与持续无线电源相关的重复快速无线电爆发

　　Crafts是一项多用途的漂移扫描调查 ，该调查使用快速使用的19梁接收器在2018年5月部署
，并使用多个Pipelines进行盲目FRB搜索34。FRB 20190520b于2019年11月16日在存档的Crafts数据中发现，它们的1位过滤库格式具有196μs的时间分辨率和0.122-MHz的频率分辨率 。在第一个发现观察中 ，在10 s中检测到3次爆发
，并在20 s后检测到另一次爆发
。漂移扫描调查中的这4次爆发为源提供了大约5个二次直径区域的初步位置。从FAST中占据指向位置，在4月25日和2020年5月22日进行了2个随访观测 ，并以19梁模式检测到15次爆发 。然后
，使用VLA的大约100-MAS定位（下一节）进行了每月的观察活动
。经过一些常规的望远镜维护后，从2020年7月30日至2020年9月19日进行了10次观察 ，其中又检测到60次爆发。 　　在每个快速监测观察中，从FRB 20190520b中检测到爆发 。我们列出了补充表1中快速检测到的那些突发的属性
。爆发时间为修改后的朱利安日期（MJD）格式
，并已转换为在1.5 GHz的太阳系Barycentre处的到达时间，并从补充表1中使用DM值。使用Ref Ref的方法测量了辅助DMOB 。9和参考的代码。35
。我们使用给定日期最大的DM值 ，该值最大化最高信噪比（S/N）的结构
，并为该日期检测到的所有其他爆发报告报告相同的DM。明显的时期到上面的DM变化可能仅仅是可变效应组合的结果，包括固有的脉冲结构 ，时间频率漂移
，频率的通量分布和散射（这会影响爆发，会影响爆发） 。 　　使用基于Heimdall的管道34,36搜索快速数据
。对于在19梁漂移扫描调查中的FRB盲目搜索 ，添加了极化
，并且仅记录了总强度（Stokes I）。试验DM范围从100 pc cm -3到5,000 pc cm -3，我们使用盒车搜索匹配脉冲宽度 ，最大为200 ms 。用S/N> 7的候选人手动检查了少于4个相邻梁的候选人
，以进行进一步检查
。在我们将FRB 20190520b确定为新的FRB源之后，进行了后续爆发搜索 ，以较窄的DM范围（100–2,000 pc cm-3）进行。在VLA定位之后，跟踪观测值仅记录了中央梁的数据
，但所有Stokes参数和更高的时间分辨率（约50μs） 。S/N> 7的候选物对应于9 MJY MS的通量阈值，其突发宽度为1 ms
。 　　如果脉冲没有显示散射的证据 ，则通过高斯轮廓拟合来估算脉冲宽度（请参见下面的散射部分）。如果两个紧密间隔峰之间的桥下降大于高峰的5σ
，则可以确认子孔 。如果脉冲显示散射尾巴，则脉冲宽度是从合并的拟合中 ，适合高斯宽度和散射时间
。我们通过将整个带通划分为50 MHz子带并识别包含爆发发射的子带来大致估算每个爆发的带宽。使用每个爆发的带宽
，时间宽度和振幅确定爆发的燃烧 。 　　在FRB 20190520b的爆发快速检测之后，从2020年7月至11月开始进行VLA观察 ，并在最可靠的位置（使用快速到5 Arcmin）确定了董事的可酌情时间（DDT）项目20A-557。大多数观察结果是在B阵列配置中（最大基线为11.1 km）
，但MJD 59,161上的阵列配置为BNA，而MJD 59,167和MJD 59,169上的BNA-> a
。总共花了11.4小时在多个频段的源上。L（1.5 GHz） ，S（3 GHz）和C（5.5 GHz）频段的总带宽分别为1,024 MHz
，2,022 MHz和2,022 MHz，具有1,024个通道 ，分别为1,024个通道，对应于大约1 MHz
，2 MHz和2 MHz和2 MHz和2 MHz和2 MHz和2 MHz和2 MHz的通道带宽 。 　　观测值的细节在扩展数据表1中给出
。望远镜指向（ra，dec。）（j2000）=（16 H 02 min 01 s ，-11°17'28'）的场 。我们在VLA上使用了“ Realfast”搜索系统在我们的VLA观察中搜索FRB 20190520b的爆发
。对MJD 59,169的观察结果促成了S频段的成像
，但是由于系统误差，“真正的 ”系统没有在这一天运行。 　　参考文献中已详细描述了“真正的
”搜索系统 。12,37 ，但在这里我们简要讨论
。使用Consensal相关器模式
，将Visibilites用10毫秒的分辨率对其进行采样，并分布到“真实的”图形处理单位群集以搜索瞬变。然后 ，搜索管道RFPIPE38应用在线校准
，取消可见度并以一组不同的时间宽度形成图像 。10毫秒图像的8σ通量极限分别为0.29 JY MS，0.18 JY MS和0.13 JY MS ，分别为L
，S和C频段
。图像S/N大于阈值的候选人触发了窗口中快速采样可见性的记录，范围从2 s到5 s ，以每个候选人为中心。对于每个候选者，然后提取与图像中最大像素相对应的时间频率数据
，然后进行后处理 。然后，候选人通过基于图形处理单元的卷积神经网络Fetch进行分类39。 　　“真正的 ”团队在视觉上选择的有前途的候选人将通过离线分析来完善候选参数 ，并在可能的情况下提高其检测意义
。在此分析中尝试了几种方法：使用较细的DM网格离线搜索瞬态
，可变化的射频干扰（RFI）标记阈值，更改图像大小（由于计算限制而在非最佳图像大小上进行实时搜索） ，在第2.4节中
，请参见第2.4节。有关详细信息，请参见第2.4节 。由实时系统形成的L ，S和C带形成的图像的像素大小分别为0.9英寸
，0.48英寸和0.27英寸，图像大小为2,048×2,048像素 ，对应于0.5°
，0.27°和0.15°的场尺寸
。在细化过程中，我们以较小的像素尺寸搜索数据：L频段为0.5“×0.75
” ，S频段为0.38英寸×0.28英寸，C频段为0.27英寸×0.18英寸。当数据以DM脱离离候选者的真实DM时
，天体物理瞬变的意义会提高（请参阅参考文献40的第2节） 。因此，与实时系统使用的5％相比 ，我们以0.1％的分数灵敏度损失的较细胞重新运行搜索
。类似噪声的事件或RFI对RFI标记和图像网格参数敏感
，因此不能在细化时复制并丢弃。有时，瞬态信号仅存在于整个频段的一部分中 ，因此我们还仅使用相关频率重新运行搜索
，从而进一步提高了检测意义 。我们将这些技术应用于从这些观察结果中选择的所有候选者中以完善其参数
。 　　“真正的”系统在校准和成像过程中做出了几个假设，以提高实时成像和搜索的计算效率。此外 ，干涉仪的点扩散函数（PSF）并未从图像中解析
，因此实时系统形成“肮脏 ”图像 。PSF形状使图像更难以在视觉上解释和建模
。 　　为了解决这些问题，我们使用顶级帽子功能选择了仅包含突发信号的原始 ，脱离
，快速采样的可见性，以使用常见的天文学软件应用程序包（Casa v5.6.2-3）41重新构图突发数据。3C 286（在FRB观察之前获得）的观测值用于校准通量密度尺度 ，带通和延迟 。通过校准器J1558-1409的观测值校准了复杂增益随时间的变化。我们分别针对L，S和C频段以16分钟
，13分钟和12分钟的间隔进行相引用切换，这与VLA的标称相位相位时间尺度一致 ，因此
，在校准后，任何短时间计时相变的阶段变化都可以忽略不计
。因此 ，如下所述
，在短时标准上爆发位置的系统误差与深度成像的大小相同。 　　校准后，使用CASA任务TCLEEN为每个爆发生成图像并估算S/N 。大多数爆发都被光谱限制 ，因此
，对于每个爆发，我们都会选择产生最高图像S/N的光谱窗口范围
。然后 ，我们使用围绕FRB位置的CASA任务IMFIT将椭圆形的高斯与无线电图像中的源拟合
，并测量质心位置，峰值通量密度和1σ图像平面不确定性。此后 ，我们将这些图像平面不确定性称为爆发位置上的统计错误 。 　　通过将每个检测的位置拟合误差（统计误差）分别加权每个检测的平均爆发位置是分别计算出每个频段的平均位置
。统计误差与S/N成反比，因此预计高显着性检测将具有较小的拟合误差。通过在该频段中使用系统误差添加该正交中的此统计误差（使用下面介绍的深度无线电图像确定）
，从而获得了每个频段处的总位置误差 。对于L频段的总位置误差（RA误差，DEC
。错误）为（0.25英寸 ，0.32英寸）
，S频段的总位置误差（0.28英寸，0.17英寸） ，C频段为（0.12英寸
，0.09英寸）。在最终分析中，误差由每个频段的系统不确定性主导（扩展数据表2 、3） 。最终的爆发位置是通过将每个频段的总误差的倒数作为权重以平均值的加权平均值来获得爆发位置的加权平均值
。爆发位置的最佳估计是RA = 16 H 02分钟04.272 s ，12月。= -11°17'17.32'（J2000） 。我们估计该位置的错误为0.10“和0.08
”。我们计算了相对于FRB位置的最佳估计值
，各个爆发位置的卡方值降低
。减少的卡方是指爆发的坐标给出的，指的是对FRB位置的最佳估计值 ，是爆发的总误差（正交中添加的统计和系统误差）
，总和在所有9个局部爆发中。我们获得了RA和DEC的卡方值降低为0.53和0.77 。分别
。 　　我们证实，通过对连续数据进行中间时间的成像 ，没有短时间计时的阶段误差。我们成像了5-30 s的段，以便在每个频率下可以检测到至少1-3个来源
，并随着时间的推移检查了这些来源的位置变化 。在所有频率上，位置都稳定 ，并且与统计不确定性（辐射计噪声）一致
。来源的偏移范围内在下一部分中引用的PR的系统范围内。 　　由于VLA数据的低时间分辨率（10 ms）
，我们不对突发性质进行任何复杂的建模 。使用CASA和“ Realfast”系统获得了VLA爆发的特性，包括通量密度 ，并在扩展数据表4中给出
。在这里
，报告的宽度应视为上限。在最后一列中，视觉确定并报告了爆发信号的频率范围 。由于时间分辨率粗糙 ，我们也无法估计VLA爆发的结构磁性DM
。该表中报告的DMS是最大化S/N的值。这也解释了DM值中看到的明显变异性 。 　　VLA运动在1.5 GHz和6个GHz和5.5 GHz的六个时期获得了两个时期
，这导致了1.5 GHz的源时间约为3小时，而3 GHz和5.5 GHz的源时间约为4小时。 　　除了“真正的 ”输出之外 ，还保存了3 s或5 s采样时间的VLA可见性
，并分析以搜索持久的无线电发射
。这是通过在上一节中使用的爆发周围保存高时间分辨率（10 ms）数据并行完成的。我们使用了用于爆发定位的相同数据减少，标记和校准方法 。然后 ，我们对目标进行了进一步的标记，然后使用CASA Deonvolution算法TClean对其Stokes I数据进行了成像
。为了平衡灵敏度
，同时还要从附近的明亮来源降低旁观，我们使用Briggs称重方案成像（健壮= 0）。此外 ，对所有观测值进行了自校准
，以纠正现场近距离亮点的大量人工制品 。我们利用CASA任务IMFIT通过将椭圆形的高斯模型拟合在图像平面中来测量源通量密度
。 　　我们在U – V平面中的每个中心频率上堆叠观测值，然后对Stokes I强度进行成像 ，从而在1.5 GHz
，3 GHz和5.5 GHz下进行深层图像，并分别分别为9.0μjy每光束 ，每光束4.5μjy
，每光束4.5μjy和3.0μjyJy，分别为每光束 ，分别为9.0μjy。在1.5 GHz
，3 GHz和5.5 GHz时，PR的反volvolvovolvolvold尺寸的上限分别为1.4英寸×0.89英寸 ，0.51英寸×0.14英寸和0.36英寸×0.1英寸 。因此，VLA观测值的PRS尺寸的保守上限为0.36英寸
，对应于809 MPC的角直径距离处的1.4 kpc
。PR的获得的位置显示在扩展数据表2中，并且在扩展数据表1中显示了突发和PR的位置。这些位置上的系统偏移在下一部分中进行了估计 。 　　为了确定我们从深图像确定的PRS坐标上的系统误差 ，我们运行了PYBDSF（https://www.astron.nl/citt/citt/pybds/pybdsf/index.html）包装以从深图像中提取无线电源
。然后
，我们将深度图像中检测到的点源与光学Panstarrs调查DR142中列出的来源进行了交叉匹配。我们使用以下标准确定了无线电点源：（1）对于1.5-GHz，3-GHz和5.5-GHz图像 ，源的峰强度（JY每光束）的峰值强度（JY）的峰值强度（JY每光束）分别是其集成通量（JY）的0.7
、0.5和0.5倍；（2）源的S/N（峰强度/局部R.M.S.噪声）应大于5 。 　　我们总共检测到1.5 GHz
，3-GHz和5.5 GHz深图像中的375、113和43个来源。还对选定的来源进行了视觉检查，以确保它们在深图像中具有“点”来源
。我们搜索了0.5英寸 ，1.0英寸和2.0英寸的半径内的匹配光源。从1.0英寸到2.0英寸
，每个乐队的其他交叉匹配来源与偶然的巧合一致 。因此，我们采用1.0英寸的交叉匹配半径 ，在Panstarrs DR1目录中分别以1.5 GHz
，3 GHz和5.5 GHz的形式找到136 、31和9来源
。这些交叉匹配的来源用于确定FRB 20190520b及其PR的星体。通过从VLA坐标中减去PANSTARRS坐标，我们可以估计1.5 GHz ，3-GHz和5.5 GHz位置中的系统偏移，如扩展数据表2中所示 。系统偏移量与零均值一致
，及其不确定性占主导地位的PRS位置的不确定性
。 　　为了确定PR在三个频带中的位置，我们遵循了类似于确定爆发位置的过程（请参阅“爆发的定位
”）。PRS位置的最佳估计值为（RA ，DEC 。）（J2000）=（16 H 02 min 04.261 S
，-11°17′17.35'）
。RA和DEC。估计该位置的误差分别为0.10英寸和0.05英寸 。 　　在扩展数据表1中显示了在每个时期测得的源的通量密度
。测得的通量密度显示的变化主要与测量误差一致，但是在2.5 GHz子带中大约有2σ变化 ，如果现实
，则可能是折光性的螺旋式闪烁或固有变化，也可能是或两种。为了研究PR的频谱 ，我们将每个观测值分为两个0.5 GHz/1 GHz子带 。然后
，我们测量了广告系列中每个子带的平均磁通密度。多播数据与幂律模型（其中SV是频率V处观察到的通量密度，α是光谱指数） ，得出PRS的平均光谱指数为-0.41±0.04（扩展数据图2）
。 　　在1.5 GHz的深图像中
，我们根据我们的点源选择标准，检测到了相中心5个Arcmin ，其中包括PRS（包括PRS）的8个“点类似”源，其通量密度不少于PRS（260μjy）的磁通密度。该地区还有一个额外的明亮来源
，该磁通量密度为几十millijansky，但根据我们的标准 ，它并未将其归类为“点 ”来源 。 　　为了估计PRS与爆发的机会的概率
，我们比较了与爆发定位的不确定性相对应的固体角度以及在FRB视场中八个“点类似
”源中每个源占据的平均固体角度
。对应于8个“点类似”源中每个源的每个源的实体角度大致估计为SSOURCE =π（5/60）2/8 seltadians（SR）。在考虑统计和系统误差时，九个爆发的平均位置与PRS位置在5.5 GHz的位置之间的偏移量约为0.06 ARCSEC 。这是0.01 ARCSEC的统计误差以及对系统误差为0.12 ARCSEC的保守估计 ，可用于估计PRS和FRB位置之间的偏移
。我们保守地估计
，此偏移量为0.19 ARCSEC。因此，与偏移相对应的固体角度可以估计为soffset =π（0.19/60/60）2/8 sr 。拱盘和ssource之间的比率使PRS与FRB位置的重合关联约为3×10-6
。 　　由CFHT/Megacam获得的深R'Band（5,427–7,041Å）图像是从2014 - 2015年收集的档案观察数据中堆叠的 ，该数据由加拿大法国夏威夷夏威夷望远镜（CFHT）档案管道Megapipe堆叠
，总计约3.6小时，在该场上约3.6小时。检索了3级（通量校准）图像以进行分析 。 　　FRB – 20190520b的NIR J波段图像在2020年8月5日通过Subaru oppotnunity观察到相对较差的视线状况（约1.3英寸）拍摄
。总共使用1.4 h的观测值。图2所示的最终合并图像在图2中显示了22.0.07±0.14±0.14±0.07±0.14的j频道 。可能会从主机银河系中排放出恒星的排放。北部的微弱源向北有22.87±0.26 mag在J频段中
。这两个源都没有在KS波段图像中检测到 ，5σ极限为21.74 mag（1.1 h）。 　　使用1英寸的缝隙宽度
，使用双光谱仪（DBSP）在200英寸望远镜上使用双光谱仪（DBSP）获得光谱 。在发现FRB 20190520b字段的CFHT/MEGACAM档案数据之前，进行了该观察结果 ，并且仅使用Panstarrs图像进行观察计划
。DBSP的缝隙设置为覆盖RA = 16 H 02分钟04.27 s的PRS发射。= -11°17'17.5“由L-Band在2020年7月22日在L波段中检测到的 。该缝隙由附近的M-Star引导，RA = 16 H 02分钟04.48 s
，12月
。如Panstarrs DR1目录中报道的，= -11°17'19.1'' ，i = 20.4 mag
，在PRS坐标以东3.4英寸。缝隙的位置角度为108.5°，以确保PRS和M-Star都落在缝隙中 。在光度表的天空条件下进行了2×900 s暴露的观察结果 ，并看到了次要观察
。使用图像还原和分析设施（IRAF）生成了二维频谱
，包括偏置去除，扁平场和其他仪器效应的降低。从1.5英寸窗口提取一维光谱 。标准星BD+284211用于矫正和通量校准
。DBSP一维光谱在扩展数据中显示。频谱的通量尺度不包括M型星的Panstarrs坐标的缝隙损耗和注册误差 。[O]5,007Å线和Hα线都被很好地检测到（>5σ）。这两条发射线狭窄 ，每条排放量最高约为10Å
。从这两条光谱线得出的红移为z = 0.241±0.001。 　　在合理的天气下
，在2020年8月25日进行了后续凯克LRIS光谱观察（1.1''） 。1.5英寸的狭缝的位置角度为160°，与在FRB 20190520b位置附近的Megacam R'Band图像中看到的扩展光发射
。总暴露于3600 s。很好地检测到发射线Hα ，Hβ
，[O]4,859Å和[O]5,007Å，表明扩展的R'-band结构具有Z = 0.241的相同红移 。在校正银河前景灭绝的频谱后 ，假设Case-B线比为2.86，则使用Hα和Hβ之间的线通量比估计AV = 0.80 mag的灭绝
，从而产生Hα通量，灭绝式的Hα亮度为灭绝
。 　　我们使用参考方法。43为了估计银河系（J160204.31-111718.5）和FRB 20190520b之间关联的机会重合概率 。假设星系的表面分布均匀 ，偶然巧合的可能性遵循泊松分布
。也就是说
，其中Ni是星系的平均数量密度，比在给定半径的圆圈中的指定的R'Band幅度更明亮 ，该圆圈由星系的半径和爆发定位误差区域确定。使用参考文献的结果来估算此数字密度 。44
。从以前的讨论中
，我们假设FRB位置上的本地化误差约为0.1英寸，主机银河系的大小为0.5 ”。可能的宿主的R'波段幅度很难估计 ，因为它受到发射线的显着影响 。因此
，我们保守地估计R'-band幅度为23.3英寸mag，假设R'带和J带之间的VLV中的平坦光谱能分布分别为V和J带 ，其中V和LV分别是频率和亮度。FRB 20190520b和J160204.31-111718.5之间发生偶然关联的可能性估计约为0.8％
，与罕见PRS或观察到的FRB散射的约束无关
。下一个最近的星系距离FRB 6.5英寸，偶然的概率> 20％。 　　发现FRB 20190520b经常活跃 ，在每个监测观察结果中都检测到两个或多个爆发 。由于FRB发射的可能聚类行为，用于等待时间δ（相邻检测到的爆发之间的分离）45使用Weibull分布 　　其中k是形状参数
，λ是分布的比例参数
。当k = 1。平均等待时间（γ是γ函数）表示爆发速率时，韦布尔分布将减少为泊松分布 。扩展数据图4显示了用马尔可夫链蒙特卡洛获得的推断参数分布
。我们发现 ，当使用了9个MJY MS高于9 mjy MS的所有79次突发时
，FRB 20190520b的突发速率具有形状参数（扩展数据中的左图图4）。等待时间短于1 s，包括单个爆发中的子结构 ，因此我们还分析了更长的等待时间δ≥1s
，以形状参数屈服（扩展数据中的右图图4） 。 　　在一系列试验期（P）和周期衍生物中，将79个快速爆发的到达时间折叠以计算给定试验期间每个爆发的相位
。对于短期尺度的周期性搜索 ，将到达时间折叠在1 ms至1,000 s之间
，在10-12 s s-1和1 s s-1之间。对于长时间的周期性搜索，周期p的试验范围为2 d至365 d ，周期衍生物的范围为10-12 d-1至1 d d-1 。计算每个折叠试验的最长连续相段
，作为可能的周期性的签名
。 　　对于短时间的周期性搜索，突发扩散到一个大于一个时期的60％的相窗口 ，这表明试验范围内没有周期性模式。对于长时间的周期性搜索，最长的相位段无突发显示两个最大值约0.6近67 d和169 d 。这两个最大值是通过折叠所有观察会的MJD来复制的
，这表明最大值反映了采样窗口，而不是任何爆发周期性。因此 ，未检测到FRB 20190520b的长期或短期
。 　　在每个观察过程之前注入1-K等效的噪声校准信号
，以获得每个检测到的爆发的高质量通量密度和能量校准测量。注入的噪声校准信号用于将数据扩展到温度单位，从而产生几乎恒定的R.M.S.辐射计噪声至6％以内 。然后 ，我们使用天文台通过Quasar测量值提供的Zenith-gangle依赖性增益曲线从开尔文的单位转换为詹斯基
。46。对于大多数观察结果
，天顶角小于20°，这对应于约16 K Jy -1的稳定增益 。 　　假设爆发的光谱指数约为0 ，我们根据参考文献（9）的等式（9）计算了它们的各向同性等效爆发能
。17： 　　其中FV = SV×WEQ是ERG cm -2 Hz -1或JY MS的单位的特定通量
，SV是峰值通量密度，它已通过基线的噪声水平进行校准 ，从而在每个脉冲的噪声水平上进行了每次脉冲的测量
，每个脉冲的中心频率是VC = 1.25 GHz的中心频率，Weq是相等的uspers uspers uspers purrative ussy uss use shust and pulatift and pum y = dl = dl = dl = dl = dl = dl = dl = dl = dl = dl = dl = dl = dl = dl = dl = dl = dl = 1Z = 0.241 ，用于FRB 20190520b的来源，使用标准宇宙学参数47。FRB 20190520b爆发的1.25 GHz的通量宽度分布在扩展数据图5中可以看到 。爆发能量的直方图（扩展数据图6）表现出我们适合对数正态函数的颠簸
。 　　观察到的DM可以分为四个主要组件（全部在观察者的框架中）： 　　如果DMMW是银河系的星际介质的贡献
，DMHalo是银河系Halo的贡献，DMHost的宿主星系的贡献 ，包括其Halo和任何局部对FRB源的气体
，而DMIGM是IGM的贡献。 　　我们使用NE2001 Model16来评估DMMW = 60 pc cm -3（与YMW16 Model48的50 pc cm -3相比）作为宽度分布的平均值，其宽度宽度为宽度±40％ ，以保守地表示FRB 20190520b方向的DMMW的不确定性 。对于MW光环贡献
，我们使用均匀分布在25 pc cm -3到80 pc cm -3
。同时，银河系磁盘和光晕组件的总范围从61 pc cm -3到164 pc cm -3 ，平均值为113 pc cm -3和r.m.m.s.17 pc cm -3的不确定性。 　　对于IGM
，我们使用λ冷暗物质模型（λCDM，λ是宇宙常数）来计算平均DM贡献49 　　如果宇宙中的每个baryon的游离电子数为frb红移是恒定的） ，则归一化的物质密度为
，深色能量分数为，重验分数是Igm中Baryons的分数是FIGM ，并且Hubble常数为（参考47） 。使用光C速度，重力常数G和质子质量MP的值
，结果表达式 　　产量。 　　使用均值，我们使用具有方差的对数正态分布计算给定红移的值范围 ，其中选择以提供与已发布的模拟一致的宇宙差异
。这给了。然后是对数正态分布的参数 。注意到对数正态分布是不对称的
。方程（5）和对数正态分布也用于估计中值DMIGM及其内部68％的不确定性范围
，如图3所示。 　　为了限制宿主 - 甘拉克斯DM，我们将MW和IgM估计值及其不确定性与所有爆发的DM平均相结合 。IgM贡献的对数正态分布的累积分布函数（CDF）产生范围
。然后 ，我们在IgM和银河系分布上边缘化后
，计算DMHOST的后验分布，并使用DMHOST的平坦 ，无信息的先验。中位数和可能的范围是根据相应的CDF计算得出的 。在IGM17,50中
，使用FIGM = 0.85用于BARYON分数，我们获得了DMHOST的中位数和68％的可能间隔
。当我们从0.6变化到1时 ，DMIGM的总值约为80 pc cm -1至350 pc cm -1
，而DMHOST约为1,020 pc cm -1至745 pc cm -1，在该值中 ，我们从每一个值中取出了每个值，并使用（一半）使用图68％的范围
，而范围则为68％。 　　为了进行比较，如果使用的固定值（如文献中经常发现）以及MW贡献的上述平均值 ，我们还会给出不同FIGM值的红移估计值 。对于范围为0.6到1的FIGM
，我们获得了从2.2到0.9的红移值范围（包括来自Redshift CDF的68％红移间隔），每个值的Redshift CDF衍生出的每个值） ，远大于已确定的宿主星系的红移
。 　　通过将灭绝校正的Hα通量转换为Z = 0.241的源框架中的Hα表面密度
，从其Hα发射中独立估算了Hα的发射，假设宿主 - 脉冲轴是0.5×0.5 arcsec（参考文献51）。这些宿主 - 半轴尺寸只是基于凯克图像中Hα发射区域的大小的粗略估计 ，但是由于图像的看法有限
，因此假定的尺寸可能更小，这只会在以下计算中增加Hα表面密度 。Hα通量和估计的表面密度与FRB 20121102A51的宿主星系相似。源框架中的Hα表面密度与观察者框架中的Hα表面密度有关 ，并且与源框架中的发射度量（EM）有关 　　我们使用红移Z = 0.241和T4是单位的温度
。EM与离子化的Cloudlet Model51中的DM相关
，其中代表平均密度的云 - 云的变化，ε2代表A云中密度波动的方差 ，F是填充因子和L通过该路径的长度，而L是通过gas Same Same Same Same Sampl。使用此关系
，我们获得了相应的源框架DM 　　在我们采用f = 0.1的基准值和以银河系的温暖离子化培养基的典型情况下 。对于通过气体的路径长度，我们采用L = 5 kpc的基准值 ，该值基于宿主星系中Hα发射区域的明显大小
。但是
，鉴于光学图像的看法有限，并且未知星系相对于FRB线的方向 ，因此该路径长度可能大于10 kpc或小至0.1 kpc。对于从0.1 kpc到10 kpc的L范围
，对于T4，F和ϵ2的相同基准值 ，DMS可能小至55 pc cm -3或560 pc cm -3 。估计的DM对温度也高度敏感：对于0.5到5的T4范围
，DMS的范围从290 pc cm -3到810 pc cm -3，使所有其他参数保持在其基准值的固定
。在观察者的框架中 ，宿主星系的测得的DM贡献较小
，其倍数为一个因素，得出方程系数的名义值（7）。引用的错误仅解释了Hα通量中的测量错误 。要匹配DMHOST≈900pc cm -3的推断值 ，要求涉及T4，L和F的等式（7）中的三个因素组合约为3倍
，可以很容易地通过L. L.的较高温度或可能的值范围来解释，无论如何 ，大型Hα肯定会肯定FRB DM会在IS中得到大量贡献
。发射Hα的气体可以解释整个宿主 - 半乳糖贡献
，或者FRB的局部环境是否包含在Hα中看不到的显着电离气体含量。 　　散射拓宽表现为爆发动态频谱中频率依赖性的时间不对称，通常将其模型为单方面的指数脉冲扩展功能 ，并用高斯脉冲卷曲 。FRB 20190520b的一些突发具有暗示散射的爆发结构：在射频波段中排列的领先边缘与时间不对称
，在较低的观察频率下宽阔
。但是，许多爆发在整个射频带上是对称的 ，并且在爆发宽度上有显着变化。当爆发S/N较低时
，也很难将散射与其他爆发子结构（例如强度岛的时间 - 频漂移）（通常称为“ SAD长号
”效应） 。在扩展数据中显示了有和没有脉搏扩展证据的爆发的例子图7。 　　为了测量FRB 20190520b的平均突发宽度和散射时间尺度，我们首先整合了沿频率轴的每个爆发的动态频谱 ，并将所得的爆发曲线正常化
。每个爆发曲线都与由高斯组件组成的模型拟合
，该模型与单方面指数相卷积。在79个拟合的散射时间中，所有分数不确定性> 50％的散射时间被切除 ，留下26次爆发的子集 。然后将这26个爆发的散射时间与它们的动态光谱和一维爆发曲线进行比较，以验证爆发的时间不对称与V-4频率缩放广泛一致
。补充表1显示了假设V-4频率依赖性的散射时间重新尺寸为1.25 GHz。然后
，其余的53次爆发，其散射时间的分数不确定性> 50％ ，然后将仅用于一维爆发曲线的仅高斯模型 。补充表1中还显示了一半最大爆发宽度的全宽度
。该临时方法分别得出平均散射时间和爆发宽度为10±2.0 ms和13.5±1.2 ms
，分别为1.25 GHz。一项更详细的研究正在进行中，研究了单独的频率子带中的爆发宽度 ，并证实了此处介绍的散射解释 。 　　在1.25 GHz时
，观察到的平均散射时间为10±2 ms，对于FRB的宿主星系而言 ，无法躺在我们提出的宿主 - 甘拉克斯协会后面
。在这种替代方案中
，主机银河系将处于红移> 0.241，这取决于前景星系对总DM预算的贡献。FRB将以大约4 kpc的撞击参数在红移zl> 0.241处通过推定的中间星系（基于观察到的光学图像中FRB定位的偏移） 。中间星系镜头的散射贡献与52,53的DM贡献有关 　　where DMl is the contribution of the intervening galaxy in pc cm−3 in its rest frame, v is the observing frequency in GHz, zl is the intervening galaxy redshift, and quantifies the electron density fluctuations in the scattering layer for in units of pc−2/3 km−1/3, where , ϵ2 and f describe the density fluctuation statistics and filling factor, l0 is the outer scale of turbulence李是内部规模
。银河系中的波动参数从厚磁盘中的〜10-3 PC -2/3 km -1/3到内部星系附近的102 pc -2/3 km -1/3 ，并且在薄磁盘中通常不知道其他Galaxies52
，但通常不知道该磁盘中的0.1-1-1 PC -2/3 km -1/3。几何因素GSCATT是散射在宿主星系中的统一性，但是对于中间的星系 ，它可能非常大，在这种情况下
，DSL，DSO和DSO是源 ，镜头
，镜头和观察者，源和源和观察者之间的角直径距离 ，并且L分别为Lens
，L是贯穿Lens的路径 。公式（8）中的数值前比例用于GPC中的所有角直径距离，MPC中的L。 　　对于Hα发射所隐含的名义DM贡献 ，DML≈392pc cm -3
，并且通过中间星系L≈5kpc的路径长度，隐含的散射时间为1.25 GHz时的τ≈20s ，比观察到的平均散射时间大的数量级
。对于较小的气体温度T4≈0.5
，产生DM贡献DML≈290pc cm -3，隐含的散射时间仍然为1.25 GHz时的τ≈18s ，假设PC -2/3 km -1/3和L≈5kpc。但是，此估计值有明显的纬度
，具体取决于假定的气温，该估计温度由FRB采样的路径长度和值 。尽管我们假设FRB追踪Hα发射所隐含的整个DML ，但FRB视线可能只追踪了Hα发射气体的一部分
。如果DML小至50 pc cm -3
，则τ可能小至0.6 s，对于0.1≈pc -2/3 km -1/3和l≈5kpc。尽管暗示的散射时间可能是两个数量级的较小或更大的数量级 ，具体取决于路径长度L和用于估计HαDM的参数
，但我们的基准估计表明，观察到的散射时间明显小于间隔星系中预期的散射 。 　　使用快速数据对RM进行了搜索
。通过校正受体之间的差分增长和相位 ，通过与线性受体以45°的角度注入的噪声二极管来校正受体之间的差异和相位。我们搜索了从-30×105 rad M -2到3.0×105 rad M -2的RM 。在法拉第频谱中未发现明显的峰值
。观察到的缺乏极化可能是由于内在的低线性极化
，源内的去极化过程或频道内法拉第旋转。