ніж половини наявних у Всесвіті хімічних елементів, важчих ніж заліза<ref name="Arcavi2017" /><ref name="Smartt2017" />.

Тоді як в оптичному діапазоні спектр AT 2017gfo був невиразним неперервним, інфрачервоні спектри характеризувались двома різними широкими піками в [[Інфрачервоне вікно в атмосфері|J-смузі]] (10620 ± 1900 [[Ангстрем|Å]]) та [[Інфрачервоне вікно в атмосфері|H-смузі]] (15500 ± 1430 Å). Порівняння виявило, що пік в J-смузі був схожий на гелій чи гідроген у наднових із колапсуючими ядрами, однак H-смуга AT 2017gfo різнилась від такої ж для наднових. Так само пік J-смуги схожий до елементів {{не перекладено|група заліза|групи заліза||Iron group}} для [[Наднові типу Ia|наднових типу Ia]], але H-смуга AT 2017gfo відмінна від такої ж смуги наднових типу Ia<ref name="KasliwalM2017" />.

Порівняння передбачень моделі Бернес-Кейсена для спектру кілонови на основі лише неодима<ref name="BarnesKasen2013"/> з інфрачервоним спектром AT 2017gfo, було виявлено, що ці передбачення досить добре узгоджуються з властивостями як J-смуги, так і H-смуги AT 2017gfo<ref name="KasliwalM2017" />. Оновлена модель Кейсена-Мецгера та ін. показала, що неодим відіграє ключову роль у поясненні властивостей J- і H-смуг електромагнітного двійника GW170817<ref name="Kasen2017"/> Тож, як моделі, так і дані спостережень в інфрачервоному спектрі показують, що саме утворення елементів, важчих аніж ті, які генеруються надновою, може пояснити спектри AT 2017gfo.
 
[[Файл:Element Origins.jpg|thumb|300 пкс|Походження елементів. Такі елементи, як гідроген та гелій виникли під час Великого Вибуху. Важчі елементи (до заліза) утворилися в ядрах зір, як-от наднові. Відкриття GW170817 вперше засвідчило, що елементи, важчі заліза, синтезуються внаслідок злиття нейтронних зір у подвійних системах.]]
У попередніх моделях r-процесу нуклеосинтезу передбачалось, що викид речовини в орбітальній площині спричинятиме зростаюче і спадаюче випромінювання протягом багатьох днів, з піком в інфрачервоному діапазоні, пов'язаному з утворенням важких елементів. Однак нові моделі припускають, що у разі викиду речовини перпендикулярно до орбітальної площини, нейтрино, утворені внаслідок злиття, взаємодіятимуть із викинутою речовиною та призведуть до зменшення кількості нейтронів<ref name="Metzger2017">{{cite journal|author=Metzger Brian D.|title=Kilonovae|journal=Living Reviews in Relativity|volume=20|issue=1|year=2017|issn=2367-3613|doi=10.1007/s41114-017-0006-z}}</ref>. Внаслідок цього в процесі злиття нейтронних зір утворяться легші елементи, ніж залізо, що призведе до появи швидко зростаючого і спадаючого випромінювання, з піком в оптичному діапазоні.

Спостереження за електромагітним двійником GW170817 виявили проміжний між цим двома сценарій: швидке зростання і спадання електромагнітного післясвітіння, з піком в оптичному діапазоні<ref name="Arcavi2017" /><ref name="Pian2017" /><ref name="Smartt2017" />.

Принаймні для раннього етапу викидів матерії в результаті злиття нейтронних подвійностей, панівними є легкі елементи r-процесу. Так, оптичний спектр AT 2017gfo протягом 3—4 днів після злиття<ref name="Arcavi2017" /><ref name="Smartt2017" /> найкраще узгоджується з оновленою чисельною моделлю кілонови<ref name="Kasen2017" />, що включає детальні непрозорості отримані на основі мільйонів атомних спектральних ліній. Ця модель відтворює більшу частину еволюцію світності AT 2017gfo використовуючи масу викидів із злиття (2—2,5) × 10<sup>−2</sup>M<sub>☉</sub>, швидкість викидів 0,3''c'' та малу масову частку лантаноїдів X<sub>lan</sub> = 10<sup>−4,5</sup>, що відповідає ефективній непрозорості ''к'' < 1 см<sup>2</sup>/г<ref name="Kasen2017" />. З цього випливає, що синій колір кілонови після злиття подвійних нейтронних зір був обумовлений викидами матерії, складеної головним чином із легких (A < 140) ізотопів r-процесу<ref name="Arcavi2017" /><ref name="Smartt2017" /> у згоді з першою моделлю кілонови<ref name="Metzger2010" /> та її оновленою версією<ref name="Kasen2017" />. Тоді як масова частка лантаноїдів, характерна для нуклеосинтезу важких елементів r-процесу, повинна становити X<sub>lan</sub> = 10<sup>−2</sup>—10<sup>−1</sup>, що відповідає непрозорості ''к'' ≈ 10 см<sup>2</sup>/г><ref name="Lippuner2015">{{cite journal|author=Lippuner J. and Roberts L.F.|title=r-PROCESS LANTHANIDE PRODUCTION AND HEATING RATES IN KILONOVAE|journal=The Astrophysical Journal|volume=815|issue=2|year=2015|pages=82|issn=1538-4357|doi=10.1088/0004-637X/815/2/82}}</ref>.

Однією з найбільш вірогідних причин, що пояснює присутність легких елементів r-процесу на ранніх етапах після злиття, є те, що більша маса викидів зазнала значних [[Слабка взаємодія|слабких взаємодій]] внаслідок ударного нагрівання чи опромінення нейтрино<ref name="Arcavi2017" /><ref name="Smartt2017" />. Результатом цього було збільшення співвідношення протонів до нейтронів від первинного значення в нейтронній зорі і, як наслідок, істотне зменшення вільних нейтронів для захоплення ядрами ще до утворення в нуклеосинтезі помітної поширеності елементів з A > 140<ref name="Kasen2017" />.

Астрофізики розходяться щодо пізнішого етапу після вибуху системи нейтронних подвійностей. Одна група дослідників виявила, що весь оптичний та інфрачервоний спектр AT 2017gfo, може бути пояснений утворенням легких елементів r-процесу<ref name="Smartt2017" />. Тоді як інші групи дослідників припускають, що спостережуваний червоний колір AT 2017gfo на пізніших стадіях (через 3—4 дні) після злиття може бути пояснений лише нуклеосинтезом найважчих елементів r-процесу<ref name="Pian2017" /><ref name="Kasen2017" /><ref name="Tanvir2017"/><ref name="Nicholl2017"/><ref name="Chornock2017"/><ref name="Cowperthwaite2017"/>. Тим більше, що перехід спектрального розподілу енергії AT 2017gfo до ближньо-інфрачервоного діапазону через 3—4 дні після злиття добре узгоджується з моделями, які передбачають такий перехід для викидів, складених із важких ядер r-процесу з вищими непрозоростями внаслідок присутності лантаноїдів<ref name="Kasen2013" /><ref name="BarnesKasen2013" /><ref name="TanakaHotokezaka2013" />.

Тож, чи є злиття нейтронних зір (панівним) джерелом утворення й поширення у Всесвіті важких елементів, потребує подальших досліджень як за даними події GW170817, так і відкриття нових систем подвійних систем нейтронних зір.

== Наукове значення GW170817 ==
Відкриття GW170817 є винятковою подією в історії астрономії, що не мала аналогів:
# Це перша нейтронна зоря, виявлена в гравітаційних хвилях.
# Перше підтвердження злиття двох нейтронних зір
# Найближче і найгучніше джерело гравітаційної хвилі, що коли-небудь було виявлене.
# Найближчий і найтьмяніший із коли-небудь відкритих гамма-спалах.
# Виявлення першого спільного джерела гравітаційної хвилі та гамма-спалаху
# Перше однозначне спостереження кілонової
# Вперше виміряно стандартні сирени, що дає новий та незалежний спосіб визначення масштабів Всесвіту.
# Підтверджено теорію r-процесу нуклеосинтезу важких елементів у злитті двох нейтронних зір
# Чергове підтвердження загальної теорії відносності
# Виключення моделей модифікованої гравітації

=== Стандартні сирени і стала Габбла ===
Відкриття GW170817 є надзвичайно важливим для [[космологія|космології]], оскільки дозволяє безпосередньо виміряти [[Закон Габбла|сталу Габбла]], H<sub>0</sub> (яка визначає швидкість розширення Всесвіту).

Найбільш поширений спосіб вимірювання H<sub>0</sub> полягає у використанні [[Шкала космічних відстаней|шкали космічних відстаней]] (т.&nbsp;зв. «космічної драбини»): поєднання даних про відстані сусідніх зір для визначення відстаней до віддаленіших і застосування отриманих значень для оцінки швидкості розбігання галактик. Однак цей метод не є точним, тому навіть найкращі з наявних сьогодні оцінок сталої Габбла різняться між собою. Значення сталої Габбла, отримане зі спостережень [[Цефеїда|цефеїд]] і [[Наднові типу Ia|наднових типу Іа]]<ref name="RiessMacri2016">{{cite journal|author=Riess A.G. et al.|title=A 2.4% DETERMINATION OF THE LOCAL VALUE OF THE HUBBLE CONSTANT|journal=The Astrophysical Journal|volume=826|issue=1|year=2016|pages=56|issn=1538-4357|doi=10.3847/0004-637X/826/1/56}}</ref> є на ~8&nbsp;% більшим, аніж значення, отримане зі спостережень [[реліктове випромінювання|реліктового випромінювання]]<ref name="AdeAghanim2016">{{cite journal|author=Ade P.A.R. et al.|title=Planck2015 results|journal=Astronomy & Astrophysics|volume=594|year=2016|pages=A13|issn=0004-6361|doi=10.1051/0004-6361/201525830}}</ref>

Виявлення LIGO гравітаційних хвиль відкриває можливість прямо вимірювати сталу Габбла шляхом застосування методу запропонованого ще 30 років тому<ref name="Schutz1986">{{cite journal|author=Schutz Bernard F.|title=Determining the Hubble constant from gravitational wave observations|journal=Nature|volume=323|issue=6086|year=1986|pages=310–311|issn=0028-0836|doi=10.1038/323310a0}}</ref> і пізніше вдосконаленого<ref name="HolzHughes2005">{{cite journal|author=Holz D.E. and Hughes S.A.|title=Using Gravitational‐Wave Standard Sirens|journal=The Astrophysical Journal|volume=629|issue=1|year=2005|pages=15–22|issn=0004-637X|doi=10.1086/431341}}</ref><ref name="DalalHolz2006">{{cite journal|author=Dalal N., Holz D.E., Hughes S.A. and Jain B.|title=Short GRB and binary black hole standard sirens as a probe of dark energy|journal=Physical Review D|volume=74|issue=6|year=2006|issn=1550-7998|doi=10.1103/PhysRevD.74.063006}}</ref>. Цей метод оцінює відстань до галактики, застосовуючи гравітаційно-хвильове спостереження т.&nbsp;зв. «стандартної сирени», яка є гравітаційним аналогом астрономічної [[Шкала космічних відстаней#Стандартні свічки|стандартної свічки]] (напр., наднової), знаючи світність якої, можна обчислити відстань.

Стандартні сирени є подвійними системами компактних об'єктів (нейтронних зір або чорних дір), які в міру наближення один до одного (по спіралі) й подальшого злиття, випромінюють [[Лінійна частотна модуляція|частотно модульований]] гравітаційний сигнал (чирп), що несе інформацію про масу компактних об'єктів. Швидкість, із якою змінюється частота подвійної системи, прямо пов'язана з потужністю генерованих нею гравітаційних хвиль, тобто, наскільки «голосним» є гравітаційно-хвильовий сигнал (звідси й назва&nbsp;— «сирена»). Відстань до джерела визначається шляхом вимірювання амплітуди сигналу. Подібно до того, як спостережувана яскравість зорі залежить від її абсолютної світності та відстані, амплітуда зареєстрованих гравітаційних хвиль залежить як від «гучності» джерела, так від відстані до нього. Аналізуючи частоту такого гравітаційно-хвильового сигналу можна визначити «гучність» (амплітуду) випромінених хвиль. Порівнюючи її з реєстрованою гучністю (амплітудою) можна безпосередньо визначити відстань до джерела.

Реєстрація GW170817 дозволила вперше застосувати метод стандартних сирен для вимірювання сталої Габбла<ref name="Nature24471">{{cite journal|title=A gravitational-wave standard siren measurement of the Hubble constant|journal=Nature|doi=10.1038/nature24471|url=http://www.nature.com/nature/journal/vaap/ncurrent/full/nature24471.html|author=Abbott, B. P. et al.|date=16 жовтня 2017|accessdate=25 жовтня 2017|archive-date=23 грудня 2019|archive-url=https://web.archive.org/web/20191223232258/http://www.nature.com/nature/journal/vaap/ncurrent/full/nature24471.html}}</ref>. Через аналіз зареєстрованої амплітуди GW170817 сигналу й моделювання його амплітуди в джерелі вдалось оцінити наскільки вона зменшилась, а отже&nbsp;— визначити відстань до джерела. Поєднавши інформацію про відстань джерела GW170817 з [[червоне зміщення|червоним зміщенням]] його галактики, астрофізики змогли безпосередньо (без космічної шкали відстаней й попередніх вимірювань) виміряти відстань до галактики. Застосувавши [[баєсове виведення|баєсовий аналіз]], що бере до уваги невизначеність у швидкості та вимірюванні відстані, дослідники отримали нове значення сталої Габбла: <math>\mathcal{H}_0 </math>={{val|70.0|+12.0|-8.0|u=км сек / Мпк }}<ref name="Nature24471" />. Попри таку велику невизначеність, отримане лише з однієї події (GW170817) значення H<sub>0</sub> узгоджується з попередніми спостереженнями в електромагнітному спектрі (67 і 72&nbsp;км сек/Мпк), і цілком незалежне від них. Наступні спостереження злиття нейтронних зір мають накласти додаткові обмеження на це значення й усунути розбіжності між різними експериментами.

=== Темна матерія та альтернативні теорії гравітації ===
Відкриття GW170817, GRB 170817 та кілонови виключило деякі альтернативні моделі гравітації, що намагались пояснити обертання галактик і прискорення всесвіту без залучення [[темна енергія|темної енергії]] і [[Темна матерія|темної матерії]]. Найвідомішими серед таких моделей гравітації є «[[модифікована ньютонівська динаміка]]» (''MOND'') та «[[ентропійна гравітація]]».

Виявлення GW170817 вперше підтвердило, що [[швидкість світла]] й швидкість гравітаційної хвилі збігаються з точністю до 10<sup>−15</sup>. Тоді як багато з моделей модифікованої гравітації передбачають відмінність у швидкостях гравітаційної хвилі та світла (згідно з MOND, гравітаційні хвилі мали були бути зареєстровані на ~445 днів раніше від гамма-променів<ref name = "Boran2017">{{Cite arXiv |author=Boran S., Desai S., Kahya E., and Woodard R.|title=GW170817 Falsifies Dark Matter Emulators |date=17 october 2017 |arxiv=1710.06168 | url= https://arxiv.org/abs/1710.06168}}</ref>) чи взагалі заперечують фундаментальність гравітації.

Тож реєстрація лише однієї GW170817 події виключила ці моделі, одночасно наклавши обмеження на інші модифіковані моделі гравітації, які виключають темну матерію та темну енергію і в яких фотони та [[гравітон]]и рухаються по різних [[Геодезична лінія|геодезичних лініях]]<ref name = "Boran2017" /><ref>{{cite arxiv |title=Dark Energy after GW170817 |first1=Jose María |last1=Ezquiaga |first2=Miguel |last2=Zumalacárregui |arxiv=1710.05901 |class=astro-ph.CO |date=16 жовтня 2017}}</ref><ref>{{cite arxiv |title=Dark Energy after GW170817 |first1=Paolo |last1=Creminelli |first2=Filippo |last2=Vernizzi |arxiv=1710.05877 |class=astro-ph.CO |date=16 жовтня 2017}}</ref><ref name = "Sakstein2017">{{Cite arXiv |author= Sakstein J. and Jain B.|title=Implications of the Neutron Star Merger GW170817 for Cosmological Scalar-Tensor Theories |date=20 october 2017 |arxiv=1710.05893 | url= https://arxiv.org/abs/1710.05893}}</ref>.<ref>{{cite arxiv |title=Strong constraints on cosmological gravity from GW170817 and GRB 170817A. |first1=T. |last1=Baker |first2=E. |last2=Bellini |first3=P.G. |last3=Ferreira |first4=M. |last4=Lagos |first5=J. |last5=Noller |first6=I. |last6=Sawicki |arxiv=1710.06394 |class=astro-ph.CO |date=19 жовтня 2017|url=https://arxiv.org/abs/1710.06394}}</ref>

== Виноски ==
: {{note|viscoustime}} '''В'язкий час''' (''час радіального дрейфу'') ''t''<sub>vis</sub>&nbsp;— це час, потрібний для значного переміщення рідини диску в радіальному напрямку: <math>t_{vis} = \frac{r}{|v_r|}</math>, де ''v''<sub>r</sub>&nbsp;— швидкість радіального дрейфу.

== Примітки ==
{{reflist|2}}

== Додаткова література ==

=== Підручники ===

:* ''Александров Ю. В.'' Астрофізика: навчальний посібник для студентів напряму «Фізика» класичних університетів&nbsp;— Харків: ХНУ імені В.&nbsp;Н.&nbsp;Каразіна, 2014.&nbsp;— 216&nbsp;с.
:* ''Александров Ю. В., Шевченко В. Г.'' Астрофізика: підручник / Ю.&nbsp;В.&nbsp;Александров, В.&nbsp;Г.&nbsp;Шевченко.&nbsp;— Х.: ХНУ імені В.&nbsp;Н.&nbsp;Каразіна, 2016.&nbsp;— 252&nbsp;с.
:* ''Ландау Л. Д.'', ''Лифшиц Е. М.'' Теоретическая физика. Т. 2.: Теория поля&nbsp;— Рипол Классик, 1958
:* ''Choquet-Bruhat, Y''. Introduction to General Relativity, Black Holes, and Cosmology&nbsp;— OUP Oxford, 2014. ISBN 0191644536&nbsp;— 320 p.
:* ''Schutz B.'' A First Course in General Relativity. 2 ed.&nbsp;— Cambridge University Press, 2009.
:* ''Boyd R.N.'' An Introduction to Nuclear Astrophysics&nbsp;— University of Chicago Press, 2007—422 p.
:* ''Poisson E., Clifford M.W.'' Gravity: Newtonian, Post-Newtonian, Relativistic&nbsp;— Cambridge University Press, 2014—792 p.
:* ''Yamamoto S. '' Introduction to Astrochemistry: Chemical Evolution from Interstellar Clouds to Star and Planet Formation&nbsp;— Springer, 2017—286 p.

=== Монографії ===
:* ''Попов C.'' Суперобъекты: Звезды размером с город&nbsp;— Альпина Паблишер, 2015—349 с.
:* Neutron Stars and Pulsars.&nbsp;— Becker W. ed.&nbsp;— Springer, 2009—697 p.
:* Haensel P., Potekhin A.Y., Yakovlev D.G.. Neutron Stars 1: Equation of State and Structure&nbsp;— Springer, 2007—620 p.
:* ''A. G. W. Cameron, David M. Kahl''. Stellar Evolution, Nuclear Astrophysics, and Nucleogenesis&nbsp;— Courier Corporation, 2013—208 p.
:* ''Vedrenne G., Atteia J.-L.'' Gamma-Ray Bursts: The brightest explosions in the Universe&nbsp;— Springer, 2009—580 p.
:* ''Rezzolla L., Zanotti O.'' Relativistic Hydrodynamics&nbsp;— OUP Oxford, 2013—735 p.
:* ''Masaru S.'' Numerical Relativity&nbsp;— World Scientific, 2015—844 p.

{{2017 в космосі}}

[[Категорія:Гравітаційно-хвильова астрономія]]
[[Категорія:Гравітаційні хвилі]]
[[Категорія:Гідра (сузір'я)]]
[[Категорія:Події 17 серпня]]
[[Категорія:Серпень 2017]]
[[Категорія:2017 у науці]]
[[Категорія:Нейтронні зорі]]