L’ombre du trou noir supermassif

Lorsqu’ils sont entourés d’une zone d’émission transparente, les trous noirs devraient révéler une ombre sombre provoquée par la déviation de la lumière gravitationnelle et la capture de photons à l’horizon des événements. Pour visualiser et étudier ce phénomène, nous avons assemblé le Télescope Event Horizon (EHT), un réseau mondial d’interférométrie à très longue base observant à une longueur d’onde de 1,3 mm.
Cela nous permet de reconstruire des images à l’échelle événement-horizon du trou noir supermassif situé au centre de la galaxie elliptique géante M87. Nous avons résolu la source radio compacte centrale en un anneau à émission lumineuse asymétrique d’un diamètre de 42 ± 3 µas, circulaire et englobant une dépression centrale en luminosité avec un rapport de flux <math|f= \gtrsim 10:1>.

L’anneau d’émission est récupéré en utilisant différents schémas d’étalonnage et d’imagerie, son diamètre et sa largeur restant stables sur quatre observations différentes effectuées à des jours différents. Dans l’ensemble, l’image observée correspond aux attentes concernant l’ombre d’un trou noir de Kerr, telles que prédites par la relativité générale. L’asymétrie de la luminosité dans l’anneau s’explique par la diffusion relativiste de l’émission d’un plasma tournant à une vitesse proche de celle de la lumière autour d’un trou noir.
Nous comparons nos images à une vaste bibliothèque de simulations de trous noirs magnétohydrodynamiques relativistes par lancés de rayons et en déduisons une masse centrale de <math|f=M = (6,5 \pm 0,7) \times 10^9 M_{\odot} >. Nos observations par ondes radio fournissent ainsi une preuve puissante de la présence de trous noirs supermassifs dans les centres des galaxies et en tant que moteurs centraux des noyaux galactiques actifs. Ils présentent également un nouvel outil pour explorer la gravité dans sa limite la plus extrême et à une échelle de masse jusqu’ici inaccessible.

1. Introduction

Les trous noirs sont une prédiction fondamentale de la théorie de la relativité générale (GR ; Einstein 1915). Une caractéristique déterminante des trous noirs est leur horizon d’événements, une limite causale à sens unique dans l’espace-temps à partir de laquelle même la lumière ne peut pas s’échapper (Schwarzschild 1916). La production de trous noirs est générique dans la GR (Penrose 1965) et, plus d’un siècle après Schwarzschild, ils restent au cœur des questions fondamentales concernant l’unification de la RG avec la physique quantique (Hawking 1976 ; Giddings 2017).

Les trous noirs sont courants en astrophysique et se trouvent sur une large gamme de masses. Les preuves concernant les trous noirs de masse stellaire proviennent de rayons X (Webster et Murdin, 1972 ; Remillard et McClintock, 2006) et de mesures d’ondes gravitationnelles (Abbott et al., 2016). On pense que les trous noirs supermassifs, dont les masses atteignent des millions à des dizaines de milliards de masses solaires, existent au centre de presque toutes les galaxies (Lynden-Bell 1969 ; Kormendy & Richstone 1995 ; Miyoshi et al. 1995), y compris au centre galactique. (Eckart & Genzel 1997 ; Ghez et al. 1998 ; Gravity Collaboration et al. 2018a) et dans le noyau de la galaxie elliptique proche M87 (Gebhardt et al. 2011 ; Walsh et al. 2013).

Les noyaux galactiques actifs (AGN) sont des régions centrales lumineuses qui peuvent éclipser la totalité de la population stellaire de leur galaxie hôte. Certains de ces objets, les quasars, sont les sources stables les plus lumineuses de l’univers (Schmidt 1963 ; Sanders et al. 1989) et sont supposés être alimentés par des trous noirs supermassifs accumulant de la matière à des cadences très élevées grâce à un disque d’accrétion optiquement épais et géométriquement mince (Shakura & Sunyaev 1973 ; Sun & Malkan 1989). En revanche, la plupart des réseaux AGN de ​​l’univers local, y compris le centre galactique et M87, sont associés à des trous noirs supermassifs alimentés par des flux d’accrétion ténus et chauds avec des taux d’accrétion beaucoup plus bas (Ichimaru 1977 ; Narayan & Yi 1995 ; Blandford & Begelman 1999 ; Yuan Et Narayan 2014).

Dans de nombreux AGN, des jets de plasma relativistes collimatés (Bridle & Perley 1984 ; Zensus 1997) lancés par le trou noir central contribuent à l’émission observée. Ces jets peuvent être alimentés soit par des champs magnétiques filant l’horizon des événements, en extrayant l’énergie de rotation du trou noir (Blandford & Znajek, 1977), ou par le flux d’accrétion (Blandford & Payne, 1982). L’émission proche de l’horizon des noyaux galactiques actifs de faible luminosité (LLAGNs ; Ho, 1999) est produite par le rayonnement synchrotron qui atteint son maximum dans la radio par l’infrarouge lointain. Cette émission peut être produite dans le flux d’accrétion (Narayan et al. 1995), le jet (Falcke et al. 1993) ou les deux (Yuan et al. 2002).

Vu de l’infini, un trou noir non tournant de Schwarzschild (1916) a un rayon de capture de photons <math|f= R_c= \sqrt{27} r_g> , où <math|f=r_g \equiv GM/c^2> est l’échelle de longueur caractéristique d’un trou noir. Le rayon de capture des photons est supérieur au rayon <math|f=R_S> de Schwarzschild qui marque l’horizon des événements d’un trou noir non tournant, <math|f=R_S \equiv 2 r_g>. Les photons qui s’approchent du trou noir avec un paramètre d’impact <math|f=b\lt R_c> sont capturés et plongent dans le trou noir (Hilbert 1917) ; les photons avec <math|f=b \gt R_c> s’échappent à l’infini ; les photons avec <math|f=b = R_c> sont capturés sur une orbite circulaire instable et produisent ce que l’on appelle communément lune lentille en forme d’anneau.
Dans la métrique de Kerr (1963), qui décrit les trous noirs avec un moment angulaire de spin, Rc change avec l’orientation du rayon par rapport au vecteur moment angulaire, et la section transversale du trou noir n’est pas nécessairement circulaire (Bardeen, 1973). Ce changement est faible (<math|f=\lesssim\ 4\%>), mais potentiellement détectable (Takahashi 2004 ; Johannsen & Psaltis 2010).

Les simulations de Luminet (1979) ont montré que, pour un trou noir encastré dans un disque d’accrétion optiquement épais et géométriquement fin, le rayon de capture des photons apparaîtrait à un observateur distant comme un mince anneau d’émission dans une image du disque d’accrétion à lentilles. Pour combiner les trous noirs incrustés dans une zone d’émission optiquement mince et géométriquement épaisse, comme dans les LLAGN, la combinaison d’un horizon d’événements et d’une flexion claire conduit à l’apparition d’une ombre sombre ainsi que d’un anneau d’émission brillant qui devrait être détectable avec les expériences sur la très longue ligne de base d’interférométrie(VLBI) (Falcke et al. 2000a). Sa forme peut apparaître comme un croissant en raison de sa rotation rapide et de son rayonnement relativiste (Falcke et al. 2000b ; Bromley et al. 2001 ; Noble et al. 2007 ; Broderick & Loeb 2009 ; Kamruddin & Dexter 2013 ; Lu et al. 2014).

Le diamètre projeté observé de l’anneau d’émission, qui contient le rayonnement principalement de l’anneau photonique à lentille gravitationnelle, est proportionnel à Rc et donc à la masse du trou noir, mais dépend également non trivialement de nombreux facteurs : la résolution d’observation, le vecteur de spin du trou noir et de son inclinaison, ainsi que la taille et de la structure de la région émettrice. Ces facteurs sont généralement de l’ordre de l’unité et peuvent être calibrés à l’aide de modèles théoriques.

Les simulations relativistes générales modernes des flux d’accrétion et du transfert radiatif produisent des images réalistes des ombres et des croissants des trous noirs pour une vaste gamme de modèles d’émission proche de l’horizon (Broderick & Loeb 2006 ; Mościbrodzka et al. 2009 ; Dexter et al. 2012 ; Dibi et al 2012, Chan et al 2015, Mościbrodzka et al 2016, Porth et al 2017, Chael et al 2018a, Ryan et al 2018, Davelaar et al 2019). Ces images peuvent être utilisées pour tester les propriétés de base des trous noirs, telles que prédites dans GR (Johannsen & Psaltis 2010 ; Broderick et al. 2014 ; Psaltis et al. 2015), ou dans d’autres théories de la gravité (Grenzebach et al. 2014 ; Younsi et al. 2016 ; Mizuno et al. 2018). Ils peuvent également être utilisés pour tester des alternatives aux trous noirs (Bambi & Freese 2009 ; Vincent et al. 2016 ; Olivares et al. 2019).

VLBI à une longueur d’onde d’observation de 1,3 mm (230 GHz) avec des lignes de base de l’échelle du diamètre de la Terre est nécessaire pour résoudre les ombres du noyau de M87 (M87 * ci-après) et du centre galactique du Sagittaire A * (Sgr A *, Balick & Brown 1974), les deux trous noirs supermassifs avec les plus grandes tailles angulaires apparentes (Johannsen et al. 2012). À 1,3 mm et aux longueurs d’onde plus courtes, les lignes de base VLBI de diamètre terrestre atteignent une résolution angulaire suffisante pour résoudre l’ombre des deux sources, tandis que les spectres des deux sources deviennent optiquement minces, révélant ainsi la structure de la région d’émission la plus à l’intérieur. Les premières expériences Pathfinder (Padin et al. 1990 ; Krichbaum et al. 1998) ont démontré la faisabilité des techniques VLBI à des longueurs d’onde d’environ 1,3 mm. Au cours de la décennie suivante, un programme visant à améliorer la sensibilité du VLBI de 1,3 mm par le développement de l’instrumentation à large bande a conduit à la détection de structures à l’échelle d’horizon des événements dans Sgr A * et M87 * (Doeleman et al. 2008, 2012). S’appuyant sur ces observations, la collaboration EHT (Event Horizon Telescope) a été établie pour assembler une matrice VLBI globale fonctionnant à une longueur d’onde de 1,3 mm avec la résolution angulaire, la sensibilité et la couverture de base requises pour imager les ombres dans M87 * et Sgr A *.

Dans cet article, nous présentons et discutons les premières images à l’échelle événement-horizon du candidat pour le trou noir supermassif M87 * issu d’une campagne EHT VLBI menée en avril 2017 à une longueur d’onde de 1,3 mm. Les documents d’accompagnement décrivent plus en détail l’instrument (EHT Collaboration et al. 2019a, document II), la réduction des données (EHT Collaoration et al. 2019b, ci-après désigné Paper III), l’imagerie de l’ombre M87 (EHT Collaboration et al. 2019c). , ci-après Paper IV), les modèles théoriques (EHT Collaboration et al. 2019d, ci-après Paper V ) et estimation de la masse des trous noirs (EHT Collaboration et al. 2019e, ci-après Paper VI).

2. Le cœur de la radio dans M87

Dans Curtis (1918), Heber Curtis a détecté un élément linéaire dans M87, appelé plus tard jet de Baade & Minkowski (1954). Le jet est vu comme une source radio brillante, Virgo A ou 3C 274 (Bolton et al. 1949 ; Kassim et al. 1993 ; Owen et al. 2000), qui s’étend jusqu’à 65 kpc avec un âge estimé à environ 40 Myr et une puissance cinétique d’environ <math|f=10^{35}> à <math|f=10^{38} J s^{-1}> (de Gasperin et al. 2012 ; Broderick et al. 2015). Il est également bien étudié dans l’optique (Biretta et al. 1999 ; Perlman et al. 2011), les rayons X (Marshall et al. 2002) et les bandes de rayons gamma (Abramowski et al. 2012). L’extrémité amont du jet est marquée par une source radio compacte (Cohen et al. 1969). De telles sources radio compactes sont omniprésentes dans les LLAGN (Wrobel & Heeschen 1984 ; Nagar et al. 2005) et sont supposées être des signatures de trous noirs supermassifs.

Les structures radio du jet à grande échelle (Owen et al. 1989 ; de Gasperin et al. 2012) et du noyau de M87 (Reid et al. 1989 ; Junor et al. 1999 ; Hada et al. 2016 ; Mertens et al 2016 ; Kim et al 2018b ; Walker et al 2018) ont été résolues de manière très détaillée et à plusieurs longueurs d’onde. En outre, le nivellement de l’effet de décalage de noyau (Blandford & Königl, 1979), où la position apparente du noyau radio se déplace dans la direction du jet en amont avec une longueur d’onde décroissante, passant d’une transparence accrue à l’auto-absorption du synchrotron, indique que à 1,3 mm, M87 * coïncide avec le trou noir supermassif (Hada et al. 2011). L’enveloppe de la branche du jet conserve une forme quasi parabolique sur une large plage de distances allant de <math|f= \sim 10^5\ r_g> à <math|f=\sim 20\ r_g> (Asada et Nakamura 2012 ; Hada et al. 2013 ; Nakamura et Asada 2013 ; Nakamura et al. 2018 ; Walker et al 2018).

Les observations VLBI à 1,3 mm ont révélé un diamètre de la région d’émission d’environ 40 µas, ce qui est comparable à la structure attendue à l’échelle de l’horizon (Doeleman et al. 2012 ; Akiyama et al. 2015). Cependant, ces observations n’ont pas pu imager l’ombre du trou noir en raison de la couverture de base limitée.

Sur la base de trois mesures récentes de la population stellaire, nous adoptons ici une distance par rapport à M87 de <math|f= 16,8 \pm 0,8 Mpc> (Blakeslee et al. 2009 ; Bird et al. 2010 ; Cantiello et al. 2018, voir l’article VI).

En utilisant cette distance et la modélisation de la brillance de surface et de la dispersion de la vitesse stellaire aux longueurs d’onde optiques (Gebhardt & Thomas 2009 ; Gebhardt et al. 2011), nous déduisons que la masse de M87 * est égale à <math|f= M = {6.2}_{- 0.6} ^ {+ 1,1} \times {10} ^ {9} M_\odot >(voir le tableau 9 dans le document VI).
D’autre part, les mesures de masse modélisant la structure cinématique du disque de gaz (Harms et al. 1994 ; Macchetto et al. 1997) ont donné
<math|f=M={3.5}_{-0.3}^{+0.9}\times {10}^{9} M_\odot> (Walsh et al. 2013, Paper VI). Ces deux estimations de masse, issues de la dynamique des étoiles et des gaz, prédisent un diamètre d’ombre théorique pour un trou noir de Schwarzschild de
<math|f={37.6}_{-3.5}^{+6.2}\,\mu \mathrm{as}> and <math|f={21.3}_{-1.7}^{+5}\,\mu \mathrm{as}> respectivement.

3. Le télescope Horizon des événements

EHT (Paper II) est une expérience VLBI qui mesure directement les visibilités, ou composantes de Fourier, de la distribution de la luminosité radio du ciel. Lors de la rotation de la Terre, chaque paire de télescopes du réseau échantillonne de nombreuses fréquences spatiales. La matrice a une résolution angulaire nominale de <math|f= \lambda / L>, où <math|f=\lambda> est la longueur d’onde d’observation et L, la longueur de ligne de base projetée maximale entre les télescopes de la matrice (Thompson et al. 2017). De cette manière, VLBI crée un télescope virtuel qui couvre presque tout le diamètre de la Terre.

Pour mesurer la visibilité interférométrique, les télescopes largement séparés échantillonnent et enregistrent simultanément le champ de rayonnement de la source. La synchronisation à l’aide du système de positionnement global GPS permet généralement un alignement temporel de ces enregistrements en quelques dizaines de nanosecondes. Chaque station est équipée d’un étalon de fréquence maser à l’hydrogène. Avec les conditions atmosphériques observées lors de nos observations, le temps d’intégration cohérent était généralement de 10 s (voir la figure 2 du document II). L’utilisation d’étalons de fréquence maser à l’hydrogène sur tous les sites EHT assure la cohérence sur l’ensemble de la matrice sur cette période. Après les observations, les enregistrements sont organisés dans un emplacement central, aligné dans le temps, et les signaux de chaque paire de télescopes sont corrélés de manière croisée.

Bien que le VLBI soit bien établi aux longueurs d’onde centimétriques et millimétriques (Boccardi et al. 2017 ; Thompson et al. 2017) et qu’il puisse être utilisé pour étudier l’environnement immédiat des trous noirs (Krichbaum et al. 1993 ; Doeleman et al. 2001), l’extension du VLBI à une longueur d’onde de 1,3 mm a nécessité des développements techniques à long terme. Les défis aux longueurs d’onde plus courtes incluent l’augmentation du bruit dans les récepteurs radio, l’opacité atmosphérique accrue, les fluctuations de phase accrues dues à la turbulence atmosphérique et la diminution de l’efficacité et de la taille des radiotélescopes dans les bandes d’observation millimétrique et submillimétrique. Lancé en 2009 (Doeleman et al. 2009a), l’équipe EHT a lancé un programme visant à relever ces défis en augmentant la sensibilité des matrices. Le développement et le déploiement de systèmes VLBI à large bande (Whitney et al. 2013 ; Vertatschitsch et al. 2015) ont conduit à des vitesses d’enregistrement des données qui dépassent maintenant de plus d’un ordre de grandeur celles des baies cm-VLBI typiques. Des efforts parallèles pour soutenir la mise à niveau des infrastructures sur d’autres sites VLBI, notamment le télescope Atacama Large Millimeter / submillimeter Array (ALMA ; Matthews et al. 2018 ; Goddi et al. 2019) et Atacama Pathfinder Experiment (APEX) au Chili (Wagner et al. 2015), le grand télescope millimétrique Alfonso Serrano (LMT) au Mexique (Ortiz-León et al. 2016), le télescope IRAM de 30 m sur le pico Veleta (PV) en Espagne (Greve et al. 1995), l’observatoire submillimétrique du télescope en Arizona (SMT ; Baars et al. 1999), le télescope James Clerk Maxwell (JCMT) et le réseau submillimètre (SMA) à Hawaii (Doeleman et al. 2008 ; Primiani et al. 2016 ; Young et al. 2016), et le télescope du pôle Sud (SPT) en Antarctique (Kim et al. 2018a) ont étendu la gamme des lignes de base et de la couverture EHT, ainsi que la zone de collecte globale du réseau. Ces développements ont multiplié par 30 la sensibilité de l’EHT par rapport aux premières expériences confirmant des structures à l’horizon dans M87 * et Sgr A * (Doeleman et al. 2008, 2012 ; Akiyama et al. 2015 ; Johnson et al. 2015

Pour les observations à une longueur d’onde de 1,3 mm présentées ici, la collaboration EHT a mis en place un réseau mondial VLBI de huit stations réparties sur six emplacements géographiques. La longueur de la ligne de base variait de 160 m à 10 700 km vers M87 *, ce qui donnait un réseau avec une résolution théorique de la limite de diffraction d’environ 25 μas (voir Figures 1 et 2 et document II).

Figure 1
Huit stations de la campagne EHT 2017 sur six sites géographiques vus du plan équatorial. Les lignes de base pleines représentent la visibilité mutuelle sur M87 * (déclinaison de + 12 °). Les lignes de base en pointillés ont été utilisées pour la source d’étalonnage 3C279 (voir les papiers III et IV).

Figure 2
Figure 2. Dessus : couverture (u, v) pour M87 *, agrégée sur les quatre jours d’observation. (u, v) les coordonnées de chaque paire d’antennes sont la longueur de la ligne de base projetée par la source, exprimée en unités de la longueur d’onde d’observation λ, et sont données pour les paires conjuguées. Les lignes de base vers ALMA / APEX et JCMT / SMA sont redondantes. Les lignes circulaires en pointillés indiquent les longueurs de la ligne de base correspondant à des espacements de franges de 50 et 25 µa. En bas : les amplitudes de visibilité finales calibrées de M87 * en fonction de la longueur de ligne de base projetée le 11 avril. Les lignes de base redondantes pour APEX et JCMT sont tracées en losange. Les barres d’erreur correspondent aux incertitudes thermiques (statistiques). La transformée de Fourier d’un modèle en anneau mince de symétrie azimutale de diamètre 46 µa est également représentée avec une ligne pointillée pour comparaison.

4. Observations, corrélation et étalonnage

Nous avons observé M87 * les 5, 6, 10 et 11 avril 2017 avec l’EHT. Les conditions météorologiques étaient uniformément bonnes à excellentes, avec des opacités atmosphériques du zénith médian la nuit à 230 GHz allant de 0,03 à 0,28 sur les différents emplacements. Les observations ont été programmées en une série de balayages de trois à sept minutes, avec des balayages M87 * entrelacés avec ceux du quasar 3C 279. Le nombre de balayages obtenus sur M87 * par nuit variait de 7 (10 avril) à 25 ( 6 avril) en raison de différents horaires d’observation. Une description des observations M87 *, de leur corrélation, de leur étalonnage et des produits de données finaux validés est présentée dans le document III et brièvement résumée ici.

À chaque station, le signal astronomique dans les deux polarisations et deux bandes de fréquences adjacentes larges de 2 GHz, centrées à 227,1 et 229,1 GHz, a été converti en bande de base à l’aide de techniques hétérodynes standard, puis numérisé et enregistré à un débit total de 32 Gbps. La corrélation des données a été réalisée à l’aide d’un corrélateur logiciel (Deller et al. 2007) à l’observatoire MIT Haystack et à l’Institut Max-Planck de Radioastronomie, chacun gérant l’une des deux bandes de fréquences. Les différences entre les deux corrélateurs indépendants se sont révélées négligeables par l’échange de quelques balayages identiques à des fins de comparaison croisée. À la corrélation, les signaux ont été alignés sur une référence de temps commune en utilisant une géométrie de la Terre a priori et un modèle d’horloge.

Une étape ultérieure d’ajustement des franges a identifié des détections de la puissance du signal corrélée lors du calibrage en phase des données pour les retards résiduels et les effets atmosphériques. L’utilisation d’ALMA en tant que station de référence très sensible a permis de corriger de manière critique les distorsions ionosphériques et troposphériques des autres sites. L’ajustement des franges a été effectué avec trois pipelines automatisés indépendants, chacun adapté aux caractéristiques spécifiques des observations EHT, telles que la large bande passante, la susceptibilité à la turbulence atmosphérique et l’hétérogénéité des réseaux (Blackburn et al. 2019 ; Janssen et al. 2019, Papier III ). Les pipelines utilisaient un logiciel standard pour le traitement des données radio-interférométriques (Greisen 2003 ; Whitney et al. 2004 ; McMullin et al. 2007, I.M. van Bemmel et al. 2019, en préparation).

Les données des pipelines à ajustement marginal ont été mises à l’échelle des coefficients de corrélation à une échelle de densité de flux physique uniforme (en Jansky) en utilisant une estimation a priori indépendante de la sensibilité de chaque télescope. La précision des sensibilités des stations dérivées a été estimée à une amplitude comprise entre 5% et 10%, bien que certaines pertes non caractérisées (dues par exemple à un pointage ou à une focalisation médiocres) puissent dépasser le budget d’erreur. En supposant des valeurs de densité de flux totales dérivées des données interférométriques ALMA (Goddi et al. 2019) et en utilisant la redondance des matrices via l’étalonnage du réseau (document III), nous avons affiné l’étalonnage en amplitude absolue des télescopes colocalisés et dotés de lignes de base redondantes, c’est-à-dire ALMA / APEX et JCMT / SMA.

Le rapport signal / bruit moyen sur balayage moyen pour M87 * était > 10 sur les lignes de base non ALMA et > 100 sur les lignes de base pour ALMA, conduisant à de petites erreurs statistiques sur l’amplitude et la phase de visibilité. Les comparaisons entre les trois pipelines indépendants, les deux polarisations et les deux bandes de fréquences ont permis d’estimer des erreurs de base systématiques d’environ 1 ° dans la phase de visibilité et de 2% pour les amplitudes de visibilité. Ces petites erreurs limitantes subsistent après la sensibilité des stations d’ajustement et les phases de stations inconnues via un étalonnage automatique (Pearson & Readhead, 1984) et affectent les quantités de fermeture interférométriques (Rogers et al., 1974 ; Readhead et al., 1980). Suite à la validation des données et aux comparaisons entre pipelines, une seule sortie de pipeline a été désignée comme jeu de données principal de la première publication de données scientifiques EHT et utilisée pour les résultats ultérieurs, tandis que les sorties des deux autres pipelines offrent des jeux de données de validation complémentaires.

Les visibilités complexes calibrées finales V (u, v) correspondent aux composantes de Fourier de la distribution de la luminosité dans le ciel à la fréquence spatiale (u, v) déterminée par la ligne de base projetée exprimée en unités de la longueur d’onde d’observation (van Cittert 1934 ; Thompson et al 2017). La figure 2 montre la couverture (u, v) et les amplitudes de visibilité calibrées de M87 * pour le 11 avril. Les amplitudes de visibilité ressemblent à celles d’un anneau fin (c’est-à-dire une fonction de Bessel J0 ; voir la figure 10.12 dans Thompson et al. 2017). Un tel modèle d’anneau de diamètre 46 μas a un premier zéro à 3,4 Gλ, correspondant au minimum en densité de flux observé et est consistant à une densité de flux réduite sur la plus longue ligne de base Hawaii / Espagne (JCMT / SMA-PV) proche de 8 Gλ . Ce modèle particulier d’anneau, représenté par une ligne pointillée dans le panneau inférieur de la figure 2, est uniquement illustratif et ne correspond pas à toutes les caractéristiques des données. Tout d’abord, les amplitudes de visibilité sur les lignes de base VLBI les plus courtes suggèrent qu’environ la moitié de la densité de flux compact observée sur la ligne de base ALMA – APEX d’environ 2 km est résolue par le faisceau interféromètre (document IV). Deuxièmement, les différences de la profondeur du premier minimum comme fonction de l’orientation, aussi bien que les phases de fermeture mesurées largement non nulles, indiquent un certain degré d’asymétrie dans la source (fascicules III, VI). Enfin, les amplitudes de visibilité ne représentent que la moitié des informations dont nous disposons. Nous explorerons ensuite des images et des modèles géométriques plus complexes pouvant correspondre aux amplitudes et phases de visibilité mesurées.
fin de la vérif

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5. Images et caractéristiques

Nous avons reconstruit des images à partir des visibilités EHT calibrées, qui fournissent des résultats indépendants des modèles (papier IV). Cependant, la reconstruction d’images à partir de données EHT présente deux défis majeurs. Premièrement, les lignes de base EHT échantillonnent une gamme limitée de fréquences spatiales, correspondant à des échelles angulaires comprises entre 25 et 160 µas. Comme le plan (u, v) n’est que faiblement échantillonné (figure 2), le problème inverse est sous-contraint. Deuxièmement, les visibilités mesurées manquent d’étalonnage de phase absolue et peuvent avoir de grandes incertitudes d’étalonnage d’amplitude.

Pour relever ces défis, les algorithmes d’imagerie incorporent des hypothèses et des contraintes supplémentaires conçues pour produire des images physiquement plausibles (par exemple positives et compactes) ou conservatrices (par exemple, lisses), tout en restant cohérentes avec les données. Nous avons exploré deux classes d’algorithmes pour reconstruire des images à partir de données EHT. La première classe d’algorithmes est l’approche CLEAN traditionnelle utilisée en interférométrie radio (par exemple, Högbom 1974 ; Clark 1980). CLEAN est une approche de modélisation inverse qui déconvolution de la fonction d’étalement de point d’interféromètre à partir des visibilités transformées de Fourier. Lors de l’application de CLEAN, il est nécessaire d’auto-calibrer de manière itérative les données entre les séries d’imagerie pour résoudre les erreurs d’amplitude et de phase variables dans le temps dans les données. La seconde classe d’algorithmes est ce que l’on appelle le maximum de vraisemblance régularisé (RML ; par exemple, Narayan & Nityananda 1986 ; Wiaux et al. 2009 ; Thiébaut 2013). RML est une approche de modélisation directe qui recherche une image non seulement cohérente avec les données observées, mais qui favorise également les propriétés d’image spécifiées (par exemple, le lissage ou la compacité). Comme avec CLEAN, les méthodes RML permettent généralement d’interférer entre l’imagerie et l’auto-étalonnage, bien qu’elles puissent également être utilisées pour l’imagerie directe sur des quantités de fermeture robustes, à l’abri des erreurs d’étalonnage liées aux stations. Des méthodes RML ont été largement développées pour l’EHT (par exemple, Honma et al. 2014 ; Bouman et al. 2016 ; Akiyama et al. 2017 ; Chael et al. 2018b ; voir aussi le document IV).

Chaque algorithme d’imagerie possède une variété de paramètres libres pouvant affecter de manière significative l’image finale. Nous avons adopté une approche d’imagerie en deux étapes pour contrôler et évaluer les biais dans les reconstructions à partir de nos choix de ces paramètres. Lors de la première étape, quatre équipes ont travaillé indépendamment pour reconstruire les premières images EHT de M87 * en utilisant une première version de données d’ingénierie. Les équipes ont travaillé sans interaction pour minimiser les biais partagés, mais chacune a généré une image avec une caractéristique similaire : un anneau de diamètre 38–44 µas avec une luminosité accrue au sud (voir la figure 4 du papier IV).

Au cours de la deuxième étape de l’imagerie, nous avons développé trois pipelines d’imagerie, chacun utilisant un logiciel et une méthodologie associés différents. Chaque pipeline a étudié une gamme de paramètres d’imagerie, produisant entre <math|f=\sim 10^3\ et\ 10^4> images à partir de différentes combinaisons de paramètres. Nous avons déterminé un ensemble supérieur de combinaisons de paramètres produisant des images de M87 * compatibles avec les données observées et reconstruisant des images précises à partir de jeux de données synthétiques correspondant à quatre modèles géométriques connus (anneau, croissant, disque plein et double source asymétrique). ). Pour tous les pipelines, les images Top-Set montraient un anneau asymétrique d’un diamètre d’environ 40 µa, avec des différences apparaissant principalement dans les résolutions angulaires effectives obtenues par différentes méthodes.

Pour chaque pipeline, nous avons déterminé la combinaison unique de paramètres d’imagerie de référence du Top-Set qui a donné les meilleurs résultats pour tous les ensembles de données synthétiques et pour chaque méthodologie d’imagerie associée (voir la figure 11 dans le papier IV). Étant donné que les résolutions angulaires des images reconstruites varient selon les pipelines, nous avons rendu floues chaque image avec une résolution circulaire gaussienne jusqu’à une résolution angulaire conservatrice commune de 20 µas. La partie supérieure de la figure 3 montre une image de M87 * du 11 avril obtenue en faisant la moyenne des images fiduciales floues des trois pipelines. L’image est dominée par un anneau avec un profil asymétrique azimutal orienté selon un angle de position de 170 ° à l’est du nord. Bien que l’angle de position mesuré augmente d’environ 20 ° entre les deux premiers jours et les deux derniers jours, les caractéristiques de l’image sont globalement cohérentes pour les différentes méthodes d’imagerie et pour les quatre jours d’observation. Ceci est montré dans la partie inférieure de la figure 3, qui rapporte les images sur différents jours (voir aussi la figure 15 dans le papier IV). Ces résultats sont également cohérents avec ceux obtenus par ajustement dans le domaine de visibilité des modèles de magnétohydrodynamique géométrique et relativiste (GRMHD) (papier VI).

fig3
En haut : image EHT de M87 * tirée des observations du 11 avril 2017, à titre d’exemple représentatif des images recueillies lors de la campagne de 2017. L’image est la moyenne de trois méthodes d’imagerie différentes après convolution avec un noyau gaussien circulaire pour donner des résolutions adaptées. Le plus gros des trois noyaux (FWHM 20 μas) est indiqué en bas à droite. L’image est affichée en unités de température de luminosité, <math|f=T_b = S \ lambda^ {2} / 2 {k} _ {{\ rm {B}}} {\ rm {\ Omega}} >, où S est la densité de flux, λ est la longueur d’onde d’observation, kB est la constante de Boltzmann et Ω est l’angle solide de l’élément de résolution. En bas : images similaires prises au cours de différents jours montrant la stabilité de la structure de base de l’image et l’équivalence entre différents jours. Le Nord est en haut et l’Est est à gauche.

6. Modélisation théorique

L’apparence de M87 * a été modélisée avec succès à l’aide de simulations GRMHD, qui décrivent un disque magnétique turbulent, chaud, en orbite autour d’un trou noir de Kerr. Ils produisent naturellement un jet puissant et peuvent expliquer la distribution spectrale de l’énergie à large bande observée dans les LLAGN. À une longueur d’onde de 1,3 mm, et comme observé ici, les simulations prédisent également une ombre et un anneau d’émission asymétrique. Ce dernier ne coïncide pas nécessairement avec l’orbite circulaire la plus interne, ISCO, mais est plutôt lié à l’anneau de photons lentillé. Pour explorer ce scénario en détail, nous avons créé une bibliothèque d’images synthétiques (bibliothèque d’images) décrivant les flux d’accrétion magnétisés sur les trous noirs du GR145 (papier V). Les images elles-mêmes sont produites à partir d’une bibliothèque de simulations (Simulation Library) rassemblant les résultats de quatre codes résolvant les équations de GRMHD (Gammie et al. 2003 ; Sa̧dowski et al. 2014 ; Porth et al. 2017 ; Liska et al. 2018). . Les éléments de la bibliothèque de simulation ont été couplés à trois codes de traçage de rayons et de transfert de radiations relativistes généraux (GRRT, Bronzwaer et al. 2018 ; Mościbrodzka et Gammie 2018 ; Z. Younsi et al. 2019, en préparation). Nous nous limitons à fournir ici une brève description des configurations initiales et des scénarios physiques explorés dans les simulations ; voir l’article V pour des détails sur les codes GRMHD et GRRT, qui ont fait l’objet d’une validation croisée pour en vérifier l’exactitude et la cohérence (Gold et al. 2019 ; Porth et al. 2019).

Une simulation typique de GRMHD dans la bibliothèque est caractérisée par deux paramètres : le spin sans dimension <math|f=a _ {*} \ equiv {J_c} / {{GM}} ^ {2} >, où J et M sont respectivement le moment angulaire de rotation et masse du trou noir et flux magnétique sans dimension sur l’horizon des événements <math|f= \ phi \ equiv {\ rm {\ Phi}} / {(\ dot {M} {R} _ {{\ rm {g}}} ^ {2})} ^ {1/2} $, où Φ et $ \ dot {M}>sont respectivement le flux magnétique et le flux de masse (ou taux d’accrétion) à travers l’horizon. Etant donné que les simulations GRMHD s’adaptent à la masse du trou noir, M n’est défini que lors de la production des images de synthèse avec les codes GRRT. Le flux magnétique est généralement non nul car le champ magnétique est piégé dans le trou noir par le flux d’accrétion et maintenu par les courants dans le plasma environnant.

Ces deux paramètres permettent de décrire des disques d’accrétion progressifs (<math|f=a_* \geq 0>) ou rétrogrades (<math|f=a_* \lt 0>) par rapport à l’axe de rotation du trou noir, et dont les écoulements d’accrétion sont soit SANE (de Standard and Normal Evolution, Narayan et al. 2012) avec phgr 1, ou MAD (de Magnetically Arrested Diskk, Narayan et al. 2003) avec <math|f= \Phi \sim 15>.146 En substance, les flux d’accrétion SANE sont caractérisés par un flux magnétique sans dimension modérée et résultent de champs magnétiques initiaux plus petits que ceux des flux MAD. De plus, les angles d’ouverture de l’entonnoir magnétique dans les flux SANE sont généralement inférieurs à ceux des flux MAD. En variant <math|f=a_*\ et\ \Phi>, nous avons effectué 43 simulations haute résolution, tridimensionnelles et à long terme, couvrant bien les propriétés physiques des écoulements d’accrétion magnétisés sur les trous noirs de Kerr.

Toutes les simulations GRMHD ont été initialisées avec un tore faiblement aimanté gravitant autour du trou noir et entraînées dans un état de turbulence dû à des instabilités, notamment l’instabilité magnétorotationnelle (Balbus & Hawley, 1991), atteignant rapidement un état quasi stationnaire. Une fois la simulation terminée, les propriétés d’écoulement pertinentes à différents moments sont collectées pour être utilisées pour le post-traitement ultérieur des codes GRRT. La génération d’images de synthèse requiert, outre les propriétés du fluide (champ magnétique, champ de vitesse et densité de la masse au repos), les coefficients d’émission et d’absorption, l’inclinaison i (angle entre le vecteur moment cinétique accrétion-écoulement et la ligne de visée), l’angle de position PA (angle est-nord, c’est-à-dire, dans le sens inverse des aiguilles d’une montre, de la projection sur le ciel du moment angulaire d’accrétion-écoulement), la masse du trou noir M et la distance D à l’observateur.

Comme on pense que les photons à 1,3 mm de longueur d’onde observés par l’EHT sont produits par l’émission synchrotron, dont les coefficients d’absorption et d’émission dépendent de la fonction de distribution électronique, nous considérons que le plasma est composé d’électrons et d’ions qui ont la même température dans la régions du flux dominées magnétiquement (entonnoir), mais dont la température est sensiblement différente dans les régions dominées par le gaz (plan médian du disque). En particulier, nous considérons que le plasma est composé d’ions non relativistes de température Ti et d’électrons relativistes de température Te. Une simple prescription pour le rapport des températures des deux espèces peut alors être imposée sous la forme d’un paramètre unique (Mościbrodzka et al. 2016), de telle sorte que le gros de l’émission provient soit de faibles magnétisations (petite Rhigh, Te sime Ti / Rhigh) ou fortement magnétisées (grandes régions de Rhigh, Te sime Ti). Dans les modèles SANE, le disque (jet) est faiblement (fortement) aimanté, de sorte que les modèles Rhigh (élevés) produisent la plus grande partie de l’émission dans le disque (jet). Dans les modèles MAD, il existe partout des régions fortement magnétisées et les émissions proviennent principalement du plan médian du disque. Bien que cette prescription ne soit pas la seule possible, elle présente l’avantage d’être simple, suffisamment générique et robuste (voir l’annexe V pour une discussion sur les particules non thermales et le refroidissement radiatif).

Étant donné que chaque simulation GRMHD peut être utilisée pour décrire plusieurs scénarios physiques différents en modifiant la fonction de distribution d’électrons prescrite, nous avons utilisé la bibliothèque de simulation pour générer plus de 420 scénarios physiques différents. Chaque scénario est ensuite utilisé pour générer des centaines d’instantanés à différents moments de la simulation, ce qui permet de créer plus de 62 000 objets dans la bibliothèque d’images. À partir des images, nous avons créé des visibilités de modèle qui correspondent au programme d’observation EHT et les avons comparées aux visibilités VLBI mesurées, comme détaillé dans le document VI.

À titre d’exemple, la rangée supérieure de la figure 4 montre trois instantanés de modèle GRMHD de la bibliothèque d’images avec des spins et un type de flux différents, optimisés pour les phases de fermeture et les amplitudes des données du 11 avril. Pour ces modèles, nous avons produit des visibilités simulées pour l’horaire et les paramètres météorologiques du 11 avril et les avons étalonnées avec un pipeline synthétique de génération et d’étalonnage de données (Blecher et al. 2017 ; Janssen et al. 2019 ; Roelofs et al. 2019a). Les données simulées ont ensuite été imagées avec le même pipeline que celui utilisé pour les images observées. Les similitudes entre les images simulées (rangée du bas de la figure 4) et les images observées (figure 3) sont remarquables.

fig4
En haut : trois exemples de modèles d’instantanés parmi les mieux adaptés extraits de la bibliothèque d’images des simulations GRMHD du 11 avril correspondant à différents paramètres de spin et flux d’accrétion. En bas : mêmes modèles théoriques, traités par un pipeline de simulation VLBI avec le même calendrier, les mêmes caractéristiques de télescope et les mêmes paramètres météorologiques que lors de la simulation du 11 avril, et reproduits de la même manière que dans la Figure 3. Notez que même si l’ajustement aux observations est identique. bon dans les trois cas, ils font référence à des scénarios physiques radicalement différents ; Cela met en évidence le fait qu’un seul bon ajustement n’implique pas qu’un modèle est préféré aux autres (voir Papier V).

Globalement, lors de la combinaison de toutes les informations contenues dans les bibliothèques de simulation et d’image, l’origine physique des caractéristiques d’émission de l’image observée dans M87 * peut être résumée comme suit.

Premièrement, l’image observée est compatible avec l’hypothèse qu’elle est produite par un flux d’accrétion magnétisé en orbite autour de l’horizon des événements d’un trou noir de Kerr. L’anneau asymétrique est produit par une combinaison d’une forte lentille gravitationnelle et d’un faisceau relativiste, tandis que la dépression du flux central est la signature observationnelle de l’ombre du trou noir. Fait intéressant, tous les modèles d’accrétion sont cohérents avec l’image EHT, à l’exception des modèles a * = −0,94 MAD, qui ne produisent pas d’images suffisamment stables (c’est-à-dire que la variance entre les instantanés est trop grande pour être cohérente avec la image observée).

Deuxièmement, l’asymétrie nord-sud dans l’anneau d’émission est contrôlée par la rotation du trou noir et permet de déduire son orientation. Dans les modèles de disque corotatifs (où le moment angulaire de la matière et du trou noir sont alignés), la paroi de l’entonnoir, ou la gaine du jet, tourne avec le disque et le trou noir ; dans les modèles à disque contre-rotatif, la paroi de l’entonnoir lumineux tourne avec le trou noir mais contre le disque. L’asymétrie nord-sud est compatible avec les modèles dans lesquels la rotation du trou noir est dirigée à l’opposé de la Terre et est incompatible avec les modèles dans lesquels la rotation est dirigée vers la Terre.

Troisièmement, en adoptant une inclinaison de 17 ° entre le jet qui approche et la ligne de mire (Walker et al. 2018), l’orientation ouest du jet et un modèle de disque corotatif, la matière dans la partie inférieure de l’image se déplace vers la observateur (rotation dans le sens horaire vu de la Terre). Ceci est cohérent avec la rotation du gaz ionisé sur des échelles de 20 pc, soit 7 000 rg (Ford et al. 1994 ; Walsh et al. 2013) et avec le sens inféré de rotation des observations VLBI à 7 mm (Walker et al. 2018).

Enfin, les modèles avec * = 0 sont désavantagés par l’exigence d’observation très conservatrice voulant que la puissance du jet soit <math|f=P_{jet} \gt 10^{42} erg s^{-1}>. En outre, dans les modèles qui produisent un jet suffisamment puissant, celui-ci est alimenté par extraction de l’énergie de rotation des trous noirs par le biais de mécanismes analogues au processus de Blandford – Znajek.

7. Comparaison de modèles et estimation de paramètres

Dans Paper VI, la masse du trou noir provient de l’ajustement aux données de visibilité des modèles géométriques et GRMHD, ainsi que des mesures du diamètre de l’anneau dans le domaine de l’image. Nos mesures restent cohérentes dans les méthodologies, les algorithmes, les représentations de données et les ensembles de données observées.

Motivés par les structures en anneau d’émission asymétriques observées dans les images reconstruites (section 5) et par les structures d’émission similaires observées dans les images de simulations GRMHD (section 6), nous avons développé une famille de modèles de croissant géométrique (voir par exemple Kamruddin & Dexter 2013). ) pour comparer directement aux données de visibilité. Nous avons utilisé deux algorithmes d’inférence bayésiens distincts et démontré que de tels modèles de croissant sont statistiquement préférés par rapport à d’autres modèles géométriques de complexité comparable que nous avons explorés. Nous trouvons que les modèles de croissant fournissent des ajustements aux données qui sont statistiquement comparables à ceux des images reconstruites présentées dans la section 5, ce qui nous permet de déterminer les paramètres de base des croissants. Les modèles les mieux adaptés pour la bague à émission asymétrique ont des diamètres de 43 ± 0,9 µa et des largeurs fractionnaires par rapport à un diamètre inférieur à 0,5. L’émission chute brusquement à l’intérieur de l’anneau d’émission asymétrique, la dépression centrale ayant une luminosité u003c10% de la luminosité moyenne de l’anneau.

Les diamètres des modèles de croissant géométriques mesurent les tailles caractéristiques des régions émettrices qui entourent les ombres et non les tailles des ombres elles-mêmes (voir, par exemple, Psaltis et al. 2015 ; Johannsen et al. 2016 ; Kuramochi et al. 2018, pour les biais potentiels).

Nous modélisons le diamètre angulaire croissant d en termes de rayon gravitationnel et de distance, <math|f= \theta_g \equiv GM/c^2D>, as <math|f= d = \alpha \Theta_g>, where <math|f= \alpha> est une fonction du spin, de l’inclinaison et de <math|f= R_{high}> (<math|f= \alpha \simeq 9,6-10,4> correspond à l’émission de l’anneau de photons lentillé seulement). Nous calibrons <math|f= \alpha>en ajustant les modèles géométriques du croissant à un grand nombre de données de visibilité générées à partir de la bibliothèque d’images. Nous pouvons également adapter les visibilités des modèles générés à partir de la bibliothèque d’images aux données M87 *, ce qui nous permet de mesurer directement <math|f= \Theta_g> directement.Cependant, une telle procédure est compliquée par la nature stochastique de l’émission dans le flux d’accrétion (voir, par exemple, Kim et al. 2016). Pour rendre compte de cette structure turbulente, nous avons développé un formalisme et de multiples algorithmes permettant d’estimer les statistiques des composants stochastiques à l’aide d’ensembles d’images issus de simulations GRMHD individuelles. Nous constatons que les données de visibilité ne sont pas incompatibles avec la réalisation de nombreuses simulations GRMHD. Nous concluons que les paramètres de modèle récupérés sont cohérents d’un algorithme à l’autre. : mauvaise substitution

Enfin, nous extrayons le diamètre, la largeur et la forme de la bague directement à partir d’images reconstituées (voir la section 5). Les résultats sont cohérents avec les estimations de paramètres des modèles de croissant géométriques. En suivant la même procédure d’étalonnage GRMHD, nous déduisons les valeurs de θg et α pour les images reconstruites avec maximum de vraisemblance régularisée et CLEAN.

En combinant les résultats de toutes les méthodes, nous mesurons des diamètres de zone d’émission de 42 ± 3 µa, des tailles angulaires du rayon gravitationnel θg = 3,8 ± 0,4 µa et des facteurs d’échelle compris entre α = 10.7 et 11.5, avec des erreurs associées d’environ 10%. Pour la distance de 16,8 ± 0,8 Mpc adoptée ici, la masse du trou noir est M = (6,5 ± 0,7) × 109 M⊙ ; l’erreur systématique fait référence au niveau de confiance de 68% et est beaucoup plus grande que l’erreur statistique de 0,2 × 109 M⊙. De plus, en traçant le pic de l’émission dans l’anneau, nous pouvons déterminer la forme de l’image et obtenir un rapport entre les axes majeur et mineur de l’anneau inférieur à 4 : 3 ; cela correspond à un écart inférieur à 10% par rapport à la circularité en termes de distance racine-carré par rapport à un rayon moyen.

Le tableau 1 récapitule les paramètres mesurés des caractéristiques de l’image et les propriétés des trous noirs déduites, en fonction des données de toutes les bandes et de tous les jours combinés. La masse de trous noirs inférée favorise fortement la mesure basée sur la dynamique stellaire (Gebhardt et al. 2011). La taille, l’asymétrie, le contraste de luminosité et la circularité des images reconstruites et des modèles géométriques, ainsi que le succès des simulations GRMHD dans la description des données interférométriques, concordent avec les images EHT de M87 * associées à une émission fortement focalisée de la
proximité d’un trou noir Kerr.

Tableau 1
Dérivé du domaine de l’image. bDérivé de l’ajustement du modèle en croissant. cLes erreurs de masse et les erreurs systématiques sont les moyennes des trois méthodes (modèles géométriques, modèles GRMHD et extraction d’anneaux dans le domaine de l’image). dLa valeur exacte dépend de la méthode utilisée pour extraire d, qui se reflète dans la plage donnée. eRederived from vraisemblance distributions (Paper VI).

8. Discussion

Un certain nombre d’éléments renforcent la robustesse de notre image et la conclusion que celle-ci est compatible avec l’ombre d’un trou noir telle que prédite par GR. Premièrement, notre analyse a utilisé plusieurs techniques indépendantes d’étalonnage et d’imagerie, ainsi que quatre ensembles de données indépendantes prises quatre jours différents dans deux bandes de fréquences distinctes. = ε dans Johannsen & Psaltis 2010). Deuxièmement, la structure de l’image correspond bien aux prévisions précédentes (Dexter et al. 2012 ; Mościbrodzka et al. 2016) et est bien reproduite par notre vaste effort de modélisation présenté à la section 6. Troisièmement, parce que notre mesure de la masse du trou noir dans M87 * est non incompatible avec toutes les mesures de masse antérieures, cela nous permet de conclure que l’hypothèse nulle de la métrique de Kerr (Psaltis et al. 2015 ; Johannsen et al. 2016), à savoir l’hypothèse selon laquelle le trou noir est décrit par Kerr métrique, n’a pas été violé. Quatrièmement, l’anneau d’émission observé reconstruit dans nos images est proche de circulaire avec un rapport axial lesssim4 : 3 ; de même, les images de la moyenne temporelle de nos simulations GRMHD montrent également une forme circulaire. Après avoir associé à la forme de l’ombre un écart par rapport à la circularité inférieur à 10%, nous pouvons définir une limite initiale d’ordre quatre sur les écarts relatifs de le moment quadripolaire de la valeur de Kerr (Johannsen & Psaltis 2010). Autrement dit, si Q est le moment quadripolaire d’un trou noir de Kerr et que ΔQ l’écart déduit de la circularité, notre mesure - et le fait que l’angle d’inclinaison est supposé petit - implique que ΔQ / Q lesssim 4 (ΔQ / Q

Enfin, en comparant les amplitudes de visibilité de M87 * avec les données de 2009 et 2012 (Doeleman et al. 2012 ; Akiyama et al. 2015), la taille globale du cœur de la radio à une longueur d’onde de 1,3 mm n’a pas changé de manière appréciable, malgré la variabilité du flux total. densité. Cette stabilité est cohérente avec l’hypothèse selon laquelle la taille de l’ombre est une caractéristique liée à la masse du trou noir et non aux propriétés d’un flux plasmatique variable.

Il est également simple de rejeter certaines interprétations astrophysiques alternatives. Par exemple, il est peu probable que l’image soit produite par un jet caractéristique, car les observations VLBI multi-époques du jet de plasma dans M87 (Walker et al. 2018) à des échelles situées en dehors de l’horizon ne montrent pas d’anneaux circulaires. La même chose est généralement vraie pour les jets AGN dans les grandes enquêtes VLBI (Lister et al. 2018). De même, si l’anneau apparent apparaissait comme un alignement aléatoire de taches d’émissions, elles auraient également dû s’éloigner à des vitesses relativistes, c’est-à-dire environ 5 μas par jour (Kim et al. 2018b), ce qui a entraîné des changements structurels et des tailles mesurables. Les modèles GRMHD de cônes à jet creux pourraient montrer dans des conditions extrêmes des caractéristiques d’anneau stables (Pu et al. 2017), mais cet effet est inclus dans une certaine mesure dans notre bibliothèque de simulation pour les modèles avec Rhighu003e 10. Enfin, un anneau d’Einstein formé par gravitation La lentille d’une région claire dans le contre-jet nécessiterait un alignement précis et une taille supérieure à celle mesurée en 2012 et 2009.

Dans le même temps, il est plus difficile d’éliminer les alternatives aux trous noirs dans les GR, car une ombre peut être produite par tout objet compact dont l’espace-temps est caractérisé par des orbites à photons circulaires instables (Mizuno et al. 2018). En effet, si la métrique de Kerr reste une solution dans certaines théories alternatives de la gravité (Barausse et Sotiriou 2008 ; Psaltis et al. 2008), les solutions de trou noir autres que celles de Kerr existent dans une variété de théories modifiées de ce type (Berti et al. 2015). . De plus, les alternatives exotiques aux trous noirs, telles que les singularités nues (Shaikh et al. 2019), les étoiles du boson (Kaup, 1968 ; Liebling & Palenzuela, 2012) et les gravastars (Mazur et Mottola, 2004 ; Chirenti et Rezzolla, 2007), sont des solutions admissibles GR et fournissent des modèles concrets, bien que artificiels. Certains de ces objets compacts exotiques peuvent déjà se révéler incompatibles avec nos observations étant donné notre masse maximale antérieure. Par exemple, les ombres de singularités nues associées aux espaces-temps de Kerr avec $ | a _ * | \ gt 1 $ sont nettement plus petits et très asymétriques par rapport aux trous noirs de Kerr (Bambi & Freese 2009). De plus, certains types de trous de ver couramment utilisés (Bambi 2013) prédisent des ombres beaucoup plus petites que celles que nous avons mesurées.

Cependant, les autres candidats objets compacts doivent être analysés avec plus de soin. Les étoiles en boson sont un exemple d’objets compacts ayant des orbites de photons circulaires, mais sans surface ni horizon d’événements. Dans un tel espace-temps, les géodésiques nuls sont redirigées vers des observateurs distants (Cunha et al. 2016), de sorte que l’ombre puisse en principe être remplie par l’émission d’images obtenues par lentilles de sources radioélectriques distantes, générant ainsi une image miroir complexe du ciel. Plus important encore, l’accrétion afflue sur les bosons se comporte différemment, car ils ne produisent pas de jets, mais des torres d’accrétion bloqués qui les distinguent des trous noirs (Olivares et al. 2019). Les Gravastars fournissent des exemples d’objets compacts ayant des orbites de photons instables et une surface dure, mais pas un horizon d’événements. Dans ce cas, alors qu’une seule image du flux d’accrétion pourrait en principe être très similaire à celle d’un trou noir, les différences de dynamique d’écoulement à la surface stellaire (H. Olivares et al. 2019, en préparation) champs (Lobanov 2017), ou un rayonnement excessif dans l’infrarouge (Broderick & Narayan 2006) permettrait de distinguer un gravastar d’un trou noir.

Globalement, les résultats obtenus ici offrent un nouveau moyen d’étudier les espaces-temps des objets compacts et complètent la détection des ondes gravitationnelles provenant de trous noirs de masse stellaire en coalescence avec LIGO / Virgo (Abbott et al. 2016). Nos contraintes sur les déviations par rapport à la géométrie de Kerr reposent uniquement sur la validité du principe d’équivalence et ne tiennent pas compte de la théorie de la gravité sous-jacente, mais peuvent être utilisées pour mesurer, avec une précision toujours meilleure, les paramètres de la métrique d’arrière-plan. D’autre part, les observations actuelles des fusions sur les ondes gravitationnelles explorent la dynamique de la théorie sous-jacente, mais ne peuvent pas s’appuyer sur la possibilité de mesures multiples et répétées de la même source.

Pour souligner la complémentarité des observations électromagnétiques des trous noirs par ondes gravitationnelles et électromagnétiques, nous notons que l’une des caractéristiques fondamentales des trous noirs dans les ressources génétiques est que leur taille est proportionnelle à la masse., Pour souligner la complémentarité des observations gravitationnelle des ondes électromagnétiques et des trous noirs, nous notons qu’une caractéristique de base des trous noirs dans GR est que leur taille varie linéairement avec la masse.

Enfin, le cœur de la radio dans M87 est assez typique des jets radio puissants en général. Il se situe sur le plan fondamental de l’activité des trous noirs pour les cœurs radio (Falcke et al. 2004), reliant via de simples lois d’échelle les propriétés radio et rayons X des candidats trous noirs de faible luminosité à travers des échelles de masse et de taux d’accrétion très différentes. Cela suggère qu’ils sont alimentés par un objet commun invariant en échelle. Par conséquent, établir la nature des trous noirs pour M87 * confirme également le paradigme général selon lequel les trous noirs sont la source de puissance des galaxies actives.

9. Conclusion et perspectives

Nous avons assemblé EHT, un réseau mondial VLBI fonctionnant à une longueur d’onde de 1,3 mm et imaginé des structures à l’échelle de l’horizon autour du candidat trou noir supermassif de M87. En utilisant plusieurs méthodes indépendantes de calibration, d’imagerie et d’analyse, nous trouvons que l’image est dominée par une structure en anneau de 42 ± 3 µa de diamètre, plus lumineuse dans le sud. Cette structure présente une dépression de luminosité centrale avec un contraste supérieur à 10 : 1, que nous identifions à l’ombre du trou noir. La comparaison des données avec une bibliothèque étendue d’images synthétiques obtenues à partir de simulations GRMHD couvrant différents scénarios physiques et conditions de plasma révèle que les caractéristiques de base de notre image sont relativement indépendantes du modèle astrophysique détaillé. Cela nous permet d’obtenir une estimation de la masse du trou noir de M = (6,5 ± 0,7) × 109 M⊙. Sur la base de notre modélisation et des informations sur l’angle d’inclinaison, nous déduisons le sens de rotation du trou noir dans le sens des aiguilles d’une montre, c’est-à-dire que la rotation du trou noir est à l’opposé de nous. L’excès de luminosité dans la partie sud de la bague d’émission s’explique par le faisceau relativiste de matériau tournant dans le sens des aiguilles d’une montre, comme le voit l’observateur, c’est-à-dire que la partie inférieure de la région d’émission se déplace vers l’observateur.

Des observations futures et des analyses plus poussées permettront de tester plus précisément la stabilité, la forme et la profondeur de l’ombre. L’une de ses caractéristiques clés est qu’il devrait rester en grande partie constant dans le temps car la masse de M87 * ne devrait pas changer de manière mesurable sur les échelles de temps humaines. L’analyse polarimétrique des images, que nous rapporterons à l’avenir, fournira des informations sur le taux d’accrétion via la rotation de Faraday (Bower et al. 2003 ; Marrone et al. 2007 ; Kuo et al. 2014 ; Mościbrodzka et al. 2017) et sur le flux magnétique. Des images de plus haute résolution peuvent être obtenues en utilisant une longueur d’onde plus courte, soit 0,8 mm (345 GHz), en ajoutant plus de télescopes et, dans un avenir plus lointain, avec une interférométrie spatiale (Kardashev et al. 2014 ; Fish et al. 2019 ; Palumbo et al. 2019 ; F. Roelofs et al. 2019b, en préparation).

Une autre source primaire d’ISE, Sgr A *, a une masse mesurée avec précision de trois ordres de grandeur inférieure à celle de M87 *, avec des échelles de temps dynamiques de minutes au lieu de jours. Pour observer l’ombre de Sgr A *, il faudra prendre en compte cette variabilité et atténuer les effets de diffusion causés par le milieu interstellaire (Johnson 2016 ; Lu et al. 2016 ; Bouman et al. 2018). L’analyse non-image dépendante du temps peut être utilisée pour suivre potentiellement le mouvement de la matière émettrice près du trou noir, comme cela a récemment été rapporté par des observations interférométriques dans le proche infrarouge (Gravity Collaboration et al. 2018b). Ces observations fournissent des tests et des sondes séparés de ressources génétiques à une autre échelle de masse (Broderick et Loeb, 2005 ; Doeleman et al., 2009b ; Roelofs et al., 2017 ; Medeiros et al., 2017).

En conclusion, nous avons montré qu’il était désormais possible d’étudier directement l’ombre des candidats candidats aux trous noirs supermassifs au moyen d’ondes électromagnétiques, transformant ainsi cette frontière insaisissable d’un concept mathématique en une entité physique pouvant être étudiée et testée par le biais d’observations astronomiques répétées.

M87-2 Array et Instrumentation