Sterrekunde

Die afstand van die naaste naaste sterrestelsel af te lei tot uitdrukking van korrelasie en gemiddelde sterrestelseldigtheid

Die afstand van die naaste naaste sterrestelsel af te lei tot uitdrukking van korrelasie en gemiddelde sterrestelseldigtheid


We are searching data for your request:

Forums and discussions:
Manuals and reference books:
Data from registers:
Wait the end of the search in all databases.
Upon completion, a link will appear to access the found materials.

Die oorspronklike pos was op fisika-uitruil, maar ek verkies om dit hierheen te skuif:

Ek probeer om die afstand te skat van die naaste sterrestelselbuurman, met die uitdrukking van die aantal bure $ sms {d} N $ in 'n bundel $ text {d} V $, die gemiddelde digtheid $ n_ sms {gal} $ en die korrelasiefunksie, dit wil sê met hierdie uitdrukking:

$$ text {d} N = n _ { text {gal}} , text {d} V , (1+ xi (r)) $$

met $ xi (r) = bigg ( dfrac {r} {r_ {0}} bigg) ^ {- gamma} quad text {with} quad gamma , sim , 1.77 quad sms {en} , r_ {0} , sim , 5 , sms {Mpc} $.

Ek moet die uitdrukking van $ xi (r) $ geldig is vir $ r $ tussen $ 0,5 , teks {en} , 10 , teks {Mpc} $

Ek neem die volgende waarde in vir my berekening $ n _ { text {gal}} = 0,0420 , teks {h} ^ {- 3} , teks {Mpc} ^ {- 3} $ : Ek het probeer om 'n tipiese waarde vir hierdie digtheid te kies, maar dit hang af van die skaal wat ons beskou (sterrestelselgroep, supergroep, baie groot skale ...), dus moenie op hierdie waarde fokus nie.

Wat my interesseer, is om elemente te hê om die volgende vraag te beantwoord: Hoe kon ek die afstand van die naaste sterrestelsel van ons aflei?

UPDATE 1: Miskien moet ek die onderste limiet vir die definisie van $ xi (r) $, d.w.s. $ r = 0,5 , sms {Mpc} $ en so:

$$ text {d} N / text {d} V = n _ { text {gal}} , (1+ xi (r = 0.5)) $$

Ek sou dus:

$$ text {D} _ { text {naaste}} = bigg (n _ { text {gal}} (1+ (0.5 / 5) ^ {- 1.77}) bigg) ^ {- 1/3 } = 0.7353 , sms {Mpc} $$

Maar deur te neem $ r = 0,5 , sms {Mpc} $, Ek is myself al gevestig soos die naaste buurman was $ r = 0,5 , sms {Mpc} $, is ek nie?

Is hierdie redenasie korrek?

Enige hulp is welkom


Afleiding van die naaste naaste sterrestelsel tot uitdrukking van korrelasie en gemiddelde sterrestelseldigtheid - Sterrekunde

V. G. Fessenkov Astrophysical Institute, Almaty, Kazakhstan

E-posadres: [email protected], [email protected]

Ontvang 29 Junie 2012 hersien 4 Augustus 2012 aanvaar 15 Augustus 2012

Sleutelwoorde: Anisotropie van die vertragingsparameter Heelal-hoofas

Doel: Die teoretiese beskrywing van Hubble se diagramme asimmetrie van en berekening van die anisotropie van die vertraging-parameterverskynsel, wat onlangs deur R.-G. Cai en Z.-L. Tuo. Metode: Hiervoor is die konsepte van heelalrotasie en die tweekomponentmodel aangetrek. Resultaat: Ons resultaat is in goeie korrelasie (geval van die boonste grootte-indeks) met die waarde dit is in [1]. Betekenis: Die resultaat van die artikel gee 'n nuwe basis vir die bestaan ​​van die heelal-rotasie-as.

Die ontdekking van die versnelde uitbreiding van die Heelal, hoewel waarnemings van verre supernovas [2,3] 'n groot aantal artikels gestimuleer is, wat hierdie effek interpreteer, nie net in die raamwerk van algemene relatiwiteit nie, maar ook vanuit ander teoretiese standpunte. Trouens, in [4] word dit beskou as die anisotropiese geval van die donker-energie-vergelyking van die toestand in [5], is die anisotropie van kosmiese versnelling in die raamwerk van algemene teleparallele swaartekrag in [6] deursoek vir die een variant van 5-dimensionele inhomogene ruimtetyd is gevind dat die anisotropiese versnelling in [7] die vertraagde anisotropie is oorweeg deur gebruik te maak van barononiese materiaal Born-Infeld tipe elektrodinamika, en sommige ander probeer [8-11].

Afgesien van vorige variante is dit nodig om die fundamentele artikel [12] te noem, veral waar die asimmetrie van Hubble se diagramme vir die Noord- en die Suid-hemelhemisfeer gesoek is. (Onthou dat die Hubble-diagram in eerste benadering die lineêre eweredigheid tussen die afstand van 'n sterrestelsel en sy rooi verskuiwing beskryf. Later is gevind dat die snelheid waarmee 'n verre sterrestelsel van ons af beweeg, mettertyd permanent moet toeneem, dws die kosmiese skaalfaktor. het 'n positiewe tweede afgeleide, terwyl die vertragingsparameter negatief is.) Hierdie asimmetrie kan volgens outeurs nie verklaar word deur die eienaardige beweging van die waarnemer nie, maar blykbaar as gevolg van enige groot vloei in die rigting ((l, b) = (,)) in die bestaan ​​van die heelal wat vroeër in artikel [13,14] aangevoer is. Onlangs het R.-G. Cai en Z.-L. Tuo [1] het hierdie rigting meer presies bepaal ((l, b) =,)

en het die maksimum anisotropie van die vertragingsparameter gevind.

Klaarblyklik is hierdie resultate as volg moontlik vir opsommings - ons Heelal is anisotroop in realiteit en beskik oor enige hoofruimte-as. Daarom sal die kosmologiese vertragingsparameter anisotroop wees, en ook afhanklik wees van die hoofruimterigting. Hierdie stellings vereis teoretiese basering van die rigtingsafhanklikheid van die kosmologiese vertraging-parameterverskynsel.

2. Basiese kosmologiese vergelykings

Ons soeke begin met die bekende resultate. Die eenvormige isotropiese maatstaf van die ruimte-plat heelal () die standaardvorm hê

(1)

Einstein se vergelykings vir die skaalfaktor is

(2)

(3)

(4)

Hierdie vergelykings is moontlik om op die volgende manier van die Newtonse meganika af te lei. Kom ons kyk na die sferiese volume van die radius waar enige stof met die digtheid gekonsentreer word en met die Hubble snelheidsverdeling

(5)

In die beweginglose verwysingsraamwerk het die bewegingsvergelyking van 'n sonde-deeltjie wat op die oppervlak van hierdie sfeer is, die gewone vorm

(6)

Die bekende Tolman-transformasie maak, wat dit moontlik maak om die drukinvloed op bewegingsvergelyking in ag te neem en dit in (6) in te stel, kry ons Vergelyking (2). Vervolgens vermenigvuldig u die linker- en regterkant van (6) met ons kry Vergelyking (3), wat verbind word met (6) deur die wet van energiebesparing (4) [15].

In artikel [16] is aangetoon dat kosmiese vakuum nie net die heelal-uitbreiding produseer nie, maar ook die rotasie daarvan. Hier word die hoofresultate van hierdie artikel kort weergegee.

Kom ons begin slegs met die rotasiebeweging van sterrestelsels wat deur die antigravitasie-vakuumkrag veroorsaak word. As die model om die tipe sterrestelsel te ondersoek, is die elliptiese sterrestelsel gekies. Vir hierdie vorm van die sterrestelsel is die rotasiebewegings se vergelykings

(7)

In (7) is die eerste integraal van die rotasiebeweging, d.w.s.. Dit beskryf die komponent van die hoeksnelheid met betrekking tot die spesifieke momentum - C. Vervolgens is by die afleiding van (7) die voorwaarde gestel dat die sterrestelsel se hoeksnelheid baie klein is. Hierdeur kon die kwadraat van die hoeksnelheidskomponente en die ooreenstemmende hoekversnellings verwaarloos word. Uiteindelik is aanvaar dat arbitrêre potensiaal in (7) gelyk is aan die vakuumpotensiaal, waar

(8)

Analise van vergelyking (7) het getoon dat die oplossing vir die presessiehoek wat ontwikkel, is. Op grond van hierdie resultaat is dit maklik om die hoeksnelheid van die elliptiese sterrestelsel rondom te bereken as. Soos vir hierdie geval die volgende voorwaarde plaasvind, as wat die module gelyk is aan

(9)

Hierdie uitdrukking beskryf die hoeksnelheid wat die sterrestelsel verkry as gevolg van die vakuum-antigravitasiekrag.

Erkenning en om dit te stelons vind. Die maksimum grootte daarvan sal dus onder die toestand wees. Dan vereenvoudig die uitdrukking vir die vakuumhoeksnelheid die vorm

(10)

Hierdie uitdrukking interpreteer as die minimale hoeksnelheid in die heelal wat 'n arbitrêre voorwerp het as gevolg van die vakuum teenwoordigheid. Die huidige numeriese waarde daarvan is. Die vakuum skep dus dieselfde aanvanklike hoeksnelheid vir al die kosmiese voorwerpe, insluitend die heelal self.

In die vroegste stadiums van die heelal-evolusie, byvoorbeeld in die baryoniese asimmetrie-tydperk toe die vakuumdigtheid was van orde kom die hoeksnelheid gelyk voor. Vir die baie vroeë heelal toe vakuumdigtheid was—, is die heelal se hoeksnelheid. Hierdie omvang is feitlik gelyk aan die resultaat van artikel [17], wat gedoen is in die raamwerk van die algemene relatiwiteitsteorie ().

Voortaan kry ons uit hierdie ondersoeke die volgende gevolgtrekking - die heelalrotasie lei daartoe om die hoofrigting in die ruimte uit te kies, dit kan as die heelal-rotasie-as benoem word. (Merk op dat die meting langs hierdie as slegs die Hubble-parameter gee vir die eenvormige heelal, want in die loodregte rigtings werk die Carioles en sentrifugale kragte ook).

4. Baseer die rigtingafhanklikheid van die kosmologiese vertraagingsparameter

Om hierdie teiken, wat in Afdeling 1 geformuleer is, te verryk, moet u die afstand stel

(11)

waar is die afstand in eenvormige ruimte, terwyl- klein toevoeging (steuringsterm) vir die beskrywing van die moontlike ruimte-anisotropie. Om (11) in die Newtoniaanse vergelyking (6) te plaas, kry ons die vergelyking

(12)

wat maklik uit twee dele kan ontbind: hoofdeel

(13)

(14)

Later sal hierdie vergelykings as onafhanklik van mekaar beskou word.

Die uitvoering van bogenoemde Tolman-transformasie en deur dit in (13) te vervang, vind ons vergelyking

(15)

Vir die geval van vakuum (,) die inflasionêre regime van die heelal wat uitbrei, volg vanaf (15) onmiddellik—

(16)

Dit lei tot die Hubble-uitbreidingswet

(17)

en tot die ooreenstemmende versnelling

(18)

Beskou nou die vergelyking (14). Gestel dit in hierdie vergelyking, waar is die baryoniese stofdigtheid. Die baroniese stofdruk laat gelyk aan nul, vir die eenvoud. Laaste vereiste beteken om die teenwoordigheid van tweekomponentstof - kosmiese vakuum en baroniese stof - in die heelal in ag te neem, wat mekaar nie in die hoofbenadering is nie.

Deur die benaming in te voer, uit (14) volg dit

(19)

Hierdie ossillatoriese vergelyking het twee wortels

(20)

Dit lei tot die teenwoordigheid van twee snelhede (met betrekking tot (17)) snelhede

(21)

en twee ooreenstemmende versnellings

(22)

Uit fisiese oogpunt beteken uitdrukkings (20) - (22) dat teenwoordigheid van baryoniese stofstof twee ruimte-teenoorgestelde vloeistowwe skep wat voortplant op die agtergrond van die uitbreiding en versnelling van 'Hubble-vakuumstroom' langs die heelal-rotasie-as (sien afdeling 3). Daarom kan die uitdrukkings vir totale afstand, snelheid en versnelling van enige sonde-deeltjie (sterrestelsel) neergeskryf word.

(23)

Dus is die kosmologiese vertragingsparameter q met die akkuraatheid nie hoër as is

(24)

Op grond van die definisies van en ons stel die nuwe koëffisiënt in. Soos in eenheid van die kritieke digtheid en vakuumdigtheid, koëffisiënt, voortaan.

Uit (24) is dit moontlik om die relatiewe versnellingsverskil tussen twee baroniese vloed met betrekking tot die "Hubble-vakuumvloei" te vind -

(25)

Gestel dit vir moderne tydvak ons ongeveer kry. Daarom is die eerste term aan die regterkant van (25) geneig tot 1.2, terwyl die tweede term geneig is tot nul. So,

(26)

Op grond van ons aanname, wat vroeër aangevoer is, kan ons stel dat dit sal voldoen as die verhouding . Dit lei tot die skatting dit is in goeie korrelasie (geval van die boonste grootte-indeks) met die waarde in [1].

Vanuit waarnemingsdata is die asimmetrie van Hubble se diagramme vir die Noord- en die Suid-hemelhemisfeer vasgestel [13,14]. Boonop is die ruimte-anisotropie van die vertraging-parameterverskynsel geskat, wat gedoen is deur R.-G. Cai en Z.-L. Tuo. Hierdie feite vereis dus voldoende teoretiese basis.

Hiervoor het die konsepte van heelal-vakuumrotasie en sy twee onafhanklike komponentmodelle (kosmiese vakuum en baroniese stof) aangetrek. Ons resultaat van die verskynsel van anisotropie is die berekening van die vertragingsparameter -—Is in goeie korrelasie

(geval van die boonste grootte-indeks) met die waarde

, wat in [1] geëvalueer is.

Ek wil graag die dank betuig aan die Ministerie van Onderwys en Wetenskappe, Republiek van Kazakstan, vir die ondersteuning van hierdie soektog in die raamwerk van die begrotingsprogram 055, subprogram 101 “Toekenningsfinansiering van wetenskaplike navorsers”.

Ek bedank ook 'n resensent vir sy deurdagte voorstelle oor die verheldering van die inhoud van die artikel.


Afleiding van die naaste naaste sterrestelsel tot uitdrukking van korrelasie en gemiddelde sterrestelseldigtheid - Sterrekunde

Die literatuur oor die kosmologiese toetse is enorm in vergelyking met wat dit net 'n dekade gelede was en groei. Ons verwysings na hierdie literatuur is baie yler as in art. III, op die beginsel dat dit nie saak is hoe volledig die lys is teen die tyd dat hierdie oorsig gepubliseer word nie. Om dieselfde rede probeer ons nie om die beste waardes van die kosmologiese parameters aan te bied op grond van hul gewrigsaanpassing in die volledige reeks huidige metings nie. Die situasie sal voortgaan om te ontwikkel namate die metings verbeter, en die beste by astro-ph kan gevolg word. Ons beskou dit as ons taak om na te gaan wat die toetse toets, en om die rigting te bepaal wat die resultate lyk. Laasgenoemde laat ons baie keer terugkeer na twee resultate wat veilig lyk omdat hulle so goed deur onafhanklike bewyse gekontroleer word, soos volg.

Eerstens, in die huidige toestand van die toetse, is opties geselekteerde sterrestelsels nuttige massaspoorders. Daarmee bedoel ons die aanname dat sigbare sterrestelsels die massa opspoor, nie die akkuraatheid van die waarnemings ontleed nie. Dit sal natuurlik verander namate die metings verbeter, maar die geval is goed genoeg noudat ons vermoed dat die bewyse sal bly bestaan ​​dat opties geselekteerde sterrestelsels goeie aanduidings is van waar die grootste deel van die massa tans is. Tweedens is die massadigtheid in materie aansienlik minder as die kritieke Einstein-de Sitter-waarde. Die saak is dwingend omdat dit ondersteun word deur soveel verskillende bewyse (soos opgesom in Afdeling IV.C). Elkeen kan sekerlik benadeel word deur stelselmatige foute, maar dit lyk onwaarskynlik dat die bewyse so konsekwent en tog misleidend kan wees. 'N Beoordeling van die reeks waarskynlike waardes van die massadigtheid is moeiliker. Ons skatting is, gebaseer op die metings waarop ons die meeste vertrou

en ons sou die sentrale waarde op M0 0,25. Die verspreiding word bedoel in die sin van twee standaardafwykings: ons sal verbaas wees om dit te vind M0 is buite hierdie reeks.

Daar moet kennis geneem word van verskeie ander beleidsbesluite. Die eerste is dat ons nie kommentaar lewer op toetse wat oorweeg is, maar nog nie toegepas is in 'n wesenlike veldtog van metings nie. 'N Algemene besprekingsvoorbeeld is die Alcock en Paczynski (1979) se vergelyking van die skynbare diepte en breedte van 'n stelsel met die hoekgrootte en diepte in rooi verskuiwing.

In ontledings van die toetse van modelle vir die ontwikkeling van donker energiedigtheid beveel eenvoud die XCDM-parametrisering aan met 'n enkele konstante parameter wX, soos blyk uit die groot aantal onlangse artikels oor hierdie benadering. Maar die vollediger fisika beveel die skalaarveldmodel met 'n omgekeerde potensiaal vir wetgewing aan. Dit sluit in die reaksie van die ruimtelike verdeling van die donker energie op die eienaardige gravitasieveld. Ons kommentaar op veranderlike donker-energiedigtheid word dus swaarder geweeg aan die skalaarveldmodel as wat in die onlangse literatuur die geval is.

Die swaartekrag-afbuiging van lig verskyn nie net as 'n instrument in kosmologiese toetse nie, as gravitasie-lensing, maar ook as 'n bron van stelselmatige foute. Die swaartekragafbuigings wat deur massakonsentrasies veroorsaak word, vergroot die beeld van 'n sterrestelsel langs 'n siglyn waar die massadigtheid groter is as die gemiddelde, en verminder die soliede hoek van die beeld wanneer die massadigtheid langs die siglyn laag is. Die waargenome energievloeidigtheid is eweredig aan die vaste hoek (omdat die helderheid van die oppervlak, erg cm -2 s -1 ster -1 Hz -1, by vaste rooiverskuiwing bewaar word). Seleksie kan op enige manier bevoordeel word, deur die vergrotingseffek of deur verduistering deur die stof wat geneig is om die massa te vergesel. 70 Wanneer die toetse meer presies is, sal ons dit vir hierdie vooroordele moet regstel deur middel van modelle vir die massaverspreiding (soos in Premadi et al., 2001), en die metings van die gepaardgaande gravitasieverskuiwing van die vorms van die sterrestelselbeelde. Maar die vooroordele blyk klein te wees en sal nie hier bespreek word nie.

En laastens, aangesien die kosmologiese toetse 'n bevredigende toepassing verbeter, sal al die parameters gesamentlik moet pas by al die relevante metings en beperkings. Tot onlangs was dit sinvol om voorwaardes op te stel, veral die hoop dat as die heelal nie goed deur die Einstein-de Sitter-model beskryf word nie, dit dan seker die geval is dat dit weglaatbaar klein is, of dat die ruimte kromming verwaarloos kan word. Ons vermoed die meerderheid in die gemeenskap verwag steeds dat dit waar is, op grond van die toevallige argument in art. II.B.2, maar dit sal belangrik wees om te sien wat uit die gewrigspasse van albei kom M0 en 0, sowel as al die ander parameters, soos wat die huidige praktyk word. Ons toets-vir-toets bespreking is nuttig om die fisika en sterrekunde uit te sorteer. Ons glo dat dit nie die prototipe is vir die komende generasies van presiese toepassing van die toetse nie.

Ons opmerkings word gerangskik volgens ons ramings van die modelafhanklikheid.

Ons is in 'n see van bestraling met 'n spektrum baie naby aan Planck T = 2,73 K, en isotroop tot een deel in 10 5 (na regstelling vir 'n dipoolterm wat gewoonlik geïnterpreteer word as die resultaat van ons beweging relatief tot die rusraam wat deur die bestraling gedefinieer word). 71 Die termiese spektrum dui op termiese ontspanning, waarvoor die optiese diepte groot moet wees op die skaal van die Hubble-lengte H0 -1. Ons weet dat die ruimte nou naby deursigtig is by die golflengtes van hierdie bestraling, omdat radiostelsels by hoë rooiverskuiwing waargeneem word. Dus moes die heelal uitgebrei het van 'n toestand wat heeltemal anders was as nou, toe dit warmer, digter en opties dik was. Dit is 'n sterk bewys dat ons heelal ontwikkel.

Hierdie interpretasie hang af van en kontroleer die konvensionele plaaslike fisika met 'n enkele metrieke beskrywing van die ruimtetyd. Onder hierdie aannames behou die uitbreiding van die heelal die termiese spektrum en verkoel die temperatuur tot 72

Bahcall en Wolf (1968) wys daarop dat 'n mens hierdie temperatuur-rooiverskuiwingsverhouding kan toets deur metings van die opwekkingstemperatuur van fyn-struktuur-absorbsielynstelsels in gaswolke langs kwasarlyne.Die regstellings vir opwinding deur botsings en die plaaslike bestralingsveld is egter subtiel en miskien nog nie heeltemal uitgesorteer nie (soos bespreek deur Molaro et al., 2002, en verwysings daarin).

Die termiese kosmiese agtergrondstraling van 3 K is 'n middelpunt van die moderne kosmologie, maar die bestaan ​​daarvan toets nie die algemene relatiwiteit nie.

Die beste bewys dat die uitbreiding en verkoeling van die heelal na 'n hoë rooi verskuiwing kan terugvoer, is die sukses van die standaardmodel vir die ontstaan ​​van deuterium en isotope van helium en litium, deur reaksies tussen straling, leptone en atoomkerne soos die heelal uitbrei en koel af deur temperatuur T

10 10. Die gratis parameter in die standaardmodel is die huidige digtheid van die bariongetal. Die model neem aan dat die barione eenvormig versprei is by hoë rooiverskuiwing, dus hierdie parameter met die bekende huidige stralingstemperatuur bepaal die bariongetaldigtheid as 'n funksie van temperatuur en die temperatuur as 'n funksie van tyd. Laasgenoemde volg uit die uitbreidingstempo Vgl. (11), wat in die tydperk van die vorming van ligelemente geskryf kan word as

waar die massadigtheid r tel bestraling, wat nou op T = 2,73 K, die gepaardgaande neutrino's, en e & # 177 pare. Die kromming en terme is onbelangrik, tensy die massadigtheid van die donker energie redelik vinnig wissel.

Onafhanklike ontledings van Burles, Nollett en Turner (2001) en Cyburt, Fields en Olive (2001), aangepas vir die afmetings van die gemete elemente, reggestel vir sintese en vernietiging in sterre.

albei teen 95% vertrouensbeperkings. Ander ontledings deur Coc et al. (2002) en Thuan en Izotov (2002) lei tot reekse wat tussen die twee van Vgl. (62). Die verskil in waardes kan 'n nuttige aanduiding wees van die oorblywende onsekerhede; dit is meestal 'n gevolg van die keuse van isotope wat gebruik word om te beperk B0 h 2. Burles et al. (2001) gebruik die deuterium-oorvloed, Cyburt et al. (2001) verkies die helium- en litiummetings, en die ander twee groepe gebruik ander kombinasies van oorvloed. Vergelyking. (62) stem ooreen met die samevattende reeks, 0,0095 B0 h 2 0,023 teen 95% vertroue, van Fields en Sarkar (2002).

Die barione waargeneem by lae rooi verskuiwing, in sterre en gas, beloop (Fukugita, Hogan en Peebles, 1998)

Dit is waarskynlik dat die verskil tussen vergelykings. (62) en (63) is in koel plasma, met temperatuur T

100 eV, in groepe sterrestelsels. Dit is moeilik om die idee dat daar 'n baie meer koel plasma in die groot leemtes tussen die konsentrasies sterrestelsels is, waarnemend te beperk. 'N Meer indirekte, maar uiteindelik meer presiese beperking B0, van die anisotropie van die 3 K termiese kosmiese mikrogolf-agtergrondstraling, word in toets (11) bespreek.

Dit is maklik om komplikasies voor te stel, soos onhomogene entropie per barion, of in die fisika van neutrino's. Voorbeelde kan teruggevoer word deur Abazajian, Fuller en Patel (2001) en Giovannini, Keih & # 228nen en Kurki-Suonio (2002). Dit lyk moeilik om te dink dat 'n meer ingewikkelde teorie die suksesvolle voorspellings van die eenvoudige model sou weergee, maar die natuur mislei ons soms. Voordat u dus die gevolgtrekking maak dat die teorie van die oorvloed van ligelementelemente voor die lig bekend is, is dit die beste om af te sien wat die vordering in die fisika van baryogenese en neutrino's leer, afgesien van die toevoeging van desimale plekke aan die dwarssnit.

Hoe word algemene relatiwiteit ondersoek? Die enigste deel van die berekening wat spesifiek van hierdie teorie afhang, is die drukterm in die aktiewe gravitasiemassa-digtheid in die uitbreidingstempo-vergelyking (8). As ons nie algemene relatiwiteit gehad het nie, sou 'n eenvoudige Newtoniaanse prentjie ons daartoe gelei het om neer te skryf / a = - 4 G r / 3 in plaas van Vgl. (8). Met r

1 / a 4, soos toepaslik, aangesien die grootste deel van die massa ten volle relatiwisties is by die rooi verskuiwings van die produksie van ligelemente, sou dit die uitbreidingstyd voorspel a / is 2 1/2 keer die standaarduitdrukking (die uit Vgl. [61]). Die groter uitbreidingstyd hou die verhouding van die neutron tot protongetalle digter by die termiese ewewig, n/bl = e -Q / kT, waar V is die verskil tussen die neutron- en protonmassa, tot die laer temperatuur. Dit sal ook meer tyd gee vir vrye verval van die neutrone nadat die termiese ewewig verbreek is. Albei effekte verminder die finale 4 He-oorvloed. Die faktor 2 1/2 toename in uitbreidingstyd sou die helium-oorvloed per massa verminder tot Y

0,20. Dit is aansienlik minder as wat waargeneem word in voorwerpe met die laagste swaar element-oorvloed, en dit lyk dus asof dit uitgesluit is (Steigman, 2002). 73 Dit wil sê, ons het positiewe bewyse vir die relatiwistiese uitdrukking vir die aktiewe gravitasiemassadigtheid by rooi verskuiwing Z

Die voorspelde tyd van uitbreiding vanaf die heel vroeë heelal na rooi verskuiwing Z is

waar E(Z) word gedefinieer in Vgl. (11). As = 0 is die huidige ouderdom t0 & lt H0 -1. In die Einstein-de Sitter-model is die huidige era t0 = 2 / (3H0). As die donker energiedigtheid beduidend is en ontwikkel, kan ons skryf = 0 f (Z), waar die funksie van rooi verskuiwing genormaliseer word na f (0) = 1. Dan E(Z) veralgemeen tot

In die XCDM-parametrisering met konstante wX (Vgl. [45]), f (Z) = (1 + Z) 3 (1 + wX). Olson en Jordan (1987) bied die vroegste bespreking aan wat ons gevind het H0 t0 in hierdie foto (voordat dit die naam gekry het). In skalêre veldmodelle, f (Z) moet gewoonlik numeries geëvalueer word, is voorbeelde in Peebles en Ratra (1988).

Die relativistiese regstelling van die aktiewe swaartekragmassa-digtheid (Vgl. [8]) is nie belangrik by die rooi verskuiwings waarvolgens sterrestelsels waargeneem kan word en die ouderdomme van hul sterpopulasies geskat word nie. By matig hoë rooiverskuiwing, waar die nie-relatiewe materieterm oorheers, kan vgl. (64) is ongeveer

Dit wil sê, die ouderdomme van sterpopulasies met 'n hoë rooiverskuiwing is 'n interessante ondersoek na M0 maar hulle is nie baie gevoelig vir ruimtekromming of vir 'n byna konstante donker energiedigtheid nie. 74

Onlangse ontledings van die ouderdomme van ou sterre 75 dui aan dat die uitbreidingstyd binne die reeks is

teen 95% vertroue, met sentrale waarde t0 13 Gyr. Na Krauss en Chaboyer (2001) voeg hierdie getalle 0,8 Gyr by tot die sterre eeue, onder die veronderstelling dat die vorming van die sterre nie vroeër as Z = 6 (Vgl. [66]). 'N Naïewe toevoeging in kwadratuur tot die onsekerheid in H0 (Vgl. [6]) dui aan dat die dimensielose ouderdomsparameter binne die reeks is

teen 95% vertroue, met sentrale waarde H0 t0 0,89. Die onsekerheid hier word oorheers deur dit in t0. In die ruimtelik-plat CDM-model (K0 = 0), Vgl. (68) vertaal na 0,15 M0 0,8, met sentrale waarde M0 0.4. In die oop model met 0 = 0, die beperking is M0 0,6 met die sentrale waarde M0 0.1. In die omgekeerde geval van die skalaarveld donker energie (Afdeling II.C) met kragwetindeks = 4, is die beperking 0,05 M0 0.8.

Ons moet stilstaan ​​om die eenwording van die teorie en metings van sterre-evolusie in ons sterrestelsel te bewonder, wat die skatting van t0, en die metings van die ekstragalaktiese afstandskaal, wat oplewer H0, in die produk in Vgl. (68) wat ooreenstem met die relativistiese kosmologie met dimensielose parameters in die reeks wat nou bespreek word. Soos ons in Afd. III, is daar 'n lang geskiedenis van bespreking van die uitbreidingstyd as 'n beperking op kosmologiese modelle. Die metings is nou tergend naby aan 'n kontrole van die ooreenstemming met die waardes van M0 en 0 aangedui deur ander kosmologiese toetse.

'N Voorwerp met rooi verskuiwing Z met fisiese lengte l loodreg op die siglyn, trek die hoek so uit dat

waar a0 = a(t0). Die hoekgrootte afstand r(Z) is die koördinaatposisie van die voorwerp in die eerste reëlelement in Vgl. (15), met die waarnemer op die oorsprong. Die voorwaarde dat lig beweeg van bron tot waarnemer op 'n radiale nul geodesie is

waar E(Z) word in vgl. gedefinieer. (11) en (65).

In die Einstein-de Sitter-model is die hoek-grootte-rooi-verskuiwing

By Z & lt & lt 1, = H0 l / Z, in ooreenstemming met die Hubble-rooiverskuiwing-afstand-verhouding. By Z & gt & gt 1 die beeld word vergroot, 76 1 + Z.

Die verband tussen die helderheid van 'n sterrestelsel en die energievloei-digtheid wat deur 'n waarnemer ontvang word, volg uit die stelling van Liouville: die waargenome energievloei i0 per tydseenheid, oppervlakte, soliede hoek en frekwensie voldoen

met ie die vrygestelde energievloei (helderheid van die oppervlak) by die bron en e = 0(1 + Z) die bandwydte by die bron by rooi verskuiwing Z. Die rooiverskuiwingsfaktor (1 + Z) 4 verskyn om dieselfde rede as in die 3 K kosmiese mikrogolf-agtergrondstralingsenergiedigtheid. Met Vgl. (69) om die vaste hoek vas te stel, Vgl. (73) sê die waargenome energievloei per oppervlakte-eenheid, tyd en frekwensie vanaf 'n sterrestelsel by rooi verskuiwing Z wat helderheid het Le per frekwensie interval gemeet aan die bron is

In konvensionele plaaslike fisika met 'n enkele metriekeorie, is die rooiverskuiwing-hoekgrootte (Vgl. [69]) en rooiverskuiwing-grootte (Vgl. [7]) relasies fisies ekwivalent. 77

Die beste huidige meting van die rooiverskuiwing-grootte verhouding gebruik supernovas van tipe Ia. 78 Die resultate is strydig met die Einstein-de Sitter-model, met genoeg standaardafwykings om duidelik te maak dat die Einstein-de Sitter-model uitgesluit word, tensy daar iets heel wesenliks en onverwags verkeerd is met die metings. Die data benodig & gt 0 by twee tot drie standaardafwykings, afhangend van die keuse van data en metode van analise (Leibundgut, 2001 Gott et al., 2001). Die ruimtelik plat geval met M0 in die reeks Vgl. (59) is goed geskik vir konstante. Die huidige data bied nie interessante beperkings op die modelle vir die ontwikkeling van donker energiedigtheid nie. 79 Perlmutter et al. (http://snap.lbl.gov/) toon dat 'n strenger beperking, van waarnemings van supernovas tot rooi verskuiwing Z

2, deur die voorgestelde SNAP-satelliet, is haalbaar en in staat om 'n beduidende opsporing van en miskien die evolusie daarvan te gee. 80

Die tellings van sterrestelsels - of van ander voorwerpe waarvan die getaldigtheid as 'n funksie van rooiverskuiwing gemodelleer kan word - ondersoek die volume-element (dV / dz)dz gedefinieer deur 'n vaste hoek in die lug en 'n rooiverskuiwingsinterval dz. Die volume word vasgestel deur die hoekgrootte-afstand (Vgl. [69]), wat die oppervlakte bepaal deur die soliede hoek, in kombinasie met die rooiverskuiwingstydverhouding (Vgl. [64]), wat die radiale afstand van die rooiverskuiwingsinterval.

Sandage (1961a) en Brown en Tinsley (1974) het getoon dat die beskikbare sterrestelseltellings met die tegnologie nie 'n baie sensitiewe ondersoek is na die kosmologiese parameters nie. Loh en Spillar (1986) het die moderne verkenning van die sterrestelsel-telling-rooiverskuiwingsverhouding by rooiverskuiwings naby eenheid begin, waar die voorspelde tellings heeltemal verskil in modelle met en sonder 'n kosmologiese konstante (soos geïllustreer in Figuur 13.8 in Peebles, 1993).

Die interpretasie van sterrestelseltellings vereis 'n begrip van die evolusie van sterrestelselsterkte en die wins en verlies van sterrestelsels deur saam te smelt. Hier is 'n voorbeeld van eersgenoemde in 'n ruimtelik-plat kosmologiese model met M0 = 0,25. Die uitbreidingstyd vanaf hoë rooiverskuiwing is t3 = 2.4 Gyr by rooi verskuiwing Z = 3 en t0 = 15 Gyr nou. Beskou 'n sterrestelsel waargeneem by Z = 3. Gestel die grootste deel van die sterre in hierdie sterrestelsel wat destyds gevorm is tf, en die bevolking het toe verouder en vervaag sonder noemenswaardige later stervorming. Dan as tf & lt & lt t3 die verhouding van die waargenome helderheid by Z = 3 tot sy huidige helderheid sou wees (Tinsley, 1972 Worthey, 1994)

As tf groter was, maar tog minder as t3, sou hierdie verhouding groter wees. As tf groter was as t3 die sterrestelsel sou nie gesien kon word nie, vroeëre generasies sterre afwesig. In 'n meer realistiese prentjie kan belangrike stervorming oor 'n aansienlike verskeidenheid rooiverskuiwings versprei word, en die effek op die tipiese sterrestelselhelderheid by 'n gegewe rooiverskuiwing dienooreenkomstig ingewikkelder. Aangesien daar baie meer sterrestelsels met 'n lae helderheid is as sterrestelsels met 'n hoë helderheid, moet 'n mens die helderheidsevolusie goed ken vir 'n sinvolle vergelyking van sterrestelseltellings by hoë en lae rooiverskuiwings. Die huidige situasie word geïllustreer deur die redelik verskillende aanduidings uit studies deur Phillipps et al. (2000) en Totani et al. (2001).

Die begrip van sterrestelsel evolusie en die interpretasie van sterrestelseltellings sal verbeter word deur groot monsters van tellings sterrestelsels as 'n funksie van kleur, oënskynlike omvang en rooi verskuiwing. Newman en Davis (2000) wys op 'n belowende alternatief: tel sterrestelsels as 'n funksie van die interne snelheidsverspreiding wat in spirale korreleer met die verspreiding in die donker materie. Dit kan die behoefte om die evolusie van sterpopulasies te verstaan, uit die weg ruim. Daar is nog steeds die kwessie van evolusie van die donker strale deur samevoeging en aanwas, maar dit kan betroubaar gemodelleer word deur numeriese simulasies binne die CDM-prentjie. Hoe dit ook al sy, met verdere werk kan sterrestelseltellings 'n belangrike toets vir donker energie en die evolusie daarvan wees (Newman en Davis, 2000 Huterer en Turner, 2001 Podariu en Ratra, 2001).

Die waarskynlikheid van die produksie van veelvuldige beelde van 'n kwasar of 'n radiobron deur gravitasielensing deur 'n voorgrondstelsel, of van sterklensbeelde van 'n sterrestelsel deur 'n voorgrondgroep sterrestelsels, voeg die relativistiese uitdrukking vir die afbuiging van lig by die fisika van die homogene kosmologiese model. Fukugita, Futamase en Kasai (1990) en Turner (1990) wys op die waarde van hierdie toets: klein M0 die voorspelde lensnelheid is aansienlik groter in 'n plat model met as in 'n oop model met = 0 (soos geïllustreer in Fig 13.12 in Peebles, 1993).

Die meetprobleem vir die analise van kwasarlensing is dat kwasars wat nie lens is nie, nie vergroot word deur lens nie, wat dit moeiliker vind en die regstelling vir volledigheid van die opsporing moeiliker om vas te stel. Huidige ramings (Falco, Kochanek en Mu & # 241oz, 1998 Helbig et al., 1999) beperk nie ernstig nie M0 in 'n oop model en in 'n plat model (K0 = 0) stel voor M0 & GT 0,36 op 2. Dit is naby die boonste grens in Vgl. (59). Vroeër aanduidings dat die lenssnelheid in 'n plat model met konstante 'n groter waarde van benodig M0 as wat voorgestel word deur sterrestelseldinamika, het Ratra en Quillen (1992) en Waga en Frieman (2000) gelei om die omgekeerde geval van 'n skalêre veld met 'n donker energie-potensiaal te ondersoek. Hulle het getoon dat dit die voorspelde lenssnelheid aansienlik kan verlaag K0 = 0 en klein M0. Die lenssnelheid is nog te onseker om oor hierdie punt gevolgtrekkings te maak, maar die vordering in die meting sal beslis met belangstelling gevolg word.

Die belangrikste probleem in die interpretasie van die tempo van sterk lensing van sterrestelsels deur voorgrondklusters as 'n kosmologiese toets, is die sensitiwiteit van die lensdeursnit vir die massaverspreiding binne die groep (Wu en Hammer, 1993) vir die huidige, nog ietwat onsekere toestand. van die kuns sien Cooray (1999) en verwysings daarin.

Beramings van die gemiddelde massadigtheid uit die verband tussen die massaverspreiding en die resulterende eienaardige snelhede, 81 en van die swaartekrag-afbuiging van lig, sonde-swaartekragfisika en beperking M0. Eersgenoemde is nie sensitief vir nie K0, 0, of die dinamika van die donker energie, laasgenoemde slegs deur die hoekgrootte-afstande.

Ons begin met die rooiverskuiwingsruimte van waargenome sterrestelselhoekposisies en rooiverskuiwingsafstande Z/H0 in die radiale rigting. Die rooi verskuiwing Z het 'n bydrae van die radiale eienaardige snelheid, wat 'n sonde is van die swaartekragversnelling wat deur die onhomogene massaverdeling geproduseer word. Die twee-punt korrelasie funksie, v, in rooi verskuiwing word ruimte gedefinieer deur die waarskynlikheid dat 'n lukraak gekose sterrestelsel 'n buurman op afstand het r|| langs die siglyn in rooi skuifruimte en loodregte afstand r ,

waar n is die sterrestelselgetaldigtheid. Dit is die gewone definisie van 'n verminderde korrelasiefunksie. Eienaardige snelhede maak die funksie anisotroop. Op klein skale word die ewekansige relatiewe eienaardige snelhede van die sterrestelsels verbreed v langs die siglyn. Op 'n groot skaal word die stromende eiesoortige snelheid van konvergensie tot swaartekraggroeiende massakonsentrasies plat. v langs die siglyn. 82

Teen 10 kpc hr 1 Mpc is die gemete verbreding van siglyn prominent en dui aan dat die eendimensionele relatiewe snelheidsverspreiding naby is onafhanklik van r by

300 km s -1. 83 Dit gaan oor wat sou verwag word as die massa twee- en driepunt-korrelasie-funksies goed benader sou word deur die sterrestelsel-korrelasie-funksies, die massa-groepering op hierdie skale naby statistiese ewewig was, en die digtheidsparameter in die omgewing van vergelyking was . (59).

Ons kyk na die bewegings van die sterrestelsels in en om die plaaslike groep sterrestelsels, waar die minste foute in die meting van sterrestelsels die minste is. Die twee grootste groeplede is die Andromedanevel (M 31) en ons Melkwegstelsel. As hulle die grootste deel van die massa bevat, is hul relatiewe beweging die klassieke tweeliggaamsprobleem in die Newtonse meganika (met geringe regstellings vir, massa-aanwas by lae rooi verskuiwings en die getymoment van naburige sterrestelsels). Die twee sterrestelsels word met 800 kpc van mekaar geskei en is 110 km s -1. In die minimum massa-oplossing het die sterrestelsels in die kosmologiese uitbreidingstyd net meer as 'n halwe baan voltooi t0

10 10 jr. Deur hierdie argument vind Kahn en Woltjer (1959) dat die som van die massas van die twee sterrestelsels 'n orde van grootte groter moet wees as wat in die liggedeeltes gesien word. 'N Uitbreiding van die ontleding van die bewegings en afstande van die sterrestelsels binne 4 Mpc afstand van ons, en met inagneming van die swaartekrag-effekte van die sterrestelsels tot 20 Mpc afstand, gee massas baie soortgelyk aan wat Kahn en Woltjer gevind het en in ooreenstemming met M0 in die reeks Vgl. (59) (Peebles et al., 2001).

Ons het nog 'n tjek van swak lens: die skuifvervorming van beelde van verre sterrestelsels deur die swaartekrag-afbuiging deur die onhomogene massaverdeling. 84 As sterrestelsels massa opspoor, sê die metings dat die stofdigtheidsparameter gemeet op skale van ongeveer 1 Mpc tot 10 Mpc binne die ekwivalent is. (59).Dit sal interessant wees om te sien of hierdie metings die faktor van twee verskil tussen die relativistiese gravitasie-afbuiging van die lig en die naïewe Newtonse afbuigingshoek kan kontroleer.

Die rooiverskuiwing ruimte korrelasie funksie v (Vgl. [76]) word goed genoeg gemeet by hr

10 Mpc om die plat effek te demonstreer, weer in ooreenstemming met M0 in die reeks Vgl. (59), as sterrestelsels massa opspoor. Soortgelyke getalle volg uit sterrestelsels wat tot by IRAS-bronne gekies is (Tadros et al., 1999) en uit opties geselekteerde sterrestelsels (Padilla et al., 2001 Peacock et al., 2001). Dieselfde fisika, toegepas op ramings van die gemiddelde relatiewe eienaardige snelheid van sterrestelsels by skeidings

10 Mpc, dui weer eens 'n soortgelyke digtheidsparameter aan (Juszkiewicz et al., 2000).

Ander metodes van analise van die verdeling van astronomiese voorwerpe en eienaardige snelhede wat oor skale gladgemaak word 10 Mpc gee 'n verskeidenheid resultate vir die massadigtheid, sommige bo die omvang van vergelyking. (59), 85 ander na die onderpunt van die reeks (Branchini et al., 2001). Die meting van M0 van grootskaalse stroomsnelhede bly dus oop. Maar ons is onder die indruk van 'n skynbaar eenvoudige plaaslike situasie, die eienaardige beweging van die plaaslike groep na die Maagd-sterrestelsel. Dit is die naaste bekende groot massakonsentrasie op afstand

20 Mpc. Burstein (2000) vind dat ons virgosentriese snelheid is vv = 220 km s -1, wat aandui M0 0.2 (Davis en Peebles, 1983a, Fig. 1). Dit lei ons tot die gevolgtrekking dat die gewig van die bewyse uit dinamika op skale

10 Mpc gunste laag M0, in die reeks Vgl. (59).

Nie een van hierdie metings is presies nie. Maar baie is al lank onder bespreking en dit lyk vir ons asof ons betroubaar verstaan ​​word. Swak lens is nuut, maar die metings word deur verskeie onafhanklike groepe nagegaan. Die resultaat is na ons mening 'n goed gekontroleerde en geloofwaardige netwerk van bewyse dat meer as twee dekades lank goed gekeurde lengte skale, 100 kpc tot 10 Mpc, die skynbare waarde van M0 is konstant tot 'n faktor van drie of so, in die gebied 0.15 M0 0.4. Die belangrikste punt vir die doel van hierdie oorsig is dat hierdie resultaat in stryd is met wat verwag kon word van vooroordeel, of van 'n mislukking van die inverse vierkantige wet (soos in toets [13] bespreek sal word).

Abell (1958) het die eerste nuttige katalogus gemaak van die ryk trosse wat hier bespreek word en in die volgende toets. 'N Tipiese waarde van die Abell-groepmassa binne die Abell-radius ra = 1.5 h -1 Mpc is 3 & # 215 10 14 h -1 M . Die trossmassas word betroubaar gemeet (binne Newtonse swaartekrag) aan die hand van konsekwente resultate van die snelhede van die sterrestelsels, die druk van die intrakluster plasma en die swaartekrag-afbuiging van lig vanaf agtergrondstelsels.

White (1992) en White et al. (1993) wys daarop dat ryk trosse waarskynlik groot genoeg is om 'n nagenoeg billike monster baryons en donker materie te bevat, wat beteken dat die verhouding tussen baryoniese en totale massa in 'n groep 'n goeie maatstaf is van B0 / M0. Met B0 van die model vir ligte elemente (Vgl. [62]), gee dit 'n maatstaf van die gemiddelde massadigtheid. Die baryon-massafraksie in trosse word nog bespreek. 86 Ons meet die mees direkte en so miskien betroubaarste benadering tot die meting van die baryoniese gasmassa-fraksie van trosse, fgasdeur die mikrogolfafname van Sunyaev-Zel'dovich veroorsaak deur Thomson-Compton-verspreiding van kosmiese mikrogolf-agtergrondstraling deur die intrakluster plasma. Die Carlstrom et al. (2001) waarde vir fgas gee M0

0,25, 87 in die reeks Vgl. (59). Hierdie toets beperk nie direk nie K0, 0, of die dinamika van die donker energie.

In die CDM-model groei ryk sterrestelsels uit die seldsame piek opwaartse skommelinge in die oer-Gaussiese massaverspreiding. Binne hierdie model kan 'n mens die amplitude van die massaskommelinge aanpas om by die oorvloed van trosse in een tydperk te pas. In die Einstein-de Sitter-model is dit moeilik om te sien hoe hierdie een gratis aanpassing die oorvloed van ryk klusters nou kan verreken en by rooi verskuiwings naby eenheid. 88

Die meeste outeurs is dit nou eens dat die lae-digtheid plat CDM-model 'n redelike pas kan gee aan die tros-oorvloed as 'n funksie van rooi verskuiwing. Die beperking op M0 uit die huidige groep word oorvloed nog onder bespreking, maar in die algemeen gevind dat dit naby is M0

0,3 as sterrestelsels massa opspoor. 89 Die beperking van die evolusie van die trosgetalle-digtheid word ook bespreek. 90 Die voorspelde evolusie is stadiger in 'n heelal met 'n laer digtheid en gegewe M0 die evolusie is stadiger in 'n oop model met = 0 as in 'n ruimtelik-plat model met (om die redes wat in Afdeling III.D bespreek word). Bahcall en Fan (1998) beklemtoon dat ons goeie bewyse het vir die teenwoordigheid van 'n paar massiewe trosse in Z

1, en dat dit buitengewoon moeilik is om te verstaan ​​in die CDM-model in die Einstein-de Sitter-kosmologie (wanneer die voorspanning aangepas word om 'n redelike huidige getaldigtheid te verkry). Modelle met lae digtheid met of sonder kan die bestaan ​​van massiewe trosse met hoë rooiverskuiwing verklaar. Onderskeid tussen die voorspellings van ruimtelik geboë en plat lae digtheid-gevalle wag op beter metings.

Elemente van die fisika van trosvorming in toets (9) verskyn in hierdie toets van die vroeë stadiums in die nie-lineêre groei van afwykings van homogeniteit. 'N Aanvanklik Gaussiese massaverdeling word skeef namate lae digtheidskommelings begin daal en skommelinge met hoë digtheid begin ontwikkel tot prominente massapieke. Die vroeë handtekening van hierdie nie-lineêre evolusie is die ontkoppelde driepunt-massa-outokorrelasie-funksie, & lt (, t) (, t) (, t) & gt, waar (, t) = / is die dimensielose massakontras. As sterrestelsels nuttige massaspore is, is die driepuntfunksie van die melkweg 'n goeie maatstaf vir hierdie massafunksie.

Die vorm vir die massa-driepuntfunksie vir Gaussiese aanvanklike toestande by hoë rooiverskuiwing, in die laagste nie-nul-orde in die versteuringsteorie, word in Fry (1984) uitgewerk, en Fry (1994) maak die punt dat metings van die sterrestelsel drie- puntfunksietoets hoe goed sterrestelsels massa opspoor. 91 Daar is nou twee stelle metings van die sterrestelsel se driepuntfunksie op skale

10 tot 20 Mpc, waar die digtheidskommelings nie ver van Gaussies is nie. Die een gebruik infrarooi-gekose IRAS-sterrestelsels, 92 die ander opties-geselekteerde sterrestelsels (Verde et al., 2002). Laasgenoemde stem ooreen met die perturbatiewe berekening van die massa-driepuntfunksie vir Gaussiese aanvanklike toestande. Eersgenoemde sê infrarooi-geselekteerde sterrestelsels is voldoende massaspoorders, afgesien van die digste streke wat IRAS-sterrestelsels vermy. Dit het 'n eenvoudige interpretasie in die astrofisika: sterrestelsels in digte streke word meestal weggevee van die gas en stof wat sterrestelsels in die infrarooi helder laat word.

Hierdie toets lewer bewys van die konsekwentheid van drie idees: sterrestelsels is nuttige massaspore op weegskaal

10 Mpc, die aanvanklike toestande is naby Gaussies, en konvensionele swaartekragfisika gee 'n voldoende beskrywing van hierdie aspek van die groei van die struktuur. Dit is in beginsel sensitief vir 0, deur die onderdrukking van die groei van klein afwykings van homogeniteit by lae rooiverskuiwing, maar die effek is klein.

Die wonderlike suksesvolle CDM-voorspelling van die kragspektrum van die hoekverspreiding van die temperatuur van die 3 K kosmiese mikrogolf-agtergrondstraling het baie van die oorblywende skeptici in die kosmologiese gemeenskap omgeskakel in die oortuiging dat die CDM-model waarskynlik belangrike elemente van die werklikheid vang.

Efstathiou (2002) bied 'n nuttige maatstaf van die inligting in die huidige metings 93: die pas by die CDM-model beperk drie lineêre kombinasies van die vrye parameters aansienlik. Ons sal drie stelle oorwegings aanbied wat ongeveer die beperkings van Efstathiou volg. Ons begin met oorsigte van die standaardmaat van die temperatuur anisotropie en van die toestande by rooi verskuiwing Z

1000 wat vermoedelik die waargenome anisotropie produseer.

Die 3 K kosmiese mikrogolf-agtergrondtemperatuur T(,) as 'n funksie van die posisie in die lug word gewoonlik uitgedruk as 'n uitbreiding in sferiese harmonieke,

Die vierkant van T gemiddeld oor die lug is

waar |al m | 2 is statisties onafhanklik van m. Dit kan herskryf word as

Sedert l -1 is naby d ln l, Tl 2 is die variansie van die temperatuur per logaritmiese interval van l. 'N Maatstaf van die hoekskaal wat tot die meerpolige indeks behoort l is dat die minimum afstand tussen nulle van die sferiese harmoniese Yl m, in lengte- of breedtegraad, is = / l, behalwe naby die pale, waar Yl m nul nader. 94

Kom ons kyk nou na die hoofelemente van die fisika wat die 3 K kosmiese mikrogolf-agtergrondanisotropie bepaal. 95 By rooi verskuiwing Zdes

1000 bereik die temperatuur die kritieke waarde waarteen die oer-plasma verbind met atoomwaterstof (en effens vroeër tot neutraal helium). Dit verwyder die koppeling tussen barione en bestraling deur Thomson-verstrooiing, en laat die bestraling feitlik vrylik voortplant (afgesien van oorblywende swaartekragversteurings). Verhoudings van massadigthede naby die era Zdes wanneer materie en bestraling ontkoppel, die moeite werd is om op te let. Met rooi verskuiwing Zvgl = 2.4 × 10 4 M0 h 2 is die massadigtheid in materie - met inbegrip van die baroniese en nie-baroniese komponente - gelyk aan die relativistiese massadigtheid in bestraling en neutrino's word aanvaar dat hulle lae massas het. By ontkoppeling is die verhouding van massadigthede

teen die sentrale waardes van die parameters in Vgl. (6) en (59). Die verhouding van massadigthede in barione en in termiese kosmiese mikrogolfagtergrondstraling - neutrino's nie getel nie - is

Dit wil sê dat die barione en bestraling ontkoppel, net soos die uitbreidingstempo deur nie-relatiewe materie oorheers word en die barione die klanksnelheid in die gekoppelde baryon-stralingsvloeistof begin verlaag (wat ons nog kosmiese toevallighede voorstel).

Die akoestiese pieke in die spektrum van hoekfluktuasies van die 3 K kosmiese mikrogolf-agtergrondstraling kom van die Fourier-modi van die gekoppelde baryon-stralingsvloeistof wat die maksimum of minimum amplitude bereik het by ontkoppeling. Aangesien alle Fourier-komponente by 'n hoë rooiverskuiwing by 'n nulamplitude begin - in die versteuringsmodus vir groeiende digtheid - is hierdie toestand

waar cs is die snelheid van klank in die baryon-stralingsvloeistof. Voordat die massadigtheid in straling ontkoppel groter is as die van die barione, is die klanksnelheid naby c / 3 1/2. Die regte golflengte by die eerste akoestiese piek is dus

Die parameterafhanklikheid kom van Vgl. (66). Die waargenome hoek onderdruk deur piek word ingestel op die hoekgrootte-afstand r bereken uit Zvgl tot op hede (Vgl. [71]). As K0 = 0 of 0 = 0 die hoekgrootte afstand is

As = 0 is hierdie uitdrukking analities in die algemeen Zvgl. Die uitdrukking vir K0 = 0 is 'n redelike benadering tot die numeriese oplossing. Die hoekskaal van die piek wissel dus met die materiaaldigtheidsparameter as

Die belangrikste punt uit hierdie oorwegings is dat die hoek wat deur die eerste piek in die skommelingskragspektrum gedefinieer word, sensitief is vir M0 if = 0 (Vgl. [85]), maar nie as K0 = 0 (Vgl. [86]). 96 Ons het die sensitiwiteit van Zdes en tdes aan M0, maar die effek is swak. Meer gedetailleerde berekeninge, wat nodig is vir 'n presiese vergelyking met die data, toon dat die CDM-model voorspel dat die eerste en grootste piek van Tl verskyn by meervoudige indeks lpiek 220 M0 -1/2 as = 0, en by lpiek 220 as K0 = 0 en 0.1 M0 1. 97

Die gemete spektrum 98 pieke by Tl

200, wat dus klein ruimte kromming in die CDM-model vereis. Dit is die eerste van Efstathiou se beperkings. Vanweë die meetkundige degenerasie beperk hierdie meting nog nie ernstig nie M0 as K0 = 0.

Die tweede beperking kom van die spektrum van temperatuurskommelings op groot skale, l 30, waar drukverloopkragte nooit baie belangrik was nie. Onder die skaal-invariante aanvanklike toestande wat in Art. III.C voorspel die Einstein-de Sitter-model Tl is byna onafhanklik van l op groot skale. 'N Ruimtelik plat model met M0

0,3, voorspel Tl neem stadig af met toename l op klein l. 99 Die gemete spektrum is naby aan plat by Tl

30 µK, maar nie goed genoeg beperk vir 'n nuttige meting van die parameters nie M0 en 0. 100 Vanweë die eenvoud van die fisika op groot hoekskale, bied dit die mees direkte en dus miskien betroubaarste normalisering van die CDM-model kragspektrum (dit wil sê die parameter A in Vgl. [40] en [41]).

Die derde beperking is die barionmassa-digtheid. Dit beïnvloed die spoed van klank cs (Vgl. [82]) in die baryon-stralingsvloeistof voor ontkoppeling, en die gemiddelde vrye baan vir die bestraling by Z

Zdes. Dit beïnvloed weer die voorspelde volgorde van akoestiese pieke (sien bv. Hu en Sugiyama, 1996). Die waargenome pieke stem ooreen met 'n waarde vir die bariondigtheidsparameter B0 in 'n reeks wat insluit wat afgelei word van die oorvloed van ligte elemente (Vgl. [62]). 101 Hierdie indrukwekkende tjek kan baie verbeter word deur die metings van Tl aan die gang.

Die metings van Tl stem ooreen met 'n naby-skaal-onveranderlike kragspektrum (Vgl. [41] met n 1) met 'n weglaatbare bydrae deur swaartekraggolf- of isokuratuur-skommelinge (Afdeling III.C.1). Die 3 K-kosmiese mikrogolf-agtergrondtemperatuurskommelinge toon geen afwyking van 'n Gaussiese ewekansige proses nie. 102 Dit stem ooreen met die prentjie in toets (10) vir die nie-lineêre groei van struktuur as gevolg van Gaussiese aanvanklike massadigtheidsskommelings.

Die interpretasie van die kosmiese mikrogolf-agtergrond temperatuur anisotropiemetings veronderstel en toets die algemene relatiwiteit en die CDM-model. 'N Mens kan ander modelle vir struktuurvorming neerskryf wat die toppunt van Tl ongeveer die waargenome hoekskaal - 'n voorbeeld is Hu en Peebles (2000) - maar ons het tot dusver nog niks gesien wat waarskynlik lyk dat dit by die huidige metings van Tl. Vertraagde rekombinasie van die oer-plasma in 'n CDM-model met 'n lae digtheid = 0 kan die piek van skuif Tl volgens die waargenome skaal. 103 Die fisika is geldig, maar die scenario is spekulatief en waarskynlik onwaarskynlik. Aan die ander kant kan ons nie seker wees dat 'n oplossing vir die uitdagings wat CDM in Afd. IV.A.2 sal nie ons assessering van sulke kwessies beïnvloed nie, en dus ook hierdie kosmologiese toets.

As die grootste deel van die nie-relatiewe saak, met digtheid parameter M0

0,25, was baronies, en dan was die mees onmiddellike probleem onder adiabatiese aanvanklike toestande die sterk verspreiding van skommelinge van die oermassadigtheid op die skaal van sterrestelsels deur verspreiding van straling deur die barione by rooi verskuiwings naby ontkoppeling. 104 Sterrestelsels kan gevorm word deur die eerste generasie protokluster "pannekoeke" te versplinter, soos Zel'dovich (1978) voorgestel het, maar hierdie prentjie word ernstig uitgedaag deur die bewyse dat die sterrestelsels gevorm is voor sterrestelsels. 105 In 'n baryoniese donker materie-model kon ons die waarnemings van sterrestelsels wat reeds teenwoordig was, akkommodeer Z

3 deur die oerflatsspektrum te laat kantel om groot skommelinge op klein skale te bevoordeel, maar dit sal die kosmiese mikrogolf-agtergrond-anisotropie deurmekaar maak. Die soeke na aanvanklike toestande wat binne 'n baryoniese donkerstofmodel kan pas, het tot dusver geen vrugte afgewerp nie (Peebles, 1987).

Die belangrikste punt van hierdie toets is die groot probleem om die magspektrum van materie en straling te versoen sonder die postulaat van nie-baroniese donker materie. Die CDM-model laat hiërargiese groei van struktuur toe, vanaf sterrestelsels tot op, wat blykbaar waargeneem te word, omdat die nie-baroniese donker materie in wisselwerking is met barione en slegs deur swaartekrag, die verdeling van die donker materie word nie glad gemaak deur die verdeling van digtheidsskommelinge in die barjon -stralingsvloeistof by rooi verskuiwings Z Zvgl.

Soos bespreek in Afd. III.D, in die CDM-model, buig die kleinskaalse deel van die donker materie-magspektrum van die oer-skaal-invariante vorm P(k) k aan P(k) k -3, en die kenmerkende lengte by die breek skaal omgekeerd met M0 (Vgl. [42]). Bewyse van so 'n onderbreking in die melkwegkragspektrum Pg(k) is al meer as 'n dekade bekend 106 dit stem ooreen met 'n waarde van M0 in die reeks Vgl. (59).

Die omgekeerde vierkantwet vir swaartekrag bepaal die verband tussen die massaverspreiding en die gravitasiegedrewe eienaardige snelhede wat beramings van die materiaaldigtheidsparameter invoer. M0. Die eienaardige snelhede kom ook voor in die evolusie van die massaverspreiding, en dus die verband tussen die huidige massafluktuasiespektrum en die spektrum van kosmiese mikrogolf-agtergrondtemperatuurskommelinge wat by rooi verskuiwing ingedruk word Z

1000. Ons begin veeleisende toetse van beide aspekte van die inverse vierkantige wet sien.

Ons het 'n redelike goed gekontroleerde stel metings van die skynbare waarde van M0 op skale wat wissel van 100 kpc tot 10 Mpc (soos hersien onder toets [7]). Die meeste stem saam met 'n konstante waarde van die skyn M0, binne 'n faktor van drie of so. Dit is nie die presisie wat 'n mens wil hê nie, maar die onderwerp is al lank bespreek, en ons glo dat dit nou redelik betroubaar is, binne die faktor van drie of so. As sterrestelsels bevooroordeelde massaspore was, sou u verwag het om dit te sien M0 neem toe met toenemende lengteskaal, aangesien die toenemende skaal die buitenste dele van uitgebreide massiewe halo's insluit. Miskien word dit gemasker deur 'n swaartekragwet wat vinniger afneem as die omgekeerde vierkantige wet op groot afstand. Maar die veel meer reguit lees is dat die stadige variasie van M0 wat oor twee ordes in lengte-skaal gemonster is, stem ooreen met die getuienis uit toetse (7) tot (10) dat sterrestelsels nuttige massaspore is, en dat die omgekeerde vierkantwet dus 'n nuttige benadering op hierdie skale is.

Die speelgoedmodel in Vgl. (57) illustreer hoe 'n mislukking van die omgekeerde vierkantige wet die evolusie van die vorm van die massa-skommelingskragspektrum sal beïnvloed P(k, t) as 'n funksie van die komende golfgetal k, in lineêre versteuringsteorie. Dit word getoets deur die metings van die massa- en kosmiese mikrogolf-agtergrondtemperatuurskommelingskragspektra. Die sterrestelsel se kragspektrum Pg(k) wissel met golwe by k

0.1h Mpc -1 ongeveer soos verwag onder die aannames dat die massaverspreiding gegroei het deur swaartekrag uit adiabatiese skaal-invariante aanvanklike toestande, die massa word oorheers deur donker materie wat nie onder stralingsweerstand onder hoë rooiverskuiwing ly nie; massadistribusie, is die saakdigtheidsparameter M0

0.3, en natuurlik word die evolusie voldoende beskryf deur konvensionele fisika (Hamilton en Tegmark, 2002, en verwysings daarin). As die inverse vierkantige wet aansienlik verkeerd was by k

0.1h Mpc -1, die byna-skaal-onveranderlike vorm moet 'n toevallige effek wees van 'n mate van mislukking in hierdie taamlik lang lys aannames. Dit lyk onwaarskynlik, maar 'n tjek is beslis wenslik. Ons het een, van die kosmiese mikrogolf-agtergrond anisotropie metings. Dit stem ook ooreen met die aanvanklike toestande van byna skaal-veranderlike wat by rooiverskuiwing toegepas word Z

1000. Hierdie voorlopige ondersoek na die effek van die swaartekrag-inverse vierkantige wet is van toepassing op kosmologiese lengteskale en terug na rooi verskuiwing Z

1000 sal verbeter word deur 'n beter begrip van die effek op Tl van oertensorstoornisse tot ruimtetyd, en van die dinamiese reaksie van die verdeling van donker energie op die grootskaalse massaverdeling.

'N Ander aspek van hierdie kontrole is die vergelyking van waardes van grootskaalse rms-skommelinge in die huidige massaverdelings en die kosmiese mikrogolf-agtergrondstraling. Laasgenoemde is grotendeels ingestel op ontkoppeling, waarna eersgenoemde met 'n faktor van ongeveer 103 tot die huidige tydvak groei, in die standaard relativistiese kosmologiese model. As ruimtekromming weglaatbaar is, stem die groeifaktor ooreen met die waarnemings tot ongeveer 30%, as ons aanvaar dat sterrestelsels die spoor van massa het. In 'n lae digtheid heelal met = 0 vereis die standaardmodel dat massa gladder versprei word as sterrestelsels, N / N

3M / M, of dat die gravitasie-groeifaktor sedert ontkoppeling 'n faktor van drie van die voorspelde faktor is

1000 is hierdie faktor van drie ongeveer so 'n groot afwyking van eenheid as lewensvatbaar. Ons stel nie hierdie interpretasie van die data voor nie, maar ons is onder die indruk van die beskeie grootte van die toegelate aanpassing aan die inverse vierkantige wet.

70 Dit is erken deur Zel'dovich (1964), R. Feynman, in 1964 en S. Refsdal, in 1965. Feynman se kommentaar in 'n colloquium word deur Gunn (1967) opgemerk. Peebles het Refsdal se lesing bygewoon tydens die Internasionale Konferensie oor Algemene Relatiwiteit en Gravitasie, Londen, Julie 1965 Refsdal (1970) noem die lesing. Terug.

71 Die geskiedenis van die ontdekking en meting van hierdie bestraling, en die verband daarvan met die oorvloed van ligelemente in toets (2), word aangebied in Peebles (1971, pp. 121-9 en 240-1), Wilkinson en Peebles (1990) , en Alpher en Herman (2001). Die presisie-spektrummetings word opgesom in Halpern, Gush en Wishnow (1991) en Fixsen et al. (1996). Terug.

72 Om dit te sien, herinner u aan die normale modus-argument wat gebruik word om vergelyking te kry. (7). Die beroep nommer in 'n normale modus met golflengte by temperatuur T is die Planck-vorm = [e c / kT - 1] -1. Adiabaticity sê is konstant. Aangesien die modus golflengte wissel soos a(t), waar a is die uitbreidingsfaktor in Vgl. (4) en byna konstant is, wissel die modus temperatuur soos T 1 / a(t). Aangesien dieselfde temperatuurskaal vir elke modus geld, bly 'n aanvanklike termiese see van straling termies in die afwesigheid van interaksies. Ons weet nie die herkoms van hierdie argument wat dit in Dicke se groep bekend was toe die 3 K kosmiese mikrogolf-agtergrondstraling ontdek is nie. Terug.

73 Daar is 'n lang geskiedenis van besprekings van hierdie ondersoek na die uitbreidingstempo teen die rooi verskuiwings van die produksie van ligelemente. Die vermindering van die helium oorvloed na Y

0.2 as die uitbreidingstyd met die faktor 2 1/2 verhoog word, word in Fig. 1 en 2 in Peebles (1966). Dicke (1968) het die beperking op die evolusie van die sterkte van die gravitasie-interaksie bekendgestel, sien Uzan (2002) vir 'n onlangse oorsig. Die effek van die aantal neutrino-families op die uitbreidingstempo en dus die helium-oorvloed word opgemerk deur Hoyle en Tayler (1964) en Shvartsman (1969). Steigman, Schramm en Gunn (1977) bespreek die belangrikheid van hierdie effek as 'n toets van kosmologie en van die deeltjie-fisika-maatstawwe van die aantal neutrino-families. Terug.

74 Die voorspelde maksimum ouderdom van sterpopulasies in sterrestelsels tydens rooi verskuiwings Z 1 hang nog steeds van 0 en K0, en daar is die voordeel dat die voorspelde maksimum ouderdom baie korter is as vandag. Hierdie variant van die uitbreidingstydtoets word bespreek deur Nolan et al. (2001), Lima en Alcaniz (2001), en verwysings daarin. Terug.

76 Die vroegste bespreking wat ons van die vergrotingseffek ken, is deur Hoyle (1959). In die koördinaatstelsel in Vgl. (15), met die waarnemer aan die begin, beweeg ligstrale vanaf die voorwerp na die waarnemer langs reguit radiale lyne. 'N Beeld met hoë rooi verskuiwing word vergroot omdat die lig wat deur die waarnemer opgespoor word, uitgestraal word as die regte afstand tot die voorwerp gemeet op vaste wêreldtyd klein is. Omdat die regte afstand tussen die voorwerp en die bron vinniger toeneem as die spoed van die lig, beweeg die uitgestraalde lig wat op die waarnemer gerig is, aanvanklik van die waarnemer af weg. Terug.

77 Vir 'n oorsig van die metings van die rooiverskuiwing-grootte verhouding (en ander kosmologiese toetse) beveel ons Sandage (1988) aan. 'N Onlangse toepassing op die helderste sterrestelsels in trosse is in Arag & # 243n-Salamanca, Baugh en Kauffmann (1998). Die verhouding tussen rooi skuif en hoek word gemeet deur Daly en Guerra (2001) vir radiostelsels, Buchalter et al. (1998) vir kwasars, en Gurvits, Kellermann en Frey (1999) vir kompakte radiobronne. Beperkings op die kosmologiese parameters van die Gurvits et al. data word bespreek deur Vishwakarma (2001), Lima en Alcaniz (2002), Chen en Ratra (2003), en verwysings daarin, en beperkings gebaseer op die radiostelseldata word bespreek deur Daly en Guerra (2001), Podariu et al. (2003), en verwysings daarin. Terug.

78 Hierdie supernovas word gekenmerk deur die afwesigheid van waterstoflyne in die spektra, aangesien dit vermoedelik die gevolg is van plofbare kernverbranding van wit dwergsterre. Pskovskii (1977) en Phillips (1993) was die baanbreker van die vermindering van die supernova-helderheid tot 'n byna universele standaardkers. Vir onlangse besprekings van die gebruik daarvan as 'n kosmologiese toets, sien Goobar en Perlmutter (1995), Reiss et al. (1998), Perlmutter et al. (1999a), Gott et al. (2001), en Leibundgut (2001). Ons beveel Leibundgut (2001) se waarskuwende bespreking van astrofisiese onsekerhede aan: die onbekende aard van die sneller vir die kernverbranding, die moontlikheid dat die Phillips-regstelling tot 'n fidusiale helderheid eintlik afhang van rooi verskuiwing of omgewing binne 'n sterrestelsel, en moontlike verduistering deur intergalaktiese stof. Daar is ook fisiese kwessies wat hierdie toets (en ander) kan beïnvloed: die sterk punte van die gravitasie- of elektromagnetiese interaksies kan mettertyd wissel, en foton-aksie-omskakeling kan die aantal fotone wat ons bereik, verminder. Dit alles word aktief bestudeer. Terug.

79 Podariu en Ratra (2000) en Waga en Frieman (2000) bespreek die rooiverskuiwing-grootte-verhouding in die omgekeerde magsregtelike skalaarveldmodel, en Waga en Frieman (2000) en Ng en Wiltshire (2001) bespreek hierdie verband in die massiewe skalêre veldmodel. Terug.

80 Podariu, Nugent en Ratra (2001), Weller en Albrecht (2002), Wang en Lovelace (2001), Gerke en Efstathiou (2002), Eriksson en Amanullah (2002), en verwysings daarin, bespreek beperkings op kosmologiese parameters uit die voorgestelde SNAP-missie. Terug.

81 Vroeë beramings van die gemiddelde massadigtheid, deur Hubble (1936, bl. 189) en Oort (1958), kombineer die sterrestelselgetaldigtheid van sterrestelseltellings met ramings van sterrestelselmassas uit die interne bewegings van gas en sterre. Hubble (1936, p. 180) was deeglik daarvan bewus dat dit massa tussen die sterrestelsels mis, en dat die bewegings van sterrestelsels binne trosse daarop dui dat daar baie meer intergalaktiese massa is (Zwicky, 1933 Smith, 1936). Vir 'n onlangse oorsig van hierdie onderwerp, sien Bahcall et. al. (2000). Terug.

82 Hierdie benadering het gegroei uit die statistiese metode wat deur Geller en Peebles (1973) ingestel is; dit word afgelei in sy huidige vorm in Peebles (1980b) en is eers toegepas op 'n ernstige rooiverskuiwingsmonster in Davis en Peebles (1983b). Hierdie verwysings gee die teorie vir die tweede oomblik 2 van v in die radiale rigting - die gemiddelde vierkante relatiewe eienaardige snelheid - in die kleinskaalse stabiele groeperingslimiet. Die analise van die anisotropie van v in die lineêre versteuringsteorie van grootskaalse vloei (Vgl. [55]) word in Kaiser (1987) aangebied. Terug.

83 Hierdie meting vereis noukeurige aandag aan trosse wat weinig bydra tot die gemiddelde massadigtheid, maar 'n breë en moeilik meetbare stert tot die verspreiding van relatiewe snelhede. Besonderhede kan opgespoor word deur Padilla et al. (2001), Peacock et al. (2001), en Landy (2002). Terug.

87 Dit veronderstel B0 h 2 = 0,014 van Vgl. (62). Vir die volledige reeks waardes in Vgl. (6) en (62), 0.1 M0 0,4 teen twee standaardafwykings. Terug.

89 Vir onlangse besprekings, sien Pierpaoli, Scott en White (2001), Seljak (2001), Viana, Nichol en Liddle (2002), Ikebe et al. (2002), Bahcall et al. (2002), en verwysings daarin. Wang en Steinhardt (1998) beskou hierdie toets in die konteks van die XCDM-parametrisering, volgens ons kennis, is dit nie bestudeer in die geval van die skaalveld donker energie nie. Terug.

92 Twee submonsters van IRAS-sterrestelsels word deur Scoccimarro et al geanaliseer. (2001) en deur Feldman et al. (2001). Terug.

94 'n Noukeuriger analise onderskei gemiddeldes regoor die lug van ensemble-gemiddeldes. By historiese toeval vervang die konvensionele normalisering 2l + 1 met 2 (l + 1) in Vgl. (79). Kosowsky (2002) beoordeel die fisika van die polarisasie van die bestraling. Terug.

95 Die fisika word uitgewerk in Peebles and Yu (1970) en Peebles (1982). Belangrike analitiese oorwegings is in Sunyaev en Zel'dovich (1970). Die verband tussen die kosmiese mikrogolf-agtergrondanisotropie en die kosmologiese parameters word in baie referate ondersoek. Voorbeelde van die ontwikkeling van idees sluit in Bond (1988), Bond et al. (1994), Hu en Sugiyama (1996), Ratra et al. (1997, 1999), Zaldarriaga, Spergel en Seljak (1997), en verwysings daarin. Terug.

96 Hierdie 'geometriese degenerasie' word bespreek deur Efstathiou en Bond (1999). Marriage (2002) bied 'n nadere ontleding van die effek. Sugiyama en Gouda (1992), Kamionkowski, Spergel en Sugiyama (1994b), en Kamionkowski et al. (1994a) is vroeë besprekings van die kosmiese mikrogolf-agtergrondanisotropie in 'n oop model. Terug.

97 Brax et al. (2000) en Baccigalupi et al. (2000) bereken die hoekspektrum van die kosmiese mikrogolfagtergrondanisotropie in die skalare veldmodel vir donker energie. Doran et al. (2001) bespreek die hoekskaal van die pieke in hierdie geval, en Corasaniti en Copeland (2002), Baccigalupi et al. (2002), en verwysings daarin, vergelyk modelvoorspellings en waarnemings - dit is te vroeg om diepgaande gevolgtrekkings oor die lewensvatbaarheid van die model te maak, en daar word gretig na nuwe data verwag. Wasserman (2002) merk op dat die kosmiese mikrogolf-anisotropie-agtergronddata kan help om te onderskei tussen verskillende donker-energie-skalaarveldmodelle waarvan die voorspellings nie by lae rooiverskuiwing verskil nie. Terug.

99 Die fisika is die eerste keer deur Sachs en Wolfe (1967) gedemonstreer en in die moderne konteks toegepas deur Peebles (1982). Die tussenliggende Sachs-Wolfe-effek wat van toepassing is as die heelal nie Einstein-de Sitter is nie, word in Vgl. (93.26) in Peebles (1980). Hierdie deel van die Sachs-Wolfe-effek ontvang 'n bydrae van die lae verdeling van die rooi verskuiwing, sodat die waargenome grootskaalse kosmiese mikrogolf-agtergrond-anisotropie met die lae verdeling van die rooi-verskuiwingstof 'n ander toets van die wêreldmodel kan lewer (Boughn en Crittenden 2001, en verwysings daarin). Terug.

100 Sien byvoorbeeld G & # 243rski et al. (1998). Dit ignoreer die "lae" waarde van die kosmologiese vierhoek (l = 2) oomblik, waarvan die waarde afhang van die model wat gebruik word om Galactic emissie op die voorgrond te verwyder (sien bv. Kogut et al., 1996). Besmetting as gevolg van nie-kosmiese mikrogolf-agtergrondemissie is 'n probleem vir sommige anisotropie-datastelle (sien bv. De Oliveira-Costa et al., 1998 Hamilton en Ganga, 2001 Mukherjee et al., 2002, en verwysings daarin). Ander kwessies wat in sulke ontledings versorg moet word, sluit in die rekening hou met die onsekerheid in die kalibrering van die eksperiment (sien bv. Ganga et al., 1997 Bridle et al., 2002), en om rekening te hou met die vorm van die antennepatroon (sien, Wu et al., 2001a Souradeep en Ratra, 2001 Fosalba, Dore en Bouchet, 2002). Terug.

101 Die B0 h 2 waardes geskat vanuit die kosmiese mikrogolf-agtergrondanisotropie, gemeet deur Netterfield et al. (2002), Pryke et al. (2002), en Stompor et al. (2001), stem meer ooreen met die hoër, deuterium gebaseerde, Burles et al. (2001) reeks in vergelykings. (62). Terug.

102 Colley, Gott en Park (1996) bied 'n vroeë bespreking van die situasie op groot hoekskale. Meer onlangse besprekings is in Mukherjee, Hobson en Lasenby (2000), Phillips en Kogut (2001) en Komatsu et al. (2002). Graad- en subgraad-anisotropie-hoekdata word bestudeer in Park et al. (2001), Wu et al. (2001b), Shandarin et al. (2002), en Polenta et al. (2002). Terug.

103 Die model in Peebles, Seager en Hu (2000) veronderstel sterre ioniserende straling by Z

1000 vervaardig rekombinasie Lyman-fotone. Hierdie resonansiefotone bevorder fotoionisering vanaf die n = 2 vlak atoomwaterstof. Dit laat vertraagde rekombinasie toe met 'n vinnige oorgang na neutrale atoomwaterstof, soos benodig om die vorm van Tl omtrent reg. Terug.

104 Vroeë ontledings van hierdie effek is in Peebles (1965) en Silk (1967, 1968). Terug.

105 Ons Melkweg-sterrestelsel is byvoorbeeld in die plaaslike groep, wat blykbaar net besig is om te vorm, omdat die tyd vir 'n groeplid om die plaaslike groep oor te steek vergelykbaar is met die Hubble-tyd. Die Local Group is aan die buitewyke van die konsentrasie sterrestelsels rondom die Maagd-groep. Ons en naburige sterrestelsels beweeg weg van die groep, maar op ongeveer 80 persent van die gemiddelde Hubble-vloei, asof die plaaslike massakonsentrasie die plaaslike uitbreiding vertraag. Dit wil sê: ons sterrestelsel, wat oud is, begin saamtrek met ander sterrestelsels, in 'n 'onder-na-bo' hiërargiese groei van struktuur, in teenstelling met die 'bo-onder' evolusie van die pannekoekfoto. Terug.


2 Metode

Om ons basiese beraming van voorwaardelike digtheid te konstrueer, volg ons die gewone ewekansige boskonstruksie met 'n belangrike verandering in die verliesfunksie, terwyl algoritmes met lineêre kompleksiteit behou word. Hier beskryf ons ons basisalgoritme, die uitbreiding van funksionele kovariate word in afdeling beskryf

Op hul eenvoudigste, ewekansige woude is ensembles van regressiebome. Elke boom word opgelei in 'n voorbeeld van die gegewens. Die opleidingsproses behels die rekursiewe verdeling van die funksieruimte deur middel van splitsingsreëls in die vorm van verdeling in die versameling en vir 'n bepaalde eienskap X en splitpunt v. Sodra 'n partisie klein genoeg word (beheer word deur 'n afstemparameter), word dit 'n blaarknoop en word dit nie meer verdeel nie.

Vir voorspelling gebruik ons ​​die boomstruktuur om gewigte te bereken vir die opleidingsdata waaruit ons a

gebruik van 'nabygeleë' punte. Dit is analoog aan die regressiesaak wat 'n geweegde gemiddelde sou verrig.

As ons die notasie van Breiman [2001] en Meinshausen [2006] leen, dui ons die boomstruktuur vir 'n enkele boom aan. Laat R (x, θ t) die gebied van die funksie-ruimte aandui wat deur die blaarknoop bedek word vir invoer x. Dan, vir 'n nuwe waarneming x ∗, gebruik ons ​​die t-de boom om gewigte vir elke oefenpunt x i as te bereken

Ons versamel dan bome en stel w i (x ∗) = T - 1 ∑ T t = 1 w i (x ∗, θ t) in. Die gewigte word uiteindelik gebruik vir die berekening van die geweegde pitte

waar K h 'n kernfunksie is wat integreer met een. Die bandwydte kan gekies word met behulp van invoegmetodes of deur middel van afstemming gebaseer op 'n valideringstel. Tot hiertoe het ons dieselfde benadering as Meinshausen [2006].

Ons afwyking van die standaard ewekansige bosalgoritme is die maatstaf vir die keuse van die verdeling van die partisie. In regressiekontekste word die splitveranderlike en splitpunt dikwels gekies om die gemiddelde kwadraat-foutverlies te minimaliseer. Vir CDE kies ons eerder splitsings wat a minimaliseer verlies spesifiek vir CDE [Izbicki en Lee, 2017]

waar P (x) die marginale verdeling van X is.

Hierdie verlies is die L 2 -fout vir digtheidskatting, geweeg deur die marginale digtheid van die kovariate. Om hierdie verlies gemaklik te skat, kan ons die vierkant uitbrei en die verlies herskryf as

met C p as 'n konstante wat nie van ˆ p afhang nie. Die eerste verwagting is met betrekking tot die marginale verspreiding van X

en die tweede met betrekking tot die gesamentlike verspreiding van

X en Y. Ons skat hierdie verwagtinge aan die hand van hul empiriese verwagting op waargenome data.

Om intuïsie te gee waarom die verliesfunksie wenslik is: kyk na die voorbeeld in Figuur 1: ons het twee stilstaande verdelings, geskei deur 'n oorgangspunt by x = 0,5

: die linkerkant is 'n normaalverdeling wat op nul gesentreer is en die regterkant 'n mengsel van twee normale verdelings wat op 1 en -1 gesentreer is. Die duidelike verdeling vir 'n boom is die oorgangspunt: omdat die genererende verspreiding se voorwaardelike gemiddelde konstant is vir almal

x die gemiddelde kwadraat-foutverlies pas by geraas en kies 'n swak splitpunt ver van x = 0,5. Die CDE-verlies aan die ander kant word tot 'n minimum beperk by die splitpunt.

Figuur 1: (bo) Opleidingsdata met 'n oorskakeling van 'n unimodale na bimodale respons by x = 0.5 (onder) die genormaliseerde verliese vir elke snypunt.MSE pas by klein verskille in die bimodale regime, terwyl CDE-verlies op die regte oorgangspunt geminimaliseer word.

Alhoewel ons kerndigtheidsberamings gebruik vir voorspellings op nuwe waarnemings, gebruik ons ​​nie pitte vir digtheid wanneer ons splitstowwe evalueer nie: die berekeninge in vergelyking 2 sal duur wees vir KDE met die term ∫ ˆ p (y ∣ x) 2 dy afhangende van die O (n 2) afstand tussen alle oefenpunte.

Vir vinnige berekeninge gebruik ons ​​eerder ortogonale reeks om digtheidskattings vir splitsing te bereken. Gegewe 'n ortogonale basis <Φ j (y)> soos 'n kosinusbasis of golwingsbasis, kan ons die digtheid uitdruk as ˆ p (y ∣ x) = ∑ j ˆ β j ϕ j (y) waar ˆ β j = 1 n ∑ ni = 1 ϕ j (yi). Hierdie keuse word gemotiveer deur 'n gerieflike formule vir die CDE-verlies wat verband hou met 'n ortogonale reeksdigtheidsskatting

Bogenoemde uitdrukking hang slegs af van die hoeveelhede <ˆ β j> waarvan self slegs afhanklik is lineêr somme van ϕ j (y i). Dit maak dit rekenaardoeltreffend om die CDE-verlies vir elke verdeling te evalueer.


Help die mensdom

& quot; U moet die verandering wees wat u in die wêreld wil sien. & quot
(Mohandas Gandhi)

& quot Wanneer gedwing word om die algemene relatiwiteitsteorie in een sin saam te vat: Tyd en ruimte en gravitasie bestaan ​​nie afsonderlik van materie nie. . Fisiese voorwerpe is nie in die ruimte nie, maar hierdie voorwerpe word ruimtelik uitgebrei. Op hierdie manier verloor die begrip 'leë ruimte' sy betekenis. . Die deeltjie kan slegs voorkom as 'n beperkte gebied in die ruimte waarin die veldsterkte of die energiedigtheid besonder hoog is. .
Die vrye, onbelemmerde uitruil van idees en wetenskaplike gevolgtrekkings is nodig vir die gesonde ontwikkeling van die wetenskap, soos dit in alle sfere van die kulturele lewe is. . Ons moenie vir onsself verswyg dat daar geen verbetering in die huidige neerdrukkende situasie moontlik is sonder 'n ernstige stryd vir die handjievol van diegene wat regtig vasbeslote is om iets te doen nie, is min in vergelyking met die massa van die lou en misleide mense. .
Die mensdom gaan 'n wesenlike nuwe denkwyse nodig hê om te kan oorleef!& quot (Albert Einstein)

Ons wêreld is in groot moeilikheid weens menslike gedrag gebaseer op mites en gebruike wat die vernietiging van die natuur en klimaatsverandering veroorsaak. Ons kan nou die eenvoudigste wetenskapsteorie van die werklikheid aflei - die golfstruktuur van materie in die ruimte. Deur te verstaan ​​hoe ons en alles rondom ons in die ruimte met mekaar verbind is, kan ons dan oplossings voorstel vir die fundamentele probleme van menslike kennis in fisika, filosofie, metafisika, teologie, onderwys, gesondheid, evolusie en ekologie, politiek en die samelewing.

Dit is die diepgaande nuwe manier van dink wat Einstein besef het, dat ons bestaan ​​as ruimtelik uitgebreide strukture van die heelal - die diskrete en afsonderlike liggaam 'n illusie. Dit bevestig bloot die intuïsies van die antieke filosowe en mistici.

Gegewe die huidige sensuur in fisika / filosofie van wetenskapstydskrifte (gebaseer op die standaardmodel van deeltjiefisika / oerknal-kosmologie) is die internet die beste hoop om nuwe kennis aan die wêreld bekend te maak. Maar dit hang van u af, die mense wat omgee vir wetenskap en die samelewing, en besef die belangrikheid van waarheid en werklikheid.


Segmenteringsalgoritmes

Geautomatiseerde selidentifikasie-algoritmes wat stelselmatig op elke beeld toegepas word, is die voorkeurbenadering tot die ontleding van komplekse beelde, want (i) verwyder hulle die moontlikheid van menslike vooroordeel en (ii) hulle tel patrone op wat met die blote oog ongemerk bly. Ten spyte van hul vele voordele, bied twee-foton in vivo-beelde een belangrike beperking wat enige outomatiese metode moet oorkom: nie-homogene beligting, afhangend van die diepte en ligging. Hierdie gebrek aan homogeniteit is hanteer deur die gebruik van plaaslike drempelmetodes, wat 'n algoritme toepas op die plaaslike verspreiding van pixelintensiteite om 'n gepaste skeiding tussen voorgrond en agtergrond te vind. Astrocyt-, gedenkplaat- en vaartuigkanale is onafhanklik verwerk. Alle algoritmes is geïmplementeer deur 'n kombinasie van die Fidji-beeldverwerkingspakket met aangepaste Python-kode.

Astrocyt Identifikasie.

Trek eers die bloedvatkanaal en die plaquekanaal af as dit 'n APP / PS1-muis is, van die astrocytkanaal om fluoressensie-bloeding oor kanale te verwyder. Tweedens, pas 3D-Gaussiese gladstryking toe, sigma = 2.000. Derdens, pas die agtergrondaftrekking van die rolbal op elke vlak toe om 'n ongeveer konstante agtergrond te verwyder (30). Vierdens, pas die Bernsen-outomatiese houmetode toe op elke vlak met 'n radius van 30 pixels (31, 32). Vyfde, pas 3D Gaussiese gladstryking toe, sigma = 5,00. Dit het tot gevolg dat nabygeleë voorgrondpixels vanaf die vorige stap gekoppel word (dit wil sê dat geïsoleerde voorgrondpixels hul sterkte aansienlik verminder, terwyl trosse voorgrondpixels in wese nie beïnvloed sal word nie). Laastens, outothreshold met behulp van die Otsu-metode (32, 33) en die intensiteitsverdeling van die hele stapel. Gekombineer met die vorige stap, het dit die effek dat die groepe voorgrond bewaar word en geïsoleerde pixels verwyder word. Geen sny van harde oppervlaktes is nodig met hierdie metode nie.

Identifikasie van bloedvate.

Pas eers 3D Gaussiese gladstryking toe, sigma = 2.000. Tweedens, hou die stapel outomaties met die Max-Entropy-metode (32, 34). Uiteindelik moet u die 100 grootste 3D-gekoppelde streke vind deur gebruik te maak van ref. 35, omdat 'n bloedvat nie in isolasie moet verskyn nie, behalwe by die beeldgrense.

Plaak-identifikasie.

Eerstens moet u die stapel outomaties hou volgens die intermodes-metode (32, 36). Tweedens, pas 3D-erosie (37) toe en verwyder elke vlak (d.w.z. mediaanfilter). Dit verwyder baie klein voorwerpe. Derdens, pas 3D-uitbreiding (37) toe om die erosie-effek van vorige stap te keer. Uiteindelik verwyder u plate met radius en lt4 pixels met behulp van die Fiji 3D Object Counter (38).

Die resultate van beeldverwerking is noukeurig geïnspekteer om te verseker dat dit ooreenstem met die visuele inspeksie van die beeld. Beelde is weggegooi as die verwerking swak resultate opgelewer het, wat meestal veroorsaak is deur kruiskontaminasie tussen kanale, verduisterde dele van die beeld en beligtingsprobleme.


1. Inleiding

[2] Die gevare wat deeltjie-bestraling in die ruimte voorstel, wat in Figuur 1 uitgebeeld word, is 'n ernstige uitdaging vir menslike en robotiese verkenningstogte na die Maan, Mars en verder. Die gevare sluit die volgende in.

[3] 1. Galaktiese kosmiese strale (GCR's), wat altyd in die nabye aarde-omgewing en regdeur die sonnestelsel voorkom, kom van buite ons heliosfeer en produseer chroniese, maar nie akute blootstelling nie. GCR's is baie moeilik om te beskerm teen buite die aarde se beskermende atmosfeer en magnetosfeer. Ruimtevaarders onder tipiese afskerming van 'n paar g / cm 2 aluminium kan hul loopbaanbeperking van blootstelling aan straling van GCR's in ongeveer drie jaar bereik [ Cucinotta et al., 2001]. Huidige navorsing op hierdie gebied is gefokus op die begrip van die beperkings wat GCR's oplewer en hoe dit wissel met die tydsduur van die missie, die tipe beskerming en die dikte, en die ontwikkeling van beter tegnieke om teen GCR's te beskerm. Die intensiteite van GCR's wissel met die sonsiklus met die grootste intensiteite wat naby die minimum minimum sonkrag voorkom wanneer interplanetêre veldsterktes [bv. Le Roux en Potgieter, 1995] is die swakste en daar is die minste aantal interplanetêre versteurings as gevolg van kortstondige versteurings soos koronale massa-uitwerpings [bv. Owens en Crooker, 2006 Schwadron et al., 2008]. GCR's word gemoduleer deur die vloeiende sonwind en sy ingeboude magnetiese veld. Die modulasie is dus die swakste as die interplanetêre veldsterkte laag is [bv. Potgieter et al., 2001] en die gepaardgaande intensiteite van GCR's is redelik hoog.

[4] 2. Gebeurtenisse van sonenergiese deeltjies (SEP) (wat ons definieer as ione en ook sondeeltjiegebeurtenisse (SPE's)) is ook gevaarlik vir ruimtevaarders buite die beskermende lae van die aarde (die atmosfeer en magnetosfeer). Huidige navorsing op hierdie gebied fokus op die ontwikkeling van die vermoë om te voorspel wanneer en waar SEP-gebeure sal plaasvind en maniere om te beskerm teen SEP-geassosieerde deeltjiebestraling.

[5] 3. Daar is unieke stralingsomgewings by elke planeet en hul satelliete. Ons het die liggings van die stralingsgordels op die aarde deeglik gekarakteriseer, wat ons in staat stel om die gevaar wat dit inhou, te verminder deur dit vinnig te vervoer. Menslike en robotiese verkenning van ander planete en satelliete vereis dat ons planetêre stralingsomgewings voldoende kenmerk en toepaslike versagtingsstrategieë en voldoende afskerming ontwikkel. Afskerming word dikwels beskou as die oplossing vir gevare in die ruimte. Baie hoë energiestraling (bv. & Gt100 MeV) lewer egter sekondêre deurdringende deeltjies soos neutrone en kernfragmente in afskermingsmateriaal. Sommige soorte beskermingsmateriaal kan die bestralingsgevaar verhoog [ Wilson et al., 1999]. Die bestralingsgevaar word nie voldoende gekarakteriseer om vas te stel of lang missies buite die lae-aarde-baan met aanvaarbare risiko bewerkstellig kan word nie [ Cucinotta et al., 2001 ].

[6] Skattings van gevare vir bestraling kan onakkuraat wees deur onvolledige karakterisering in terme van netto hoeveelhede soos opgehoopte dosis. Tydsafhanklike karakterisering verander dikwels die akute risiko-beramings [ Cucinotta, 1999 Cucinotta et al., 2000 George et al., 2002]. Gebeurtenisse met groot opgehoopte dosisse, maar relatief lae dosisse (& lt30 rad / h) hou die risiko's aansienlik af. Meer volledige karakterisering van bestralingsgevare vereis dat modelle tydafhanklike bestralingseffekte in ag neem volgens die orgaantipe, primêre en sekondêre bestralingsamestelling, en akute effekte (braking, siekte en, by hoë blootstelling, dood) teenoor chroniese effekte (soos kanker) ). Om onsekerheid in die voorspelling van bestralingsgevare te verminder, moet blootstellingsmodelle met direkte waarnemings getoets word. Dit verg gedetailleerde kennis van bestralingsdetektors en akkurate reaksiemodelle vir detektor [ Nikjoo et al., 2002 ].

[7] Ons stel hier die Aard-Maan-Mars-stralingsomgewingsmodule (EMMREM) voor, wat ontwerp is om die stralingsomgewing op Aarde, die Maan, Mars en dwarsdeur die interplanetêre medium in die binneste heliosfeer te voorspel. Afdeling 2 beskryf die EMMREM-projek en die raamwerk van modules daaraan verbonde. Afdeling 3 beskryf EMMREM-resultate toegepas op twee onlangse SEP-gebeure. Ons beklemtoon veral ontwikkelingsareas wat nodig is om die bestralingskarakterisering en gevaarvoorspelling te verbeter. Afdeling 4 som die artikel saam.


NGC 1260

1178 elliptiese en S0 sterrestelsels, waarvan 984 geen vorige maatreëls gehad het nie. Hierdie monster bevat die grootste stel homogene spektroskopiese data vir 'n eenvormige monster van elliptiese galaksies in die nabygeleë heelal. Hierdie sterrestelsels is waargeneem as deel van die ENEAR-projek, wat ontwerp is om die eienaardige bewegings en interne eienskappe van die plaaslike vroeë tipe sterrestelsels te bestudeer. Met behulp van 523 herhaalde waarnemings van 317 sterrestelsels wat tydens verskillende lopies verkry is, word die data tot 'n gemeenskaplike nulpunt gebring. Hierdie veelvuldige waarnemings, afhangende van die vele lopies en verskillende instrumentele opstellings wat vir hierdie projek gebruik word, word gebruik om statistiese regstellings aan die data te verkry en word gewoonlik relatief klein gevind.

19.5 (Brunzendorf & Meusinger 1999). 'N Voorbeeld van 19 IRAS-sterrestelsels is gevind. Volgens hul rooi verskuiwings is 17 sterrestelsels waarskynlik lede van die Perseus-groep, twee is agtergrondstelsels. Die monster-gemiddelde FIR-oormaat is hoër as wat vir normale sterrestelsels verwag is. Die optiese morfologie van die IRAS-sterrestelsels word geëvalueer op CCD-beelde wat in die B-band geneem is met 'n siening van ongeveer 1 '', aangevul met CCD-beelde wat in die H-band of in die R-band geneem is. Individuele beskrywings word aangebied saam met die B-bandbeelde vir al die IRAS-sterrestelsels. 'N Aansienlike fraksie van die sterrestelsels in die IRAS-monster vertoon tekens vir morfologiese vervorming. 'N Korrelasie tussen die FIR-aktiwiteit en die sterkte van vervorming word aangedui. Aan die ander kant is daar ongeveer soveel verstoorde / interaksie-sterrestelsels in die Perseuscluster-gebied sonder IRAS-eweknieë as IRAS-sterrestelsels. Die IRAS-sterrestelsels is baie minder gekonsentreer na die groepsentrum as die tipiese helder sterrestelsels. Vir die verwronge nie-IRAS-sterrestelsels is so 'n neiging minder uitgesproke. Hierdie verskille kan verband hou met die vinnige stroping van gas namate sterrestelsels die groep binnedring.

19.5. Die geskatte limiet van volledigheid is B25

18. Twee derdes van die sterrestelsels word vir die eerste keer gepubliseer. Die sterrestelselposisies word gemeet met 'n gemiddelde akkuraatheid van 0farcs5, die fotometriese akkuraatheid is in die orde van 0,1 tot 0,2 mag, afhangende van die beeldverdringing en sterrestelselvorm. Morfologiese eienskappe is geëvalueer aan die hand van die visuele inspeksies van beide diep beelde wat verkry is deur die digitale byvoeging van 'n groot aantal plate en foto's met 'n hoër resolusie van enkele plate wat goed gesien is. Die beelde wat op mekaar geplaas word, onthul flou strukture na mu_B

27 mag boogsek (-2). Die katalogus word toegepas op 'n studie van statistiese eienskappe van die sterrestelsels in A 426: geprojekteerde verdeling van morfologiese tipes, segregasie van morfologiese tipes, posisie van die cluster-sentrum, verspreiding van sterrestelselposisiehoeke, tipe-afhanklike helderheidsfunksies en totale B-helderheid van die kluster. In ooreenstemming met vorige studies, vind ons 'n familielede-spiraaltekort in die sentrale streek (r


Verwysings

T. Abel, G.L. Bryan, M.L. Norman, Die vorming van die eerste ster in die heelal. Wetenskap 295, 93–98 (2002). doi: 10.1126 / science.1063991

A. Achterberg, J. Wiersma, The Weibel instability in relativistic plasmas. I. Lineêre teorie. Astron. Astrofis. 475, 1–36 (2007). doi: 10.1051 / 0004-6361: 20065365

J. Adams, U.H. Danielson, D. Grasso, H.R. Rubinstein, vervorming van die akoestiese pieke in die CMBR as gevolg van 'n oer-magnetiese veld. Fis. Lett. B 388, 253–258 (1996). doi: 10.1016 / S0370-2693 (96) 01171-9

T. Akahori, D. Ryu, Faraday-rotasiemaatstaf as gevolg van die intergalaktiese magnetiese veld. Astrofis. J. 723, 467–481 (2010). doi: 10.1088 / 0004-637X / 723/1/476

J. Aleksić et al. En MAGIC Collaboration, Soek na 'n uitgebreide VHE γ-straal emissie van Mrk 421 en Mrk 501 met die MAGIC Telescope. Astron. Astrofis. 524, A77 (2010). doi: 10.1051 / 0004-6361 / 201014747

T.G. Arshakian, R. Beck, M. Krause, D. Sokoloff, Evolusie van magnetiese velde in sterrestelsels en toekomstige waarnemingstoetse met die Square Kilometer Array. Astron. Astrofis. 494, 21–32 (2009). doi: 10.1051 / 0004-6361: 200810964

J.D Barrow, P.G. Ferreira, J. Silk, Beperkings op 'n oermagnetiese veld. Fis. Ds Lett. 78, 3610–3613 (1997). doi: 10.1103 / PhysRevLett.78.3610

J. D. Barrow, R. Maartens, C.G. Tsagas, Kosmologie met inhomogene magnetiese velde. Fis. Rep. 449, 131–171 (2007). doi: 10.1016 / j.physrep.2007.04.006

E. Battaner, E. Florido, J. Jimenez-Vicente, Magnetiese velde en grootskaalse struktuur in 'n warm heelal. I. Algemene vergelykings. Astron. Astrofis. 326, 13–22 (1997)

A.R. Klok, onstuimige versterking van magnetiese veld en diffusiewe skokversnelling van kosmiese strale. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 353, 550–558 (2004). doi: 10.1111 / j.1365-2966.2004.08097.x

L. Biermann, Über den Ursprung der Magnetfelder auf Sternen und im interstellaren Raum. Z. Naturforsch. A 5, 65–71 (1950)

A. Bonafede, L. Feretti, M. Murgia, F. Govoni, G. Giovannini, D. Dallacasa, K. Dolag, G.B. Taylor, die Coma-groepmagnetiese veld van Faraday-rotasie meet. Astron. Astrofis. 513, A30 (2010). doi: 10.1051 / 0004-6361 / 200913696

J. R. Bond, L. Kofman, D. Pogosyan, Hoe gloeidrade van sterrestelsels in die kosmiese web ingeweef word. Aard 380, 603–606 (1996). doi: 10.1038 / 380603a0

A. Brandenburg, K. Subramanian, Astrofisiese magnetiese velde en nie-lineêre dinamoteorie. Fis. Rep. 417, 1–209 (2005). doi: 10.1016 / j.physrep.2005.06.005

A. Brandenburg, K. Subramanian, D.D. Sokoloff, Onstuimige dinamo's. Ruimte wetenskap. Herv. (2010, hierdie uitgawe)

V. Bromm, A. Loeb, Vorming van die eerste supermassiewe swart gate. Astrofis. J. 596, 34–46 (2003). doi: 10.1086 / 377529

S. Brown, D. Farnsworth, L. Rudnick, Kruiskorrelasie van diffuse sinchrotron en grootskaalse strukture. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 402, 2–6 (2010). doi: 10.1111 / j.1365-2966.2009.15867.x

M. Brüggen, A. Bykov, D. Ryu, H. Röttgering, Magnetiese velde, relativistiese deeltjies en skokgolwe in die buitewyke van die groep. Ruimte wetenskap. Herv. (2010, hierdie uitgawe)

M. Bruni, Kosmologiese ineenstortings van irrotasionele stof, in Kartering, meting en modellering van die heelal, red. deur P. Coles, V. Martinez, M.-J. Pons-Borderia. ASP-konferensie-reeks, vol. 94 (1996), pp. 31–36

M. Bruni, R. Maartens, C.G. Tsagas, Magnetiese veldversterking in koue donker materie anisotropiese ineenstorting. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 338, 785–789 (2003). doi: 10.1046 / j.1365-8711.2003.06095.x

C. Caprini, R. Durrer, Gravitasiegolfproduksie: 'n sterk beperking op oermagnetiese velde. Fis. Ds D 65, 023517 (2002). doi: 10.1103 / PhysRevD.65.023517

C.L. Carilli, S. Rawlings, Wetenskap met die vierkante kilometerreeks. New Astronomy Reviews, vol. 48. (Elsevier, Amsterdam, 2004)

C.L. Carilli, G.B. Taylor, Cluster magnetiese velde. Annu. Ds Astron. Astrofis. 40, 319–348 (2002). doi: 10.1146 / annurev.astro.40.060401.093852

R. Cassano, G. Brunetti, T. Venturi, G. Setti, D. Dallacasa, S. Giacintucci, S. Bardelli, Hersiene statistieke van radiohalo's en die versnellingsmodel. Astron. Astrofis. 480, 687–697 (2008). doi: 10.1051 / 0004-6361: 20078986

R.A. Cassidy, M.T. Elford, die mobiliteit van Li + -ione in helium en argon. Aust. J. Phys. 38, 587–601 (1985)

R. Cen, J.P. Ostriker, waar is die barione? Astrofis. J. 514, 1–6 (1999). doi: 10.1086 / 306949

R. Cen, J.P. Ostriker, waar is die barione? II. Terugvoer-effekte. Astrofis. J. 650, 560–572 (2006). doi: 10.1086 / 506505

R. Cen, J.P. Ostriker, J.X.Prochaska, A.M. Wolfe, Metallisiteit evolusie van gedempte Ly stelsels in ΛCDM kosmologie. Astrofis. J. 598, 741–755 (2003). doi: 10.1086 / 378881

J. Cho, D. Ryu, Karakteristieke lengtes van magnetiese veld in magnetohydrodinamiese turbulensie. Astrofis. J. 705, L90 – L94 (2009). doi: 10.1088 / 0004-637X / 705/1 / L90

J. Cho, E.T. Vishniac, die opwekking van magnetiese velde deur gedrewe onstuimigheid. Astrofis. J. 538, 217–225 (2000). doi: 10.1086 / 309127

J. Cho, E.T. Vishniac, A. Beresnyak, A. Lazarian, D. Ryu, Groei van magnetiese velde veroorsaak deur onstuimige bewegings. Astrofis. J. 693, 1449–1461 (2009). doi: 10.1088 / 0004-637X / 693/2/1449

P.C. Clark, S.C.O. Glover, R.S. Klessen, V. Bromm, Gravitasie-fragmentasie in onstuimige oergas en die aanvanklike massafunksie van populasie III-sterre. Astrofis. J. 727, 110 (2011). doi: 10.1088 / 0004-637X / 727/2/110

T.E. Clarke, Faraday-rotasiewaarnemings van magnetiese velde in sterrestelsels. J. Koreaanse Astron. Soc. 37, 337–342 (2004)

T.E. Clarke, P.P. Kronberg, H. Böhringer, 'n nuwe radio-X-straalsonde van magnetiese velde van die sterrestelselkluster. Astrofis. J. 547, L111 – L114 (2001). doi: 10.1086 / 318896

S. Das, H. Kang, D. Ryu, J. Cho, voortplanting van ultra-hoë-energie protone deur die gemagnetiseerde kosmiese web. Astrofis. J. 682, 29–38 (2008). doi: 10.1086 / 588278

G. Davies, L.M. Widrow, 'n Moontlike meganisme vir die opwekking van galaktiese magnetiese velde. Astrofis. J. 540, 755–764 (2000). doi: 10.1086 / 309358

C.D. Dermer, M. Cavadini, S. Razzaque, J. D. Finke, J. Chiang, B. Lott, Tydvertraging van kaskadestraling vir TeV-baadjies en die meting van die intergalaktiese magnetiese veld. Astrofis. J. Lett. 733, L21 – L24 (2011). doi: 10.1088 / 2041-8205 / 733/2 / L21

A.S. Dickinson, M.S. Lee, W.A. Lester, Jr., Berekening van nou-koppeling van Li + −H2 diffusie-deursnit. J. Phys. B 15, 1371–1376 (1982). doi: 10.1088 / 0022-3700 / 15/9/013

K. Dolag, M. Bartelmann, H. Lesch, Evolusie en struktuur van magnetiese velde in gesimuleerde sterrestelsels. Astron. Astrofis. 387, 383–395 (2002). doi: 10.1051 / 0004-6361: 20020241

J. Donnert, K. Dolag, H. Lesch, E. Müller, Cluster magnetiese velde van galaktiese uitvloei. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 392, 1008–1021 (2009). doi: 10.1111 / j.1365-2966.2008.14132.x

A.J. Fennelly, C.R. Evans, Magnetohydrodynamic versteurings van Robertson-Walker universums en van anisotrope Bianchi tipe I universes. Nuovo Cimento A 60, 1–45 (1980). doi: 10.1007 / BF02723065

C. Federrath, S. Sur, D.R.G. Schleicher, R. Banerjee, R.S. Klessen, 'n nuwe kriterium vir jeansresolusie vir (M) HD-simulasies van self-swaartekraggas: toepassing op magnetiese veldversterking deur swaartekrag-gedrewe turbulensie. Astrofis. J. 71, 62 (2011). doi: 10.1088 / 0004-637X / 731 / 1/62

B.D. Gebraaide meganisme vir onstabiliteit van dwars plasmagolwe. Fis. Vloeistowwe 2, 337 (1959). doi: 10.1063 / 1.1705933

S. Fromang, S.A. Balbus, C. Terquem, J. De Villiers, Evolusie van selfgraviterende gemagnetiseerde skywe. II. Interaksie tussen magnetohydrodinamiese turbulensie en swaartekraginstabiliteite. Astrofis. J. 616, 364–375 (2004). doi: 10.1086 / 424829

S.C.O. Glover, D.W. Savin, Is ( mathrm_ <+> ^ <3> ) verkoeling ooit belangrik in oergas? Ma. Nie. R. Astron. Soc. 393, 911–948 (2009). doi: 10.1111 / j.1365-2966.2008.14156.x

F. Govoni, L. Feretti, Magnetiese velde in sterrestelsels. Int. J. Mod. Fis. D 13, 1549–1594 (2004). doi: 10.1142 / S0218271804005080

D. Grasso, H.R. Rubinstein, Magnetiese velde in die vroeë heelal. Fis. Rep. 348, 163–266 (2001). doi: 10.1016 / S0370-1573 (00) 00110-1

A. Gruzinov, gammastraal-fenomenologie, skokdinamika en die eerste magnetiese velde. Astrofis. J. Lett. 563, L15 – L18 (2001). doi: 10.1086 / 324223

A. Gruzinov, E. Waxman, gammastraal bars na die gloed: polarisasie en analitiese ligkrommes. Astrofis. J. 511, 852–861 (1999). doi: 10.1086 / 306720

D. Guidetti, M. Murgia, F. Govoni, P. Parma, L. Gregorini, H.R. deRuiter, R.A. Cameron, R. Fanti, Die intrakluster magneetveldkragspektrum in Abell 2382. Astron. Astrofis. 483, 699–713 (2008). doi: 10.1051 / 0004-6361: 20078576

N.E.L. Haugen, A. Brandenburg, W. Dobler, simulasies van nieheliese hidromagnetiese turbulensie. Fis. Ds E 70, 016308 (2004a). doi: 10.1103 / PhysRevE.70.016308

N.E.L. Haugen, A. Brandenburg, W. Dobler, hoë resolusie simulasies van nie-heliese MHD turbulensie. Astrofis. Ruimte wetenskap. 292, 53–60 (2004b). doi: 10.1023 / B: ASTR.0000045000.08395.a3

N.E.L. Haugen, A. Brandenburg, A.J. Mee, Mach getal afhanklikheid van die aanvang van dynamo aksie. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 353, 947–952 (2004c). doi: 10.1111 / j.1365-2966.2004.08127.x

F. Hoyle, magnetiese velde en sterk gekondenseerde voorwerpe. Aard 223, 936 (1969). doi: 10.1038 / 223936a0

C.H. Jaroschek, M. Hoshino, Bestraling het die relativistiese huidige velle oorheers. Fis. Ds Lett. 103, 075002 (2009). doi: 10.1103 / PhysRevLett.103.075002

C.H. Jaroschek, H. Lesch, R.A. Treumann, ultra-relativistiese plasmaskulpbotsing in gammastraalbrons: dimensionele effekte en die finale bestendige toestand magnetiese veld. Astrofis. J. 618, 822–831 (2005). doi: 10.1086 / 426066

C.H. Jaroschek, M. Hoshino, H. Lesch, R.A. Treumann, Stogastiese deeltjieversnelling deur die gedwonge interaksie van relativistiese stroomvelle. Adv. Ruimte Res. 41, 481–490 (2008). doi: 10.1016 / j.asr.2007.07.001

H. Kang, D. Ryu, R. Cen, D. Song, skokverhitte gas in die grootskaalse struktuur van die heelal. Astrofis. J. 620, 21–30 (2005). doi: 10.1086 / 426931

H. Kang, D. Ryu, R. Cen, J.P. Ostriker, Kosmologiese skokgolwe in die grootskaalse struktuur van die heelal: nie-swaartekrag-effekte. Astrofis. J. 669, 729–740 (2007). doi: 10.1086 / 521717

K.T. Kim, P.P. Kronberg, G. Giovannini, T. Venturi, Ontdekking van intergalaktiese radio-emissie in die Coma-A1367-superkluster. Aard 341, 720–723 (1989). doi: 10.1038 / 341720a0

K.T. Kim, P.P. Kronberg, P.D. Dewdney, T.L. Landecker, die stralekrans en magneetveld van die Coma-tros sterrestelsels. Astrofis. J. 355, 29–37 (1990). doi: 10.1086 / 168737

E.-J. Kim, A.V. Olinto, R. Rosner, Generasie van digtheidsversteurings deur oer magnetiese velde. Astrofis. J. 468, 28–50 (1996). doi: 10.1086 / 177667

E.W. Kolb, M.S. Turner, Die vroeë heelal (Addison-Wesley, Redwood City, 1990)

M. Krause, P. Alexander, R. Bolton, J. Geisbüsch, D.A. Green, J. Riley, metings van die kosmologiese evolusie van magnetiese velde met die Square Kilometer Array. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 400, 646–656 (2009). doi: 10.1111 / j.1365-2966.2009.15489.x

P.P. Kronberg, Q.W. Dufton, H. Li, S.A. Colgate, Magnetiese energie van die intergalaktiese medium uit galaktiese swart gate. Astrofis. J. 560, 178–186 (2001). doi: 10.1086 / 322767

R.M. Kulsrud, E.G. Zweibel, oor die oorsprong van kosmiese magnetiese velde. Rep. Prog. Fis. 71, 046901 (2008). doi: 10.1088 / 0034-4885 / 71/4/046901

R.M. Kulsrud, R. Cen, J.P. Ostriker, D. Ryu, Die protogalaktiese oorsprong vir kosmiese magnetiese velde. Astrofis. J. 480, 481–491 (1997). doi: 10.1086 / 303987

M.I. Large, D.S. Mathewson, C.G.T. Haslam, 'n hoë-resolusie-opname van die Coma-groep sterrestelsels op 408 Mc / s. Aard 183, 1663–1664 (1959). doi: 10.1038 / 1831663a0

R.B. Larson, Numeriese berekeninge van die dinamika van ineenstortende proto-ster. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 145, 271–295 (1969)

A. Lazarian, diffusie-gegenereerde elektromotoriese krag en saadmagnetiese veldprobleem. Astron. Astrofis. 264, 326–330 (1992)

M.N. Machida, K. Omukai, T. Matsumoto, S. Inutsuka, Die eerste stralers in die heelal: protostellêre strale van die eerste sterre. Astrofis. J. Lett. 647, L1 – L4 (2006). doi: 10.1086 / 507326

M.N. Machida, S. Inutsuka, T. Matsumoto, T. Hoë en lae snelheid gemagnetiseerde uitvloei in die stervormingsproses in 'n swaartekrag-ineenstortende wolk. Astrofis. J. 676, 1088–1108 (2008). doi: 10.1086 / 528364

H. Maki, H. Susa, Dissipasie van magnetiese vloed in oerwolke. Astrofis. J. 609, 467–473 (2004). doi: 10.1086 / 421103

S. Matarrese, Relativistiese kosmologie: van superhorison tot klein skale, in Donker saak in die heelal, red. deur S. Bonometto, J.R. Primack, A. Provenzale (IOS Press, Oxford, 1996), pp. 601–628

M.V. Medvedev, A. Loeb, Generasie van magnetiese velde in die relativistiese skok van gammastraalbronne. Astrofis. J. 526, 697–706 (1999). doi: 10.1086 / 308038

M.V. Medvedev, L.O. Silva, M. Kamionkowski, trosmagnetiese velde van grootskaalse struktuur en sterrestelselskokskokke. Astrofis. J. Lett. 642, L1 – L4 (2006). doi: 10.1086 / 504470

F. Miniati, A.R. Bell, weerstand teen magnetiese veldopwekking tydens kosmiese dagbreek. Astrofis. J. 729, 73 (2011). doi: 10.1088 / 0004-637X / 729/1/73

P.C. Myers, V.K. Khersonsky, oor magnetiese onstuimigheid in interstellêre wolke. Astrofis. J. 442, 186–196 (1995). doi: 10.1086 / 175434

D. Nagai, A. Vikhlinin, A.V. Kravtsov, toets X-straalmetings van sterrestelsels met kosmologiese simulasies. Astrofis. J. 655, 98–108 (2007). doi: 10.1086 / 509868

A. Neronov, I. Vovk, Bewyse vir sterk ekstragalaktiese magnetiese velde uit Fermi-waarnemings van TeV Blazars. Wetenskap 328, 73–75 (2010). doi: 10.1126 / science.1184192

K.I. Nishikawa, J. Niemiec, P.E. Hardee, M. Medvedev, H. Sol, Y. Mizuno, B. Zhang, M. Pohl, M. Oka, D. H. Hartmann, Weibel-onstabiliteit en gepaardgaande sterk velde in 'n volledig driedimensionele simulasie van 'n relativistiese skok. Astrofis. J. Lett. 698, L10 – L13 (2009). doi: 10.1088 / 0004-637X / 698/1 / L10

P.J.E. Peebles, rekombinasie van die oerplasma. Astrofis. J. 153, 1–11 (1968). doi: 10.1086 / 149628

M.V. Penston, Dinamika van selfgraviterende gassfere. III. Analitiese resultate in die vrye val van isotermiese gevalle. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 144, 425–448 (1969)

C. Pfrommer, V. Springel, T.A. Enßlin, M. Jubelgas, Opsporing van skokgolwe in kosmologiese gladde deeltjie-hidrodinamika-simulasies. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 367, 113–131 (2006). doi: 10.1111 / j.1365-2966.2005.09953.x

C. Pinto, D. Galli, Drie-vloeistof plasmas in stervorming. II. Momentum-oordragkoers-koëffisiënte. Astron. Astrofis. 484, 17–28 (2008). doi: 10.1051 / 0004-6361: 20078819

C. Pinto, D. Galli, F. Bacciotti, Drie-vloeistof plasmas in stervorming. I. Magneto-hidrodinamiese vergelykings. Astron. Astrofis. 484, 1–15 (2008). doi: 10.1051 / 0004-6361: 20078818

R.E. Pudritz, J. Silk, Die oorsprong van magnetiese velde en oersterre in protogalaksies. Astrofis. J. 342, 650–659 (1989). doi: 10.1086 / 167625

I. Røeggen, H.R. Skullerud, T.H. Løvaas, D.K. Dysthe, The Li + −H2 stelsel in 'n stywe rotor benadering: potensiële energieoppervlak en transportkoëffisiënte. J. Phys. B 35, 1707–1725 (2002). doi: 10.1088 / 0953-4075 / 35/7/309

K. Roettiger, J.M. Stone, J.O. Brandwonde, evolusie van magnetiese veld in die samevoeging van sterrestelsels. Astrofis. J. 518, 594–602 (1999). doi: 10.1086 / 307298

D. Ryu, H. Kang, Vorticiteit en onstuimigheid in die grootskaalse struktuur van die heelal, in Numerieke modellering van ruimtelike plasmavloei (Astronum 2007), red. deur N.V.Pogorelov, E. Audit, G.P. Zank. ASP-konferensie-reeks, vol. 385 (2008), pp. 44–49

D. Ryu, JP Ostriker, H. Kang, R. Cen, 'n Kosmologiese hidrodinamiese kode gebaseer op die totale vermindering van die variasie-skema. Astrofis. J. 414, 1–19 (1993). doi: 10.1086 / 173051

D. Ryu, H. Kang, P.L. Biermann, Kosmiese magnetiese velde in grootskaalse filamente en velle. Astron. Astrofis. 335, 19–25 (1998)

D. Ryu, H. Kang, E. Hallman, T.W. Jones, Kosmologiese skokgolwe en hul rol in die grootskaalse struktuur van die heelal. Astrofis. J. 593, 599–610 (2003). doi: 10.1086 / 376723

D. Ryu, H. Kang, J. Cho, S. Das, Onstuimigheid en magnetiese velde in die grootskaalse struktuur van die heelal. Wetenskap 320, 909–912 (2008). doi: 10.1126 / science.1154923

D. Ryu, S. Das, H. Kang, intergalaktiese magnetiese veld en aankomsrigting van ultra-hoë-energie protone. Astrofis. J. 710, 1422–1431 (2010). doi: 10.1088 / 0004-637X / 710/2/1422

T.V. Ruzmaikina, A.A. Ruzmaikin, Gravitasiestabiliteit van 'n uitbreidende heelal in die teenwoordigheid van 'n magnetiese veld. Sov. Astron. 14, 963–966 (1971)

J.I. Sakai, R. Schlickeiser, P.K. Shukla, simulasiestudies van magnetiese veldgenerering in kosmologiese plasmas. Fis. Lett. A 330, 384–389 (1999). doi: 10.1016 / j.physleta.2004.08.007

A.A. Schekochihin, S.C. Cowley, S.F. Taylor, J. L. Maron, J. C. McWilliams, Simulasies van die kleinskaalse onstuimige dinamo. Astrofis. J. 612, 276–307 (2004). doi: 10.1086 / 422547

A.A. Schekochihin, M. Brüggen, L. Feretti, M.W. Kunz, L. Rudnick, Magnetiese velde in sterrestelsels: waarom moeite doen. Ruimte wetenskap. Herv. (2010, hierdie uitgawe)

D.R.G. Schleicher, R. Banerjee, R.S. Klessen, Reionization: 'n ondersoek na die sterrepopulasie en die fisika van die vroeë heelal. Fis. Ds D 78, 083005 (2008). doi: 10.1103 / PhysRevD.78.083005

D.R.G. Schleicher, D. Galli, S.C.O. Glover, R. Banerjee, F. Palla, R. Schneider, R.S. Klessen, Die invloed van magnetiese velde op die termodinamika van oerstervorming. Astrofis. J. 703, 1096–1106 (2009). doi: 10.1088 / 0004-637X / 703/1/1096

D.R.G. Schleicher, R. Banerjee, S. Sur, T.G. Arshakian, R.S. Klessen, R. Beck, M. Spaans, kleinskaalse dinamo-aksie tydens die vorming van die eerste sterre en sterrestelsels. I. Die ideale MHD-limiet. Astron. Astrofis. 522, A115 (2010). doi: 10.1051 / 0004-6361 / 201015184

R. Schlickeiser, P.K. Shukla, opwekking van kosmologiese magnetiese veld deur die Weibel-onstabiliteit. Astrofis. J. Lett. 599, L57 – L60 (2003). doi: 10.1086 / 381246

P. Schuecker, A. Finoguenov, F. Miniati, H. Böhringer, U.G. Briel, Probeer onstuimigheid in die sterrestelselgroep Coma. Astron. Astrofis. 426, 387–397 (2004). doi: 10.1051 / 0004-6361: 20041039

S. Seager, D.D. Sasselov, D. Scott, 'n nuwe berekening van die rekombinasie-tydperk. Astrofis. J. Lett. 523, L1 – L5 (1999). doi: 10.1086 / 312250

S.K. Sethi, K. Subramanian, oer-magnetiese velde in die era na rekombinasie en vroeë re-ionisering. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 356, 778–788 (2005). doi: 10.1111 / j.1365-2966.2004.08520.x

S.K. Sethi, B.B. Nath, K. Subramanian, oormagnetiese velde en vorming van molekulêre waterstof. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 387, 1589–1596 (2008). doi: 10.1111 / j.1365-2966.2008.13302.x

J. Silk, M. Langer, oor die eerste generasie sterre. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 371, 444–450 (2006). doi: 10.1111 / j.1365-2966.2006.10689.x

A.G. Sitenko, Elektromagnetiese skommelinge in plasma (Academic Press, New York, 1967). Hoofstuk 4

S.W. Skillman, B.W. O’Shea, E. Hallman, J.O. Burns, M.L. Norman, Kosmologiese skokke in adaptiewe maasveredeling simulasies en die versnelling van kosmiese strale. Astrofis. J. 689, 1063–1077 (2008). doi: 10.1086 / 592496

R.S. de Souza, R. Opher, Oorsprong van magnetiese velde in sterrestelsels. Fis. Ds D 81, 067301 (2010). doi: 10.1103 / PhysRevD.81.067301

K. Subramanian, verenigde behandeling van klein- en grootskaalse dinamo's in spiraalvormige turbulensie. Fis. Ds Lett. 83, 2957–2960 (1999). doi: 10.1103 / PhysRevLett.83.2957

K. Subramanian, J. D. Barrow, Magnetohydrodynamika in die vroeë heelal en die demping van nie-lineêre Alfvén-golwe. Fis. Ds D 58, 083502 (1998). doi: 10.1103 / PhysRevD.58.083502

K. Subramanian, D. Narashimha, S.M. Chitre, Thermiese opwekking van kosmologiese saadmagnetiese velde in ioniseringsfronte. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 271, L15 – L18 (1994)

S. Sur, D.R.G. Schleicher, R. Banerjee, C. Federrath, R.S. Klessen, Die opwekking van sterk magnetiese velde tydens die vorming van die eerste sterre. Astrofis. J. Lett. 721, L134 – L138 (2010). doi: 10.1088 / 2041-8205 / 721/2 / L134

S.I. Syrovatskii, in Interstellêre gasdinamika, uitgegee deur H.J. Habing (Springer, New York, 1970)

H. Takami, K. Sato, vervorming van ultra-hoë-energie lug deur galaktiese magnetiese veld. Astrofis. J. 681, 1279–1286 (2008). doi: 10.1086 / 588513

J.C. Tan, E.G. Blackman, protostellêre skyfdinamo's en hidromagnetiese uitvloei in oerstervorming. Astrofis. J. 603, 401–413 (2004). doi: 10.1086 / 381668

H. Tashiro, N. Sugiyama, Vroeë reëonisering met oer magnetiese velde. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 368, 965–970 (2006). doi: 10.1111 / j.1365-2966.2006.10178.x

(Die Pierre Auger-samewerking) Korrelasie van kosmiese strale met die hoogste energie en nabygeleë ekstragalaktiese voorwerpe. Wetenskap 318, 938–943 (2007). doi: 10.1126 / science.1151124

R.A. Treumann, R. Nakamura, W. Baumjohann, Botsingslose heraansluiting: meganisme van selfontsteking in dun vlakstroom homogene velle. Ann. Geophys. 28, 1935–1943 (2010). doi: 10.5194 / anngeo-28-1935-2010

C.G. Tsagas, swaartekraggolwe en kosmiese magnetisme: 'n kosmologiese benadering. Klas. Kwantum swaartekrag 19, 3709–3722 (2002). doi: 10.1088 / 0264-9381 / 19/14/311

C.G. Tsagas, J. D. Barrow, 'n maat-invariante analise van magnetiese velde in die algemeen-relativistiese kosmologie. Klas. Kwantum swaartekrag 14, 2539–2562 (1997). doi: 10.1088 / 0264-9381 / 14/9/011

C.G. Tsagas, R. Maartens, Gemagnetiseerde kosmologiese versteurings. Fis. Ds D 61, 083519 (2000a). doi: 10.1103 / PhysRevD.61.083519

C.G. Tsagas, R. Maartens, Kosmologiese versteurings op 'n gemagnetiseerde Bianchi I-agtergrond. Klas. Kwantum swaartekrag 17, 2215–2241 (2000b). doi: 10.1088 / 0264-9381 / 17/11/305

M.J. Turk, T. Abel, B. O'Shea, Die vorming van populasie III-binaries uit kosmologiese aanvanklike toestande. Wetenskap 325, 601–605 (2009). doi: 10.1126 / science.1173540

F. Vazza, G. Brunetti, C. Gheller, Skokgolwe in Euleriaanse kosmologiese simulasies: hoof eienskappe en versnelling van kosmiese strale. Ma. Nie. R. Astron. Soc. 395, 1333–1354 (2009).doi: 10.1111 / j.1365-2966.2009.14691.x

C. Vogt, T. Enßlin, 'n Bayesiese aansig op Faraday-rotasie-kaarte wat die magnetiese kragspektrum in sterrestelselsklusters sien. Astron. Astrofis. 434, 67–76 (2005). doi: 10.1051 / 0004-6361: 20041839

S. Wang, nuwe oer-magnetiese veldlimiet van die jongste LIGO S5-data. Fis. Ds D 81, 023002 (2010). doi: 10.1103 / PhysRevD.81.023002

I. Wasserman, oor die oorsprong van sterrestelsels, galaktiese hoekmomentas en galaktiese magnetiese velde. Astrofis. J. 224, 337–343 (1978). doi: 10.1086 / 156381

E. Weibel, spontaan groeiende dwarsgolwe in 'n plasma as gevolg van anisotrope snelheidsverdeling. Fis. Ds Lett. 2, 83–84 (1959). doi: 10.1103 / PhysRevLett.2.83

L.M. Widrow, oorsprong van galaktiese en ekstragalaktiese magnetiese velde. Ds Mod. Fis. 74, 775–823 (2002). doi: 10.1103 / RevModPhys.74.775

L.M. Widrow, D. Ryu, D.R.G. Schleicher, K. Subramanian, R.A. Treumann, C. Tsagas, Die eerste magnetiese velde. Ruimte wetenskap. Herv. (2010, hierdie uitgawe)

H. Xu, B.W. O'Shea, D.C. Collins, M.L. Norman, H. Li, S. Li, Die Biermann-battery in kosmologiese MHD-simulasies van populasie III-stervorming. Astrofis. J. Lett. 688, L57 – L60 (2008). doi: 10.1086 / 595617

Y. Xu, P.P. Kronberg, S. Habib, Q.W. Dufton, 'n Faraday-rotasiesoektog na magnetiese velde in grootskaalse struktuur. Astrofis. J. 637, 19–26 (2006). doi: 10.1086 / 498336

N. Yoshida, K. Omukai, L. Hernquist, Protostar-vorming in die vroeë heelal. Wetenskap 321, 669–671 (2008). doi: 10.1126 / science.1160259

Y.B. Zeldovich, Die hipotese van kosmologiese magnetiese inhomogeniteit. Sov. Astron. 13, 608–611 (1970a)

Y.B. Zeldovich, skeiding van eenvormige materie in dele onder gravitasie. Astrofizika 6, 319–335 (1970b)

Y.B. Zeldovich, V.G. Kurt, R.A. Sunyaev, rekombinasie van waterstof in die warm model van die heelal. Sov. Fis. JETP 28, 146–150 (1969)

Y.B. Zeldovich, A.A. Ruzmaikina, D.D. Sokolov, Magnetiese velde in astrofisika (Gordon & amp Breach, New York, 1983)


Kyk die video: 10 Hilarious Dutch Expressions (November 2022).