Gravitációshullám-asztrofizika. 19. Periodikus jelek

Átírás

1 Gravitációshullám-asztroizika 19. Periodikus jelek A periodikus GH-jelek orrásai és keresése. A jelkeresést nehezítő izikai eektusok Periodikus jelorrások célzott és vak keresése. Kis-Tóth Ágnes Fizikus MSc 1. évolyam Eötvös Loránd Tudományegyetem, Budapest, 13

2 1. Gravitációs hullámokról általában 1.1 Elméleti jóslat A gravitációs hullám a téridő görbületének hullámszerűen terjedő megváltozása, amelyet az általános relativitáselmélet jósolt meg. Nemcsak a klasszikus értelemben megogalmazott tömegvonzás mellékterméke, hanem a gyorsuló tömeg kelti. A gravitációs sugárzás a gravitációs hullámok által továbbított energia. Ez a jelenség elektromágneses sugárzáshoz hasonló, amelyet gyorsuló elektromosan töltött részecskék hoznak létre. A lényeges különbség a kettő között, hogy negatív tömeg jelenlegi tudásunk szerint nincs. Emiatt nincs gravitációs dipólus, hanem a gravitációs sugárzás kvadrupól sugárzás. A tömeg és/vagy az energia megváltozásával együtt járó olyamatok, melyek során legalább a kvadrupól-momentum az időben megváltozik, gravitációs hullámok kibocsátásához vezet []. A gravitációs hullámok egy indirekt kimutatása sikerült Russell Hulsenak és Joseph Taylornak, a Princeton Egyetem izikusainak. A két tudós az 1974-ben eledezett kettőspulzár, a PSR sok éves megigyelésével igazolta, hogy az egymás körül keringő kettős rendszer keringési periódusa rövidült az évek során. Ebből következtettek arra, hogy a rendszer energiát veszít méghozzá a gravitációshullám-kibocsájtásnak köszönhetően [1]. A megigyelt energiaveszteség pontosan egyezik az elméletileg számolt értékkel, amelyet a gravitációs sugárzás veszteségére kaptak. Hulse-t és Taylort eledezésükért 1993-ban izikai Nobel-díjjal tüntették ki [14]. 1. Gravitációs hullámok típusai A gravitációs hullámok alkotta sztochasztikus háttér A sztochasztikus háttér egyrészt az univerzum keletkezése után lezajló heves anyagmozgások keltette hullámokból áll. Másrészt olyan gravitációshullám-orrások jeleiből, melyek egyedileg nem megkülönböztethetőek. Az intererometrikus gravitációshullám-detektorokkal észlelni remélt sztochasztikus háttér a két háttér összegéből adódik [] Bespirálozó kettősök jele Az egymás körül szoros pályán keringő kettős rendszerek életútja, és így a kisugárzott gravitációs hullámok jellege is három szakaszra bontható. A kezdetben közel állandó rekvenciával keringő kettős rendszer energiája és impulzusmomentuma a gravitációs hullámok kisugárzása miatt csökken, ezért a kettős rendszer tagjai egymáshoz közelednek, a kibocsájtott jel rekvenciája emiatt lassú ütemben, de olyamatosan nő (százmillió évig is eltarthat ez a szakasz). Ez a szakasz az úgynevezett bespirálozódás (angolul inspiral).

3 Ezt követi az összeolvadás (angolul merge), amikor a kettős pályája instabillá válik, és a két objektum egymásba zuhan. Ekkor egyetlen rövid, nagy intenzitású impulzust sugároznak ki, amelynek a rezgésszáma gyorsan változik. Végül a lecsengés következik (angolul ringdown), ami a már összeolvadt tagokból keletkezett, még nem orgásszimmetrikus termék gravitációshullám-jele []. Kitörések Minden jelet a kitörésekhez sorolunk, ami tranziens és hullámormája gyengén (vagy egyáltalán nem) modellezett. Ilyen például a kettős rendszerek összeolvadásakor keltett jel, de jó példa a nagytömegű csillagok magjának összeomlásakor kibocsájtott jel is. Az nagytömegű csillagok sűrű belső magja életciklusuk végén összeesik, szupernóva robbanás következik be, melynek eredményeként neutroncsillag vagy eketelyuk keletkezik. A olyamat során hatalmas tömegek gyorsulnak, ezért lehet ez a jelenség gravitációs hullámok orrása []. Periodikus jelek Periodikus gravitációshullám-orrás alatt olyan objektumot értünk, ami állandó rekvenciával, vagy közel állandó rekvenciával, sugároz gravitációs hullámokat hozamosabb ideig, hetekig, hónapokig, vagy még tovább. Folytonos, állandó rekvenciájú jel orrására tipikus példa egy olyan neutroncsillag, mely állandó orgást végez, de nem tengelyszimmetrikus [] [4]. 1.3 Gravitációs hullámok detektálása A gravitációs hullámok kimutatására ma Michelson-intererométereket használnak Fabry-Perrot karokkal. Ezen detektorok működésének alapját az L alakban elhelyezett, általában kilométer hosszúságú karokban haladó lézersugár intererenciája képezi. Gravitációs hullám áthaladásakor az egyes karok végén található végponttükrök távolsága a nyalábosztótól különböző mértékben változik, ennek eredményeként a két kar irányából érkező otonok egyesítésekor intererenciakép alakul ki. Gravitációs hullámok detektálására alkalmas intererométer vázlatos rajza látható az 1. ábrán []. Gravitációs hullám nélkül az intererométer kioltásra van beállítva, gravitációs hullám áthaladásakor a hullám kvadrupól jellege miatt az egyik karban a lézersugár útja megnyúlik, míg a másikban összehúzódik. A két optikai úthossz különbségét és relatív különbségét az intererenciakép alapján mérhetjük az idő üggvényében: δ L t) = L ( t) L ( ) (1.1) ( 1 t L( t) L1 ( t) L ( t) h( t) = δ = (1.) L L

4 1.ábra Gravitációs hullámok detektálására tervezett Michelson-intererométer Fabry-Perrot karokkal vázlatos rajza []. A h(t) relatív optikai úthossz különbség egy dimenziótlan mennyiség, aminek értéke tetszőleges gravitációs hullám esetén a következőképpen becsülhető []: G h ~ c Q&& G 4 r c Mv r 4 G 4 c 4E r kin (1.3) ahol G a gravitációs állandó, c a énysebesség, Q & a kvadrupól-momentum második időderiváltja és r a orrás távolsága. Az M a orrás tömege, v a belső sebessége és E kin a belső kinetikus energiája. Például egy néhány száz Mpc távolságban lévő kettős neutroncsillag rendszer esetén, ahol az E kin = h ~ 1 M c Θ ( Θ M a Nap tömege): 1 1 (1.4) Ez azt jelenti, hogy egy L = 1 km karhosszúságú intererométer esetén δ L = h L = 1 16 cm pontossággal kell tudnunk mérni a δ L(t) megváltozást. Emiatt a gravitációshullám-kutatás várható célpontjai olyan közeli ~ orrások, melyek tömege legalább ~ naptömeg pc távolságban található Kettős rendszerek esetén például csak neutroncsillag párok, ekete lyuk párok illetve neutroncsillag és ekete lyuk kettős esetén várunk detektálható jeleket, de ilyen rendszereknél is csak a bespirálozódás utolsó másodperceinek és az azt követő összeolvadásnak várható akkora amplitúdója, ami Földi detektorokkal is mérhető.

5 . Periodikus gravitációs hullámok.1 Pulzárok Periodikus gravitációshullám-orrások állandó rekvenciával sugároznak hasonlóan, mint a rádió csillagászatban a pulzárok, melyek konstans rekvenciával emittálnak rádiórekvenciás elektromos jeleket. Laboratóriumi viszonyok között nem lehet kimutatható erősségű gravitációs hullámokat kelteni. Az asztroizikai olyamatokban viszont az ott előorduló hatalmas anyagsűrűségek és a tekintélyes sebességek miatt a keletkező gravitációs hullámok mérhetőek. Ebből szempontból is igen nagy jelentőségű volt a pulzárok eledezése. Az első négy pulzárt 1967-ben találta A. Hewish és Jocelyn Bell Cambridge-ben. Ma mintegy 45 pulzárt ismerünk [14]. Egyedileg jellemző rádió jelalakjuk van, amelyek periódusideje a másodperc törtrészétől kb. négy másodpercig terjed. A pulzárok neutroncsillagok, kicsiny, 1- km átmérőjű égitestek, tömegük körülbelül 1,5 naptömeg, sűrűségük kg/m³. A világítótoronyéhoz hasonló csóvában kibocsátott rádiójeleik a mozgásukról, belső szerkezetük átrendeződéséről is elvilágosítást adnak [14]. Folytonos, állandó rekvenciájú gravitációshullám-jel orrására is tipikus példa lehet egy neutroncsillag, mely állandó orgást végez és nem tengely szimmetrikus [] [5]. Tehát ha olyan deormált az alakja, vagy úgy van összenyomva vagy megnyújtva, hogy ez a deormáció nem idomul szimmetrikusan a orgás tengelyéhez, akkor gravitációs hullámokat og kisugározni. Erre láthatunk példát a. ábrán..ábra Ha a z tengelyt tekintjük a orgástengelynek, akkor az (a) ábra egy tengelyszimmetrikus, a (b) ábra pedig egy nem tengelyszimmetrikus deormációját mutatja egy neutroncsillagnak. Emiatt csak a (b) lehet orrása gravitációs hullámoknak az (a) nem.

6 . Periodikus jelek jel-zaj aránya A gravitációs hullámok detektálásakor a legnagyobb nehézséget az jelenti, hogy eledezzük a jelet az állandóan jelen lévő zaj ellenére. Ahhoz, hogy egy jelet tényleg jelen lévőnek tekinthessünk az úgynevezett jel-zaj arányt (angolul signal-to-noise ratio, vagy SNR) kell vizsgálnunk. Ennek pontos deiníciója: ( ) ( ) d h SNR = (.1) S ahol S( ) a detektor zajának egyoldali teljesítmény spektruma, h ( ) pedig a jel egyoldali teljesítményspektruma. A gravitációs hullámok első eledezéséig egy jelet a zajtól valóban megkülönböztethetőnek tekintünk, ha az így kapott jel-zaj arányra: SNR > 8. Ez a konzervatív, viszonylag magas érték a gravitációs hullámok tényleges kimutatása után igény szerint csökkenthető. Periodikus jel esetén a jel hullámormája ismert és így egy adott T ideig tartó mérés a jel-zaj arány megadható. A jel hullámormája: h ( t) h = cos ( π t) t T egyébként (.) ahol h a gravitációs hullám amplitúdója, a rekvenciája. A periodikus gravitációs hullám rekvenciája kétszerese a jel orrásának, vagyis a nem orgásszimmetrikus neutroncsillag orgási rekvenciájának, hiszen a gravitációshullám-sugárzás mindig kvadrupólsugárzás [4]. Ilyen típusú jel esetén levezethető, hogy a jel-zaj arány értéke: ahol n = S( ) h SNR = T n ~ (.3) ~ a detektorzaj egyoldali teljesítményének gyöke a jel rekvenciáján. A képletből jól látható, hogy az idő négyzetgyökével arányosan nő a jel-zaj arány. Emiatt a periodikus jelorrások vizsgálata ígéretes a gravitációs hullámok kutatásában, mert hónapokban illetve években mérhető működési idő után már elérhető kellően magas jelzaj arány.

7 .3 Periodikus jelek alakja és várható amplitúdója Egy gravitációshullám-jel általános alakja két üggetlen transzverzális polarizációra bontható, melyeket a + és jelek azonosítanak [4]. A két polarizációhoz tartozó t h t. hullámorma az idő üggvényében h + ( ) és ( ) A gravitációshullám-detektor segítségével rögzített jel ekkor lineáris közelítésben a következő alakú lesz: ( t, ϑ, ϕ, ψ ) h ( t) F ( t, ϑ, ϕ, ) h ( t) h ( t) = F+ + + ψ (.4) ahol ϑ és ϕ a orrás gömbi koordinátái a detektor karjaihoz rögzített vonatkoztatási rendszerben, ψ a hullám polarizációjának szöge és a két F üggvény adja meg a különböző polarizációkhoz tartozó modulációt [4] [13]. Periodikus jelek esetén a sugárzott jel egyes polarizációs komponensei a következő alakúak: ( t) A cos Φ( t) h + = + (.5) ( t) A sin Φ( t) h = (.6) A képletben A+ és A a különböző polarizációk amplitúdói, a Φ(t) pedig a jel ázisa. Egy nem tengelyszimmetrikus pulzár által sugárzott jel esetén az amplitúdók: + = h ( 1+ ξ ) 1 A cos (.7) A = h cos( ξ ) (.8) ahol ξ a orgástengely és a látóirány által bezárt szög, illetve a h értéke az alábbi: h = 4π G I zz ε 4 c r (.9) Az r a orrás és a detektor távolsága, a gravitációs hullám rekvenciája, ami megegyezik a orrás orgási rekvenciájának kétszeresével. Az I zz a orrás orgástengelyre vonatkozó tehetetlenségi nyomatéka, ε az egyenlítői ellipticitás, ami a orrás alakjának tengelyszimmetrikustól való eltérését jellemzi. Ez a három tengelyre vonatkozó tehetetlenségi nyomatékok alapján így lenne számolható [4] [1] [13]: I xx I yy ε = (.1) I zz

8 Számunkra az ε értéke sokszor ismeretlen, de különböző modellek alapján becsülhető. Becsült értéke körülbelül [3]. Neutroncsillag általunk eddig mért legnagyobb orgási rekvenciája 716 Hz, ezért az gravitációs hullámok rekvenciájának értéke várhatóan kisebb mint khz. Miután a h értéke a orrás távolságával ordítottan arányosan csökken, ezért várhatóan, csak a galaxison belüli orrások jeleit igyelhetjük meg, ahol az r értéke kisebb mint 1 kpc. Ezért h nagyságrendje a következő: h I zz kg m 1kpc ε 6 r 1Hz 1 (.11) Közeli, nagy rekvenciájú neutroncsillagok esetén, például 5 pc távolságban lévő 7 Hz orgási rekvenciájú orrás esetén, ha az ε értéke 1-4, akkor akár 1-1 nagyságrendig is elnőhet ez az érték. A gravitációs hullámok amplitúdójára első korlátot adhatunk a orgó neutroncsillagokra jellemző úgy nevezett spin-down jelenség alapján [4]. Egy orgó neutroncsillag esetén rádiócsillagászati megigyelésekben észrevehető a orgás lassulása, mellyel együtt a gravitációs hullám rekvenciája is az idő üggvényében változik. A orrás orgási rekvenciájának változását első rendben a következőképpen írhatjuk le: ( t) + ( t ) = & (.1) t ahol t azt az időpontot jelöli, amikor a hullámront megérkezik a Naprendszer tömegközéppontjába (Solar System Barycenter SSB), a rekvencia egy adott t reerencia időpontban, & a rekvencia első deriváltja az idő üggvényében. A spin-down jelenség ő oka eltételezhetően az elektromágneses hullámok kisugárzása miatt bekövetkező energiaveszteség, de valójában nem tudjuk, hogy mekkora az elektromágneses hullámok, és mekkora a gravitációs hullámok kisugárzása okozta energiaveszteség aránya. A orgás lassulásának üteméből a teljes energiaveszteségre tudunk következtetni, viszont ha eltételezzük, hogy ez a olyamat teljes egészében a gravitációs hullámok sugárzásának köszönhető, akkor egy első korlátot adhatunk a gravitációs hullámok amplitúdójára. A teljes energiaveszteséghez tartozó gravitációs hullám amplitúdója [4]: & 5 1Hz 1kpc h sd = Hz / s r (.13) Ezt az angol szaknyelvben spin-down limitnek nevezik, és minden ismert pulzár esetén az értéke megadható. A valós jel ennek várhatóan csak a töredéke lesz, mégis becslésnek jó, ez alapján tudjuk, hogy egy adott orrás esetén ennél az értéknél kisebb amplitúdójú jeleket kell keresnünk.

9 3. Periodikus jelek keresése 3.1 Célzott keresés Gravitációs hullámok célzott keresése esetén a orrás valamely paramétere vagy paraméterei ismertek számunkra. Ilyenek lehetnek a orrás éggömbön eloglalt helyzete, távolsága és rekvenciája. Ezeket a paramétereket a otometriai és asztrometriai mérésekből ismerhetjük. Periodikus jelorrások esetén a célzott keresés célpontjai lehetnek az ismert pulzárok. Ma már számos pulzárt, sőt pulzár kettős rendszer helyzetét és rekvenciáját ismerjük, hiszen eledezésük óta a pulzárok a csillagászok érdeklődésének élvonalába tartoznak. Ennek oka, hogy a pulzárok segítenek az univerzum eltérképezésében, a csillagközi anyagok megismerésében, sőt bizonyos nagy rekvenciás pulzárok egy atomóra pontosságát is elülmúlják. A sokéle pulzár között akadnak nem tengely szimmetrikus pulzárok, melyek periodikus gravitációshullám-orrások. Gravitációs hullámok kutatásának célpontja például a Vela, valamint a rák ködben található Crab pulzár is, melyek helyzete és rekvenciája korábbi kutatásokból jól ismert [6] [1]. Ismert orrású és rekvenciájú periodikus gravitációs hullámok detektálásakor is azonban igyelembe kell vennünk, hogy a detektor és a orrás relatív helyzete és sebessége olyamatosan változik. A Föld tengely körüli orgása és a Nap körüli keringése miatt a detektor bizonyos időszakokban közeledik, máskor távolodik a hullám orrásától, és az ebből akadó Doppler-eltolódás hatással van a gravitációs hullámok mért rekvenciájára. A gravitációs hullámok lehetséges rekvenciáját tekintve a Föld Nap körüli keringésének hatása első körben elhanyagolható, viszont a Föld tengely körüli orgása valóban megigyelhető hatással van a jel rekvenciájára, és ez a hatás pontosan leírható. A rekvencia megváltozása a következőképpen írható el: ( t) v n ( t) = ˆ t + ( ) (3.1) c 1 Itt ˆ ( t) egy adott t időpontban a gravitációs hullám rekvenciája a orráshoz rögzített koordinátarendszerben, pedig a hullám rekvenciája a detektorhoz rögzített koordinátarendszerben. Az n a gravitációs hullám orrásába mutató egységvektor, és v ( t) jelöli a detektor sebességét az SSB-hez képest, vagyis ( t) v két komponens, a orgás illetve a keringés által meghatározott komponens összegeként adható meg [4] [13]. A Föld orgásának nem csak a detektált gravitációs jelek rekvenciájára, hanem az amplitúdójára is hatással van, ugyanis a detektorok érzékenysége nem egyorma a tér minden irányában. A detektor mozgása közben a gravitációshullám-orrás helyzete a detektorhoz képest és ezzel együtt a detektor adott irányba vett érzékenysége is változik. Egy adott orrásból érkező, a detektor által rögzített jel alakja a (.4) egyenlet

10 alapján írható el. A képletben szereplő két F üggvény adja meg a különböző polarizációkhoz tartozó modulációt. A képletben megadott F üggvények periodikusak és a periódusidejük egy csillagászati nap, elírhatóak a következőképpen [1]: ( t, ϑ, ϕ, ψ ) = a( t, ϑ, ϕ)cos ψ b( t, ϑ, ϕ)sin ψ ( t, ϑ, ϕ, ψ ) = b( t, ϑ, ϕ) cos ψ a( t, ϑ, ϕ)sin ψ F + + (3.) F (3.3) A két üggvény a(t) és b(t) ügg a orrás helyzetétől, a detektor pozíciójától, és az időüggésük szinuszos és koszinuszos, t és t argumentummal, ahol a Föld tengely körüli orgásának rekvenciája. A detektor rekvenciájú mozgásának eredményeként egy rekvenciájú monokromatikus jel elhasad öt különböző rekvenciájú jelre, melyeket oldalsávok -nak nevezünk [1]:, ±, ± (3.4) Az egyes csúcsok amplitúdója a detektor és a orrás paramétereitől ügg, viszont a szomszédos csúcsok távolsága minden esetben. Ez segítségünkre lehet a gravitációs hullámok kutatásában, hiszen öt egymástól jól meghatározott távolságra elhelyezkedő csúcsot kell keresnünk a rekvencia spektrumban. A 3. ábrán a Vela pulzár egy eltételezett monokromatikus, tisztán + lineáris polarizációjú, jelének rekvencia spektrumát igyelhetjük meg, ahogy a Virgo detektor számára látható lenne [1]. 3.ábra A Vela pulzár periodikus jelének megjelenése a rekvencia térben. A Föld orgása okozta rekvencia moduláció hatására öt csúcsot igyelhetünk meg a spektrumban, melyek között a távolság pontosan a Föld orgási rekvenciája. [1].

11 3. Vak keresés Gravitációs hullámok vak keresése esetén nem ismerjük a orrás paramétereit. Ha nem lenne a Föld orgásából származó Doppler-eektusnak hatása a gravitációshullámjelre, akkor periódusos jelek keresése orrás paramétereinek hiányában sem okozna nehézséget, hiszen a detektált jelek Fourier Transzormációja után a rekvencia térben elbukkanó csúcsokat kellene keresnünk. Azonban, ahogy az előző ejezetben láthattuk a Föld mozgása modulálja a különböző irányokból, különböző rekvenciával érkező jeleket. Tovább bonyolíthatja az érkező gravitációs hullám alakját az is, ha a orrás egy neutroncsillag kettős egyik tagja, hiszen a kettős rendszer tagjainak egymás körüli keringése is modulálhatja a jelet [5]. A brute orce eljárás minden hullámorma sablont, ami egy-egy lehetséges gravitációshullám-orrás jelének elel meg, igyekszik a detektált adatsorra illeszteni. Az eredményül kapott statisztika az úgynevezett F-statisztika. De még egyedülálló, nem kettős rendszerben mozgó, neutroncsillagokra is az általuk kibocsájtott gravitációs hullámot meghatározó paraméterek tere négy dimenziós. Két paraméter határozza meg a orrás éggömbön eloglalt helyzetét (α,δ ), két másik paraméter pedig a orrás aktuális rekvenciája és rekvenciájának megváltozása (, & ). Ezért a sablonokkal történő illesztés számítógépes igénye meghaladja egy hagyományos kutatás kereteit. Így jött létre az Einstein@Home projekt, ami egy önkéntes megosztott számítógépes projekt, melynek keretein belül a szükséges számítások körülbelül 1 5 számítógép között oszlanak meg, mely gépek ~ ország mintegy ~5 1 4 önkénteséhez tartoznak [5] [8] [1]. Periodikus jelek vak keresése során használnak más módszereket is, ezek egyike az úgynevezett Hough transzormáció [3] [13]. Ennek során több adatsorból indulunk ki melyek mindegyike egy adott T ideig tartó mérésnek elel meg. Minden adatsoron rövid idejű Fourier transzormációt végzünk, majd ezután a Fourier spektrumot normáljuk a következőképpen: ~ xk ρ k = (3.6) T S ( ) ahol x~ k a diszkrét Fourier transzormáció után a k-adik rekvencia binhez tartozó érték, itt a k index az n k k = k T rekvenciának elel meg, S ) pedig a zaj egyoldalú n ( k energiaspektrum sűrűsége [3] [13]. Majd minden egyes Fourier transzormáció után kapott normált rekvencia spektrumot digitalizálunk, vagyis a spektrumnak egy egyesekből és nullákból álló sorozatot eleltetünk meg. Egy rekvencia binhez egyest rendelünk, ha a hozzá tartozó ρ k normált spektrum érték egy bizonyos ρ th határnál nagyobb, és nullát, ha nem. Minden kiválasztott (egyest rendeltünk hozzá) rekvencia binhez megkeressük a hozzátartozó pontot a lehetséges gravitációshullám-orrások paraméter terében, és összegyűjtjük, hogy az egyes paramétertérbeli pontokhoz hány kiválasztott bint rögzítettünk a mérés során.

12 A Hough transzormáció eredményeként tehát egy hisztogramot kapunk, ami kijelöli számunkra a lehetséges periodikus orrások paramétereit. Előnye, hogy a paramétertér nagy része vizsgálható ez által egyszerre. Emellett a beérkező jelek amplitúdójának, mint inormációnak a igyelmen kívül hagyása miatt ez a módszer várhatóan számítástechnikailag egy hatékony módszer lehet, valamint ellenálló az időszakos spektrális zavarokkal szemben [3]. 3.3 A keresést nehezítő egyéb hatások A célzott és vak keresést is nehezítő hatás például a pulzár glitch-ek jelenléte [16]. Ahogy már láttuk a pulzárok orgási rekvenciája a olyamatosan csökken, de néha előordul, hogy mégis hirtelen növekedést mutat, amit egy napokban, de akár években mérhető helyreállási időszak követ. Ezt a jelenség az úgynevezett glitch, melynek eltételezett oka az impulzusmomentum átadása a pulzár rekvenciájával orgó szilárd kéreg és a csillag laza belső része között, ami ennél sokkal gyorsabban orog [15]. Ha célzott keresésénél van egy pulzárjelem és látok a megigyelés során glitchet, akkor ez korrigálható, azonban vak keresésnél egy ilyen rekvencia megugrás nagy gondot okoz. Hasonlóan nehezíti a keresést az úgynevezett timing zaj is. Ez a pulzárrekvencia luktuációjából eredő zaj minden pulzár esetén megigyelhető. Eredete még nem tisztázott, sem az, hogy van-e kapcsolata a pulzár glitch-el, de szerencsére ez a hatás elég kicsi, ezért megelelően választott spektrumelbontással kezelhető [17]. 4. Hivatkozások [1] J H Taylor, L A Fowler, J M Weisberg 1979, Nature 77, 437. "Measurements o General Relativistic Eects in the Binary Pulsar PSR " [] S A Hughes, S Marka, P L Bender, C J Hogan 1 econ C163 P4 New physics and astronomy with the new gravitational-wave observatories [3] B Abbott et al. (The LIGO Scientiic Collaboration) 5 Phys. Rev. D7 14 First all-sky upper limits rom LIGO on the strength o periodic gravitational waves using the Hough transorm [4] B Abbott et al 8 Phys. Rev. D77 1 All-sky search or periodic gravitational waves in LIGO S4 data

13 [5] B Abbott et al 9 Phys. Rev. D79 1 The Einstein@Home search or periodic gravitational waves in LIGO S4 data [6] B Abbott et al. (The LIGO Scientiic Collaboration) 8 Astrophys. J. 683 L45 L5 Beating the spin-down limit on gravitational wave emission rom the Crab pulsar [7] B Abbott et al 9 Phys. Rev. Lett All-sky LIGO Search or Periodic Gravitational Waves in the Early S5 Data [8] B Abbott et al 9 Phys. Rev. D8 43 Einstein@Home search or periodic gravitational waves in early S5 LIGO data [9] B Abbott et al. (The LIGO Scientiic Collaboration and The Virgo Collaboration) 1 Astrophys.J Searches or gravitational waves rom known pulsars with S5 LIGO data [1] J Abadie et al. (LIGO Scientiic Collaboration, Virgo Collaboration) 11 Astrophys.J Beating the spin-down limit on gravitational wave emission rom the Vela pulsar [11] J Abadie et al 1 Phys. Rev. D85 1 All-sky search or periodic gravitational waves in the ull S5 LIGO data [1] J Aasi et al 13 Phys. Rev. D87 41 Einstein@Home all-sky search or periodic gravitational waves in LIGO S5 data [13] J Aasi et al. (The LIGO Scientiic Collaboration and The Virgo Collaboration) 14 Class. Quantum Grav Application o a Hough search or continuous gravitational waves on data rom the 5th LIGO science run [14] [15] B Link, R I Epstein, K.A. Van Riper 199 Nature 359, Pulsar glitches as probes o neutron star interiors [16] Abbott et al 7, Phys. Rev. D76, 41 Beating the spin-down limit on gravitational wave emission rom the Vela pulsar [17] D Tsang, K N Gourgouliatos arxiv: Timing Noise in Pulsars and Magnetars and the Magnetospheric Moment o Inertia