![Hoe die diepte [Mpc] verkry word met die rooi verskuiwing](https://gsusigmanu.org/img/astr-2022/9669/image_aaHJpwOxN03zqsVo470ehAT.png)
We are searching data for your request:
Upon completion, a link will appear to access the found materials.
Ek het hierdie vraestel gelees. In hierdie referaat wys hulle die driedimensionele verspreiding van die [OII] emittors. 
Daar word genoem dat die diepte in die z-as word omgeskakel vanaf die rooiverskuiwing, wat geskat word uit die verhouding van [O II] emissielyne gemeet met die NB912-filter tot die wat met die NB921-filter gemeet word. Dit word in hierdie fig 
Ek twyfel of ek hierdie diepte kan benut Mpc van die rooi verskuiwing. Hulle noem dat die middelpunt van die sterrestelsel op z = 1,5 is.
Hoe die diepte [Mpc] verkry word uit die rooi verskuiwing - Sterrekunde
Ons gebruik die buitengewone diepte van die Ultra Deep Field (UDF) en UDF-parallelle Advanced Camera for Surveys-velde om die groottes van hoë-rooi verskuiwing (z
2-6) sterrestelsels en spreek langdurige vrae aan oor moontlike vooroordele in die kosmiese stervormingstempo as gevolg van die verdonkering van die helderheid van die oppervlak. Kontrasterende B-, V- en i-dropout-monsters wat uit die dieper gegewens uitgehaal is met die wat verkry word uit die vlakker Great Observatories Origins Deep Survey-velde, toon ons aan dat die vlakker data in wese volledig is met helder groottes tot z & lt.
5.5 en dat die belangrikste effek van diepte is om voorwerpe by die groottegrens by te voeg. Dit dui aan dat sterrestelsels met 'n hoë rooi verskuiwing kompak is (
3 kpc) sterrestelsels met 'n lae oppervlak helderheid is skaars. 'N Eenvoudige vergelyking van die halfligstraal van die Hubble Deep Field-North + Hubble Deep Field-South U-uitval met B-, V- en i-dropouts uit die UDF toon dat die groottes volg op a (1 + z) -1.05 +/- 0.21 in die rigting van hoë rooiverskuiwing. 'N Strenger meting vergelyk verskillende skaalings van ons U-uitvalmonster met die gemiddelde profiele vir 'n stel tussen-grootte (26.0 & ltz 850, AB & lt27.5) i-uitvalle van die UDF. Die beste pasvorm word gevind met 'n (1 + z) -0.94 +0.19 -0.25 grootte skaal (vir vaste helderheid). Hierdie resultaat word dan geverifieer deur hierdie eksperiment te herhaal met verskillende groottes, lae rooi-skuifmonsters en grootte-reekse. Baie vergelykings word vir alle vergelykings aangetref. Daar word dus 'n robuuste meting van grootte-evolusie getoon vir sterrestelsels vanaf z
6 tot 2.5 met behulp van data van die UDF.
Op grond van waarnemings gemaak met die NASA / ESA Hubble-ruimteteleskoop, wat bedryf word deur die Association of Universities for Research in Astronomy, Inc., onder NASA-kontrak NAS5-26555.
Python is 'n taal van webontwikkeling, data-ingenieurswese, datawetenskap en masjienleer. Dit is deesdae een van die mees gebruikte programmeertale.
Ons sal praat oor hoe u toegang tot en beskikbaarstelling van Amazon Redshift-data met behulp van Python het. Die hoofdoel van hierdie artikel is om hierdie funksies te implementeer: -
- Koppel aan die Redshift-pakhuisinstansie en verstrek die data.
- Laai data in Numpy & amp Panda's (twee biblioteke vir data-analise van Python).
Amazon Redshift is gebaseer op PostgreSQL, daarom is die meeste funksies tussen Redshift en PostgreSQL soortgelyk. Ten spyte van ooreenkomste is daar beduidende verskille wat die uitvoering van navrae en die stoor van data-skema betref. Een hoofverskil lê in die argitektuur van hierdie databasisse, aangesien PostgreSQL 'n tradisionele ry-georiënteerde relasionele databasis is, terwyl Redshift 'n kolomdatabasis is wat meer geskik is vir data-analise en dus meer geskik is vir datapakhuising. Hierdie verskille bestaan met inagneming van die basiese doel waarvoor Amazon Redshift ontwerp is, naamlik Online Analytical Processing (OLAP) en Business Intelligence (BI) -toepassings wat ingewikkelde navrae teen groot datastelle benodig. Vir meer inligting oor die argitektuur van die Redshift-datapakhuis, kan u die amptelike dokumentasie sien.
In hierdie artikel bespreek ons drie metodes om Redshift met Python te verbind.
Hoe die diepte [Mpc] verkry word uit die rooi verskuiwing - Sterrekunde
Ons stel voor dat lae optiese diepte in die Lyman-kontinuum (LyC) die Lya-emissie, C II en Si II-absorpsie, en C II * en Si II * -emissie in hoë-rooi-verskuiwingstelsels kan verband hou. Ons baseer hierdie analise op Hubble-ruimteteleskoop Cosmic Origins Spectrograph-spektra van vier Green Pea (GP) sterrestelsels, wat analoë kan wees van z & gt 2 Lya-emitters (LAEs). In die twee huisdokters met die sterkste Lyα-emissie toon die Lyα-lynprofiele verminderde tekens van resonante verspreiding. In plaas daarvan lyk die Lyα-profiele op die Hα-lynprofiele van ontwikkelde steruitwerpings, wat daarop dui dat die Lyα-emissie afkomstig is van 'n lae kolomdigtheid en soortgelyke uitvloei-geometrie. Die swak C II-absorpsie en die teenwoordigheid van nie-resonante C II * -emissie by hierdie huisdokters ondersteun hierdie interpretasie en impliseer 'n lae LyC-optiese diepte langs die siglyn. In twee addisionele huisdokters dui swak Lya-emissie en sterk C II-absorpsie op 'n hoër optiese diepte. Hierdie twee huisdokters verskil in hul Lyα-profielvorms en C II * -emissiesterkte, wat egter dui op verskillende neigings van die uitvloei na ons siglyn. Met hierdie vier huisdokters as voorbeelde, verduidelik ons die waargenome tendense wat Lyα, C II en C II * in gestapelde LAE-spektra verbind, in die konteks van optiese diepte en geometriese effekte. Spesifiek, in sommige sterrestelsels met 'n sterk Lyα-emissie, kan 'n lae optiese diepte van LyC Lyα laat ontsnap met verminderde verspreiding. Verder kan C II-absorpsie, C II * -emissie en Lya-profielvorm die optiese diepte openbaar, die oriëntasie van neutrale uitvloei in LAE's beperk en kandidaat-LyC-emittente identifiseer.
Gebaseer op waarnemings gemaak met die NASA / ESA Hubble Space Telescope, verkry by die Space Telescope Science Institute, wat bedryf word deur die Association of Universities for Research in Astronomy, Inc., onder NASA-kontrak NAS 5-26555. Hierdie waarnemings hou verband met die programme GO-13293 en GO-12928.
Hoe die diepte [Mpc] verkry word uit die rooi verskuiwing - Sterrekunde
Ek voer 'n kwantitatiewe vergelyking uit van die vorm van optiese helderheidsfunksies as 'n funksie van sterrestelselklas en filter, wat verkry is uit rooiverskuiwingsopnames met 'n effektiewe diepte wat wissel van z =
0,6. Hierdie analise is gebaseer op die M * en alfa Schechter parameters wat stelselmatig gemeet word vir alle galaxy rooi verskuiwings opnames. Ek verskaf volledige tabelle van al die bestaande metings, wat ek waar nodig in die UBVR c I c Johnson-Cousins-stelsel omgeskakel het.
Deur die intrinsieke helderheidsfunksies per morfologiese tipe as verwysing te gebruik, stel ek vas dat die variasies in die helderheidsfunksies van opname tot opname en onder die sterrestelselklasse nou verwant is aan die kriteria vir sterrestelselklassifikasie wat in die opnames gebruik word, aangesien dit die hoeveelheid vermenging van die bekende morfologiese soorte binne 'n gegewe klas. Wanneer 'n spektrale klassifikasie gebruik word, kan die effek akuut wees in die geval van onakkurate spektrofotometriese kalibrasies: die helderheidsfunksies word dan bevooroordeeld volgens tipe besoedeling en vertoon 'n gladde variasie van tipe tot tipe wat swak verband hou met die intrinsieke helderheidsfunksies per morfologiese tipe. . In die geval van opnames met behulp van multiveserspektroskopie, kan sterrestelselklassifikasie gebaseer op rusraamkleure beter beramings lewer van die intrinsieke helderheidsfunksies.
Dit is opmerklik dat al die bestaande rooiverskuiwingsopnames nie die Gaussiese helderheidsfunksie vir spiraalvormige sterrestelsels meet nie, vermoedelik as gevolg van besoedeling deur dwergstelsels. Die meeste bestaande rooiverskuiwingsopnames gebaseer op visuele morfologiese klassifikasie blyk ook dat hul elliptiese / lensvormige helderheidsfunksies besmet is deur dwergstelsels. Daarenteen slaag die ontledings met behulp van 'n betroubare spektrale klassifikasie gebaseer op multi-gleufspektroskopie of mediumfilter-spektrofotometrie, en gekombineer met akkurate CCD-fotometrie om die Gaussiese helderheidsfunksie vir E / S0-sterrestelsels te meet. Die huidige ontleding vra dus vir 'n meer samehangende benadering om die relevante reuse- en dwergstelselstelsels te skei, wat 'n noodsaaklike stap is om betroubare intrinsieke helderheidsfunksies te meet.
- Alle waarnemers in verskillende sterrestelsels sien die dieselfde uitbreiding rondom hulle.
- Geen sentrum nie - alle waarnemers verskyn om in die sentrum te wees.
- NIE beweging deur ruimte.
- Uitbreiding van ruimtetyd: sterrestelsels saamgevoer.
Namate die heelal 2x groter word, word die afstande tussen sterrestelsels 2x groter.
Nota: Terwyl die afstande tussen sterrestelsels mettertyd toeneem, word die groottes van die sterrestelsels dieselfde bly. Dit is omdat sterrestelsels aanmekaar gebind is deur gravitasie plaaslik, en moet dus nie in die wêreldwyd uitbreiding van die ruimtetyd rondom hulle.
Hoe die diepte [Mpc] verkry word uit die rooi verskuiwing - Sterrekunde
Tot op hede bied die meerderheid waarnemings met betrekking tot die EoR swak en modelafhanklike beperkings op re-ionisering. Daar is egter tans 'n aantal waarnemings wat reionisasiemodelle sterk beperk, soos hieronder bespreek. Daar moet egter op gelet word dat geen van hierdie waarnemings die EoR-evolusie in detail beperk nie.
Die toestand van die intergalaktiese medium (IGM) kan bestudeer word deur die ontleding van die Lyman-bos. Dit is 'n absorpsieverskynsel wat gesien word in die spektra van agtergrond kwasi-sterre voorwerpe (QSO's). Die geskiedenis van hierdie veld strek terug tot 1965 toe 'n aantal outeurs [74, 179] voorspel het dat 'n uitbreidende heelal, homogeen gevul met gas, 'n absorpsiebak sal lewer as gevolg van neutrale waterstof, bekend as die Gunn-Peterson-trog, in die spektra van QSO's in die verre rigting van die Lyman-emissielyn van die kwasar. Dit wil sê die kwasarvloei word geabsorbeer by die UV-resonansielynfrekwensie van 1215,67 & # 197. Gunn & amp Peterson [74] het so 'n spektrale gebied met verminderde vloed gevind en het hierdie meting gebruik om die limiet van die hoeveelheid intergalaktiese neutrale waterstof te beperk. Die groot deursnit vir die opname van Lyman maak hierdie tegniek baie kragtig om gas in die intergalaktiese medium te bestudeer.
In die afgelope 15 jaar het twee groot vooruitgang plaasgevind. Die eerste was die ontwikkeling van hoëresolusie-echelle-spektrograwe op groot teleskope (bv. HIRES on the Keck en UVES op die Very Large Telescope) wat data van ongekende gehalte verskaf het. Die tweede was die ontstaan van 'n teoretiese paradigma binne die konteks van die koue donker materie (CDM) kosmologie wat rekening hou met al die funksies wat in hierdie stelsels gesien word (bv. [16, 39, 81, 118, 131, 201, 232, 233]) . Volgens hierdie paradigma word die absorpsie geproduseer deur volume gevulde fotoïoniseerde gas te vul wat die meeste barione by rooi verskuiwings bevat Z
3-6 en is geleë in matig nie-lineêre oordigtheid.
Figuur 3 toon 'n tipiese voorbeeld van die Lymanbos wat in die spektrum van die land gesien word Z = 3.12 kwasar Q0420-388. 'N Interessante kenmerk van sulke spektra's is die digtheid van swak absorberende lyne wat toeneem met rooiverskuiwing as gevolg van die uitbreiding van die heelal. In werklikheid, by rooi verskuiwings bo 4, word die digtheid van die absorpsie-eienskappe so hoog dat dit moeilik is om dit as afsonderlike absorpsie-eienskappe te definieer. In plaas daarvan sien 'n mens slegs die vloed tussen die absorpsie-minima wat lyk asof dit emissie eerder as absorpsielyne is.
Die Lyman-bos het geblyk 'n skatkis te wees vir die bestudering van die intergalaktiese medium en die eienskappe daarvan in streke met lae en hoë digtheid. In die besonder is dit baie sensitief vir die neutrale waterstofkolomdigtheid en dus vir die neutrale breuk as 'n funksie van rooi verskuiwing langs die siglyn. In die volgende voorbeeld demonstreer ons hoe 'n mens die neutrale breukwaterstof uit die bos kan beperk en wat die waardes is wat uit die data verkry word. Vir 'n oorsig oor die Lyman-bos word daar na die leser verwys [162].
Ons moet die optiese diepte bereken vir die opname van Lyman-fotone. 'N Foton wat deur 'n verre kwasar met 'n energie hoër as 10.196 eV uitgestraal word, word deurlopend rooi verskuif terwyl dit deur die intergalaktiese medium beweeg totdat dit die waarnemer bereik. Op 'n tussentydse punt word die foton rooi verskuif na ongeveer 1216 & # 197 in die rusraam van die tussenliggende medium, wat neutrale waterstof kan bevat. Dit kan dan die Lyman-oorgang opgewonde maak en geabsorbeer word. Kom ons kyk na 'n spesifieke siglyn van die waarnemer tot die kwasar. Die optiese diepte van 'n foton hou verband met die waarskynlikheid van die foton se oordrag e -. Met 'n gegewe waargenome frekwensie, 0, die Lyman optiese diepte word gegee deur
waar l is die radiale koördinaat van die een of ander tussenpunt langs die siglyn, Z is die rooi verskuiwing en nHI is die regte getaldigtheid van neutrale waterstof op daardie punt. Die grense van die integrasie, O en V, is onderskeidelik die afstand tussen die waarnemer en die kwasar. Die Lyman absorpsie-deursnit word aangedui deur. Dit is 'n funksie van die frekwensie van die foton, met betrekking tot die rusraam van die tussenliggende H I op posisie l. Die dwarssnit is 'n hoogtepunt wanneer dit gelyk is aan die Lyman-frekwensie. Die frekwensie hou verband met die waargenome frekwensie 0 deur = 0(1 + Z), waar 1 + Z is die rooiverskuiwingsfaktor as gevolg van die eenvormige Hubble-uitbreiding alleen op dieselfde posisie. Let op dat ons ter wille van eenvoud hier eienaardige snelheidseffekte ignoreer.
Gebruik dl = c dt / a, waar a is die Hubble-skaalfaktor en t is die regte tyd en die Friedmann-vergelyking vir 'n plat heelal met kosmologiese konstante, het ons,
Hierdie optiese diepte moet ook afhang van die Lyman-lynprofielfunksie, maar hier neem ons aan dat dit basies 'n funksie is wat op die frekwensie gesentreer is. Oorweeg nHI = nH xHI, waar xHI is die neutrale breuk van waterstof, en oor hierdie vergelyking integreer, verkry 'n mens die volgende resultaat:
Aangesien die Lyman-kenmerke meestal 'n matige absorpsiekans toon (1), beteken hierdie vergelyking duidelik dat die geïoniseerde fraksie in die orde van 10 -4 by die gemiddelde digtheid van die heelal op ongeveer een is. Die feit dat ons die Lyman-woud waarneem, beteken dus dat die heelal ten minste tot hoogs geïoniseerd is Z & # 8776 6. Dit is die betroubaarste en sterkste bewys dat die Heelal inderdaad weer gereënioniseer het.
Nog 'n belangrike bewys wat relevant is vir herionisering, kom van hoë resolusie spektroskopie van hoë rooiverskuiwing Sloan Digital Sky Survey (SDSS) kwasars [59, 60]. Die SDSS het ongeveer 19 QSO's ontdek met rooi verskuiwings rondom 6 wat aangedryf word deur swart gate met massas in die orde van 10 9 M . In 'n opvolg waarneming met teleskope van 10 meter klas Fan et al. [59, 60] kon hoë resolusie spektra van hierdie voorwerpe verkry.
Fig. 4 toon die spektra van hierdie hoë rooiverskuiwingskwasars [59, 60]. Let op die volledige afwesigheid van struktuur dat sommige van hierdie spektrums blou vertoon van die kwasar-emissie van Lyman-restframe, veral dié met rooiverskuiwing. Z 6. Dit word normaalweg toegeskryf aan 'n toename in die gevolg van die afname in die geïoniseerde fraksie van die heelal. Let ook op dat hoewel die neiging met rooi verskuiwing duidelik is, dit geensins eentonig is nie. Byvoorbeeld, kwasar J1411 + 3533 by Z = 5.93 toon 'n "leër" bak relatief tot kwasars J0818 + 1722 by Z = 6. Sodanige neiging kan dui op 'n meer vleklike ionisering van die IGM by sulke rooi verskuiwings.
Figuur 5 toon die effektiewe optiese diepte van Lyman of Gunn-Peterson, Huisdokter eff, as 'n funksie van rooiverskuiwing soos geskat vanuit die gesamentlike optiese dieptes van Lyman, en. Uit hierdie plot is dit duidelik dat die toename in die optiese diepte as 'n funksie van rooiverskuiwing baie groter is as wat verwag is (in die onderstreepstreep aangedui) as gevolg van die passiewe rooiverskuiwing van die digtheid van die heelal.
Die interpretasie van die toename in die optiese diepte by Z 6.3 is onderwerp van 'n paar debatte. Alle outeurs is dit eens dat dit 'n teken is van 'n toename in die heelal se neutrale fraksie by hoë rooiverskuiwings, wat die stertkant van die re-ioniseringsproses aandui. Die kontroversie is gerig op die vraag met hoeveel die neutrale breuk toeneem. Sommige outeurs [217, 218, 130] het aangevoer dat die grootte van die sogenaamde Near Zone geïoniseer is deur die kwasar self en wat redward van die Gunn-Peterson-trog gestel is, aandui dat die neutrale breuk rondom die SDSS hoë rooiverskuiwingskwasars is & # 8776 10 %. Meer onlangs is voorgestel dat die variasies wat in verskillende SDSS-kwasars gesien word, aandui dat die ionisasie-toestand van die IGM by hierdie rooi verskuiwings aansienlik oor verskillende siglyne verander [128]. Gegewe die intense bestralingsveld rondom hierdie kwasare, is dit egter nie moontlik om algemene beperkinge op die neutrale fraksie van die IGM van kwasars by rooiverskuiwing onder 6,5 te plaas nie (sien bv. [18, 216, 123, 124]). Verder, onlangs en met die ontdekking van die rooi verskuiwing Z = 7.1 QSO ULAS J1120 + 0641 [137] deur die UKIDSS-opname [108] is aangevoer dat die nabye sone van hierdie kwasar 'n duidelike bewys lewer vir 'n toename in die neutrale fraksie waterstof in die IGM by Z = 7,1 [137, 20]. Let egter daarop dat sy gevolgtrekking afhanklik is van een kwasar en kan verander as meer van sulke kwasars by Z 7 ontdek word.
Daar is meer dinge wat ons uit die Lyman-bos kan leer oor herininisering, wat ons later sal bespreek. Maar om op te som, die belangrikste gevolgtrekking uit die Lyman-optiese diepte-metings is dat die heelal hoogs geïoniseerd is by rooiverskuiwings onder 6 (soos gesien in figuur 4), terwyl sy neutrale breuk op ongeveer z = 6.3 toeneem en die stertkant vorm van die re-ioniseringsproses (sien Figuur 5).
Dit is 'n baie ontwikkelde onderwerp, bespreek en beoordeel deur baie outeurs (bv. [157, 195, 21, 117, 86, 4]). Hier gee ek 'n algemene oorsig van die beperkings wat die CMB vir reïonisering bied. Die CMB bied belangrike inligting wat relevant is vir die geskiedenis van herionisering. Dit is bekend dat die heelal inderdaad weer saamgevoeg het en grootliks neutraal geword het Z & # 8776 1100. As rekombinasie afwesig of wesenlik onvolledig was, sou die gevolglike hoë digtheid van vrye elektrone impliseer dat fotone nie die Thomson-verspreiding kon ontsnap voordat die digtheid van die heelal veel verder gedaal het nie. Hierdie verstrooiing sou noodwendig die korrelasies op subhorizoniese hoekskale wat in die CMB-data gesien is, vernietig (sien bv. [85, 190]).
Om die effek van reionisering op CMB-fotone te bereken, word 'n funksie dikwels die sigbaarheidsfunksie 1 genoem,
waar (& equiv & int dt / a ) is die ooreenstemmende tyd, a is die skaalfaktor van die heelal en is die afgeleide van die optiese diepte met betrekking tot. Die optiese diepte vir Thomson-verstrooiing word gegee deur () = - & int 0 d = & int 0 d a() ne T, waar 0 is die huidige tyd, ne is die elektrondigtheid en T is die Thomson-deursnit. Die sigbaarheidsfunksie gee die waarskynlikheidsdigtheid wat 'n foton uit die siglyn tussen en + versprei het d. Die invloed van reïonisering op die CMB-temperatuurskommelings word verkry deur Vergelyking 4 langs elke siglyn te integreer om die onderdrukking van die temperatuurskommeling as gevolg van die EoR te skat. Die onderdrukkingskans blyk ongeveer eweredig te wees met 1 - e - [224]. Aangesien die hoeveelheid onderdrukking in die gemete kragspektrum klein is, moet die optiese diepte vir Thomson-verstrooiing ook klein wees [152]. Die linker paneel in Figuur 6 toon die invloed van die verhoging van die waarde van die Thomson optiese diepte op die CMB temperatuur fluktuasie krag spektrum. Die regterkantste paneel toon die geskiedenis van reïonisering van die heelal wat in die linkerpaneel aangeneem is. Aangesien in hierdie geval 'n skielike wêreldwye reïonisering aanvaar word, is daar een tot een ooreenstemming tussen die optiese diepte vir Thomson-verstrooiing en die rooi verskuiwing van reïonisering.
Verdere inligting kan verkry word vanaf waarnemings van CMB via die polarisasiekragspektrum. Die polarisasie van die CMB kom natuurlik voor uit die Cold Dark Matter-paradigma wat bepaal dat klein skommelinge in die vroeë heelal deur gravitasie-onstabiliteit groei tot die grootskaalse struktuur wat ons vandag sien ([21, 86, 97, 227]). Aangesien die temperatuuranisotropieë wat in die CMB waargeneem word, die gevolg is van oerwisselinge, sal dit die CMB-anisotropieë natuurlik polariseer. Die mate van lineêre polarisasie van die CMB-fotone op enige skaal weerspieël die kwadrupool-anisotropie in die plasma wanneer hulle laas op dieselfde skaal versprei het. Uit hierdie argument is dit duidelik dat die hoeveelheid polarisasie by skale wat groter is as die horisonskaal op die laaste verstrooiingsoppervlak, af moet daal, aangesien daar geen meer samehangende bydrae tot vierhoek is nie weens die gebrek aan oorsaaklikheid. Dit word getoon in die skets in die linkerpaneel in Figuur 7. Die grootste skaal waarop 'n oervierkop bestaan, is die skaal van die horison by rekombinasie, wat ongeveer ooreenstem met 1 & # 176. Daarom bied enige polarisasiehandtekening op skale groter as die horisonskaal 'n duidelike bewys vir Thomson-verspreiding in latere stadiums waar die horisonskaal gelykstaande is aan die skaal waarop polarisasie opgespoor is.
Verder moet die gepolariseerde fraksie van die temperatuur anisotropie klein wees, normaalweg een orde van grootte kleiner as die anisotropie in die temperatuur. Dit is bloot omdat hierdie fotone deur 'n opties dun plasma gegaan het, anders sou hulle ons nie bereik het nie, maar sou hulle die onderhorison (dws onder 1 & # 176) korrelasie in die CMB versprei en vernietig het, anders as wat ons neem waar (sien bv. [190]).
Die afhanklikheid wat die Thomson-verspreidingsdifferensiaal-deursnit van polarisasie uitdruk, word uitgedruk as
waar e en me is die elektronlading en massa en & # 1108 & sdot & # 1108 'is die hoek tussen die invallende en verspreide fotone. Die regterpaneel van Figuur 7 toon hoe die Thomson-verstrooiing polarisasie van die CMB-fotone produseer. As die CMB-fotone later verstrooi as gevolg van herionisering en die invallende straling 'n kwadrupoolmoment het, sal dit op 'n gepolariseerde wyse op die skaal versprei word, ongeveer gelyk aan die horisonskaal by die rooi verskuiwing van verstrooiing. Daarom gee die skaal waarteen die grootskaalse polarisasie bespeur word inligting oor die herionisasie rooi verskuiwing.
Die polarisasieveld van die CMB-fotone word gewoonlik beskryf in terme van die sogenaamde "elektriese" (E) en "magnetiese" (B) komponente wat van 'n skalaar- of vektorveld afgelei kan word. Die harmonieke van 'n E-modus het (-1) & # 8467 pariteit op die sfeer, terwyl die van B-modus (-1) & # 8467 + 1 pariteit het. Onder pariteitstransformasie, d.w.s. n & rarr - n, die E-modus bly dus onveranderd vir selfs & # 8467, terwyl die B-modus van teken verander en andersom. Fig. 8 illustreer sodanige (a) simmetrie onder pariteitstransformasie vir die eenvoudige geval van & # 8467 = 2, m = 0 [86].
Verskeie fisiese prosesse lei tot verskillende effekte op die CMB-polarisasie. Daar word verwag dat die meeste van hierdie effekte E-polarisasiepatrone op die CMB sal lewer. Swaartekraggolwe in die oersein en gravitasielensing van die CMB op pad na ons lewer egter 'n B-modus polarisasiepatroon. 'N Grootskaalse E-modus polarisasie sein kan slegs veroorsaak word deur die proses van herionisering. Die hoofrede hiervoor is dat grootskaalse polarisasie nie kon veroorsaak word deur oorsaaklike effekte op die laaste verstrooiingsoppervlak wat 'n 1 & # 176-skaal het nie, terwyl reionisering, wat baie later plaasvind, geen sodanige beperking het nie. Figuur 9 toon die gemete en voorspelde CMB-hoekvermoë en kruisvermogenspektra uit die WMAP-derdejaarsdata. Die bestaan van grootskaalse korrelasie in die E-modus is 'n sterk aanduiding dat die heelal geïoniseerd geraak het deur rooi verskuiwing Z & # 8776 10. Die argument in wese is meestal meetkundig, naamlik dat dit te make het met die skaal van die E-modus kragspektrum sowel as die siglynafstand tot die aanvang van die re-ioniseringsfront langs 'n gegewe rigting. Sommige outeurs het ook aangevoer dat 'n mens ietwat meer gedetailleerde beperkings op reionisasie kan hê vanweë die presiese vorm van die CMB E-modus polarisasie grootskaalse bult [84, 110, 138]. Ongelukkig beperk die groot kosmiese afwyking op groot skale die hoeveelheid moontlike inligting wat u kan onttrek. Daar word tog verwag dat die landmeter van Planck in staat sal wees om 'n deel van die grootskaalse stampvorm op te spoor.
Uit Figuur 9 kan 'n mens ook die optiese diepte vir Thomson-verstrooiing aflei, wat veroorsaak word deur die verstrooiing van die CMB-fotone van vrye elektrone wat deur reïonisering vrygestel word, tot 0,087 & # 0177 0,017 [57] is. Dit kan verander word in 'n beperking op die wêreldwye reïoniseringsgeskiedenis deur die integrale,
Hier Zdes is die ontkoppeling van rooi verskuiwing, T is die Thomson-deursnit, µ is die gemiddelde molekulêre gewig en ne is die elektrondigtheid. Hierdie formule werk vir die optiese diepte langs elke siglyn, maar ook vir die gemiddelde elektrondigtheid, dws die gemiddelde reionisasiegeskiedenis, van die heelal.
'N Belangrike punt om hier op te let is dat 'n mens 'n model nodig het om ne as 'n funksie van rooi verskuiwing. Daarom moet 'n mens versigtig wees wanneer die rooiverskuiwing wat deur CMB-vraestelle gegee word, gebruik word, aangesien in die meeste gevalle 'n geleidelike re-ionisering aanvaar word. Skielike reïonisering gee een tot een ooreenstemming tussen die gemete optiese diepte en die herionisasie-rooiverskuiwing, byvoorbeeld die geïmpliseerde WMAP-meting Zi = 11.0 ± 1.4.
Skielike herjonisering is egter baie onwaarskynlik en die meeste modelle voorspel 'n geleideliker evolusie van die elektrondigtheid as 'n funksie van rooiverskuiwing. Verder, in sulke scenario's is die rooi verskuiwing van reïonisering nie duidelik omskryf nie, daarom verwys outeurs eerder na die rooi verskuiwing waarop die helfte van die IGM-volume geïoniseer word. ZxHI = 0.5. In die geval van skielike reïonisering val dit natuurlik saam Zi = ZxHI = 0.5. Dit is ook belangrik om op te let dat in die geval van skielike herjonisering die WMAP-meetbare Thomson-optiese diepte nie impliseer dat die rooi verskuiwing waarop die helfte van die IGM geïoniseer is, dieselfde is as Zi en in die meeste gevalle verkry 'n mens ZxHI = 0.5 & lt Zi [206].
Die reusagtige aard van die reïoniseringsproses sal ook 'n afdruk laat op boogskaalskale aan die CMB-lug. So 'n afdruk word meestal veroorsaak deur die reïoniseringsborrels wat tydens die EoR ontstaan. Daar word egter gevind dat die sterkte van die reïoniseringssein op klein skale kleiner is as die wat deur gravitasie-lens veroorsaak word, en dit is baie moeilik om te onttrek, tensy die eksperiment 'n baie hoë sein-tot-ruis op sulke klein skale het [54].
Daar is 'n aantal ander waarnemings wat reionisering ietwat minder beperk. Hierdie beperkings kom meestal uit gedetailleerde ontleding van Lyman-bosdata met hoë resolusie en die waarneming van hoë rooiverskuiwings Lyman-breë sterrestelsels. Hier word die twee "sterkste" van hierdie beperkings aangebied.
'N Ander beperking op die reïoniseringsgeskiedenis is die bestudering van die termiese geskiedenis van die IGM. As gevolg van die lae digtheid, is die intergalaktiese medium se afkoeltyd lank en behou dit 'n bietjie geheue van wanneer en hoe dit laas verhit is, naamlik 'n re-ionisering. Daarom kan die meet van die IGM-temperatuur by 'n sekere rooi verskuiwing (3.5) ons in staat stel om die termiese geskiedenis, onder sekere aannames, te rekonstrueer tot by die re-ioniseringsfase waar die IGM aansienlik verhit is. So 'n meting is uitgevoer deur 'n aantal outeurs wat Lyman-bosdata met hoë resolusie gebruik, veral met behulp van die absorpsielyne met baie lae kolomdigtheid. Die breedte van hierdie absorpsie-kenmerke bevat inligting oor die temperatuur van die onderliggende IGM. Hierdie temperatuur wissel natuurlik met die digtheid en met ander parameters soos die UV-vloei in die agtergrond. Op grond van beide teoretiese argumente [87] en op numeriese simulasies [201] in die lineêre en kwaslinêre regeling, volg die temperatuur-digtheidsverhouding die eenvoudige kragwet,
waar is die temperatuur van die IGM by die gemiddelde digtheid van die heelal en is die adiabatiese kragwetindeks. Figuur 10 toon die sogenaamde fasediagram, dit wil sê die verband tussen die temperatuur en digtheid, verkry uit 'n kosmologiese hidrodinamiese simulasie [161]. Die verband tussen die digtheid en temperatuur aan die einde van die lae digtheid van die diagram, gemerk as diffuse agtergrond, volg 'n kragwet. Die warm fase by middeldigtheid waar verkoeling nie doeltreffend is nie, word aangedryf deur skokverhitting. By hoë digthede word verkoeling baie doeltreffend en dryf die gastemperatuur aan. By hoë rooiverskuiwings is meer as 90% van die gas in die diffuse fase.
Gegewe die geldigheid van vergelyking 7 by lae digthede, is dit betekenisvol om 'n IGM-temperatuur te definieer as die gastemperatuur by die gemiddelde digtheid,. So 'n meting is uitgevoer deur 'n aantal outeurs by Z & # 8776 3-4 [111, 178, 203, 225] en onlangs by Z & # 8776 6 deur [17].
Die nut van hierdie temperatuur om die reïoniseringsgeskiedenis te beperk, is die eerste keer besef deur [202, 88] wat die gemete temperatuur rondom rooiverskuiwing 3 gebruik het om te stel Z & # 8776 9 as 'n boonste perk vir die herjoniseringsproses. Bolton et al. ([17]) het hierdie bevindings onlangs bevestig met 'n hoër rooiverskuiwingskwasars. Dit wil sê, die gemete temperatuur van die IGM by rooi verskuiwing Z & # 8776 3 en Z & # 8776 6 is te hoog sodat die grootste deel van die herionisering by rooi verskuiwing 10 plaasgevind het.
Na herionisering word die evolusie van die IGM-gemiddelde temperatuur gegee deur
waar H is die Hubble-parameter, kB is die Boltzmann-konstante, µ is die gemiddelde molekulêre gewig, en є is die effektiewe verkoelingstempo (in eenhede van ergs g -1 s -1). є is negatief (positief) vir netto verkoeling (verwarming) en sluit foto-elektriese verwarming en verkoeling in via rekombinasie, opwekking, omgekeerde Compton-verstrooiing, botsingsionisasie en bremsstrahlung. Sonder verkoeling / verhitting word die koelsnelheid bepaal deur adiabatiese verkoeling, naamlik Hubble-uitbreiding. Hierdie vergelyking stel ons in staat om die temperatuur evolusie te bereken as 'n funksie van rooiverskuiwing. Met die meet van die IGM-temperatuur by 'n gegewe rooi verskuiwing kan ons ekstrapoleer in die tyd totdat ons 'n temperatuur van 6 & # 215 10 4 K bereik, dit is die temperatuur waarteen waterstof ioniseer. Figuur 11 toon hierdie prosedure [202] aan.
Dit is duidelik dat die swak punt van hierdie argument die aanname is dat 'n mens die koel- / verwarmingsfunksie van die IGM ken by elke rooi verskuiwing tot die tyd van herionisering. Dit is nogtans 'n nuttige argument, en sekerlik sal elke model vir die re-ioniseringsgeskiedenis die temperatuur wat ons meet by laer rooiverskuiwings moet verklaar.
Nog 'n beperking wat meestal uit die Lyman-bos kom, maar ook uit die sterrestelsels wat onlangs ontdek is Z 7 is die aantal ioniserende fotone per barion. Met behulp van fisies gemotiveerde aannames vir die gemiddelde vrye pad van ioniserende fotone, het Bolton en Haehnelt ([18]) die meting van die foto-ionisasietempo in 'n skatting van die ioniserende emissiwiteit verander. Hulle het getoon dat die afgeleide ioniserende emissiwiteit in komende eenhede byna konstant is oor die rooiverskuiwingsgebied 2-6 en ooreenstem met 1,5-3 fotone wat per waterstofatoom uitgestraal word oor 'n tydsinterval wat ooreenstem met die ouderdom van die heelal om Z = 6. Voltooiing van re-ionisering voor of voor Z = 6 vereis dus óf 'n emissiwiteit wat styg na hoër rooiverskuiwings óf een wat konstant bly maar oorheers word deur bronne met 'n taamlike harde spektralindeks, byvoorbeeld mini-kwasars.
Met die installering van die WFC3-kamera aan boord van die Hubble-ruimteteleskoop, word daar na hoë rooiverskuiwingstelsels gesoek Z = 6-10 het dramaties verbeter. In die besonder het 'n aantal outeurs [145, 23, 33, 125] gerapporteer dat die opsporing van baie hoë rooiverskuiwings sterrestelsels met behulp van die Lyman-break drop-out tegniek. The most striking result of these studies is the low number of galaxies found beyond redshift ≈ 6, making it very hard for these galaxies to ionize the Universe. This conclusion depends however on assuming a luminosity function for galaxies at these redshifts, a function that is very poorly known. More surprising is the very steep drop in the number of galaxies at redshift Z ≈ 9 [22] which makes it even harder to explain reionization with such galaxies.
The last two observational findings have led some authors to claim that the reionization is photon starved, i.e., has a low number of ionizing photons per baryon, which results in a very slow and extended reionization process [18, 34]. Figure 12 shows the number density of ionizing photons (left-hand vertical axis) and number of ionizing photons per baryon (right-hand vertical axis) as a function of redshift. The number of ionizing photons per baryon at redshift 6 is of the order of 2. More recent results deduced from Lyman-break galaxies are consistent with this figure and show an even lower ratio of ionizing photons per baryon at higher redshifts.
In addition to the probes that we discussed so far, there are a large number of other observational probes that could potentially add valuable input to the reionization models. Examples of such probes are cosmic infrared and soft x-ray backgrounds [52], Lyman emitters [149], high redshift QSOs [137] and GRBs [31], metal abundance at high redshift [172], etc. However, such probes currently provide very limited constraints on the EoR.
In the coming chapters we will focus on the very large effort currently made to measure the diffuse neutral hydrogen in the IGM as a function of redshift up to Z 11 using the redshifted 21 cm emission line. This probe will give the most direct and detailed evidence on the reionization process.
1 Notice that this is a different "visibility" than the one used in radio interferometry which we discuss in section 5. Back. *****
Title: Photometric redshift analysis in the Dark Energy Survey Science Verification data
In this study, we present results from a study of the photometric redshift performance of the Dark Energy Survey (DES), using the early data from a Science Verification period of observations in late 2012 and early 2013 that provided science-quality images for almost 200 sq. deg. at the nominal depth of the survey. We assess the photometric redshift (photo-z) performance using about 15 000 galaxies with spectroscopic redshifts available from other surveys. These galaxies are used, in different configurations, as a calibration sample, and photo-z's are obtained and studied using most of the existing photo-z codes. A weighting method in a multidimensional colour–magnitude space is applied to the spectroscopic sample in order to evaluate the photo-z performance with sets that mimic the full DES photometric sample, which is on average significantly deeper than the calibration sample due to the limited depth of spectroscopic surveys. In addition, empirical photo-z methods using, for instance, artificial neural networks or random forests, yield the best performance in the tests, achieving core photo-z resolutions σ68
0.08. Moreover, the results from most of the codes, including template-fitting methods, comfortably meet the DES requirements on photo-z performance, therefore, providing an excellent precedent for future DES datamore » sets. & laquo minder
Aanhalingsformate
0.08. Moreover, the results from most of the codes, including template-fitting methods, comfortably meet the DES requirements on photo-z performance, therefore, providing an excellent precedent for future DES data sets.>,
Galaxy redshift surveys aim to provide fundamental data on galaxies and the distribution of galaxies. The criteria for this list is: (1) a field survey, i.e., no specific structure is targeted (2) spectroscopic redshifts obtained with resolving power > 100 (3) well defined selection criteria with magnitude limits from optical to near-IR, i.e., predominantly stellar light, quasar surveys are not included (4) more than 5000 galaxy redshifts obtained.
Page created by Ivan K. Baldry, Liverpool JMU. Comments and corrections on this page are welcome, please send me an email. Skakels: - return to my home page return to my research page list of publications. The 2dF survey covered an area of about 1500 square degrees, surveying regions in both the north and the south galactic poles. [2] The name derives from the fact that the survey instrument has a 2 degree diameter field of view. The areas selected for observation were previously surveyed by the massive APM Galaxy Survey (on which Steve Maddox also worked). [2] The regions surveyed cover roughly 75 degrees of right ascension for both bands, and the declination of the North Polar band was about 7.5 degrees while the declination of the South Polar band was about 15 degrees. Hundreds of isolated two degree fields near the South Polar band were also surveyed (see this illustration, where black circles represent survey fields, and the red grid represents the earlier APM survey). In total, the photometry of 382,323 objects were measured, which includes spectra for 245,591 objects, of which 232,155 were galaxies (221,414 with good quality spectra), 12,311 are stars, and 125 are quasi-stellar objects (quasars). [3] The survey necessitated 272 required nights of observation, spread over 5 years. The survey was carried out with the 4 metre Anglo-Australian Telescope, with the 2dF instrument installed at the primary focus permitting the observation of a field of 2 degrees per pointing. The instrument possesses a spectrograph equipped with two banks each of 200 optical fibres, permitting the simultaneous measurement of 400 spectra. The limiting apparent magnitude of the survey is 19.5, covering objects with a redshift mostly within less than z=0.3 and a median redshift of 0.11. The volume of the Universe covered by the survey is approximately 10 8 h −1 Mpc 3 , where h corresponds to the value of the Hubble constant, H0, divided by 100. H0 is approximately 70 km/s/Mpc. The largest redshift observed by the survey corresponds to a distance of 600 h −1 Mpc. The principal results obtained for the field of cosmology by the 2dF survey are: All these results are in agreement with the measurements of other experiments, notably those of WMAP. They confirm the standard cosmological model. The 2dF survey also yields a unique view on our local cosmic environment. In the figure a 3-D reconstruction of the inner parts of the survey is shown, revealing an impressive view on the cosmic structures in the nearby universe. Several superclusters stand out, such as the Sloan Great Wall, one of the largest structures [4] in the universe known to date (see also Huge-LQG).
doi = <10.1093/mnras/stu1836>,
joernaal =
getal = 2,
volume = 445,
plek =
year = <2014>,
month = <10>
>
List of galaxy redshift surveys
Inhoud
