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Dec 18, 2023

Kohärente Funkausbrüche von bekannten M

Naturastronomie Band 7,

Nature Astronomy Band 7, Seiten 569–578 (2023)Diesen Artikel zitieren

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Die Beobachtung magnetischer Stern-Planet-Wechselwirkungen (SPIs) bietet vielversprechende Möglichkeiten zur Bestimmung der Magnetfelder von Exoplaneten. Modelle subalfvénischer SPIs sagen voraus, dass terrestrische Planeten in nahen Umlaufbahnen um M-Zwerge nachweisbare stellare Radioemissionen induzieren können, die sich als Ausbrüche stark polarisierter kohärenter Strahlung manifestieren, die an bestimmten Planetenorbitalpositionen beobachtet werden können. Hier präsentieren wir 2–4 GHz-Detektionen kohärenter Funkausbrüche auf dem langsam rotierenden M-Zwerg YZ Ceti, der ein kompaktes System terrestrischer Planeten beherbergt, von denen der innerste mit einer zweitägigen Periode umkreist. Zwei kohärente Ausbrüche treten in ähnlichen Umlaufphasen von YZ Ceti b auf, was auf eine erhöhte Wahrscheinlichkeit von Ausbrüchen in der Nähe dieser Umlaufphase schließen lässt. Wir modellieren die magnetosphärische Umgebung des Systems im Kontext subalfvénischer SPIs und stellen fest, dass YZ Ceti b die beobachteten Flussdichten der Radiodetektionen plausibel beeinflussen kann. Allerdings können wir stellare magnetische Aktivität ohne eine gut charakterisierte Rate nicht-planeteninduzierter kohärenter Radioausbrüche auf langsamen Rotatoren nicht ausschließen. YZ Ceti ist daher ein Kandidat für ein Funk-SPI-System mit einzigartigem Potenzial als Ziel für eine langfristige Überwachung.

Der mögliche Nachweis kohärenter Radioemissionen im Zusammenhang mit einem Exoplanetensystem hat zu Suchen im Megahertz- bis Gigahertz-Frequenzbereich geführt, da solche Emissionen das Potenzial haben, die unbekannten magnetischen Eigenschaften von Exoplaneten zu untersuchen1,2,3. Diese vorgeschlagenen Emissionen sind die Folge einer magnetischen Stern-Planet-Wechselwirkung (SPI), bei der die dissipierte Energie die Emission eines Elektronenzyklotronmasers (ECM) antreibt, die bei der Zyklotronfrequenz der Quellregion auftritt: Strahlung im Megahertz-Frequenzbereich vom Planeten selbst ( Felder von weniger als zehn Gauß)4,5 oder Megahertz- bis Gigahertz-Strahlung von der Sternkorona (bis zu Kilogauß-Feldern), da die planetarische Störung über Alfvén-Wellen sternwärts übertragen wird6,7. Der letztgenannte Mechanismus, analog zur Jupiter-Io-Flussröhren-Wechselwirkung, beruht darauf, dass sich das Wirt-Satelliten-System in einem subalfvénischen Regime befindet, in dem die Alfvén-Geschwindigkeit die Sternwindgeschwindigkeit im Bezugssystem des Planeten übersteigt.

Auf der Grundlage des Beispiels des Jupiter-Io-Systems8 erwarten wir, dass solche sub-alfvénischen Radio-SPIs als Ausbrüche kohärenter Emission mit starker Zirkularpolarisation auftreten, die Minuten bis Stunden andauern. Während magnetische Wechselwirkung eine nahezu kontinuierliche Strahlung aus dem System antreiben kann, sollte die Winkelabstrahlung der Radioemission aus der Stern-Planet-Flussröhre, wie sie von einem entfernten Beobachter betrachtet wird, dazu führen, dass die Emission abhängig vom Satelliten als wohldefinierte Ausbrüche erscheint Orbitalphase.

Jüngste Ergebnisse zeigten eine 150-MHz-ECM-Emission von M-Zwergsternen, die mit subalfvénischen SPIs übereinstimmen könnte9,10,11. Diese Systeme benötigen jedoch eine Bestätigung, dass tatsächlich ein planetarischer Satellit die Radioemission verursacht, da in Kampagnen, die auf GJ 1151 abzielen, noch keine Planeten gefunden wurden (Ref. 12,13). Die polarisierte Radioemission von Proxima Centauri (Prox Cen) weist möglicherweise eine Umlaufperiodizität mit Prox Cen b14 auf, aber die 11-tägige Periode des Planeten bringt ihn in eine Umlaufentfernung, in der es unwahrscheinlich ist, dass es zu einer subalfvénischen Wechselwirkung kommt15. Darüber hinaus bleibt die Möglichkeit kohärenter Radioausbrüche, die vollständig stellaren Ursprungs sind, wichtig, da magnetisch aktive M-Zwergsterne häufig polarisierte Radioemissionen aufweisen16,17 und der langsam rotierende M-Zwergprox Cen kohärente Radioausbrüche im Zusammenhang mit Sternflares aufweist18. Die Radioflareing-Eigenschaften inaktiver M-Zwerge im Megahertz- bis Gigahertz-Frequenzbereich sind weitgehend unbekannt, was die Bemühungen, Sternaktivität als Ursache von Radiobursts auszuschließen, erschwert. Um Sternaktivität und SPIs zu entwirren, wollen wir ein System mit kohärenten Funkausbrüchen und einem Planeten mit sehr kurzer Periode (weniger als ein paar Tage) identifizieren, was eine Langzeitüberwachung zum Testen der Umlaufperiodizität ermöglichen wird – der klare Beweis, der schlüssig sein könnte Stellen Sie fest, dass alle Emissionen durch SPI verursacht werden.

In diesem Artikel berichten wir über die Erkennung kohärenter 2–4-GHz-Funkausbrüche vom bekannten Exoplaneten YZ Ceti (YZ Cet) mithilfe des Karl G. Jansky Very Large Array (VLA)19 der National Science Foundation. Dieser nahegelegene, langsam rotierende Stern hat drei kleine Planeten, die in einer kompakten Konfiguration umkreisen20,21, darunter einer in einem Zeitraum von zwei Tagen. Wir diskutieren unsere Radiobeobachtungen im Kontext von SPIs und überlegen, ob die YZ-Cet-Planeten plausibel die entdeckten polarisierten Ausbrüche antreiben könnten und ob ihr Wiederauftreten auf einen ausschließlich stellaren oder möglicherweise planeteninduzierten Ursprung schließen lässt.

Wir haben YZ Cet bei 2–4 GHz mit dem VLA in 5 Epochen beobachtet: ein erstes Programm mit drei täglichen 6,5-stündigen Beobachtungen vom 30. November bis 2. Dezember 2019 und zwei 4-stündigen Folgebeobachtungen am 2. Februar und 29. Februar 2020. Abrechnung Für Kalibratorbeobachtungen beträgt unsere Gesamtzeit an der Quelle etwa 26 Stunden. Abbildung 1 zeigt die Zeitreihen aller fünf Epochen, phasenverschoben auf die Umlaufperiode des inneren Planeten YZ Cet b21 von 2,02087 d, mit einer willkürlichen Nullphase, da die durch die Radialgeschwindigkeit bestimmte Umlaufphase einen Fehler von ~1/8 aufweist Umlaufzeit, zu groß, um zu prüfen, ob Bursts bei Quadratur auftreten. Bei den ersten Beobachtungen war das System in Epoche 1 unentdeckt (<36 μJy), strahlte in Epoche 2 mehrere Funkstöße aus und erzeugte in Epoche 3 eine langsam variable Ruheemission (313 ± 20 μJy). blieb in Epoche 4 unentdeckt (<100 μJy) und in Epoche 5 trat ein einzelner kohärenter Ausbruch auf.

Die ersten beiden Epochen werden auf einem separaten Panel dargestellt, um Überschneidungen zu vermeiden. Die schattierten Bereiche zeigen das ±3-fache des geschätzten Fehlers der Flussdichte für einen Zeitabschnitt von 3 Minuten in jeder Epoche, sodass Punkte über dem schattierten Bereich eine Signifikanz von >3σ haben. Der kohärente Ausbruch in Epoche 2 (Phase ~0,59) wiederholt sich nicht in derselben Orbitalphase in Epoche 5. Der Zeitfehler beim Phasenwechsel zwischen Epoche 1 und 5 beträgt 5,3 Minuten, was im Maßstab dieses Diagramms vernachlässigbar ist.

Abbildung 2 (links) zeigt das Stokes-V-Dynamikspektrum der Epoche 2 (siehe Methoden für Polarisationszeitreihen). Ein einstündiger kohärenter Ausbruch mit nahezu 100 % rechtszirkularer Polarisation (RCP) tritt mit einer Spitzenflussdichte von 620 ± 80 μJy (in der Stokes-I-Zeitreihe) etwa 2,3 Stunden nach Beginn der Beobachtung auf. Drei Stunden später kommt es zu einer hellen Eruption mit schwacher Polarisation, die den inkohärenten Gyrosynchrotron-Mechanismus begünstigt, der für viele Sonnen- und Sterneruptionen verantwortlich ist22. Dem Flare geht eine verstärkte Stokes-I-Emission von 3 bis 5 Stunden mit schwacher Rechtspolarisation voraus, was auf eine langsam variierende Ruheemission (im Einklang mit der variablen Ruheemission in Epoche 3) oder auf Aktivität vor dem Flare zurückzuführen sein kann. Ein zusätzlicher kleiner Ausbruch, dessen starke linkszirkulare Polarisation (LCP) einen kohärenten Mechanismus begünstigt, tritt in dieser Epoche bei 5,1 Stunden auf und überlagert sich dort mit dem inkohärenten Flare. Dieses LCP-Ereignis kann auf beschleunigte Elektronen während der Impulsphase eines Flares zurückzuführen sein (z. B. Lit. 18). Da dieses LCP-Merkmal wahrscheinlich mit stochastischem Sternflaring zusammenhängt, gehen wir hier nicht weiter darauf ein. In unserer Diskussion konzentrieren wir uns auf den RCP-Burst bei 2,3 Stunden, da wir nach durch SPIs induzierten kohärenten Bursts suchen.

Rechtspolarisierte Bursts erscheinen in Rot und linkspolarisierte Bursts in Blau. Links: alle 6,5 Stunden der Epoche 2, mit einer Unsicherheit von 19 μJy in jedem Pixel von 3 Minuten und 64 MHz. Oberhalb von ~3,4 GHz nimmt das Rauschen aufgrund von Hochfrequenzstörungen (RFI) zu; Die RFI-Kennzeichnung verursacht auch fehlende Daten (weißer Bereich) um 2,3 GHz. Rechts: ein 6-minütiger Ausschnitt aus Epoche 5 mit einer Unsicherheit von 520 μJy in jedem Pixel von 20 s und 64 MHz. Die Ereignisse bei 2,3 h und 5,1 h in Epoche 2 und das Ereignis in Epoche 5 weisen ein gemeinsames abnehmendes Spektrum auf, wobei die hellste Emission in der Nähe von 2 GHz beobachtet wird. Alle drei Bursts weisen im dynamischen Spektrum Spitzenflussdichten von >5σ auf.

Wir schließen auf einen kohärenten Emissionsmechanismus basierend auf dem Polarisationsgrad; Bei nicht-thermischen Prozessen weist die inkohärente Gyrosynchrotronemission mit der Harmonischenzahl s ≈ 10–100 bei den meisten Betrachtungswinkeln eine Polarisation von weniger als 60 % auf23, während die kohärente Emission häufig eine Polarisation von bis zu 100 % aufweist. Bei Gigahertz-Frequenzen ohne gemessene Quellengröße weist die Helligkeitstemperatur auf einen nicht-thermischen Mechanismus sowohl für die stark polarisierten Bursts als auch für die schwach polarisierten Flare- und Ruheemissionen hin. Beispielsweise entspricht die Spitzenflussdichte von 620 μJy des RCP-Bursts bei 3 GHz einer Helligkeitstemperatur von >1,5 × 109 K für eine Obergrenze der Quellengröße der gesamten Sternscheibe; Kohärente Quellen im Gigahertz-Frequenzbereich sind wahrscheinlich viel kleiner und lassen sich auf einzelne magnetische Fußpunkte in der Sternkorona zurückführen. Mit den verfügbaren Beweisen können wir nicht zwischen zwei möglichen kohärenten Emissionsmechanismen unterscheiden, der Plasmaemission und dem Elektronenzyklotron-Maser, wobei letzterer für SPIs zu erwarten ist. Ein ECM-Mechanismus für die kohärenten Bursts YZ Cet ist plausibel, da viele andere M-Zwerg-Radiobursts aufgrund der hohen Helligkeitstemperatur9,10,24 oder der x-Mode-Polarisation17 dem ECM zugeschrieben werden; Wir verlassen uns jedoch nicht auf den Emissionsmechanismus, um einen SPI-Ursprung zu beurteilen. Stattdessen suchen wir nach Hinweisen auf eine orbitale Modulation von Bursts, um die Möglichkeit zu testen, dass SPI die beobachteten kohärenten Bursts antreibt.

Wir haben die Folgebeobachtungen der Epoche 5 so geplant, dass sie dieselbe Orbitalphase umfassen wie der RCP-kohärente Ausbruch in Epoche 2. Bei diesen Folgebeobachtungen haben wir einen 1 Minute langen linkspolarisierten kohärenten Ausbruch (Abb. 2, rechts) entdeckt , mit einer Spitzenflussdichte von 465 ± 70 μJy in der Stokes-I-Zeitreihe mit 3-Minuten-Zeitintervallen (unter Verwendung von 3 Minuten für einen konsistenten Vergleich mit Epoche 2). Die Umlaufphase der nachfolgenden Burst-Detektion stimmt nicht genau mit der der beobachteten Bursts der Epoche 2 überein (Abb. 1), sondern erfolgt etwa 2 Stunden früher in der zweitägigen Umlaufperiode. Im Folgenden betrachten wir, ob die Flussdichte und der relative Zeitpunkt der Ausbrüche mit einem SPI-Mechanismus vereinbar sind.

Die Entdeckung mehrerer kohärenter Funkstöße von YZ Cet wirft die Frage auf, ob die Planeten im System die Funkstöße angetrieben haben könnten. Um diese Frage zu beantworten, müssen wir die magnetisierte Umgebung von YZ Ceti abschätzen und die Stärke des potenziellen SPI berechnen.

Für die Umwelt haben wir ein isothermes Sternwindmodell für das YZ-Cet-System übernommen. Die Umlaufbahnabstände der Planeten betragen 20 Sternradien oder mehr21 und es ist unwahrscheinlich, dass sie von geschlossenen stellaren Magnetfeldlinien umgeben werden. Daher schneiden die Planeten wahrscheinlich offene Feldlinien, die den Sternwind transportieren. Wir verwenden zwei Referenzwindmodelle (Methoden). Modell A geht von einem offenen Magnetfeld aus, das von einem starken Radialwind mitgerissen wird, der von der Sternoberfläche ausgeht, was den Annahmen entspricht, die üblicherweise in Näherungsberechnungen in der Literatur verwendet werden (z. B. Lit. 7,9). Modell B verwendet einen schwächeren Wind und eine PFSS-Extrapolation (Potential Field Source Surface), um ein geschlossenes Feld in der Nähe des Sterns zu berücksichtigen. Insbesondere die Einbeziehung einer geschlossenen Feldregion in der Nähe der Sternoberfläche sollte eine realistischere Schätzung des radialen Feldabfalls jedes magnetisierten Sterns ermöglichen. Unsichere Modellannahmen hinsichtlich der stellaren Massenverlustrate und der Magnetfeldstärke können sich darauf auswirken, ob ein Planet im sub- oder superalfvénischen Regime umkreist. Erfreulicherweise stellen unsere beiden Referenzmodelle fest, dass sich die innersten Planeten im subalfvénischen Bereich befinden, was es der planetaren Störung des stellaren Magnetfelds ermöglicht, Energie zurück zur Sternoberfläche zu übertragen, um eine Gigahertz-Emission zu induzieren. Wir gehen näher auf die Auswirkungen der Untersuchung des Parameterraums des Windmodells in Methoden ein.

Um die Leistung zu berechnen, die zur Verfügung steht, um die vom Planeten verursachten Radioemissionen anzutreiben, haben wir die Frameworks von refs. verwendet. 6,25. Letzteres (Wiederverbindung) berechnet die Energie, die durch magnetische Wiederverbindung aus der Hindernis-Feld-Wechselwirkung freigesetzt wird, während ersteres (Alfvén-Flügel) sich speziell auf die Energie in Alfvén-Wellen konzentriert, die sich aus derselben Wechselwirkung zurück zum Wirtsstern ausbreiten. Diese Berechnung hängt von allen magnetischen Umgebungsvariablen ab, die in unseren Windmodellen A und B definiert sind, sowie von den magnetischen Eigenschaften der Planeten, wobei stärkere planetare Magnetfelder eine planetarische Magnetosphäre formen, die als vergrößerter Hindernisradius für den SPI dient (Methoden). Innerhalb beider Rahmenwerke und unter Verwendung der beiden Modelle A und B für die magnetisierten Umgebungen haben wir die mögliche Stärke von ECM-Funkausbrüchen berechnet, die mit YZ Cet b verbunden sind, dem nächstgelegenen Planeten, der am wahrscheinlichsten nennenswerte Funkemissionen verursacht. Wir haben die angenommene magnetische Feldstärke des Planetendipols und den angenommenen Planetenradius weiter variiert, um deren Einfluss auf die potenziellen Radioburst-Flussdichten abzuschätzen.

Wir demonstrieren unsere Ergebnisse in Abb. 3, mit Modell A links und Modell B rechts sowie unterschiedlichen Streifen für die Wiederverbindung und Alfvén-Flügelvorhersagen in jedem Panel. Unter Modell A stimmen die Alfvén-Flügelvorhersagen genau mit der gemessenen Flussdichte der Ausbrüche für einen schwach magnetisierten Planeten (~1 G) überein; wohingegen das Reconnection-Framework die gemessenen Bursts stark überschätzt. Dieser deutliche Unterschied ist wahrscheinlich darauf zurückzuführen, dass Modell A die Sternfeldstärken am Standort des Planeten überschätzt. Unter dem Modell-B-Paradigma, bei dem PFSS einen realistischeren oberflächennahen Radialfeldzerfall ermöglicht, könnte YZ Cet b die Emission mit dem Wiederverbindungsgerüst in Abwesenheit eines intrinsischen planetaren Magnetfelds antreiben. Dem Alfvén-Flügel-Szenario zufolge würde der Planet jedoch wahrscheinlich ein starkes Feld (≳einige Gauss) benötigen, um die erkannten Ausbrüche anzutreiben.

Unter Verwendung unserer Referenzwindmodelle für die magnetisierte Umgebung des YZ-Cet-Systems, Modell A (links) und Modell B (rechts), sagen wir die Radioflussdichten voraus, die vom Planeten YZ Cet b erzeugt werden, der mit seinem Wirt interagiert, entsprechend den beiden Wechselwirkungen Rahmen, Wiederverbindung25 (Gold) und Alfvén-Flügel6 (braun). Für ein gegebenes Dipolmagnetfeld eines Planeten entspricht die vertikale Ausdehnung eines der SPI-Gerüststreifen (Wiederverbindung oder Alfvén-Flügel) der Flussdichte über den Bereich plausibler Planetenradien (Methoden). Die Vorhersagen zur Wiederverbindung25 sind stärker als die von Alfvén Wing6. Unsere gemessenen Flussdichten der hellsten kohärenten Radiostöße aus Epoche 2 und Epoche 5 werden ebenfalls angezeigt (rosa und blau), wobei schattierte Bereiche den 1σ-Unsicherheiten entsprechen. Die horizontale graue Strichpunktlinie zeigt die typische 3σ RMS-Empfindlichkeit in unserer VLA-3-Minuten-Zeitreihe.

In diese SPI-Flussvorhersagen fließen viele unsichere Annahmen ein, die tatsächlich dazu führen, dass sich die Vorhersagekurven in Abb. 3 um mehrere Faktoren nach oben und unten bewegen. Dennoch deuten unsere Berechnungen nach unserer besten Charakterisierung des Systems (Modell B) darauf hin, dass die Ausbrüche leicht von YZ Cet b über SPI erzeugt werden könnten, wenn das Wiederverbindungsgerüst eine genaue Beschreibung der Physik darstellt. Wenn das Alfvén-Flügel-Szenario eher auf diese Systeme anwendbar ist, würden die Funkerkennungen interessanterweise ein erhebliches planetarisches Magnetfeld für den terrestrischen Planeten bedeuten.

Nachdem wir die Flussdichte der erkannten Funkstöße modelliert hatten, berücksichtigten wir auch deren relativen Zeitpunkt, um ihre potenzielle SPI-Natur zu bewerten. Bei Jupiter hängt das beobachtete Wiederauftreten der Io-induzierten Radioemissionen sowohl von der Umlaufperiode Porb als auch von der Rotationsperiode Prot des geneigten Jupiter-Magnetfelds ab (siehe Lit. 26). Diese definieren die synodische Periode (\({P}_{{{{\rm{syn}}}}}={[{P}_{{{{\rm{orb}}}}}^{-1} -{P}_{{{{\rm{rot}}}}}^{-1}]}^{-1}\)), bei dem die Umlaufbahn des Satelliten zur gleichen Position relativ zum Wirtsmagnetfeld zurückkehrt. In Referenz 27 wurden die möglichen SPI-Periodizitäten eingehend erörtert und dabei auf die Bedeutung der synodischen Periode und der halbsynodischen Periode hingewiesen, wobei letztere eine ähnliche Satellitenposition definiert, jedoch auf der gegenüberliegenden Seite des Wirtsmagnetfelds.

Wir haben die Zeitreihen des RCP-Ausbruchs aus Epoche 2 und die Zeitreihen von Epoche 5 phasenverpackt und dabei drei verschiedene relevante Perioden für YZ Cet b verwendet (Abb. 4): orbital (2,02087 d), synodisch (2,08232 d) und halb -synodisch (1.04116 d). Zur Berechnung der synodischen Periode haben wir die photometrische Rotationsperiode aus Lit. verwendet. 21, 68,46 ± 1,00, was zu Unsicherheiten in der Größenordnung einer Stunde bei der synodischen und halbsynodischen Phasenumhüllung führt, wohingegen die Umhüllung der Umlaufperiode auf wenige Minuten genau ist. Beim Phasenumbruch mit der Umlaufperiode findet der Burst der Epoche 5 ca. 2 Stunden vor der Phase des polarisierten Bursts der Epoche 2 statt (Phasendifferenz, Δϕ ≈ 0,04). Weder in der synodischen noch in der halbsynodischen Periode liegt der Ausbruch der Epoche 5 näher am Zeitpunkt des Ausbruchs der Epoche 2 (Methoden). Aufgrund dieser Fehlausrichtungen können unsere Daten keinen eindeutigen Beweis für SPI liefern. Wir haben eine ähnliche Analyse auch auf die Planeten c und d angewendet und dabei eine schlechtere Burst-Übereinstimmung sowohl in der Zeit als auch in der Phase festgestellt. Dass es für Planet b eine nahezu orbitale Wiederkehr gibt, ist jedoch verlockend, da der genaue Zeitpunkt des Ausbruchs von der Komplexität der magnetischen Geometrie abhängen kann.

Indem wir die Lichtkurven der Flussdichte der Epoche 5 (schwarze Linien) in verschiedenen Perioden (Umlaufperiode, Synodenperiode und Halbsynodenperiode) im Vergleich zum Burst der Epoche 2 (rot, zur Verdeutlichung mit vertikalem Versatz) phasenverschoben haben, haben wir getestet, ob das Radio funktioniert Das Auftreten von Explosionen hängt mit der Umlaufbahn von YZ Cet b zusammen. Der Epoche-5-Burst zeigt keine perfekte Wiederholung in der Umlaufperiode (Δt = 0), sondern einen zeitlichen Unterschied von ~2 h und ~6 h bei Verwendung der halbsynodischen Periode. Die Burst-Phaseneinteilung unter Verwendung der synodischen Periode weist auf eine Burst-Trennung von fast einer halben Periode hin; Eine vollständige Periode dauert etwas mehr als 48 Stunden. Die halbtransparenten farbigen Linien (blaugrün, lila und orange) unter den Kurven der Epoche 5 veranschaulichen den Phasenfehler aufgrund der Unsicherheit bei den Periodenmessungen.

Änderungen im oberflächennahen Magnetfeld könnten sich auf die Strahlungswinkel der Strahlung auswirken und den beobachteten Zeitpunkt etwaiger vom Planeten verursachter Radioemissionen beeinflussen – die Bedeutung nicht-dipolarer Sternfeldkomponenten nimmt in der Nähe des Sterns zu. Die Tatsache, dass die Burst-Wiederkehr zeitlich näher an der halbsynodischen Phasenlage liegt als an der synodischen Phasenlage, legt auch nahe, dass der Epoche-5-Burst auf der entgegengesetzten Seite des Magnetfelds zum Epoche-2-Burst auftritt, wobei die Emission von verschiedenen Polen ausgeht. Dieser Punkt steht im Einklang mit der Änderung der Polarität RCP gegenüber LCP zwischen den Bursts der Epoche 2 und Epoche 5 (Abb. 2). Der Unterschied in den Quellenursprüngen in Bezug auf das Sternmagnetfeld könnte auch für die Änderung der Burst-Dauer zwischen den Epochen verantwortlich sein. Wenn wir davon ausgehen, dass die Ausbrüche eine Folge davon sind, dass der Radiokegel mit einer Geschwindigkeit über die Sichtlinie streicht, die an die Umlaufbahn des Planeten gebunden ist, dann würden die Dauern von 1 Stunde, Epoche 2 und 1 Minute, Epoche 5 Kegeldicken von 7,4° und 0,12° entsprechen , jeweils. Doch selbst wenn von intrinsisch schmalen (1°) Kegelbreiten ausgegangen wird, weisen Modelle von SPI-Radiodynamikspektren eine große Bandbreite an Burst-Dauern auf, abhängig von der erweiterten Quellengeometrie, Polarität und Betrachtungswinkeln28. Eine detaillierte Karte der Magnetfeldstruktur (z. B. aus der Zeeman-Doppler-Bildgebung (ZDI)) würde eine Bestätigung dieser Verhaltensweisen ermöglichen und weitere Konsistenzprüfungen für das SPI-Szenario durchführen.

Die polarisierten Ausbrüche können trotz der langsamen Rotation des Sterns (~68 Tage) auch eine Folge gewöhnlicher stellarer magnetischer Aktivität sein, wie etwa Flares. Wenn wir jeden der polarisierten Bursts als unabhängige stochastische Ereignisse betrachten, können wir unsere Erkennungsrate als 2 Ereignisse in 26 Stunden (0,0769 h−1) Funküberwachung betrachten (wobei wir die kleinen LCP-Ereignisse in Epoche 2 vernachlässigen, da es sich möglicherweise um Flares handelt). Unterkonstruktion). Unter Verwendung einfacher Poisson-Statistiken beträgt die Wahrscheinlichkeit, in den 3,6 Stunden, die mit Epoche 5 verbunden sind, mindestens ein Ereignis zu sehen, etwa 24 %. Im Gegensatz dazu beträgt die Wahrscheinlichkeit, innerhalb von 2 Stunden einer bestimmten Phase (einem 4-Stunden-Fenster) zweimal einen Ausbruch zu sehen, nur 5,1 % – gering, aber als schlüssiger Beweis unzureichend. Es ist daher plausibel, dass die Ausbrüche keinen Zusammenhang mit dem Planetensystem haben und ein normaler Teil der radioaktiven Sternaktivität langsam rotierender M-Zwerge sind, die noch nicht gut untersucht ist. Die Mechanismen, die die Emission antreiben, sind noch nicht eindeutig geklärt, weshalb wir YZ Cet als SPI-Kandidaten kategorisieren, was weitere Nachuntersuchungen erfordert, um die Art der Funkausbrüche zu ermitteln.

Wir entdeckten kohärente 3-GHz-Funkausbrüche aus dem YZ-Cet-System, die in zwei von fünf beobachteten Epochen auftraten, wobei der kohärente Emissionsmechanismus durch eine nichtthermische Helligkeitstemperatur und einen hohen Grad an Zirkularpolarisation angezeigt wurde. Die 3-GHz-Frequenz steht im Einklang mit der ECM-Emission, die von den Kilogauss-Feldern stammt, die an magnetischen Fußpunkten in der niedrigen Sternkorona erwartet werden. Die kohärenten Radioausbrüche in zwei Epochen wiederholten sich nahezu phasengleich mit der Umlaufperiode von YZ Cet b nach 90,9 Tagen. Die Flussdichte dieser Ausbrüche stimmt in etwa mit den Vorhersagen für die durchschnittliche Leuchtkraft des subalfvénischen SPI6,25 überein, abhängig von den angenommenen Bedingungen der Sternumgebung und des Planetenmagnetfelds. Aufgrund ihrer Leuchtkraft und Nähe in der Orbitalphase betrachten wir diese beiden Ereignisse als mögliche SPI-Ereignisse, können jedoch stellare magnetische Aktivität als mögliche Ursache nicht ausschließen. Wenn SPI in diesem System bestätigt wird, wird die Radioleuchtkraft eine Schätzung der Magnetfeldstärke von YZ Cet b ermöglichen, insbesondere in Kombination mit verfeinerten Messungen des Sternmagnetfelds und der theoretischen Entwicklung genauer Vorhersagen der Flussdichte.

Die Ausbrüche treten bei Folgebeobachtungen nicht bei einer genau konsistenten Orbitalphase auf (Phasendifferenz, Δϕ ≈ 0,04) und zeigen einen größeren Grad an Phasentrennung, wenn man die synodischen und halbsynodischen Perioden berücksichtigt, die die Rotation von berücksichtigen der Stern. Eine Wiederholung mit einer orbitalabhängigen Phase würde eine direkte Bestätigung der vom Planeten verursachten Radioemission liefern. In seiner Abwesenheit bleibt die Möglichkeit einer Orbitalmodulation bestehen: Die bevorzugte Orbitalphase für Io-induzierte Ausbrüche vom Jupiter ändert sich im Verlauf der Rotationsperiode des Jupiter zwischen zwei Werten (z. B. Lit. 26), aufgrund der Neigung des Jupiter-Magnetfelds . Wenn das Dipolfeld des Sterns geneigt ist, rotierte er im Wesentlichen zwischen den Epochen 2 und 5, da ihr ~90-Tage-Abstand das 1,3-fache der ~68-Tage-Rotationsperiode des Sterns beträgt. Trotz dieser Mehrdeutigkeit ist das Ergebnis suggestiv: Die Phasendifferenz in der Umlaufbahn ist gering und die Periodizität spiegelt möglicherweise ein umlaufbahnabhängiges Sichtfenster6 für die Beobachtung der abgestrahlten Radioemission wider. Weitere Beobachtungen, die die Orbitalmodulation testen können, umfassen längerfristige Funküberwachung und spektropolarimetrische Beobachtungen, um die Ausrichtung des großräumigen Magnetfelds des Sterns zu bestimmen.

Die Überwachung zur Suche nach Orbitalmodulation muss sich mit dem „Vordergrund“ von Ereignissen auseinandersetzen, die durch gewöhnliche Sternaktivität verursacht werden. Aufgrund der langsamen Rotationsperiode gehört YZ Cet zu den Sternen mit schwacher magnetischer Aktivität (z. B. Ref. 29). Langsame Rotatoren können ihre leuchtenden Funkstöße nicht durch Zusammenbruch der Korotation im zirkumstellaren Plasma antreiben9,30, ein Prozess, der für einige Nicht-Io-Radiostöße vom Jupiter verantwortlich ist. Langsam rotierende M-Zwerge können jedoch durch magnetische Wiederverbindung immer noch Energie freisetzen, um leuchtende Flares bei anderen Wellenlängen wie Ultraviolett zu erzeugen (z. B. Lit. 31). Der langsam rotierende Prox Cen hat auch kohärente Funkausbrüche in der Nähe von Gigahertz-Frequenzen erzeugt32, einschließlich eines optischen Flare-Ereignisses18, was darauf hindeutet, dass langsam rotierende M-Zwerge aufgrund der Sternaktivität zu kohärenten Ausbrüchen fähig sind. Auf der Sonne sind kohärente Ausbrüche, die durch magnetische Wiederverbindung hervorgerufen werden, manchmal mit inkohärenten Gyrosynchrotron-Flares verbunden23; Ebenso könnten die kohärenten Ausbrüche und inkohärenten Flares in Epoche 2, die über einen Zeitraum von 4 Stunden auftraten, alle auf verwandte Prozesse in einer magnetisch aktiven Region zurückzuführen sein.

Ein tieferes Verständnis polarisierter stellarer Radiobursts (Raten, Morphologie, physikalische Treiber) über Megahertz- bis Gigahertz-Frequenzen würde einen bemerkenswerten Fortschritt bei der Entwirrung solcher Emissionen von potenziellen SPI-Signalen bedeuten. Um erfolgreich zu sein, muss sich die Suche nach SPI-Emissionen mit diesem Vordergrund stellarer Aktivität auseinandersetzen. Angesichts dieser Überlegungen und unserer eigenen Kandidatenerkennungen schlagen wir ein allgemeines Kriterium für die Bewertung und Bestätigung magnetischer SPI bei Radiofrequenzen vor. Die Bedingungen sind zweierlei: (1) Wiederauftreten von Funkausbrüchen in einem Zeitraum, der von der Umlaufbahn eines bestätigten Planeten abhängt, und (2) eine Poisson-Wahrscheinlichkeit p < 0,0027 (entspricht 3σ) für die zufällige Beobachtung dieser Ereignisse innerhalb einer engen Phase oder Zeit Fenster, wobei diese Wahrscheinlichkeit auf einer durchschnittlichen Burst-Rate basiert, die durch Beobachtung eines breiten Spektrums von Orbitalphasen bestimmt wird. Wenn wir wiederum eine stochastische Rate von 0,0769 h−1 annehmen, würden wir 4 Phasenausbrüche innerhalb eines 4-Stunden-Phasenfensters benötigen, um diesen Wahrscheinlichkeitsschwellenwert zu überschreiten; Bei einer Konfidenz von 5σ würden wir 10 solcher Bursts benötigen. Da die Wahrscheinlichkeit zufällig wiederkehrender stochastischer Ereignisse gering ist, kann die genaue vorherige Kenntnis der Planetenperiode ein hohes Vertrauen in die SPI-Interpretation ermöglichen. Funk-Nichtdetektionen, die sich über einen breiten Phasenbereich erstrecken, sind wichtig für eine genaue Messung einer stochastischen Radioburst-Rate, um die Phasen der SPI-Verstärkung von Standard-Sternprozessen zu unterscheiden. Diese Kriterien basieren weitgehend auf der Funküberwachung mehrerer Epochen und können durch ergänzende Beobachtungen des Sternmagnetfelds und der Planetengeometrie bestätigt werden. Für eine solche Langzeitüberwachung zum Testen der Periodizität ist der bestätigte Planet YZ Cet in einem Zeitraum von zwei Tagen eine einzigartig vielversprechende Fallstudie für magnetische SPIs.

In Tabelle 1 sind die physikalischen Sterneigenschaften für unser Ziel YZ Cet und die Vergleichsobjekte Prox Cen und GJ 1151 aufgeführt, die durch die Kombination mehrerer empirischer Beziehungen ermittelt wurden, um Masse, Radius und bolometrische Leuchtkraft gemeinsam zu bestimmen (Methode in Lit. 33). Die Schätzungen basieren auf einer präzisen Parallaxe aus Gaia Data Release 2 (Ref. 34), wobei die effektive Temperatur aus der Kombination von Leuchtkraft und Radius abgeleitet wird. Die bolometrischen Flussmessungen für YZ Cet und GJ 1151 stammen aus Lit. 35, und für Prox Cen stammen sie aus Lit. 36. Wir zitieren außerdem weitere relevante Aktivitätseigenschaften, einschließlich der Sternrotationsperiode (68,46 ± 1,00), aus ihren jeweiligen Referenzen. Es wurde eine genauere V-Band-Rotationsperiode von 68,4 ± 0,05 gemessen21, aber der formale statistische Fehler umfasst möglicherweise nicht alle Formen systematischer Fehler. Um die Auswirkungen der Rotationsperiodenunsicherheit über den ~90-Tage-Abstand zwischen den Epochen 2 und 5 zu untersuchen, haben wir uns für die Verwendung der weniger präzisen Periode beim Phasenumbruch mit den synodischen Perioden entschieden und dabei festgestellt, dass sie die Unsicherheitskurven verbreitert, aber keinen Einfluss auf unsere Schlussfolgerungen hat . Wir stellen außerdem fest, dass optische Streuungen in den Lichtkurven jedes Objekts durch den Transiting Exoplanet Survey Satellite37 zu sehen sind.

Für unsere VLA-Beobachtungen von YZ Cet verwendeten wir 3C147 als Flusskalibrator und J0116−2052 als Verstärkungskalibrator und kalibrierten die Daten in CASA38 mithilfe der VLA-Pipeline. Das VLA befand sich in einer kompakten Konfiguration: D in den Epochen 1–3, DnC in der Epoche 4 und C in der Epoche 5. Wir beobachteten mit dem Phasenzentrum auf halber Strecke zwischen YZ Cet und der 150 mJy nahegelegenen Quelle PMN J0112−1658 (7,5 Bogenminuten entfernt von). YZ Cet), um diese Quelle innerhalb der Hauptkeule des Primärstrahls zu halten, verschob dann vor der Bildgebung das Phasenzentrum an die Position des Sterns. Wir haben die ersten drei Epochen zusammen und jede der beiden Folgeepochen separat abgebildet, indem wir die „tclean“-Aufgabe von CASA mit W-Projektion, Multiskalenbildgebung und Multifrequenzsynthese mit drei Taylor-Termen verwendet haben. Wir haben eine natürliche Gewichtung verwendet, um die Empfindlichkeit der Punktquellen zu maximieren.

Für jeden Datensatz führten wir eine Selbstkalibrierung des Zielfelds mit dem CASA-Befehl „gaincal“ durch: ein oder zwei Runden reiner Phasenselbstkalibrierung, gefolgt von ein oder zwei Runden Amplituden- und Phasenselbstkalibrierung. Für die Amplitudenselbstkalibrierung verwendeten wir den Parameter solnorm=true von Gaincal und normalisierten die Verstärkungsamplituden auf einen Durchschnittswert von eins, um eine künstliche Erhöhung der Flussdichte zu vermeiden. Beispielsweise blieb im selbstkalibrierten Bild der Epochen 1–3 (ergänzende Abbildung 1) die Spitzenflussdichte von PMN J0112−1658 konstant (148,4 mJy vor der Selbstkalibrierung, 148,5 mJy nach der Selbstkalibrierung), während sich die Unsicherheit erheblich verbesserte : Der quadratische Mittelfehler in einer Region in der Nähe von YZ Cet, die frei von hellen Quellen ist, betrug 120 μJy vor und 25 μJy nach der Selbstkalibrierung.

Nach der Bildgebung maskierten wir den Stern aus dem Modell, sodass das Modell nur Hintergrundquellen enthielt, und subtrahierten dann das Modell von den Sichtbarkeitsdaten, um Restsichtbarkeiten zu erhalten, die nur den Stern und Rauschen enthielten. Ergänzende Abbildungen. 2 und 3 zeigen Bilder von Funkausbrüchen in den Epochen 2 und 5 in den vom Hintergrund subtrahierten Daten. In Stokes I sind aufgrund der unvollständigen Subtraktion von PMN J0112−1658 verbleibende Nebenkeulen sichtbar.

Mit dem Stern im Phasenzentrum verwendeten wir die Aufgabe „Diagramme“, um die Restsichtbarkeiten über alle Basislinien und Frequenzen zu mitteln und so eine komplexwertige Zeitreihe zu erhalten. Die reale Komponente entspricht dem mittleren Pixel eines natürlich gewichteten Bildes und ergibt die Flussdichte des Sterns. Die imaginäre Komponente sollte keinen Sternfluss enthalten, weist jedoch aufgrund von thermischem Rauschen, Hochfrequenzinterferenz (RFI) und Nebenkeulen unvollständig subtrahierter Hintergrundquellen vergleichbare Rauschpegel auf. Diese verbleibenden Hintergrund-Nebenkeulen können zu „Wellen“ in der Zeitreihe führen, wenn sich das Nebenkeulenmuster im Laufe der Zeit weiterentwickelt. Wir haben die Standardabweichung der imaginären Komponente berechnet, um die effektiven Lärmpegel in der Zeitreihe einschließlich dieser Faktoren abzuschätzen. Wir haben die imaginäre Komponente der Zeitreihe zur Schätzung des Rauschpegels verwendet, da in Epochen ohne klar erkennbare Sternvariabilität die reale und die imaginäre Komponente ungefähr ähnliche Standardabweichungen aufweisen. Beispielsweise beträgt in Epoche 1 die Stokes-I-Standardabweichung 69 μJy (real) und 79 μJy (imaginär) und die Stokes-V-Standardabweichung beträgt 50,5 μJy (sowohl real als auch imaginär). Die größere Standardabweichung für Stokes I als für Stokes V verdeutlicht die Auswirkung verbleibender Nebenkeulen von Hintergrundquellen.

Für 3-Minuten-Integrationen haben wir Rauschpegel von 55–80 μJy in der Stokes-I-Zeitreihe und 37–50 μJy in Stokes-V gemessen. Ohne Quellenverwirrung beträgt die theoretische Empfindlichkeit des VLA in 3 Minuten 22 μJy. Da Quellenverwirrung in Stokes V kein Problem darstellt, sind die erhöhten Stokes V-Rauschenpegel wahrscheinlich auf RFI zurückzuführen, wobei Datenverluste durch RFI-Kennzeichnung und RFI auf niedrigem Niveau in den übrigen Daten verursacht werden. Die Stokes-I-Rauschpegel werden sowohl durch RFI als auch durch unvollständige Hintergrundquellensubtraktion beeinflusst; Beide Effekte werden durch die kompakte Konfiguration des VLA verstärkt.

Abbildung 1 zeigt die resultierende Zeitreihe als Funktion der Orbitalphase, wobei der schattierte Bereich das ±3-fache des geschätzten Rauschpegels der Flussdichte in jedem der 3-Minuten-Zeitintervalle in dieser Epoche zeigt. Ergänzende Abbildungen. 4 und 5 zeigen detaillierte Zeitreihen der Epochen 2 und 5, die beiden Epochen mit kohärenten Ausbrüchen. Um Bursts zu identifizieren, benötigten wir einen Flussanstieg von >3σ während des Bursts im Vergleich zu vor oder nach dem Burst. Beispielsweise erfüllen in Epoche 2 (ergänzende Abbildung 4) die Ereignisse bei 2,3 h, 5,1 h und 5–6 h dieses Kriterium, wohingegen ein mögliches linkspolarisiertes Ereignis bei 3,1 h nur eine 2σ-Flussverstärkung darstellt.

Für Epochen ohne Ausbrüche haben wir die Ruheemissionsniveaus gemessen oder eine Obergrenze dafür festgelegt, indem wir ein Bild der gesamten Epochendauer nach Subtraktion der Hintergrundquelle verwendeten. Für Epoche 1 haben wir eine Intensität von I = −39 μJy pro Strahl im Bild am Standort des Sterns (Stern unentdeckt) und einen RMS im Bild in der Nähe des Sternstandorts von σ = 25 μJy pro Strahl gemessen, was zu einem oberen Wert von 3σ führt Grenzwert der Quellflussdichte von: S < 3σ = 75 μJy. In Epoche 3 wurde der Stern mit einer Spitzenflussdichte von 313 ± 20 μJy (Stokes I) und 18,7 ± 5,3 μJy (Stokes V) nachgewiesen. In Epoche 4 wurde der Stern mit einer Intensität von 36 ± 21 μJy an seiner Position im Bild nicht entdeckt, was eine 3σ-Obergrenze von 64 μJy für die Flussdichte ergab. Schwach polarisierte, nicht-thermische, langsam variierende Ruheemission bei M-Zwergen, wie etwa in Epoche 3, wird typischerweise der inkohärenten Gyrosynchrotron-Emission zugeschrieben39.

Der Grad der Zirkularpolarisation eines Signals ist rc = V/I = (RR − LL)/(RR + LL), wobei RR und LL die Sichtbarkeitsdaten der rechten Zirkularpolarisation bzw. der Linkszirkularpolarisation sind. Um den Grad der Zirkularpolarisation der Bursts zu beurteilen, verwendeten wir einen Maximum-Likelihood-Ansatz, um rc zu schätzen und ein 68 %-Konfidenzintervall zu erstellen. Um die Wahrscheinlichkeit zu berechnen, haben wir angenommen, dass RR und LL gaußverteilt sind, und haben die Standardabweichung für jeden aus der imaginären Komponente der Zeitreihe ermittelt. Wir haben eine Wahrscheinlichkeitsverteilungsfunktion (PDF) generiert, um die Daten in Bezug auf die Modellparameter SI (Stokes-I-Flussdichte) und rc zu erhalten, und dann die Verteilung über SI marginalisiert, um eine PDF nur für rc zu erhalten. Die schwarze Linie in den ergänzenden Abbildungen. 4 und 5 zeigen den Wert von rc, bei dem die PDF ihren Höhepunkt erreicht, und das graue Konfidenzintervall zeigt den Bereich von rc, der in der kumulativen Verteilungsfunktion zwischen 0,16 und 0,84 liegt.

Wir haben dynamische Spektren (Abb. 2 und ergänzende Abb. 6) für die gesamte Epoche 2 und für einen kurzen Zeitraum rund um den Ausbruch der Epoche 5 erstellt, wobei wir den in Lit. beschriebenen Basislinien-Mittelungscode verwendet haben. 17. Die in der Bildunterschrift genannten Flussdichteunsicherheiten werden unter Verwendung der imaginären Komponente des dynamischen Spektrums (das keine Sternemission enthält) berechnet, indem die Standardabweichung in jedem Frequenzkanal genommen und dann der Median über alle Kanäle berechnet wird. Die Spitzenflussdichten in Stokes V für die Bursts der Epoche 2 bei 2,3 h und 5,1 h überschreiten beide 5σ, ebenso wie der Burst der Epoche 5. Der inkohärente Flare in Epoche 2 hat eine schwache Rechtspolarisation und erscheint in Stokes V nur schwach, mit Ausnahme des gleichzeitigen LCP-Ausbruchs bei 5,1 Stunden, und in Stokes I erstreckt er sich über das gesamte 2–3,7 GHz-Band, was mit der Breitbandnatur der Gyrosynchrotron-Emission übereinstimmt.

In Epoche 2 sind sowohl der rechtspolarisierte Burst als auch der linkspolarisierte Burst bei 5,1 Stunden bei niedrigsten Frequenzen (<3 GHz) am hellsten. Wie die beiden deutlichsten Merkmale im dynamischen Spektrum der Epoche 2 ist auch das Ereignis der Epoche 5 bei den niedrigsten Frequenzen am hellsten. Diese drei Ereignisse, die in den dynamischen Spektren deutlich sichtbar sind, fallen oberhalb von 2,5–3 GHz ab. Wenn der Emissionsprozess der Zyklotron-Maser ist, deutet dies darauf hin, dass das maximale Magnetfeld in den Quellregionen in der Größenordnung von 1 kG liegt.

Um festzustellen, ob SPIs unsere beobachteten polarisierten Radioemissionen angetrieben haben könnten, mussten wir die wahrscheinliche magnetosphärische Umgebung charakterisieren, die das Planetensystem YZ Cet beeinflusst. Wir haben zwei Modelle betrachtet: (1) eine Magnetosphäre, die durch einen radialen isothermen Sternwind definiert ist, dessen Eigenschaften durch die Korona und die Stärke des Oberflächenmagnetfelds bestimmt werden, und (2) eine PFSS-Extrapolation typischer M-Zwerg-ZDI-Messungen einschließlich eines isothermen Sternwinds Lösung jenseits der Quelloberfläche40. Da das Magnetfeld und die Windumgebung massearmer Sterne sehr ungewiss sind, untersucht dieser Ansatz die Auswirkungen einer Reihe wahrscheinlicher Sternmagnetfeldstärken, denen die YZ-Cet-Planeten ausgesetzt sind.

Der erste Ansatz, der in der Literatur häufig verwendet wird, nutzt einen von der Sternoberfläche ausgehenden Sternwind, der das Magnetfeld am Standort des Planeten überschätzt, weil er den schnellen radialen Zerfall geschlossener Feldlinien in der Nähe der Sternoberfläche (z. B Beispiel, Lit. 7). Der zweite Ansatz berücksichtigt diesen Effekt durch die Verwendung einer realistischeren Sternmagnetfeldtopologie (z. B. Lit. 40); Die inhärenten Annahmen schließen jedoch zusätzliche Belastungen des Magnetfelds aus und unterschätzen möglicherweise die Stärke des Magnetfelds in Planetenentfernungen vom Stern, jenseits einer schlecht begrenzten Quelloberfläche.

Um die Lösung für den radialen Sternwind zu formulieren, verwendeten wir ein Weber-Windmodell41, das das ideale magnetohydrodynamische Problem in sphärischen Koordinaten für einen achsensymmetrischen äquatorialen Wind löst, der von einem rotierenden Stern angetrieben wird. Beachten Sie, dass in ihrer Gleichung (23) ein Tippfehler vorliegt. Im letzten Term des Nenners in Klammern ist der Faktor \({{{\varOmega }}}^{2}{r}^{2}{M}_{{\mathrm{A}}}^{2} \) sollte \({{{\varOmega }}}^{2}{r}^{2}{M}_{{\mathrm{A}}}^{4}\ sein, für die Winkelrotationsrate Ω , radiale Koordinate r und radiale Alfvénische Machzahl MA. Ihre Lösung ähnelt der von Ref. 42, berücksichtigt jedoch selbstkonsistent die Belastungen des ionisierten Windes auf das Magnetfeld, das am rotierenden Stern verankert ist. Wir gehen von Ref. aus. 41, indem sie einen isothermen Wind verwenden, einen Unterfall ihres allgemeinen polytropischen Ansatzes. Die physikalische Windlösung ist diejenige, die die drei kritischen Punkte (einen Schall- und zwei Magnetpunkte)41 reibungslos durchläuft, die Lösung einschränkt und die anfängliche radiale Windgeschwindigkeit für die von uns gewählten Randbedingungen festlegt. Die gekoppelte Lösung erfordert als Eingaben: Sternmasse, Radius und Rotationsrate (Tabelle 1) sowie koronale Plasmatemperatur, eine durchschnittliche Massenverlustrate und die radiale Magnetfeldstärke an der Oberfläche (siehe unten). Mit diesen Annahmen haben wir das Windradialprofil numerisch ermittelt. In der Praxis legt das Gleichungssystem, das die kritischen Punkte berücksichtigt, die Gesamtenergie fest, eine Konstante der Bewegung. Anschließend verwendeten wir die Energiegleichung, um die Radialgeschwindigkeit als Funktion der Entfernung vom Stern numerisch zu ermitteln. Die weiteren Systemeigenschaften könnten dann aus dem radialen Windprofil41 ermittelt werden. Zusammenfassend reduzieren sich die wichtigen variablen Parameter für die Randbedingungen auf die koronale Temperatur, die radiale Magnetfeldstärke und die Massenverlustrate.

Für dieses Modell (A) haben wir eine koronale Temperatur von kBT = 0,25 keV ≈ 3 × 106 K und eine konstante Massenverlustrate von \(\dot{M}\equiv 4\uppi \rho u{r}^{ angenommen. 2}=1{0}^{-13}\,{{M}}_{\odot }\,{\mathrm{yr}}^{-1}= 5\,{\dot{M}}_ {\odot }\) (das Fünffache der Massenverlustrate der Sonne) und ein radiales Feld von Br = 220 G. Die angenommene konstante Massenverlustrate legt die Beziehung zwischen dem Massendichteprofil ρ und dem Radialwind fest Geschwindigkeit, u. Die koronale Temperatur ähnelt der anderer inaktiver später M-Zwerge, basierend auf ihren Röntgenbeobachtungen (zum Beispiel Lit. 43,44). Die Massenverlustrate ist ein Kompromiss zwischen den erwarteten Raten für ähnliche Sterne basierend auf ihren Rossby-Zahlen (0,5 für YZ Cet)40 und der niedrigen Rate von Prox Cen (siehe in Lit. 15), der allerdings ähnliche physikalische Eigenschaften aufweist mit schwächerer Magnetfeldstärke (Tabelle 1).

Für die Schätzung der durchschnittlichen radialen Oberflächenmagnetfeldstärke von YZ Cet haben wir die gemessene großräumige Feldtopologie von Prox Cen aus Lit. verwendet. 45, da noch keine derartigen Messungen von YZ Cet verfügbar sind. Aufgrund ihrer ähnlichen Eigenschaften (Tabelle 1) ist Prox Cen ein nützliches Analogon zur Interpretation der magnetischen Eigenschaften von YZ Cet und einer der wenigen langsam rotierenden späten M-Zwerge mit einer gemessenen Feldtopologie von ZDI. Wir haben das gemessene Magnetfeld von Prox Cen in seiner sphärischen harmonischen Zerlegung basierend auf der gemessenen Zeeman-Verbreiterungsmessung von YZ Cet, = 2.200 G (Lit. 46), skaliert. Wir haben die Skalierung so definiert, dass ein durchschnittliches Feldflussstärkeverhältnis von ζ ≡ < BZDI>/< BZB> ≈ 0,1 und damit ein durchschnittliches radiales Oberflächenfeld von 220 G erreicht wird. Wir haben ζ = 0,1 als repräsentativen Wert für die Stichprobe von Sternen gewählt mit ähnlichen Eigenschaften in Lit. 47, die beide Arten von Zeeman-Messungen haben. Der niedrige Wert von ζ ist auf die Feldauslöschung bei den Stokes-V-ZDI-Messungen zurückzuführen, im Gegensatz zu den Stokes-I-ZB-Messungen, die die Gesamtfeldstärke einbeziehen. Es ist erwähnenswert, dass die YZ Cet Zeeman-Verbreiterungsmessung einen großen Ausreißer für ihre Rossby-Zahl von ~0,5 darstellt (Lit. 48) und die Quellenmessungen46 systematisch hoch sein können48, insbesondere für langsame Rotatoren. ZDI hat jedoch M-Zwerg-ζ-Werte von bis zu ~0,3 (Prox Cen45) gemessen, sodass unser geschätztes durchschnittliches großräumiges Feld von 220 G möglicherweise angemessen ist, auch wenn die aktuelle YZ Cet ZB-Messung eine Überschätzung darstellt. Bei einem durchschnittlichen großräumigen Feld von 220 G könnten Oberflächenvariationen und kleinräumige Felder in der niedrigen Sternkorona immer noch zu Regionen mit Kilogauss-Feldstärken führen, was plausibel eine ECM-Emission bei 2–3 GHz ermöglicht.

Für Modell B haben wir die gleichen Annahmen für die Windeigenschaften verwendet, mit zwei wesentlichen Unterschieden. Das erste ist, dass wir die innere Grenze des Weber-Windmodells, bei dem das Sternfeld rein radial ist, auf 4,5 Sternradien verschoben haben, was mit magnetohydrodynamischen Simulationen von M-Zwergwinden übereinstimmt (Tabelle 2 in Lit. 49). Durch die Verschiebung dieser „Quellenoberfläche“ nach außen entstehen geschlossene Magnetfeldlinien in der Nähe der Oberfläche. Wir haben dieses geschlossene Feld modelliert, indem wir den Raum zwischen der Sternoberfläche und der Oberfläche der Windquelle mit einer PFSS-Extrapolation (z. B. Lit. 50) gefüllt haben, die auf der Feldtopologie von Prox Cen basiert und so skaliert ist, dass ein durchschnittliches großräumiges radiales Feld entsteht 220 G an der Sternoberfläche. Die PFSS-Extrapolation legt daher die durchschnittliche radiale Magnetfeldstärke auf 4,5 Sternradien vom Stern fest. Zweitens haben wir auch eine 20-mal niedrigere Massenverlustrate von 0,25 \({\dot{M}}_{\odot }\ angenommen, vergleichbar mit der Obergrenze des Prox-Cen-Winds aus Lit. 51 und stimmt mit der vorhergesagten Rate aus Ref. überein. 15. Dieser Wert liegt auch nahe an der Erwartung (~0,23 \({\dot{M}}_{\odot }\)), die aus der Beziehung zwischen Röntgenoberflächenfluss und Massenverlustrate berechnet wird52,53. Wir vergleichen diese unterschiedlichen magnetischen Umgebungen in der ergänzenden Abbildung 7.

Wir veranschaulichen einige Eigenschaften von Modell B weiter in der ergänzenden Abbildung 8 und zeigen die für den Wind relevanten Geschwindigkeiten (oberes Bild) und den gesamten Winddruck in der gesamten Modellumgebung um YZ Cet. Wir gingen davon aus, dass Modell B unserer realistischsten Schätzung der durchschnittlichen magnetisierten Umgebung dieses Planetensystems entspricht, während Modell A typische Annahmen in der Literatur zur Behandlung dieser Fragen enthält. Die Windparameter sind zwar aus der Literatur bekannt, für massearme Sterne sind sie jedoch typischerweise ungewiss. Da wir jedoch ein analytisches Modell verwendet haben, können wir die Eingabeannahmen leicht ändern, um ihre Auswirkung auf das Potenzial des Planetensystems YZ Cet zur Energieerzeugung durch Radioemissionen zu bestimmen (siehe unten). Um ein gewisses Verständnis für die isotherme Windlösung und die Auswirkungen dieser Parameterannahmen zu vermitteln, stellen wir fest, dass die Änderung der Temperatur der einflussreichste Parameter ist, der die Windgeschwindigkeit bestimmt, während Änderungen in der Massenverlustrate großen Einfluss auf die Winddichte und das Radialfeld haben Die Stärke skaliert das gesamte Magnetfeld, da die azimutale Feldkomponente bei langsam rotierenden Systemen viel schwächer ist. In Ermangelung einer dreidimensionalen Windsimulation (z. B. Lit. 15) bieten diese vereinfachten isothermen Ansätze ein sinnvolles Mittel zur Untersuchung der ungefähren interplanetaren Umgebungsbedingungen53.

Unsere Entdeckung polarisierter Radioausbrüche von YZ Cet wirft die Frage auf, ob die kohärente Radioemission durch die magnetische Wechselwirkung des Sterns mit seinen Planeten verursacht worden sein könnte (siehe in Lit. 1). Wir haben die Modelle A und B (oben beschrieben) verwendet, um den magnetisierten Sternwind zu definieren, der die Umgebung des Planetensystems YZ Cet erfüllt. Wenn dieser Wind mit den Planeten interagiert, kann die verlorene Energie Polarlicht-Radioemissionen antreiben. Wir haben die verfügbare Leistung durch diese Interaktion mithilfe der Frameworks von Ref. geschätzt. 25 (Wiederverbindung) und Ref. 6 (Alfvén-Flügel), ähnlich dem Ansatz von Ref. 9.

Die verfügbare Leistung, die durch magnetische Wiederverbindung25 freigesetzt wird, beträgt

in cgs-Einheiten, wobei γ ein geometrischer Faktor, Ro der Radius des Hindernisses, also der Planetenmagnetosphäre, υ die Wechselwirkungsgeschwindigkeit im Rahmen des Planeten und B die Magnetfeldstärke des Sterns am Planeten ist Standort. Ähnlich verhält es sich mit der verfügbaren Leistung, die durch Alfvén-Flügel6 übertragen wird, eine Vorhersage, die im Bereich niedriger Machzahlen gültig ist

wie in Lit. ausgedrückt. 3, wobei \(\bar{\alpha }\) eine Wechselwirkungsstärke ist, θ den Winkel zwischen dem relativen Geschwindigkeitsvektor des Windes und dem Magnetfeld im Bezugssystem des Planeten angibt und ρ die Massendichte des magnetisierten Flusses ist. Diese beiden Ansätze unterscheiden sich durch einen Faktor, der dem Doppelten der Alfvénischen Machzahl6 entspricht, und einen geometrischen Faktor. Wir nehmen die Windeigenschaften für die Modelle A und B und verwenden diese Ausdrücke, um die erwartete Leistung abzuschätzen, die zur Erzeugung von ECM-Funkemissionen zur Verfügung steht. Am Standort des Planeten sind Wind und Magnetfeld aufgrund der langsamen Rotation des Sterns ausgerichtet und nahezu radial, aber die Umlaufgeschwindigkeit des Planeten (gering im Verhältnis zur Windgeschwindigkeit) ergibt θ einen kleinen Wert ungleich Null. Wir haben uns auf YZ Cet b als den nächstgelegenen Planeten konzentriert, der höchstwahrscheinlich die Hunderte von Mikrojansky-Ausbrüchen in unseren Radiodatensätzen antreibt.

Bei der Auswertung der Gleichungen (1) und (2) nehmen wir den Mittelwert des geometrischen Faktors, also γ → 1/2, und berücksichtigen die Wechselwirkungsstärke \(\bar{\alpha }\to 1\) . Ersteres ist durch unsere Unkenntnis der genauen Geometrie der wechselwirkenden Magnetfelder gerechtfertigt25. Für Letzteres rechtfertigen wir die Annahme der Wechselwirkungsstärke auf der Grundlage der wahrscheinlichen Leitfähigkeit des planetaren Hindernisses durch seine Magnetosphäre oder Ionosphäre, wobei wir davon ausgehen, dass die Umgebungen der großen nahe beieinander liegenden Gesteinsplaneten des YZ-Cet-Systems hohe Pederson-Leitfähigkeiten aufweisen (siehe). Anhang A von Lit. 7).

Die letzte verbleibende Variable in den Leistungsausdrücken ist der planetarische Hindernisradius Ro. Dies wird durch die Größe der planetaren Magnetosphäre oder zumindest durch den Radius des Planeten selbst definiert, wenn man eine dünne Ionosphäre annimmt. Wir nutzen das Druckgleichgewicht zwischen dem angenommenen Planetenfeld und dem Wind, um den Radius der Planetenmagnetopause zu definieren:

Dabei ist Bp die angenommene Feldstärke des planetaren Dipols, μ = 0,5 für einen vollständig ionisierten Wasserstoffwind und mp die Protonenmasse. Wenn das Verhältnis von Ro/Rp aus Gleichung (3) unter eins fällt, verwenden wir stattdessen Rp als Hindernisradius.

Das YZ-Cet-System wurde mit Radialgeschwindigkeitsmessungen charakterisiert und weist keine Transite auf, daher sind die Planetenradien unbekannt. Die Planeten dürften etwa erdgroß sein und YZ Cet b hat eine Mindestmasse von 0,7 M⊕. Für die Radien von YZ Cet b betrachten wir einen Bereich von Rp = 0,89 R⊕ bis Rp = 1 R⊕, wobei die untere Grenze dem Radius der minimalen Masse entspricht, vorausgesetzt, diese hat auch eine erdähnliche Dichte. Da der Planet ungefähr die Größe der Erde hat, erforschen wir eine Reihe planetarer Dipolfeldstärken, beginnend bei 1 G (erdähnlich), erhöhen sie um eine Größenordnung (10 G) und verringern sie auf unter die stellare Feldstärke bei der Standort des Planeten (effektiv unmagnetisiert). Diese Werte legen den Abszissenbereich in Abb. 3 fest.

Mit diesen Annahmen können wir die Energie berechnen, die zur Verfügung steht, um Polarlicht-Funkausbrüche von YZ Cet anzutreiben, wobei wir sowohl die Reconnection- als auch die Alfvén-Flügelvorschriften verwenden und sowohl die Windumgebungen von Modell A als auch Modell B berücksichtigen. Um die Leistung in eine mögliche Burst-Radioflussdichte umzuwandeln, verwenden wir

wobei S aus Gleichung (1) oder Gleichung (2) stammt, ϵ = 0,01 der Funkeffizienzfaktor1,6 ist, Δν = 3 GHz die Emissionsbandbreite ist, für die wir annehmen, dass die Emission von niedrigen Frequenzen bis zu unserem Emissionsband reicht, d = 3,712 pc ist die Entfernung zum Stern, und wir verwenden Ω = 0,16 sr für den Strahlungswinkel basierend auf dem beobachteten Wert für die Jupiter-Io-Radioemission54. Die Ergebnisse unserer Berechnungen sind in Abb. 3 dargestellt und werden im Haupttext diskutiert.

Die vorhergesagten Flussdichten für SPI hängen von einer Reihe unbekannter Eigenschaften der magnetisierten Umgebung ab, vor allem von der angenommenen stellaren Massenverlustrate und der stellaren Feldstärke. Oben haben wir die Modelle A und B ausgewählt, um einen Wertebereich darzustellen, der mit der Literatur und den bekannten physikalischen Eigenschaften des Sterns übereinstimmt. Im Folgenden untersuchen wir zwei spezifische Effekte im Zusammenhang mit diesen Annahmen: den Bereich der Massenverlustraten, der mit dem SPI-Szenario übereinstimmt, und die Abhängigkeit der SPI-Leistung vom angenommenen Sternmagnetfeld.

Wenn unsere entdeckten Ausbrüche tatsächlich von Sub-Alfvén-SPI angetrieben werden, muss sich der entsprechende Planet innerhalb der Alfvén-Oberfläche der Sternumgebung befinden. Mithilfe unserer isothermen Windlösung haben wir den Einfluss der angenommenen Massenverlustrate auf die Alfvénische Machzahl an der Position der Planeten um YZ Cet untersucht. Wir zeigen diese Ergebnisse in der ergänzenden Abbildung 9. Beide Referenzmodelle A und B ermöglichen eine Erhöhung der angenommenen Massenverlustrate um eine Größenordnung, bevor irgendwelche Planeten die Alfvén-Oberfläche verlassen, und noch mehr, bevor YZ Cet b Super wird -Alfvenic.

Da sich der Stern langsam dreht, sind die Windgeschwindigkeit und das Sternfeld größtenteils radial, und da die Umlaufbewegung der Planeten im Vergleich zur Windgeschwindigkeit klein ist, sind die Ergebnisse in der ergänzenden Abbildung 9 gut angenähert

wobei die Geschwindigkeit und das Feld auf der rechten Seite den an der Position der Planeten ausgewerteten Radialkomponenten entsprechen. Für unser Bezugsmodell A (5 \({\dot{M}}_{\odot }\)) werden die Planeten a, b und c mit Massenverlustraten von etwa dem 150-, 80- und 50-fachen superalfvénisch \({\dot{M}}_{\odot }\). Für unser Bezugsmodell B (0,25 \({\dot{M}}_{\odot }\)) werden die Planeten a, b und c mit Massenverlustraten von ungefähr dem 13,5-, 7,5- und 4-fachen superalfvénisch \({\dot{M}}_{\odot }\). Eine Erhöhung des angenommenen stellaren Magnetfelds würde den Abstand zur Alfvén-Oberfläche vergrößern und die entsprechende Massenverlustrate des Sub-/Super-Alfvén-Übergangs der Planeten erhöhen. Wenn unsere Funkerkennungen auf der Wechselwirkung von YZ Cet b mit seinem Wirt basieren, sollte dies bedeuten, dass YZ Cet eine Massenverlustrate innerhalb dieser Grenzen aufweist, wahrscheinlich <13,5 \({\dot{M}}_{\odot } \), unter Verwendung unserer realistischeren Sternfeldtopologie Modell B.

Wie oben bei der Einführung der Modelle A und B besprochen, haben wir konservativ eine radiale durchschnittliche Feldstärke an der Oberfläche von 220 G angenommen, dies ist jedoch möglicherweise eine Unterschätzung. Für unsere beiden Modelle A und B führt die Skalierung des Magnetfelds an der Oberfläche zu höheren Werten hin zu einer linearen Skalierung des Feldes am Standort des Planeten und in ähnlicher Weise zu einer Skalierung der minimalen vorhergesagten SPI-Flussdichte als Funktion der Feldstärke des Planeten (flache Regionen in Abb . 3). Die Wendepunkte in Abb. 3 verschieben sich auch in Richtung höherer Planetenfeldstärken, da ihre Position kodiert, wo sich die Stern- und Planetenfelder ausgleichen.

Für Modell A führt eine Erhöhung des Sternfeldes um den Faktor 2 oder 3 dazu, dass die Flussdichtevorhersagen über den gemessenen Ausbrüchen liegen, und zwar sowohl für den Wiederverbindungs- als auch für den Alfvén-Flügelmechanismus. Wenn es sich bei unseren Funkerkennungen tatsächlich um SPIs handelt, unterstreicht dies, dass Modell A die Sternfeldstärke am Standort des Planeten überschätzt, indem es geschlossene Feldstrukturen nicht berücksichtigt. SPI-Vorhersagen aus der Literatur mit stellaren Radialfeldern, wie wir sie mit Modell A angenommen haben, könnten sowohl die SPI-Intensitäten als auch die Größe der Alfvén-Oberfläche und die darin enthaltenen Planeten überschätzen.

Für Modell B treibt eine Erhöhung der Feldstärke um den Faktor 2 oder 3 sowohl die Wiederverbindungs- als auch die Alfvén-Flügelvorhersagen auf höhere Werte. Während die Vorhersage der Wiederverbindung stärker von den gemessenen Burst-Flussdichten abweichen würde, würde sie die Vorhersage des Alfvén-Flügels mit kleineren (aber nicht vernachlässigbaren) planetaren Dipolfeldern in Einklang bringen. Wenn es sich bei unseren Entdeckungen tatsächlich um SPIs handelt und wenn zusätzliche Messungen ergeben, dass das durchschnittliche globale Feld von YZ Cet 220 G deutlich übersteigt, dann würde unser Ergebnis Modell B (das das geschlossene Feld nahe der Oberfläche berücksichtigt) gegenüber Modell A (offenes Sternfeld) unterstützen. und der Alfvén-Flügelmechanismus über dem Wiederverbindungsmechanismus.

Die in dieser Veröffentlichung verwendeten Funkdaten sind im NRAO-Archiv (data.nrao.edu) unter dem Projektcode VLA/19B-222 verfügbar.

Die Rohfunkdaten wurden mit dem öffentlich verfügbaren Softwarepaket CASA38 und der VLA-Kalibrierungspipeline von NRAO verarbeitet. Die Codes, die die Modell-Sternwind-Implementierung beschreiben, sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich. Auch die öffentlichen Python-Pakete, die Teil von Astropy sind, halfen bei der Analyse und Präsentation der Ergebnisse55,56.

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Referenzen herunterladen

Wir danken B. Klein und J. Morin für die Bereitstellung sphärischer harmonischer Koeffizienten für die Feldtopologie von Prox Cen. Wir danken außerdem A. Vidotto, J. Saur, R. Fares, M. Jardine und A. Antonova für nützliche Diskussionen bei der Erstellung dieses Artikels. Dieses Material basiert auf Arbeiten, die von der National Science Foundation unter der Fördernr. AST-2108985 (JSP) und AST-2150703 (JV). Das National Radio Astronomy Observatory ist eine Einrichtung der National Science Foundation, die im Rahmen einer Kooperationsvereinbarung mit Associated Universities, Inc. betrieben wird. Dieses Papier enthält Daten, die von der TESS-Mission gesammelt wurden. Die Finanzierung der TESS-Mission erfolgt durch das Science Mission Directorate der NASA. Für diese Arbeit wurden Daten der Mission Gaia der Europäischen Weltraumorganisation (ESA) (https://www.cosmos.esa.int/gaia) genutzt, die vom Gaia Data Processing and Analysis Consortium (DPAC; https://www .cosmos.esa.int/web/gaia/dpac/consortium). Die Finanzierung des DPAC erfolgte durch nationale Institutionen, insbesondere durch die am Gaia Multilateral Agreement beteiligten Institutionen. Für diese Forschung wurde die SIMBAD-Datenbank genutzt, die bei CDS, Straßburg, Frankreich, betrieben wird. Diese Forschung nutzte Astropy (http://www.astropy.org), ein von der Community entwickeltes Python-Kernpaket für die Astronomie.

Diese Autoren haben gleichermaßen beigetragen: J. Sebastian Pineda, Jackie Villadsen.

Labor für Atmosphären- und Weltraumphysik, University of Colorado Boulder, Boulder, CO, USA

J. Sebastian Pineda

Institut für Physik und Astronomie, Bucknell University, Lewisburg, PA, USA

Jackie Villadsen

Abteilung für Physik und Astronomie, Vassar College, Poughkeepsie, NY, USA

Jackie Villadsen

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JSP identifizierte das Ziel, entwickelte Modelle der Sternumgebung und berechnete Vorhersagen zur Flussdichte der Stern-Planet-Wechselwirkung. JV entwickelte die Beobachtungsstrategie und reduzierte und analysierte die Funkdaten. Beide Autoren haben maßgeblich zur Interpretation der Ergebnisse und zum Verfassen der Arbeit beigetragen.

Korrespondenz mit J. Sebastian Pineda.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Nature Astronomy dankt Rachel Osten und den anderen, anonymen Gutachtern für ihren Beitrag zum Peer-Review dieser Arbeit.

Anmerkung des Herausgebers Springer Nature bleibt hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten neutral.

Ergänzende Abbildungen. 1–9.

Open Access Dieser Artikel ist unter einer Creative Commons Attribution 4.0 International License lizenziert, die die Nutzung, Weitergabe, Anpassung, Verbreitung und Reproduktion in jedem Medium oder Format erlaubt, sofern Sie den/die ursprünglichen Autor(en) und die Quelle angemessen angeben. Geben Sie einen Link zur Creative Commons-Lizenz an und geben Sie an, ob Änderungen vorgenommen wurden. Die Bilder oder anderes Material Dritter in diesem Artikel sind in der Creative Commons-Lizenz des Artikels enthalten, sofern in der Quellenangabe für das Material nichts anderes angegeben ist. Wenn Material nicht in der Creative-Commons-Lizenz des Artikels enthalten ist und Ihre beabsichtigte Nutzung nicht durch gesetzliche Vorschriften zulässig ist oder über die zulässige Nutzung hinausgeht, müssen Sie die Genehmigung direkt vom Urheberrechtsinhaber einholen. Um eine Kopie dieser Lizenz anzuzeigen, besuchen Sie http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Nachdrucke und Genehmigungen

Pineda, JS, Villadsen, J. Kohärente Funkausbrüche vom bekannten M-Zwergplaneten-Host YZ Ceti. Nat Astron 7, 569–578 (2023). https://doi.org/10.1038/s41550-023-01914-0

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Eingegangen: 19. August 2022

Angenommen: 07. Februar 2023

Veröffentlicht: 3. April 2023

Ausgabedatum: Mai 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41550-023-01914-0

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