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Zum Beispiel habe ich eine Reihe von Vorlagen, deren y in Jy und x in Angström steht. Ich habe sowohl ihre Rest-Frame- als auch ihre Obs-Frame-Wellenlänge (dh Rotverschiebung). Ich möchte ihre Leuchtkraft in einem bestimmten Wellenband wie dem Rest-Frame UKIRT.H (d. h. ~ 1,6 um, L1.6) oder IRAC2 (d. h. ~4,5 um, L4.5).
Ich bin verwirrt darüber, wie man die Rest-Frame-Leuchtkraft berechnet. Im Moment falte ich die Ruhewellenlänge und die Reaktionskurve, um eine durchschnittliche Flussdichte und die effektive Wellenlänge des Filters zu erhalten, um den Fluss zu erhalten. Und mit Rotverschiebung, um Leuchtkraft zu erhalten.
Habe ich recht? Ich bin ein wenig besorgt, dass ich vielleicht obs Wellenlänge und Antwortkurve falten sollte?
Wie berechnet man die Rest-Frame-Leuchtkraft in einem bestimmten Wellenlängenband? - Astronomie
Ziele: Wir untersuchen die Entwicklung der Galaxienpopulation bis z˜ 3 als Funktion ihrer Farbeigenschaften. Insbesondere wurden Leuchtkraftfunktionen und Leuchtdichten als Funktion der Rotverschiebung für die blaue/späte und rote/frühe Population abgeleitet.
Methoden: Wir verwenden Daten aus dem GOODS-MUSIC-Katalog, die für den Großteil der Stichprobe typische Magnitudengrenzen z 850 ≤ 26 und K_s≤ 23,5 aufweisen. Etwa 8% der Galaxien haben spektroskopische Rotverschiebungen, die restlichen haben gut kalibrierte photometrische Rotverschiebungen, die aus der extrem breiten Multiwellenlängenabdeckung in 14 Bändern (vom U-Band bis zum Spitzer 8
μm-Band). Wir haben einen Katalog von Galaxien im Ruhesystem-B-Band abgeleitet, der in zwei Unterstichproben gemäß ihren Eigenschaften der Ruhesystem-U-V-Farbe (oder der abgeleiteten spezifischen Sternentstehungsrate) unterteilt wurde.
Ergebnisse: Wir bestätigen eine Bimodalität in der UV-Farbe und der spezifischen Sternentstehungsrate der Galaxienprobe bis z˜ 3. Diese Bimodalität wird verwendet, um die Leuchtkraftfunktionen der blauen/späten und roten/frühen Unterproben zu berechnen. Die Helligkeitsfunktionen der blauen/späten und Gesamtproben werden gut durch steile Schechter-Funktionen repräsentiert, die sich mit zunehmender Rotverschiebung in der Helligkeit entwickeln. Die Volumendichte der Leuchtkraftfunktionen der roten/frühen Populationen nimmt mit zunehmender Rotverschiebung ab. Die Form der roten/frühen Leuchtkraftfunktionen zeigt einen Überschuss schwacher roter Zwerge gegenüber der Extrapolation einer flachen Schechter-Funktion und kann durch die Summe zweier Schechter-Funktionen dargestellt werden. Unser Modell für die Galaxienentstehung im hierarchischen Clustering-Szenario, das auch externe Rückkopplungen aufgrund eines diffusen UV-Hintergrunds einbezieht, zeigt eine generelle breite Übereinstimmung mit den Leuchtkraftfunktionen beider Populationen, wobei die größeren Diskrepanzen für die rote Population am schwachen Ende vorhanden sind. Hinweise auf die Natur der Roten Zwerge werden anhand ihrer Sternmasse und ihrer räumlichen Verteilung gegeben.
Wie berechnet man die Rest-Frame-Leuchtkraft in einem bestimmten Wellenlängenband? - Astronomie
Ziele: Wir messen und studieren die Entwicklung der UV-Galaxie-Leuchtkraftfunktion (LF) bei z = 3-5 aus der bisher größten Hochrotverschiebungs-Durchmusterung, dem Deep-Teil des CFHT-Legacy-Surveys. Wir geben auch genaue Schätzungen der SFR-Dichte bei diesen Rotverschiebungen.
Methoden: Wir betrachten
100 000 Lyman-break-Galaxien bei z ≈ 3.1, 3.8 und 4.8 ausgewählt aus sehr tiefen Ugriz-Bildern dieses Datensatzes und schätzen ihre 1600 Å Rest-Frame-Leuchtkraftfunktion. Aufgrund des großen Erhebungsvolumens spielt die kosmische Varianz eine vernachlässigbare Rolle. Darüber hinaus messen wir das helle Ende des LF mit beispielloser statistischer Genauigkeit. Kontaminationsanteile von Sternen und Galaxien-Eindringlingen mit niedrigem z werden aus Simulationen geschätzt. Aus diesen Simulationen werden die Rotverschiebungsverteilungen der Lyman-Break-Galaxien in den verschiedenen Proben geschätzt und diese Rotverschiebungen werden verwendet, um Bänder auszuwählen und k-Korrekturen zu berechnen, so dass die LFs bei derselben Rest-Frame-Wellenlänge verglichen werden. Um die Unvollständigkeit zu korrigieren, untersuchen wir die Erkennungsrate simulierter Galaxien, die in die Bilder injiziert werden, als Funktion von Helligkeit und Rotverschiebung. Wir schätzen den Beitrag mehrerer systematischer Effekte in der Analyse, um die Robustheit unserer Ergebnisse zu testen.
Ergebnisse: Wir finden, dass das helle Ende des LF unserer u-Dropout-Probe signifikant von einer Schechter-Funktion abweicht. Wenn wir die Funktion durch ein kürzlich vorgeschlagenes Vergrößerungsmodell modifizieren, verbessert sich die Anpassung. Aufgrund der sehr hellen und seltenen Galaxien, die wir mit diesem Datensatz untersuchen können, können wir zum ersten Mal in einer LBG-Probe bis in den Dichtebereich hinein messen, in dem die Vergrößerung die Form der beobachteten LF beeinflusst. Zwischen z increase 5 und z 3 finden wir eine Zunahme der Normalisierung ϕ* der LF um den Faktor 2,5 zwischen z 5 und z ≈ 3. Die schwache Steigung der LF entwickelt sich zwischen z ≈ 5 und z ≈ 3 nicht signifikant finden keine signifikante Entwicklung der charakteristischen Größe im untersuchten Rotverschiebungsintervall, möglicherweise aufgrund unzureichender Kenntnis der Quell-Rotverschiebungsverteilung. Es wird festgestellt, dass die SFR-Dichte um den Faktor . ansteigt
2 von z 5 zu z ≈ 4. Die Entwicklung von z ≈ 4 zu z ≈ 3 ist weniger auffällig.
Basierend auf Beobachtungen mit MegaPrime/MegaCam, einem Gemeinschaftsprojekt von CFHT und CEA/DAPNIA, am Canada-France-Hawaii Telescope (CFHT), das vom National Research Council (NRC) von Kanada betrieben wird, dem Institut National des Sciences de l'Univers des Centre National de la Recherche Scientifique (CNRS) von Frankreich und der Universität von Hawaii. Diese Arbeit basiert teilweise auf Datenprodukten, die bei TERAPIX und dem Canadian Astronomy Data Center im Rahmen des Canada-France-Hawaii Telescope Legacy Survey, einem Gemeinschaftsprojekt von NRC und CNRS, erstellt wurden.
Wie berechnet man die Rest-Frame-Leuchtkraft in einem bestimmten Wellenlängenband? - Astronomie
Kontext. Die Entwicklung der Sternentstehungsdichte (SFRD) ist ein Gebiet von großem Interesse bei der Untersuchung der Galaxienentwicklung und Reionisation. Die aktuellen Einschränkungen von SFRD bei z > 5 basieren auf den Rest-Frame-UV-Helligkeitsfunktionen mit den Daten aus photometrischen Vermessungen. Der VIMOS UltraDeep Survey (VUDS) wurde entwickelt, um Galaxien bei Rotverschiebungen bis zu ∼6 zu beobachten und öffnete ein Fenster zur Messung von SFRD bei z > 5 aus einer spektroskopischen Probe mit einer gut kontrollierten Auswahlfunktion.
Ziele: Wir erstellen eine robuste statistische Beschreibung der sternbildenden Galaxienpopulation am Ende der kosmischen HI-Reionisation (5.0 ≤ z ≤ 6.6) aus einer großen Stichprobe von 49 Galaxien mit spektroskopisch bestätigten Rotverschiebungen. Wir bestimmen die Ruhe-Frame-UV- und Lyα-Leuchtkraftfunktionen und verwenden sie, um SFRD bei der mittleren Rotverschiebung unserer Probe z = 5,6 zu berechnen.
Methoden: Wir haben eine Probe von Galaxien bei 5.0 ≤ z spec ≤ 6.6 aus dem VUDS ausgewählt. Wir haben unsere Probe von Eindringlingen mit geringer Rotverschiebung unter Verwendung zusätzlicher photometrischer Daten gereinigt. Wir identifizierten Galaxien mit Lyα entweder in Absorption oder in Emission, im Gegensatz zu den meisten spektroskopischen Proben in der Literatur, bei denen Lyα-Emitter (LAE) dominieren. Wir haben Leuchtkraftfunktionen mit der 1/V max-Methode bestimmt.
Ergebnisse: Die Galaxien in diesem Rotverschiebungsbereich weisen eine große Bandbreite in ihren Eigenschaften auf. Eine Fraktion unserer Probe zeigt eine starke Lyα-Emission, während eine andere Fraktion Lyα in Absorption zeigt. Die Steigungen des UV-Kontinuums variieren mit der Leuchtkraft, mit einer großen Streuung. Wir stellen fest, dass sternbildende Galaxien bei diesen Rotverschiebungen entlang der Hauptreihe in der Sternmasse vs. SFR-Ebene verteilt sind, beschrieben mit einer Neigung von α = 0,85 ± 0,05. Wir berichten über eine flache Entwicklung des spezifischen SFR im Vergleich zu niedrigeren Rotverschiebungsmessungen. Wir finden, dass die UV-Leuchtkraftfunktion am besten durch ein doppeltes Potenzgesetz reproduziert wird, während ein Fit mit einer Schechter-Funktion nur marginal unterlegen ist. Die Lyα-Leuchtkraftfunktion wird am besten mit einer Schechter-Funktion angepasst. Wir leiten ein logSFRD UV (M yr -1 Mpc -3 ) = -1,45 +0,06 -0,08 und logSFRD Lyα (M yr -1 Mpc -3 ) = -1,40 +0,07 -0,08 ab. Die von der Lyα-Leuchtkraftfunktion abgeleitete SFRD stimmt nach Korrektur der IGM-Absorption hervorragend mit der UV-abgeleiteten SFRD überein.
Schlussfolgerungen: Unsere neuen SFRD-Messungen bei einer mittleren Rotverschiebung von z = 5,6 liegen ∼0,2 dex über der mittleren SFRD, die in Madau & Dickinson (2014, ARA&A, 52, 415) berichtet wurde, aber in ausgezeichneter Übereinstimmung mit den Ergebnissen von Bouwens et al. (2015a, ApJ, 803, 34). Diese Messungen bestätigen den steilen Abfall der SFRD bei z > 2. Das helle Ende der Lyα-Leuchtkraftfunktion weist eine hohe Zahlendichte auf, was auf eine signifikante Sternentstehungsaktivität hinweist, die bei diesen Rotverschiebungen in der hellsten LAE konzentriert ist. LAE mit äquivalenter Breite EW > 25 tragen zu etwa 75 % der gesamten UV-abgeleiteten SFRD bei. Während unsere Analyse einen niedrigen Staubgehalt in 5.0 < z < 6.6 begünstigt, werden Unsicherheiten bei der Staubextinktionskorrektur und die damit verbundene Entartung bei der spektralen Anpassung ein Problem bleiben, wenn die Gesamt-SFRD geschätzt wird, bis zukünftige Untersuchungen die Spektroskopie auf den NIR-Restrahmen-Spektralbereich erweitern. wie bei JWST.
Basierend auf Daten, die mit dem European Southern Observatory Very Large Telescope, Paranal, Chile, im Rahmen des Large-Programms 185.A-0791 erhalten wurden.
2. Relativistische Astronomie
2.1. Relativistische Effekte
Wenn sich eine Kamera mit einer Geschwindigkeit von fast close im Weltraum bewegt c, würden einige interessante relativistische Effekte auftreten. Christian & Loeb (2017) schlugen beispielsweise vor, dass ein sich mit relativistischer Geschwindigkeit bewegendes Interferometer eine empfindliche Beschleunigungssonde bietet, die den zeitlichen Terrell-Effekt nutzt (Penrose 1959 Terrell 1959).
Hier konzentrieren wir uns auf die beobachteten Verzerrungen der Emission von entfernten astronomischen Objekten. Im sich mitbewegenden Rahmen der Sonde erfahren alle astronomischen Objekte einen einzigartigen Doppler-Boost (Doppler-Faktor) oder Deboost ( ) in Abhängigkeit vom Lorentz-Faktor der Sonde und dem Winkel zwischen dem Objekt in Bezug auf die Richtung der Sondenbewegung. Für das Problem einer fliegenden Sonde kann man zwei Ruhesysteme definieren 4 : das Erdruhesystem oder das Laborsystem (das auch das Ruhesystem astronomischer Objekte ist), K, und der sich bewegende Sondenrahmen, K'. Definieren wir den Lorentzfaktor der Sonde als , wobei β = v/c ist die normalisierte Geschwindigkeit der Sonde. Im Rahmen K' bewegen sich alle astronomischen Objekte mit dem gleichen Lorentzfaktor Γ, aber mit unterschiedlichen Winkeln in Bezug auf die entgegengesetzte Richtung der Sondenbewegung. Der Dopplerfaktor der Quelle ist definiert als (Rybicki & Lightman 1979)
wobei der Winkel zwischen der Bewegungsrichtung des Objekts und der Sichtlinie in zwei verschiedenen Frames durch
Einige charakteristische Winkel und Dopplerfaktoren sind
Der Dopplerfaktor verbindet die Größen des Quellruherahmens (Frame K in unserer Konvention) und diejenigen im mitlaufenden Rahmen der Sonde (Rahmen K“ in unserer Konvention). Insbesondere für die Kamera an Bord der Sonde ist die gesamte Emission für ( ) blauverschoben (rotverschoben), d. h.
Für eine isotrope Punktquelle sind der spezifische Fluss und die Flusstransformationen (Anhang A)
Bei einer erweiterten Quelle lautet der spezifische Fluss und die Flusstransformationen für ein Emissionspixel (Anhang A)
Diese markanten relativistischen Effekte bieten eine einzigartige Gelegenheit, das Universum zu studieren und das Prinzip der speziellen Relativitätstheorie zu testen, das unter dem breiten Dach der "relativistischen Astronomie" diskutiert werden kann.
2.2. Universum vom Rahmen der Sonde aus gesehen K'
Bei einer Weitfeldkamera, die sich mit einem Lorentz-Faktor Γ bewegt, unterliegen alle Objekte im Sichtfeld relativistischen Verzerrungen, einschließlich Positionsverschiebung (Gleichung (2)), Frequenzverschiebung (Gleichung (3)) und Änderung spezifischer Fluss und Fluss (Gleichungen (4) und (5)). Der Grad der Verzerrung, charakterisiert durch den Dopplerfaktor (Gleichung (1)), hängt allein vom Winkel ab θ bezüglich der Bewegungsrichtung für ein konstantes Γ. Im Allgemeinen ist ein ausgedehntes Objekt blauer und kompakter, wie in Frame . beobachtet K'. Da Astronomen bereits eine Detailansicht in Frame . haben K, eine Messung der Unterschiede in den beobachteten Eigenschaften zwischen Frames K und K“ bietet wertvolle Informationen über die astronomischen Quellen.
Für eine Sonde mit konstanter Geschwindigkeit kann man anhand der Positionsverschiebungen dreier Punktquellen (Hintergrundsterne) nahe der Bewegungsrichtung (wo die Quellen gequetscht werden) eindeutig die Bewegungsrichtung und den Lorentzfaktor Γ (oder dimensionslose Geschwindigkeit β) der Sonde (Anhang B).
Sobald die Bewegungsrichtung und Γ bestimmt sind, kann man den Dopplerfaktor aller Himmelsobjekte berechnen. Bei gleicher Beobachtungsfrequenz der Kamera sind die Eigenfrequenzen verschiedener astronomischer Objekte unterschiedlich (korrigiert um die jeweilige Quelle). Für eine Richtung mit θ < θc, hat man , so dass die Eigenfrequenz der Quelle, die die Kamera aufzeichnet, röter ist als die beobachtete Frequenz. Umgekehrt für θ > θc ( ), ist die Eigenfrequenz der Quelle der Kameraaufzeichnungen blauer als die beobachtete Frequenz. Als Ergebnis kann man für eine Kamera in einem bestimmten Band (z. B. R-Band) andere Frequenzen (z. B. Infrarot (IR) oder Ultraviolett (UV)) verschiedener Quellen untersuchen, ohne technisch anspruchsvolle IR/UV-Kameras verwenden zu müssen . In gewisser Weise ist eine sich relativistisch bewegende Kamera ein natürlicher Spektrograph.
Im Regime werden die Flüsse der Quellen verstärkt. Eine relativistisch bewegte Kamera ist also auch ein natürliches Objektiv. In der Praxis werden astronomische Objekte also besser im Regime untersucht, bei dem die Quelle in einem an sich röteren Band untersucht wird.
Wenn eine Kamera eine astronomische Quelle kontinuierlich beobachtet, während die Kamera beschleunigt wird, würde sie die Emission der Quelle in einem Frequenzbereich aufzeichnen, so dass man ein detailliertes Spektrum der Quelle im Frequenzbereich zwischen νKamera und . Je höher das Erreichbare, desto breiter ist der Spektrograph. Für verschiedene Frequenzen sollte man die jeweiligen Fluss-Doppler-Boosting-Faktoren richtig korrigieren, um den Eigenfluss bei diesen Frequenzen zu erhalten, um das Eigenspektrum der Quelle wiederzugewinnen.
Die Kamera selbst kann so ausgelegt sein, dass sie einen Grism-Spektrographen aufweist. In diesem Fall kann man nach Bestimmung der Bewegungsrichtung und des Sonden-Lorentz-Faktors durch photometrische Beobachtungen den grism-Modus einschalten, um die feinen Spektren der Quellen in einem anderen (röteren) Spektralbereich aufzunehmen.
Aufgrund des Lichtaberrationseffekts werden die Objekte in Bewegungsrichtung stärker gepackt. Die gesamte Hemisphäre in Frame K wird zu einem durch den Winkel definierten Kegel gekämmt. Bei gleichem Sichtfeld kann die Kamera mehr Objekte beobachten. Dadurch wird das Sichtfeld der Kamera effektiv vergrößert.
Um visuell zu zeigen, wie die astronomischen Objekte in Frame . anders aussehen K' führen wir einige Simulationen durch, die auf echten Beobachtungsbildern basieren. Das obere Feld von Abbildung 1 zeigt ein beobachtetes Bild der nahegelegenen Galaxie M51. Wir benutzen das HST Bilder in drei Filtern: F435W, F555W und F814W. 5 Die Filterinformationen stammen von der SVO-Filterprofildienst-Website. 6 In unserer Simulation übernehmen wir β = 0,5 (Γ 1,7321). Der Simulationscode durchläuft alle Pixel des Eingabebildes und verwendet die Zählungen eines Pixels in verschiedenen Bändern, um ein einfaches Spektrum für dieses bestimmte Pixel zu erzeugen. Dann durchläuft das Spektrum die relativistische Transformation nach den Gleichungen (3) und (5). Die Integration des Produkts des transformierten Spektrums und der Antwortfunktionen der Filter führt zu den neuen Zählwerten in verschiedenen Bändern dieses Pixels in Frame K'. Für jedes Pixel werden die Polarkoordinatenwinkel relativ zur Bewegungsrichtung berechnet, die im Bild auf (1075, 1525) Pixel eingestellt ist. Unter Verwendung von Gleichung (2) wird der beobachtete Polarwinkel aus der Bewegungsrichtung im Sondenrahmen (θ') berechnet werden. Mit dem Abbildungsmaßstab (0,2 Bogensekunden/Pixel) erhalten wir dann die neue Position des Pixels im simulierten Bild. Um das Farbschema des Bildes zu simulieren, verwenden wir einen Bildeditor namens GIMP (GNU Image Manipulation Program), der die Simulation mit einem Bild in mehr als drei Bändern ermöglicht. Die Farbe jeder Bildebene wird in GIMP durch einen Farbtonwert dargestellt, der vom Benutzer manuell eingestellt werden kann. Der Farbtonwert von Bildern im selben Band sollte jedoch gleich bleiben, um den wahren Farbunterschied zwischen dem Sichtfeld in Frames zu zeigen K und K“ wegen der relativistischen Effekte. Die Farbtonwerte von F435W-, F555W- und F658N-Bildern nach der relativistischen Transformation werden auf 42, 159 und 232 gesetzt, was den Farbtonwerten im Originalbild entspricht. Aufgrund der relativistischen Effekte wird das Spektrum von M51 nach Blau verschoben, dh das IR-Bandspektrum wird ins optische Band verschoben. In unserer Simulation haben wir das M51-Bild im F814W-Filter als IR-Daten verwendet und auf H the verschobenα (F658N) Filterbereich im simulierten Bild.
Abbildung 1. Vergleich des Bildes einer nahegelegenen Galaxie M51 in Frames K und K'. Oben: Falschfarbe HST Bild von M51 in drei Bändern (F435W, F555W und F814W), beobachtet im Restframe der Erde, d.h. Frame K. Unten: simuliertes Falschfarbenbild von M51, beobachtet im sich mitbewegenden Rahmen der Sonde K'. Die dimensionslose Geschwindigkeit wird auf gesetzt β = 0,5 (Γ 1,7321) und die Pixelskalierung des Bildes beträgt 0,2 Bogensekunden/Pixel. Die Bewegungsrichtung wird auf das Pixel (1075, 1525) im Bild eingestellt (Kreuz in beiden Bildern).
Das simulierte Bild ist im unteren Feld von Abbildung 1 dargestellt. Man kann sehen, dass das simulierte Bild tatsächlich blauer, heller und kompakter ist (d. h. jede erweiterte Quelle wird kleiner und die beiden erweiterten Quellen haben einen kleineren räumlichen Abstand).
2.3. Beispiele für astronomische Anwendungen
Die Auswirkungen transrelativistischer Kameras auf die Astronomie sollten vielfältig sein und werden möglicherweise nicht vollständig erkannt, bis sie verfügbar sind. Im Folgenden diskutieren wir einige Beispiele, die darauf hindeuten, dass diese Kameras wichtige Beiträge zur Astrophysik leisten können.
2.3.1. Reionisierungsgeschichte des Universums
Das erste Beispiel ist die Untersuchung der Reionisierungsgeschichte des Universums (Loeb & Barkana 2001 Fan et al. 2006). Die Theorie des heißen Urknalls sagt voraus, dass das Universum um neutralisiert wurde z
1100, wenn Elektronen und Protonen rekombinieren, um neutralen Wasserstoff zu erzeugen. Dies ist die Epoche der kosmischen Mikrowellen-Hintergrundstrahlung. Das Universum wurde später durch die ersten Objekte (erste Sterne, Galaxien und Quasare) im Universum, die in UV- und Röntgenstrahlen (über 13,6 eV) leuchten, reionisiert.Die Epoche zwischen Rekombination und Reionisation wird manchmal als "kosmisches dunkles Zeitalter" bezeichnet. Quasar-Beobachtungen deuten darauf hin, dass die Reionisation um z
6 (Fan et al. 2006). Die genauen Details der Reionisationsgeschichte sind jedoch nicht bekannt. Verschiedene Modelle sagen unterschiedliche Neutronenanteile als Funktion der Rotverschiebung voraus (z. B. Holder et al. 2003 und Referenzen darin). Um die Reionisationshistorie im Detail abzubilden, müssen helle Beacons im Rotverschiebungsbereich von 6 bis pop bevölkert werden
20 und messen das Spektrum des rotverschobenen Lyα Linie, d.h. λ ≤ (1 + z)1215,67 (oder hν ≥ 10.2/(1+z) eV). Ein weitgehend neutrales intergalaktisches Medium würde in diesem Regime im Wesentlichen Emissionen absorbieren und den sogenannten Gunn-Peterson-Trog bilden (Gunn & Peterson 1965). Die Form des roten Dämpfungsflügels trägt die wichtige Information der neutralen Fraktion des IGM in dieser Epoche (Miralda-Escudé 1998). Solche Studien werden jedoch durch die Tatsache behindert, dass das Merkmal nach und nach in mehr Infrarotbänder verschoben wird, da z zunimmt, und dass die Quellen typischerweise bei höheren schwächer werden z auch.
Senden hoch-β Sonden in Richtung Hoch-z Galaxien oder Quasare würden es bequemer machen, ihre Rotverschiebungen zu messen und den detaillierten roten Dämpfungsflügel dieser Objekte zu studieren. Dies liegt daran, dass das Gunn-Peterson-Tal zu den blaueren Bändern im Rahmen der Sonde verschoben wird und der Quellenfluss erhöht wird.
Tabelle 1 zeigt die relevanten Parameter der relativistischen Astronomie für verschiedene β Werte. Die Parameter umfassen den Lorentz-Faktor Γ, den maximalen Doppler-Faktor, seine dritte Potenz und die relevante Rotverschiebung, , für die Lyα Wellenlänge (1215,67 Å) bei einer bestimmten Wellenlänge λ im Rahmen K'. Zum Beispiel mit β
10 kann mit einem 1 . angetastet werden μm Kamera, und die Quelle ist heller um
10 kann sogar mit einem R-Band (λ
0.658 μm) Kamera, und die Quelle ist um mehr als 2 mag heller. Da ein optisches Grism viel einfacher zu bauen ist, kann man relativistische Kameras mit unterschiedlichen Terminierungsgeschwindigkeiten verwenden, um eine Reihe von Rotverschiebungen zu untersuchen, um die Reionisierungsgeschichte des Universums gründlichst zu studieren.
Tabelle 1. Relevante Parameter für die relativistische Astronomie für verschiedene β Werte
β | Γ | zLyα (λ) | ||
---|---|---|---|---|
0 | 1 | 1 | 1 | 8.2259 (λ/1 μm) -1 |
0.1 | 1.0050 | 1.1055 | 1.3512 | 9.0941 (λ/1 μm) -1 |
0.2 | 1.0206 | 1.2247 | 1.8371 | 10.0746 (λ/1 μm) -1 |
0.3 | 1.0483 | 1.3628 | 2.5309 | 11.2100 (λ/1 μm) -1 |
0.4 | 1.0911 | 1.5275 | 3.5642 | 12.5653 (λ/1 μm) -1 |
0.5 | 1.1547 | 1.7321 | 5.1962 | 14.2477 (λ/1 μm) -1 |
0.6 | 1.2500 | 2.0000 | 8.0000 | 16.4518 (λ/1 μm) -1 |
0.7 | 1.4003 | 2.3805 | 13.4894 | 19.5816 (λ/1 μm) -1 |
0.8 | 1.6667 | 3.0000 | 27.0000 | 24.6777 (λ/1 μm) -1 |
0.9 | 2.2942 | 4.3589 | 82.8191 | 35.8559 (λ/1 μm) -1 |
0.95 | 3.2026 | 6.2450 | 243.555 | 51.3708 (λ/1 μm) -1 |
0.99 | 7.0888 | 14.1067 | 2807.20 | 116.0408 (λ/1 μm) -1 |
2.3.2. Rotverschiebungswüste
Das Rotverschiebungsintervall 1,4 z 2.5 wurde von einigen Autoren aufgrund des Fehlens starker Spektrallinien im optischen Band (4300–9000) als „Rotverschiebungswüste“ bezeichnet Å. Da dieser Rotverschiebungsbereich mit der Epoche signifikanter Sternentstehung zusammenfällt, verhindert das Fehlen einer großen Stichprobe von Galaxien in diesem Rotverschiebungsbereich eine unverzerrte Kartierung der Sternentstehungsgeschichte des Universums (Steidel et al. 2004 und darin enthaltene Referenzen). Beobachtungen mit transrelativistischen Kameras können diese Lücke leicht schließen. Man braucht kein sehr hohes β um dieses Ziel zu erreichen. Zum Beispiel mit β = 0,2, man hat einen Dopplerfaktorbereich von bis (je nach Beobachtungsrichtung θ'). Dies reicht bereits aus, um die Rotverschiebungswüste zu beseitigen. Insbesondere für den Rotverschiebungsbereich (1.9, 2.5) kann man die θ' = 0-Modus, so dass der effektive Rotverschiebungsbereich im Frame K' wird in 1.2247 geändert × (2.9, 3.5) −1 = (2.55, 3.29), was außerhalb der Wüste liegt. Ähnlich kann man für den Rotverschiebungsbereich (1.4, 1.9) die θ' = π Modus, so dass der effektive Rotverschiebungsbereich 0,8165 . beträgt × (2.4, 2.9) −1 = (0.96, 1.37), wiederum außerhalb der Wüste.
2.3.3. Gamma-Ray-Bursts (GRBs)
GRBs sind die hellsten astrophysikalischen Objekte im Universum. Bei der Beobachtung von transienten relativistischen Ereignissen wie GRBs würde die relativistische Astronomie es der Menschheit zum ersten Mal ermöglichen, eine relativistisch bewegte Quelle durch einen sich relativistisch bewegenden Beobachter zu untersuchen, ein Szenario, das sich zuvor nur in einem Gedankenexperiment vorgestellt hatte. Einfangen des frühen IR-Nachleuchtens eines GRB im Laborbild mit einer optischen Kamera an Bord einerβ Sonde würde helfen, sehr hoch-z GRBs. Theoretische Modelle legen nahe, dass sich GRBs bereits im z
20, wenn die Sterne der ersten Generation sterben (z. B. Toma et al. 2009 Mészáros & Rees 2010). EIN β
18.6 mit 1 μm Kamera. Eine systematische Untersuchung dieser Explosionen sehr früh im Universum wird helfen, die tiefen dunklen Zeiten des Universums zu erforschen (Tanvir et al. 2011).
Ein guter Teil der GRBs (30–50 %) sind „optisch dunkle“ GRBs. Auch wenn hoch-z GRBs können einen Teil umfassen, die meisten von ihnen können in staubige Sternentstehungsgebiete eingebettet sein, so dass die optische Emission durch Staubextinktion absorbiert wird (z. B. Perley et al. 2009). Wenn eine relativistische Kamera nach dem Auslösen eines GRB gestartet wird und eine Beobachtung während der Beschleunigung der Kamera durchgeführt wird, würde die Kamera bei gleicher Beobachtungsfrequenz kontinuierlich einen Frequenzbereich in Richtung des IR-Bereichs beobachten, der die Charakteristik einfängt Merkmale der Staublöschung. Durch die Kombination von Nachleuchtmodellen kann man auch die Extinktionskurve der GRB-Wirtsgalaxie, die derzeit schlecht eingeschränkt ist, genau abbilden (z. B. Scahdy et al. 2012).
2.3.4. Elektromagnetisches Gegenstück zu Gravitationswellen (GWs)
Die neue Ära der Multi-Messenger-Astrophysik hat erst kürzlich mit der Entdeckung des ersten Doppelneutronensterns (NS-NS)-Fusionssystems GW170817 und seines zugehörigen GRB 170817A und seines elektromagnetischen Multiband-Gegenstücks begonnen (z. B. Abbott et al. 2017a, 2017b). Ein wichtiges Phänomen ist die sogenannte "Kilonova", eine Art von IR/optischer Transiente, die aus dem r-Prozess von neutronenreichen Materialien entsteht, die während der Fusion dynamisch ausgestoßen werden (Li & Paczyński 1998 Metzger et al. 2010). Die mit GW170817 assoziierte Kilonova schien eine "rote" Komponente und eine "blaue" Komponente zu haben (z. B. Villar et al. 2017), wobei erstere wahrscheinlich mit dem hochopazierenden Ejekta verbunden ist, möglicherweise mit schweren Elementen wie Lanthaniden. Das Verständnis dieser Ereignisse wird von einer sorgfältigen Untersuchung der Spektren in einem breiten Bereich von IR bis UV stark profitieren. In der zukünftigen Ära der relativistischen Astronomie werden NS-NS- und NS-BH-Verschmelzungen regelmäßig von den GW-Detektoren der nächsten Generation nachgewiesen. Beobachtungen mit transrelativistischen Kameras in Richtung auf und weg von der GW-Triggerrichtung werden zusammen mit bodengestützten Beobachtungen dazu beitragen, die Breitbandspektren von Kilonovae aufzudecken, was zu einer eingehenden Untersuchung der NS-NS und NS-BH . führt Fusionsphysik.
2.4. Spezielle Relativitätstheorie testen
Man kann auch die Beobachtungen transrelativistischer Kameras verwenden, um die Prinzipien der spektralen Relativität zu testen. Dazu gibt es zwei Möglichkeiten.
1. Wie aus Abbildung 2 ersichtlich und in Anhang B besprochen, ist die Messung der relativen Positionen von drei Punktquellen in Frame K' im Vergleich zu den gemessenen in K (auf der Erde) kann die Bewegung der Kamera (die Richtung und den Lorentz-Faktor) eindeutig lösen. Mit diesen Informationen kann man die Positionen der vierten, fünften . Punktquellen am Himmel in Frame K'. Wenn sich im Sichtfeld der Kamera mehr als drei Quellen befinden, wird ein Vergleich zwischen den beobachteten und vorhergesagten Positionen in Frame K“ bietet einen einzigartigen Test der Wirkung der Aberration des Lichts in der speziellen Relativitätstheorie. Bisher wurde ein direkter Test der Aberration von Licht durch die Beobachtung der Parallaxen entfernter Sterne (durch die sehr nichtrelativistische Bewegung der Erde, die die Sonne umkreist, zB Hirshfeld 2001) oder durch erdbasierte Experimente zur Messung einer kleinen Gravitationsaberration von Licht durchgeführt (zB Kopeikin & Fomalont 2007). Eine transrelativistische Kamera öffnet das Fenster, um diesen Effekt im relativistischen Regime zu testen.
Figur 2. Geometrie zur Lösung der Bewegung der Sonde. Die drei hellen Punktquellen sind in Frame . mit 1, 2 bzw. 3 markiert K (links) bzw. 1', 2', 3' in Frame K' (Recht). Die Bewegungsrichtung wird in Frames mit 0 bzw. 0' markiert K und K'. Die entsprechenden Winkelabstände und Öffnungswinkel sind in Frame . gekennzeichnet K aber nicht vollständig im Frame K'.
2. Ein Vergleich der Beobachtungen desselben hellen Objekts in zwei verschiedenen Frames (K und K') bei gleicher Eigenfrequenz bietet eine weitere Möglichkeit, das Prinzip der speziellen Relativitätstheorie zu testen. In nicht standardmäßigen Theorien, wie der massiven Elektrodynamik, kann der Dopplerfaktor eine Form annehmen, die geringfügig von der einfachsten Form der Gleichung (1) abweicht. Eine enge Obergrenze für die Abweichung des gemessenen (spezifischen) Flusses bei der Frequenz in Frame K' und das bei ν im Rahmen K (richtige Korrektur des Doppler-Boosting-Effekts) würde die Abweichung von Gleichung (1) und damit die Verletzung des speziellen Relativitätsprinzips stark einschränken. Ein vergleichbarer Test wurde bisher nicht durchgeführt.
Titel: The Rest-Frame Optical (900 nm) Galaxy Luminosity Function at z ∼ 4–7: Abundance Matching Points to Limited Evolution in the M/M Verhältnis bei z ≥ 4
Wir präsentieren die erste Bestimmung der Galaxien-Leuchtkraftfunktion (LF) bei z ∼ 4, 5, 6 und 7, in der Rest-Frame-Optik bei λ∼900 nm (z′-Band). Das optische Licht des Ruherahmens verfolgt den Inhalt in massearmen entwickelten Sternen (∼stellare Masse – M ), Minimierung potenzieller Messabweichungen für M . Darüber hinaus wird es weniger durch Nebellinien-Emissionskontamination und Staubabschwächung beeinflusst, ist unabhängig von Sternpopulationsmodellen und kann bis zu z 8 durch Spitzer/IRAC untersucht werden. Unsere Analyse nutzt die einzigartigen Spitzer/IRAC 3,6–8,0 μm-Daten mit voller Tiefe über die Felder CANDELS/GOODS-N, CANDELS/GOODS-S und COSMOS/UltraVISTA. Wir finden, dass bei absoluten Größen mit M> ist lichtschwächer als ≳−23 mag, M> korreliert linear mit M. Bei hellerem M>, M zeigt einen Turnover, was darauf hindeutet, dass das Masse-Licht-Verhältnis M/L durch einen sehr breiten Wertebereich bei hohen stellaren Massen charakterisiert werden könnte. Median-Stacking-Analysen stellen ein M . wieder her/L> ungefähr unabhängig von M> für M>≳−23 mag, aber exponentiell ansteigend bei helleren Helligkeiten. Wir stellen fest, dass die Entwicklung der LF eine reine Helligkeitsentwicklung gegenüber einer reinen Dichteentwicklung marginal bevorzugt, wobei die charakteristische Helligkeit zwischen z ∼ 4 und z ∼ 7 um einen Faktor von ∼5× mehr abnimmt. Direkte Anwendung des wiedergewonnenen M/L> erzeugt stellare Massenfunktionen, die mit Durchschnittsmessungen aus der Literatur übereinstimmen. Messungen des Stern-zu-Halo-Massenverhältnisses bei fester kumulativer Zahlendichte zeigen, dass es mit Rotverschiebung für M . ungefähr konstant ist≳10M. Dies wird auch durch die Tatsache gestützt, dass die Entwicklung der LF bei 4≲z≲7 durch eine starre Verschiebung der Leuchtkraft erklärt werden kann, die der Entwicklung der Halomasse durch Häufigkeitsanpassung entspricht. « weniger
Der Fluss innerhalb eines bestimmten Wellenlängenbereichs kann berechnet werden, wenn wir die Gleichungen (3), (5) und (6) berücksichtigen. Dann haben wir (siehe Ellis 1971), Daher kann der vom Beobachter im Frequenzbereich gemessene Fluss , + d geschrieben werden als F wird auch als spezifischer Fluss der Strahlung bezeichnet. Die scheinbare Helligkeit in einer bestimmten beobachteten Frequenzbandbreite wird aus einer anderen Form erhalten als durch Gleichung (7) gegeben, die geschrieben werden kann als wobei W () die Funktion ist, die das Spektralintervall des beobachteten Flusses definiert (zum Beispiel das Standard-UBV-System). Dies ist eine Empfindlichkeitsfunktion der Atmosphäre, des Teleskops und des Detektionsgeräts. Aus den Gleichungen (14) und (15) kann die scheinbare Helligkeit in einem bestimmten Spektralintervall W geschrieben werden als Einige Bemerkungen zu dieser Gleichung sind wichtig zu erwähnen. Zunächst berechnet Gleichung (16) die scheinbare Helligkeit einer Quelle, deren Eigenleuchtkraft bei einer bestimmten Rotverschiebung irgendwie bekannt ist. Zweitens kann diese Gleichung in ähnlicher Weise auch verwendet werden, um die intrinsische Leuchtkraft einer kosmologischen Quelle zu berechnen, deren Rotverschiebung und scheinbare Helligkeit aus Beobachtungen bekannt sind. Da sich kosmologische Quellen schließlich entwickeln, ändert sich die intrinsische Leuchtkraft L entsprechend dem Entwicklungsstadium der Quelle, und daher ist L tatsächlich eine Funktion der Rotverschiebung L = L (z). Um Gleichung (16) zu verwenden, um die scheinbare Helligkeitsentwicklung der Quelle zu erhalten, ist daher auch eine Theorie für die Helligkeitsentwicklung erforderlich. Für Galaxien wird L ( z ) normalerweise unter Berücksichtigung der Theorie der Sternentwicklung abgeleitet, aus der einige einfache Gleichungen für die Leuchtkraftentwicklung abgeleitet werden können (siehe Binney & Tremaine 1987, S. 552 Peebles 1993, S. 330, und Referenzen darin ). (4) Schließlich, da J[(1 + z )] ist eine Eigenschaft der Quelle bei einer bestimmten Rotverschiebung, diese Funktion muss bekannt sein, um die scheinbare Helligkeit zu berechnen, es sei denn, der K-Korrekturansatz wird verwendet (siehe unten). Bei Katalogen mit beschränkter Helligkeit haben sowohl die Helligkeitsentfernung als auch die Beobachterbereichsentfernung einen oberen Grenzwert, der eine Funktion der scheinbaren Helligkeit, der bei den Beobachtungen verwendeten Frequenzbandbreite und der Helligkeit der Quellen ist. Unter Berücksichtigung von Gleichung (1) kann der Leuchtkraftabstand von flussbegrenzten Quellen geschrieben werden als Die obigen Beziehungen erfordern die Kenntnis sowohl des Quellenspektrums als auch der Rotverschiebung. Wenn das Quellenspektrum jedoch nicht bekannt ist, ist es notwendig, einen Korrekturterm einzuführen, um den bolometrischen Fluss aus Beobachtungen zu erhalten. Diese Korrektur wird als K-Korrektur bezeichnet und ist ein anderer Weg, um die Wirkung des Quellenspektrums zuzulassen. Die als nächstes vorgestellte Methode zur Ableitung der K-Korrektur folgt der klassischen Arbeit von Humason, Mayall und Sandage (1956, Anhang B siehe auch Oke & Sandage 1968, Sandage 1988, 1995). Wir beginnen mit der Berechnung des Betragsunterschieds, der durch den bolometrischen Fluss F und den Fluss F . erzeugt wird W vom Beobachter gemessen, aber bei der Bandbreite W () in jeder Rotverschiebung z . Daher schreibe ich beide Größen als F ( z ) und F W(z) bzw. Denn per Definition wissen wir, dass der Betragsunterschied m ( z ) ist gegeben durch Die Rate zwischen dem beobachteten Fluss F W( z ) bei einer gegebenen Rotverschiebung und bei z = 0 definiert die K-Korrektur. Unter Berücksichtigung von Gleichung (19) haben wir dann Das heißt, wenn wir den K-Term und die beobachtete Größe m magnitude kennen W, ist die bolometrische Größe innerhalb eines konstanten m (0) bekannt. Wenn wir nun Gleichung (14) in Gleichung (20) einsetzen, ist es leicht zu zeigen, dass Denken Sie daran, dass wir durch Gleichung (5) wissen, dass wir das Quellenspektrum vom Rest-Frame der Quelle in den Rest-Frame des Beobachters um einen Faktor von (1 + z ) transformieren lassen können, d. J[(1 + z )] d = [J(G) d G] / (1 + z ), dann können wir Gleichung (23) auch schreiben als Beachten Sie, dass die obigen Gleichungen es uns ermöglichen, theoretische K-Korrekturausdrücke für jede gegebene Raumzeitgeometrie zu schreiben, vorausgesetzt, dass das Linienelement dS 2 vorher bekannt ist. Diese theoretischen Ausdrücke für Observablen wie die K-Korrektur könnten im Prinzip direkt mit Beobachtungen verglichen werden. Als letzte Bemerkung ist es offensichtlich, dass bei bereits bekanntem Quellenspektrum alle relevanten Beobachtungsbeziehungen ohne die Notwendigkeit der K-Korrektur berechnet werden können. Mit den obigen Berechnungen können wir den theoretischen Ausdruck für die Farbe der Quellen für jede gegebene Raumzeit erhalten. Betrachten wir zwei Bandbreiten W und W'. Aus Gleichung (16) können wir den Unterschied der scheinbaren Helligkeit für diese beiden Frequenzbänder ermitteln, um eine Gleichung für die Farbe der Quelle in einer bestimmten Rotverschiebung zu erhalten. Nennen wir diese Größe C WW' . So, In Anbetracht der Tatsache, dass sich kosmologische Quellen entwickeln, sollten sie aufgrund der unterschiedlichen Entwicklungsstadien des stellaren Inhalts der Quellen unterschiedliche Helligkeiten in verschiedenen Rotverschiebungen emittieren, und dies spiegelt sich in der obigen Gleichung durch die Quellenspektrumfunktion wider, die für verschiedene Rotverschiebungen unterschiedlich sein kann. Beachten Sie jedoch, dass in der obigen Gleichung angenommen wird, dass die Quelle die gleiche bolometrische Leuchtkraft in einer bestimmten Rotverschiebung hat und wir daher Gleichung (25) nur verwenden können, um die Beobachtung von Objekten derselben Klasse und in ähnlichen Entwicklungsstadien in . zu vergleichen bestimmtes z, da L = L (z). Dies bedeutet oft Galaxien des gleichen morphologischen Typs. Mit anderen Worten, Gleichung (25) geht davon aus, dass eine homogene Population kosmologischer Quellen existiert und daher die Entwicklung und Struktur der Mitglieder einer solchen Gruppe ähnlich sein wird. Gleichung (25) gibt uns auch eine Methode zur Bewertung der möglichen Entwicklung des Quellenspektrums. Sandage (1995, S. 50) berichtete beispielsweise durch die Berechnung der B - V- und V - R-Farben für E-Galaxien mit modernen Bestimmungen der K-Korrektur, dass keine Farbentwicklung bis mindestens z = 0,4 gefunden wurde. Für z 0,3 wurde jedoch festgestellt, dass reiche Galaxienhaufen tendenziell blauer sind (Butcher-Oemler-Effekt) als bei niedrigeren Rotverschiebungen (Peebles 1993, S. 202 siehe auch Kron 1995, S. 299). Wenn wir also von einer bestimmten Metrik ausgehen, können wir den theoretischen Rotverschiebungsbereich berechnen, in dem die Farbentwicklung für die angenommene Geometrie des kosmologischen Modells am wichtigsten wäre. Ein weiterer erwähnenswerter Punkt: Aus Gleichung (25) sehen wir, dass die Farbe direkt mit den intrinsischen Eigenschaften der Quelle, ihrem Entwicklungsstadium, wie sie durch die Rotverschiebung und die Annahmen über die reale Form der Quellenspektrumfunktion bei einem bestimmten z given gegeben ist, zusammenhängt . Diese Argumentation gilt jedoch für Punktquellen, deren Farben integriert sind, und deshalb betrachten wir hier nicht Strukturen wie galaktische Scheiben und Halos, die im Prinzip unterschiedlich emittieren und dann unterschiedliche Farben erzeugen. Wenn wir uns daran erinnern, dass kosmologische Quellen normalerweise weit genug entfernt sind, um die Identifizierung und Beobachtung von Quellenstrukturen zu einem Beobachtungsproblem für groß angelegte Galaxiendurchmusterungen zu machen, erscheint diese Hypothese zumindest in erster Näherung vernünftig. Als letzte Bemerkung ist es klar, dass wir, um eine Beziehung zwischen scheinbarer Helligkeit und Rotverschiebung zu erhalten, einige Kenntnisse über die Abhängigkeit der intrinsischen bolometrischen Leuchtkraft L und der Quellspektrumfunktion benötigen J mit der Rotverschiebung. Es scheint, dass ein solches Wissen aus astrophysikalisch unabhängigen Theorien über das intrinsische Verhalten und die Entwicklung der Quellen stammen muss und nicht aus der zugrunde liegenden Raumzeitgeometrie. Betrachten wir in jedem kosmologischen Modell eine kleine affine Parameterverschiebung dy an einem Punkt P auf einem Bündel vergangener Null-Geodäten, die einen Raumwinkel d sub 0, und wenn n die Anzahl der Strahlungsquellen pro Einheit des Eigenvolumens bei P ist, dann ist die Anzahl der Quellen in diesem Abschnitt des Bündels (Ellis 1971, S. 159) wobei wie zuvor k a der Ausbreitungsvektor des Strahlungsflusses und u a die 4-Geschwindigkeit des Beobachters ist. Gleichung (26) betrachtet das Zählen aller Quellen bei P mit der Anzahldichte n . Wenn wir also die realistischere Situation betrachten wollen, dass nur ein Bruchteil der Galaxien im Eigenvolumen dV = ( r 0 ) 2 d 0 dl = ( r 0 ) 2 d 0 (- k a u a ) dy tatsächlich entdeckt und in die beobachtete Anzahl eingeschlossen wird, müssen wir dN in Form einer Auswahlfunktion schreiben, die diesen detektierten Anteil von Galaxien repräsentiert. Dann wird Gleichung (26) (Ellis et al. 1985) wobei dN 0 der Bruchteil der tatsächlich beobachteten Quellen in der Einheit des Eigenvolumens dV mit insgesamt dN Quellen ist. Im Prinzip lässt sich aus der Kenntnis des galaktischen Spektrums, der Entfernung des Beobachterbereichs, der Rotverschiebung und der Nachweisgrenze der Probe, die durch den Grenzfluss in einer bestimmten Frequenzbandbreite gegeben ist, abschätzen. Die anderen Größen in Gleichung (27) stammen aus dem angenommenen kosmologischen Modell selbst, und da Gleichung (27) allgemein ist, gilt sie für jedes kosmologische Modell, sei es homogen oder inhomogen. Um dies zu bestimmen, müssen wir uns daran erinnern, dass in jeder Raumzeitgeometrie der beobachtete Fluss in der Bandbreite W durch die Gleichungen (14) und (18) gegeben ist, Wenn dann eine Galaxie im Abstand r 0 am Fluss F . zu sehen ist W, seine Leuchtkraft L ( z ) muss größer als <4 ( r 0 ) 2 (1+ z ) 3 F . sein W> / <0 W () J[(1 + z )] d >. Daher ist die Wahrscheinlichkeit, dass eine Galaxie im Abstand r 0 und mit Rotverschiebung z in einen Katalog mit maximalem Fluss F . aufgenommen wird W ist, wobei die untere Grenze dieses Integrals ist L* ist ein Parameter und (w) ist die Leuchtkraftfunktion. Modell L * ist eine charakteristische Leuchtkraft, bei der die Leuchtkraftfunktion eine schnelle Änderung ihrer Steigung aufweist. Wenn wir nun Kugelsymmetrie annehmen, dann wird Gleichung (27) zu Somit kann die Anzahl der beobachteten Galaxien bis zu einem affinen Parameter y an einem Punkt P unterhalb des Lichtkegels geschrieben werden als Alle Größen im obigen Integrand sind eine Funktion des affinen Parameters y des vergangenen Nullkegels und müssen im Prinzip explizit berechnet werden, bevor sie in Gleichung (32) eingegeben werden können. In einigen Fällen kann man diese explizite Bestimmung vermeiden und stattdessen die radiale Koordinate verwenden, eine Methode, die sich als einfacher erweist, als diese Ausdrücke in Bezug auf y zu finden (Ribeiro 1992). Sobald N 0 (y) erhalten ist, wird es dann möglich, es mit anderen Observablen in Beziehung zu setzen, da sie alle eine Funktion des affinen Parameters des vergangenen Nullkegels sind. Wenn man zum Beispiel einen analytischen Ausdruck für die Rotverschiebung in einer gegebenen Raumzeit ableiten kann, sagen wir z = z ( y ), und wenn dieser Ausdruck analitisch invertiert werden kann, dann können wir N 0 als Funktion von z schreiben. Es ist wichtig zu erwähnen, dass die lokale Zahlendichte n in Einheiten der Eigendichte angegeben wird und daher, um die gekrümmte Raumzeitgeometrie richtig zu berücksichtigen, man n auf die lokale Dichte beziehen muss, wie sie durch die rechte Seite angegeben ist der Einsteinschen Feldgleichungen. Wenn wir der Einfachheit halber annehmen, dass alle Quellen Galaxien mit einer ähnlichen Ruhemasse M G sind, dann Ein Hinweis zur Verwendung der obigen Ausdrücke kann für das Einstein-de-Sitter-Modell gewonnen werden, wo bekanntlich die lokale Dichte geschrieben werden kann als Wenn wir uns daran erinnern, dass aus relativistischer Sicht astronomische Beobachtungen tatsächlich entlang des vergangenen Lichtkegels gemacht werden, wobei dS 2 = 0 ist, müssen wir a ( t ) berechnen und seinen Ausdruck entlang des rückwärtigen Nullkegels finden, bevor wir Gleichung (33) wieder in Gleichung (32) verwenden können. Aus der obigen Diskussion wird deutlich, dass die theoretische Bestimmung von N 0 entscheidend von der Raumzeitgeometrie und der Leuchtkraftfunktion abhängt. Für letzteres hat es im Schechter (1976)-Modell die Form wo * und sind konstante Parameter. Man darf nicht vergessen, dass diese Leuchtkraftfunktionsform ursprünglich aus lokalen Messungen bestimmt wurde (Schechter 1976), und es gibt nun eine Kontroverse über die Änderung von Form und Parametern der Leuchtkraftfunktion im Sinne der Evolution (Lonsdale & Chokshi 1993 Gronwall & Koo 1995 Ellis et al. 1996), das heißt, wenn wir den Lichtkegel hinuntergehen. Auf jeden Fall kann die obige Schechter-Funktion zumindest als Ausgangspunkt verwendet werden. Da außerdem die Leuchtkraftfunktion als Wahrscheinlichkeit in Gleichung (29) verwendet wird, muss sie richtig normalisiert werden. Unter Berücksichtigung von Gleichung (32) kann man jedoch die Zahldichte n so wählen, dass sie mit der Normierung von übereinstimmt. Als letzte Bemerkung ist zu beachten, dass die Gravitationslinsenvergrößerung auch das Zählen von Punktquellen beeinflussen kann, da schwache Quellen mit geringem Fluss durch Linsenvergrößerung heller erscheinen können. Ein solcher Effekt wird hier nicht behandelt, da seine vollständige Behandlung detailliertere Informationen über die Quellen selbst erfordert, beispielsweise als erweiterte betrachtet, und als am wichtigsten für QSOs angesehen wird (siehe Schneider et al. 1992). 4 Beachten Sie, dass Gleichung (16) auch anzeigt, dass die Quellenspektrumfunktion J kann sich in verschiedenen Entwicklungsstadien der Quelle entwickeln und seine funktionale Form ändern. Zurück. ***** DAS STRONOMISCHE J OURNAL, 118:603-612, August 1999 1999 Evidenz für einen allmählichen Rückgang des UNIVERSAL REST-FRAME ULTRAVIOLETTE LEUCHTDICHTE FÜR z < 1 L ENNOX L . C OWIE , 1, 2 A NTOINETTE S ONGAILA UND A MY J . B ARGER 1, 2 Eingegangen 1998 17. November angenommen 1999 22. April Wir haben verschiedene größenbegrenzte Proben aus einer extrem tiefen und sehr vollständigen spektroskopischen Rotverschiebungsdurchmusterung von Galaxien verwendet, die in sieben Farben in den Hawaii Survey Fields und dem Hubble Deep Field beobachtet wurden, um die Entwicklung der universellen ultravioletten Leuchtdichte im Ruherahmen von z . zu untersuchen = 1 bis heute. Die Mehrfarbendaten (U, B, V, R und I, J, HK) ermöglichen die Probenauswahl im Rest-Vollbild-Ultraviolett für den gesamten Rotverschiebungsbereich. Aufgrund der großen Stichprobengröße und -tiefe ( U AB = 24.75, B AB = 24.75, I AB = 23.5) können wir die Leuchtdichte auf z = 1 genau bestimmen. Wir bestätigen nicht die sehr steile Entwicklung von Lilly et al. Finden Sie stattdessen eine flachere Steigung, ungefähr (1 + z ) 1,5 für q 0 = 0,5, was bedeuten würde, dass die Galaxienbildung bis heute glatt fortgesetzt wird und nicht bei z = 1 ihren Höhepunkt erreicht. Ein Großteil der gegenwärtigen Bildung findet in statt kleinere Galaxien. Detaillierte Vergleiche mit anderen neueren Feststellungen der Evolution werden vorgestellt. Schlüsselwörter: Galaxien: Evolutionsgalaxien: Entstehungsgalaxien: Leuchtkraftfunktion, Massenfunktion 1 Visiting Astronomer, W. M. Keck Observatory, gemeinsam betrieben vom California Institute of Technology und der University of California. In den letzten Jahren wurde allgemein akzeptiert, dass die globale Sternentstehungsrate zumindest im optischen und ultravioletten Licht einen starken Höhepunkt bei etwa z = 1 hatte und dann sehr steil abfiel fell bei niedrigeren Rotverschiebungen (zB Madau, Pozzetti, & Dickinson 1998 und Referenzen darin). Dies würde bedeuten, dass der größte Teil der integrierten gesamten Sternentstehung, die optisch sichtbares Licht erzeugt, in etwa der Hälfte des heutigen Alters des Universums stattgefunden hätte. Das Argument für den steilen Abfall bei z < 1 beruht jedoch auf einer einzigen wichtigen Analyse von Lilly et al. (1996) basierend auf der Canada-France Redshift Survey (CFRS)-Stichprobe. Diese Probe weist zwei Schwächen auf, wenn sie verwendet wird, um die Entwicklung von UV-Licht im Ruherahmen zu bestimmen. Die erste davon ist, dass es sich um eine rote (I-Band) ausgewählte Probe mit hauptsächlich V- und I-Photometrie und nur teilweiser B- und K-Abdeckung handelt. Bei niedrigen Rotverschiebungen erfordert dies eine sehr erhebliche Extrapolation über die 4000 Å-Pause, um eine Rest-Frame-Leuchtkraft von 2800 Å zu erhalten. Die zweite Schwäche besteht darin, dass das CFRS für dieses Problem etwas zu flach ist (I AB = 22,5 oder I 22,1 im Kron-Cousins-System). Bei den höchsten Rotverschiebungen, nahe z = 1, untersucht die Probe die Leuchtkraftfunktion nicht tief genug, um eine zuverlässige Extrapolation auf eine Gesamtleuchtdichte zu ermöglichen. In diesem Artikel verwenden wir eine große, extrem tiefe und sehr vollständige spektroskopische Rotverschiebungsdurchmusterung von Galaxien, die in sieben Farben beobachtet wurden ( U [3400 ± 150 Å], B , V , R , I , J , HK die Grenzen im Blau und Rot sind B AB = 24,75 bzw. I AB = 23,5) in den Hawaii Survey Fields und dem Hubble Deep Field, um die Entwicklung der UV-Leuchtdichte im Rest-Frame von z = zu untersuchen 1 bis heute. Mit dieser Stichprobe sind wir in der Lage, die oben genannten Probleme der CFRS-Studie zu vermeiden. Erstens bedeutet die Verfügbarkeit sowohl von ultravioletten als auch blauen Daten, dass wir Objekte basierend auf ihren ultravioletten Rest-Frame-Helligkeiten bei allen Rotverschiebungen auswählen und somit das ernsthafte Problem vermeiden können, bei röteren Wellenlängen auszuwählen und zu extrapolieren, um die UV-Farben zu erhalten. Zweitens erlaubt uns die beträchtliche zusätzliche Tiefe unserer Probe, die flachen Segmente der Leuchtkraftfunktion zu untersuchen, wodurch eine genauere Bestimmung der Leuchtdichtefunktion ermöglicht wird. Es ermöglicht uns auch, die Ergebnisse auf Rotverschiebungen jenseits von z = 1 auszudehnen. Diese einheitliche Stichprobenauswahl minimiert mögliche Fehler aufgrund von Staub in den Galaxien stark, es sei denn, es gibt eine wesentliche Entwicklung der Galaxienstaubeigenschaften mit Rotverschiebung. Somit sollte die Form der gegenwärtigen Entwicklung der UV-Leuchtdichte eine genaue Darstellung der Form der Sternentstehungsgeschichte innerhalb der einen Restunsicherheit der differentiellen Staubentwicklung sein. Wir stellen fest, dass die UV-Leuchtdichte z < 1 mit einer flacheren Steigung von ungefähr (1 + z) 1,5 für q 0 = 0,5 abfällt als von Lilly et al. (1996). Unser UV-Leuchtdichtewert bei niedriger Rotverschiebung ist erheblich höher als der von Lilly et al. und stimmt mit der kürzlich von Treyer et al. (1998). Folglich wird ein Großteil der integrierten Summe optisch sichtbarer Sterne derzeit noch zusammengesetzt. Die Gliederung des Papiers ist wie folgt: In § 2 liefern wir eine kurze, in sich geschlossene Analyse der Lichtverteilung mit Rotverschiebung im Hubble Deep Field. Wenn dieses kleine Feld repräsentativ ist, kann die Analyse verwendet werden, um die Hauptschlussfolgerung des Papiers zu demonstrieren, nämlich dass der Abfall in der ultravioletten Leuchtdichte des Restrahmens unterhalb von z = 1 relativ flach ist. Wir gehen dann zur Hauptanalyse über. Wir besprechen die Daten in § 3 die Photometrie und die statistischen und systematischen Fehler sind im Anhang zur Klarheit des Textes dargestellt. In § 4 konstruieren wir die UV-Leuchtkraftfunktionen des Ruherahmens und die UV-Leuchtdichte als Funktion der Rotverschiebung. Anschließend präsentieren wir Vergleiche mit den Ergebnissen anderer Analysen. Um völlig in sich konsistent zu sein, beschränken wir uns speziell auf die Entwicklung der ultravioletten Leuchtdichte und versuchen nicht, mit Studien zur Emissionslinienentwicklung zu vergleichen. In § 5 fassen wir unsere Schlussfolgerungen kurz zusammen. Das Hubble Deep Field (HDF Williams et al. 1996) bietet unseren tiefsten Blick auf die schwachen Galaxienpopulationen. Die Farbinformationen im HDF wurden ausgiebig verwendet, um die Geschichte der Sternentstehung mit hohem z von optisch ausgewählten Galaxien abzuschätzen (z. B. Madau et al. 1996 Connolly et al. 1997 Sawicki, Lin & Yee 1997). Da sich für HDF-Galaxien viele spektroskopische Rotverschiebungen angesammelt haben (Steidel et al. 1996 Cohen et al. 1996 Lowenthal et al. 1997 Phillips et al. 1997 Barger et al. 1999 3 ), ist es nun möglich, diese spektroskopischen Daten zu die Geschichte der Sternentstehung bei z < 1 untersuchen und direkt zeigen, dass innerhalb des HDF selbst ein wesentlicher Teil der Sternentstehung bei niedriger Rotverschiebung stattfindet. Eine ähnliche Schlussfolgerung wird von Pascarelle, Lanzetta &. Fernandez-Soto (1998) auf der Grundlage einer ganz anderen photometrischen Rotverschiebungsanalyse gezogen. Die Himmelsflächenhelligkeit des integrierten Galaxienlichts berechnet aus dem Williams et al. Objekte in den tieferen Bereichen der WFC-Chips eine Fläche von 4,9 arcmin 2 ist in Abbildung 1 durch die durchgezogene Linie dargestellt. In diesem Bereich des HDF gibt es 96 Objekte, die nun spektroskopische Identifizierungen aufweisen. Diese identifizierten Objekte, bei denen es sich im Allgemeinen um die helleren Galaxien handelt, enthalten den größten Teil des optischen und ungefähr die Hälfte des 3000 Å-Lichts. Wir haben die Beiträge nach Rotverschiebung unterteilt, wobei das Licht bekannter z < 1-Galaxien als gefüllte Kästchen und das von bekannten z < 0,5-Galaxien als gefüllte Rauten dargestellt ist. Die gestrichelte Linie, die das kombinierte Licht aller bekannten z > 1-Galaxien und aller nicht identifizierten oder unbeobachteten Objekte zeigt, stellt eine extreme obere Grenze für den Lichtanteil dar, der von Galaxien bei z > 1 ausgeht. FEIGE . 1. Himmelsoberflächenhelligkeit des integrierten Galaxienlichts im Hubble Deep Field. Die durchgezogene Linie zeigt das integrierte Licht aller Galaxien, die ausgefüllten Quadrate zeigen das von bekannten z < 1-Galaxien und die ausgefüllten Rauten zeigen das von z < 0,5-Galaxien. Die gestrichelte Linie zeigt das Licht von Galaxien, von denen bekannt ist, dass sie sich bei z > 1 befinden, plus alle nicht identifizierten Galaxien. Da ein (möglicherweise erheblicher) Bruchteil der lichtschwächeren nicht identifizierten Galaxien bei z < 1 liegen wird, wird das Verhältnis des z > 1 Lichts zu dem bei geringerer Rotverschiebung hier überschätzt, kann es aber bereits verwendet werden, um zu argumentieren, dass ein großer Teil der Sternentstehung lokal ist. Wie in Cowie (1988), Songaila, Cowie & Lilly (1990) und Madau et al. (1996) ist die integrierte massereiche Sternentstehung, die durch die lokale Metalldichte charakterisiert werden kann, direkt proportional zur ultravioletten Himmelshelligkeit des beobachteten Rahmens, unabhängig von der Kosmologie, durch die Beziehung Schätzungen des Normalisierungsfaktors finden sich in Songaila et al. (1990) und Madauet al. (1996). Wendet man diese Beziehung auf das Licht von 3000 Å in Abbildung 1 an, sehen wir sofort, dass vergleichbare Mengen an Metallen von z < 0.5 Galaxien und von z > 1 Galaxien produziert wurden, da die ultraviolette Himmelshelligkeit der bekannten z < 0.5 Galaxien bereits 54 % des maximal möglichen Lichts z > 1 ausmacht. In dieser einfachen Form hängt das Argument jedoch von der Annahme ab, dass das Licht von sternbildenden Galaxien in f ungefähr flach ist. Ein konservativerer Ansatz besteht darin, das bekannte Licht von z < 0,5 3000 Å mit dem möglichen Licht von z > 1 6020 Å zu vergleichen. Dieser Vergleich bei äquivalenten Rest-Frame-Wellenlängen ermöglicht die Formen der spektralen Energieverteilungen (SEDs) und die Staubextinktion. Es berücksichtigt auch das Verschwinden von Galaxien mit sehr hoher Rotverschiebung aus dem 3000 Å-Band. Das Verhältnis R SF Licht (z < 0,5)/Licht (z > 1) aus Abbildung 1 beträgt dann 26%. Dies stellt eine sehr extreme untere Grenze für das Verhältnis der integrierten Sternentstehung bei z < 0,5 zu der bei z > 1 dar. Die Implikationen für die Entwicklung der Sternentstehungsrate mit niedrigem z [ * ( z )] können mit einem einfachen Modell gezeigt werden, die analytisch integriert werden können. Für q 0 = 0,5 ist R SF = 18 % für = 4, 30 % für = 3 und 48 % für = 2. Somit erfordert selbst der Vergleich des Kandidaten z > 1 visuelles Licht mit dem bekannten z < 0,5 ultravioletten Licht 3.2. Vorausgesetzt, dass der kleine HDF ein repräsentatives Feld ist, erfordert selbst die sehr konservative und extrem robuste Version des Arguments eine flachere Steigung, als aus den CFRS-Daten abgeleitet wurde (nämlich 3,9 ± 0.75). Der Rest des Artikels bestätigt diese Schlussfolgerung anhand unserer ultravioletten und optisch ausgewählten Weitfeldproben. Die primären Datensätze, die in der vorliegenden Studie verwendet werden, sind zwei 6 × 2 5 Gebiete, die das HDF überqueren und das Hawaii Survey Field SSA22 (Lilly, Cowie, & Gardner 1991). In jedem Fall wurde das Feld in sieben Farben abgebildet U (3400 ± 150 Å), B , V , R , I , J und HK wobei R und I Kron-Cousins und die HK (1,9 177 0,4 m) Filter ist in Wainscoat &. Cowie (1999) beschrieben. Die Bilder wurden am Keck II-Teleskop mit LRIS (Oke et al. 1995) und an den 2,2-m- und Canada-France-Hawaii-3,6-m-Teleskopen der University of Hawaii mit QUIRC (Hodapp et al. 1996), ORBIT und dem UH8K . aufgenommen CCD-Mosaikkamera von Metzger, Luppino und Miyazaki. Die Felder, deren Größe durch die nutzbare LRIS-Fläche vorgegeben wurde, sind in allen Farben vollständig abgedeckt. Alle Helligkeiten wurden in Öffnungen mit 3 Durchmessern gemessen und gemäß den Verfahren von Cowie et al. (1994). Zwei weitere ähnlich große Gebiete, die die Hawaii Survey Fields SSA4 (Cowie et al. 1994) und SSA13 (Lilly et al. 1991) mit B, V, I und HK-Daten abdecken, wurden verwendet, um die SSA22 und HDF B, I, und HK-ausgewählte Proben. Die Felder, Gebiete, Magnitudengrenzen und Anzahl spektroskopisch identifizierter Galaxien, Sterne und Unbekannter (unbeobachtete oder nicht identifizierte Objekte) für jede der farbselektierten Proben sind in Tabelle 1 angegeben. Eine detailliertere Diskussion und Analyse der photometrischen und spektroskopischen Beispiele, die in dieser Arbeit verwendet werden, finden sich in Barger et al. (1999).
Wie berechnet man die Rest-Frame-Leuchtkraft in einem bestimmten Wellenlängenband? - Astronomie
Wie berechnet man die Rest-Frame-Leuchtkraft in einem bestimmten Wellenlängenband? - Astronomie
© 1999. Die American Astronomical Society. Alle Rechte vorbehalten. Gedruckt in den USA
Institut für Astronomie, University of Hawaii, 2680 Woodlawn Drive, Honolulu, HI 96822
2 Visiting Astronomer, Canada-France-Hawaii Telescope, betrieben vom National Research Council of Canada, dem Centre National de la Recherche Scientifique of France und der University of Hawaii.
TABELLE 1 FARBE - AUSGEWÄHLTE S AMPLES
4. REST-FRAME ULTRAVIOLETTE LEUCHTENDICHTE EVOLUTION
4.1. Konstruktion der Leuchtkraftfunktionen
Für Rotverschiebungen, z , für die die UV-Wellenlänge U des Restframes direkt auf die Wellenlänge eines der beobachteten Farbbänder abgebildet wird, die absolute UV-Größe des Restframes, MU , in das AB-System ( MU = 0 entspricht log F = -48,57) ist gegeben durch
wobei m AB die beobachtete Größe bei der rotverschobenen Wellenlänge U (1 + z ) im AB-System ist und d L (z) der Leuchtkraftabstand ist. Für Rotverschiebungen, bei denen U (1 + z ) um einen kleinen Betrag von dieser zentralen Wellenlänge abweicht, können wir dieselbe Formel anwenden, jedoch mit einer kleinen differentiellen k-Korrektur dk ( z ), definiert als
wobei f der SED der Galaxie und z C die Rotverschiebung ist, die dem Zentrum des Bandes entspricht. Wegen der häufigen, regelmäßig beabstandeten Farbabtastung können wir dk(z) einfach durch Interpolation aus den benachbarten Farbbändern konstruieren.Der Wert von dk ( z ) ist im Allgemeinen klein (weniger als 0,2 mag) für die verwendeten Rotverschiebungsintervalle.
Die 2500 Å Rest-Frame-Absolutwerte, die in den entsprechenden Rotverschiebungsintervallen aus den U-, B-, V- und I-Stichproben berechnet wurden, sind in Abbildung 2 gegenüber der Rotverschiebung dargestellt Rotverschiebungsintervallen lassen sich die absoluten Größen gut vergleichen. Der Anstieg der maximalen absoluten UV-Rest-Frame-Leuchtkraft mit Rotverschiebung, abgebildet durch die obere Hüllkurve der Verteilung, ist teilweise eine Reflexion des größeren Volumens, das bei hoher Rotverschiebung abgetastet wurde, spiegelt aber auch teilweise die bekannte Entwicklung wider, die bewirkt, dass die maximale UV-Leuchtkraft mit Rotverschiebung zunimmt (Lilly et al. 1996 Cowie et al. 1996) werden wir dies weiter unten genauer diskutieren.
FEIGE . 2. Absolute 2500 Å Rest-Frame-Größen vs. Rotverschiebung, berechnet aus den Samples U (gefüllte Quadrate), B (offene Rauten), V (Sterne) und I (gefüllte Dreiecke).
Wir verwenden die traditionelle Vmax-Methode von Felten (1977) zur Konstruktion der Leuchtkraftfunktionen. Die Anzahldichte von Galaxien im Rotverschiebungsbereich [ z 1 , z 2 ] mit der Magnitude M ist gegeben durch
wobei die Summe über alle Galaxien mit der Größe M ± dM /2 ist. V max ( M ) ist das maximale Gesamtvolumen in allen Proben, bei denen Galaxien mit absoluter Helligkeit M im entsprechenden scheinbaren Helligkeitsbereich beobachtbar sind und im Rotverschiebungsbereich liegen. (Eine sehr vollständige Beschreibung des Verfahrens findet sich bei Ellis et al. 1996.) Die ultraviolette Leuchtdichte l ist dann
wobei die Summe über alle beobachteten Objekte ist. Wir verwenden Schechter-Funktionsanpassungen mit = -1, um l von den beobachteten helleren absoluten Helligkeiten auf M = -16 zu erweitern, die wir dann als unsere Gesamtleuchtdichte verwenden.
Bei der Berechnung der Helligkeitsfunktionen weisen wir Fehler basierend auf der Poisson-Verteilung zu, die der Anzahl der Galaxien entspricht, die zum Absolutbetrags-Bin beitragen. Eine größere potenzielle Fehlerquelle sind jedoch die fehlenden oder nicht identifizierten Galaxien in jeder Probe. Nach dem Standardverfahren berechnen wir die Leuchtkraftfunktion unter der Annahme, dass diese Objekte der Rotverschiebungsverteilung der identifizierten Objekte folgen, aber aufgrund systematischer Effekte kann diese Annahme nicht gültig sein. Wir haben daher auch die Luminosity Functions (LFs) mit allen und auch mit keinem der fehlenden Objekte berechnet, die dem Rotverschiebungs-Bin zugeordnet sind, was extremale Schätzungen dieses Fehlers liefern sollte. In dem Fall, in dem wir die fehlenden Objekte dem Rotverschiebungs-Bin zugewiesen haben, wurden die zugewiesenen Rotverschiebungen zufällig gleichmäßig innerhalb des Rotverschiebungsintervalls verteilt. Aufgrund der extrem hohen Vollständigkeit der spektroskopischen Proben können wir dieses sehr robuste Verfahren anwenden.
4.2. UV-Leuchtkraftfunktionen versus Ruhewellenlänge
A Schlüsselproblem ist die optimale Wellenlänge, bei der die Rest-Frame-LFs und die UV-Lichtdichten berechnet werden. Frühere Versuche, wie die des CFRS, haben die Lichtdichten bei einer relativ langen Wellenlänge von 2800 Å berechnet, was für eine rote Probe optimal ist und die Staubextinktion minimiert, aber möglicherweise ein schlechteres Maß für die massereichen Sternentstehungsraten als kürzere Wellenlängen. Die lokale UV-Probe von Treyer et al. (1998), das einen unschätzbaren Vergleich mit niedriger Rotverschiebung bietet, liegt bei 2000 Å. Unsere eigene Probe liefert jedoch die beste Kombination aus einem breiten Rotverschiebungsbereich und der größten Galaxienprobe bei einer Ruhewellenlänge um 2500 Å.
In der folgenden Diskussion werden wir alle drei dieser Ruhewellenlängen für spezifische Vergleiche und Analysen verwenden. Bevor wir jedoch fortfahren, zeigen wir anhand der verschiedenen Farbmuster, dass bei z = 1 die Leuchtkraftfunktionen und Leuchtdichten nur schwach empfindlich auf die Wellenlängenwahl reagieren. Bei z = 1 entsprechen die U-, B- und V-Abtastwerte den Ruhewellenlängen von 1700, 2250 und 2750 Å. In Abbildung 3 vergleichen wir die Leuchtkraftfunktionen, die bei jeder dieser Ruhewellenlängen im Rotverschiebungsintervall 0,7 < z < 1,3 konstruiert wurden. Es ist offensichtlich, dass die Leuchtkraftfunktionen ziemlich ähnlich sind, mit nur einem leichten Verblassen von M U mit abnehmender Wellenlänge. Die entsprechenden Leuchtdichten für Galaxien mit Leuchtdichten größer als MU = -17,5 (Quadrate) oder extrapoliert auf M = -16 unter Annahme einer Schechter-Funktion = -1 (gestrichelte Linie), sind in Abbildung 4 dargestellt. Die gesamte UV-Leuchtdichte über M = -16 in diesem Rotverschiebungsintervall wird durch ein Potenzgesetz angepasst,
wobei h 65 die Hubble-Konstante in Einheiten von 65 km s -1 Mpc -1 ist. Wir werden im Allgemeinen vermeiden, Lichtdichten bei verschiedenen Wellenlängen zu vergleichen. Wo es notwendig ist, verwenden wir jedoch die schwache Wellenlängenabhängigkeit von Gleichung (7), wobei wir etwas willkürlich annehmen, dass dies für andere Rotverschiebungen gilt.
FEIGE . 3. Leuchtkraftfunktionen im Rotverschiebungsintervall 0.7 < z < 1.3 konstruiert bei Ruhewellenlängen von 1700 Å (offene Rauten), 2250 Å (gefüllte Quadrate) und 2750 Å (offene Dreiecke) von U, B , bzw. V-Abtastwerte.
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4.3. Die Redshift-Entwicklung der 2500Å Rest-Frame-Leuchtdichte
Wir konstruieren zuerst die 2500 Å Rest-Frame-Leuchtkraftfunktion in drei Rotverschiebungsbändern: z = 0,20 0,50, unter Verwendung der U-selektierten Probe (Abb. 5) z = 0,6 1,0, unter Verwendung von die B-ausgewählte Probe (Fig. 6) und z = 1,0 1,5, unter Verwendung der V-ausgewählten Probe (Fig. 7). In jedem Fall ist die durchgezogene Kurve die auf Unvollständigkeit korrigierte Leuchtkraftfunktion mit ۫ Poisson-Fehlerbalken auf den Symbolen, die gepunktete Kurve ist die Leuchtkraftfunktion, die nur von den beobachteten Objekten erhalten wurde (die Minimalfunktion), und die gestrichelte Kurve ist die Leuchtkraft Funktion, wenn angenommen wird, dass alle nicht identifizierten Objekte innerhalb des Rotverschiebungsintervalls liegen (die maximale Funktion).
FEIGE . 5. Die 2500 Å Rest-Frame-Helligkeitsfunktion (Rauten und durchgezogene Linie) im Rotverschiebungsintervall 0,2 < z < 0,5, konstruiert aus der U-Probe ۫ Fehlerbalken, werden gezeigt. Die gestrichelte Linie ist die Helligkeitsfunktion, die nur aus den beobachteten Objekten berechnet wurde (die "Minimalfunktion"), während die gestrichelte Linie berechnet wird, nachdem alle nicht identifizierten Objekte in den Rotverschiebungsbehälter (die "Maximalfunktion") platziert wurden.
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Als nächstes berechnen wir die Leuchtdichte für Galaxien, die heller als M U = -16 sind. Dies ist eine direkt bestimmte Größe im niedrigsten Rotverschiebungsintervall, erfordert jedoch für die höheren Rotverschiebungsintervalle eine Extrapolation, die mit einem Schechter-Funktionsfit = -1 durchgeführt wurde. Für z = 0.6 1.0 beträgt die beobachtete Leuchtdichte für M AB -17.5 1.7 × 10 26 h 65 ergs s -1 Hz -1 Mpc -3 , und die extrapolierte Leuchtdichte ist um 21% höher. Für z = 1,0 1,5 beträgt die beobachtete Leuchtdichte für M AB -18,25 1,4 × 10 26 h 65 ergs s -1 Hz -1 Mpc -3 , und die extrapolierte Leuchtdichte ist 34% höher.
Die auf Unvollständigkeit korrigierte Leuchtdichte M AB -16 als Funktion der Rotverschiebung wird in Abbildung 8 als ausgefüllte Quadrate dargestellt, der Rotverschiebungsbereich wird als dünne horizontale Linien dargestellt. Die statistischen und systematischen Fehler (siehe Anhang) werden als dickere Teile des Fehlerbalkens angezeigt. Wir haben ähnliche Berechnungen sowohl für die minimale als auch für die maximale Funktion durchgeführt. Diese stellen den Extremalbereich der möglichen Leuchtdichte bei einer gegebenen Rotverschiebung dar und werden als offene Quadrate dargestellt, die durch die vertikalen dünnen Linien verbunden sind. Die durchgezogene Linie zeigt ein einfaches (1 + z) 1,5-Entwicklungsgesetz, das zu gleichen Mengen an Sternentstehung pro Einheit Rotverschiebungsintervall führen würde und eine akzeptable Anpassung an die Daten darstellen würde. Die gestrichelte Linie zeigt eine Rotverschiebungsentwicklung von (1 + z ) 4 passend zum zweiten Datenpunkt, dies ist eindeutig zu steil, selbst wenn die maximale Unvollständigkeitskorrektur berücksichtigt wird.
FEIGE . 8. MU < -16 Leuchtdichte bei 2500 Å als Funktion der Rotverschiebung, direkt bestimmt im Intervall 0.2 < z < 0.5 und Unvollständigkeitskorrigiert über eine = -1 Schechterfunktion für die Intervalle 0.6 < z < 1.0 und 1.0 <z < 1,5. In jedem Rotverschiebungsintervall wird die Leuchtdichte als ausgefülltes Quadrat und der Rotverschiebungsbereich als dünne horizontale Linie dargestellt. Statistische und systematische Fehler (siehe Anhang) werden als dickere Bereiche des Fehlerbalkens angezeigt. Die mit den Minimal- und Maximalfunktionen berechneten Lichtdichten (siehe Text und Abb. 5 7) werden als offene Quadrate dargestellt, die durch dünne vertikale Linien verbunden sind. Die durchgezogene Linie ist ein (1 + z) 1,5-Entwicklungsgesetz. Die gestrichelte Linie zeigt eine Entwicklung von (1 + z) 4 , normalisiert auf den zweiten Datenpunkt.
Die Form und Normalisierung der Rest-Frame-UV-Leuchtkraftfunktion ist natürlich eine Folge einer komplexen Mischung aus der Entwicklung der Sternentstehungsraten in Galaxien unterschiedlicher Art und Masse und der Abnahme in MU * mit abnehmender Rotverschiebung, was höchstwahrscheinlich einen bevorzugten Abfall der Sternentstehungsraten der massereichsten Galaxien widerspiegelt (Cowie et al. 1996). Dennoch ist es interessant, die Funktionen zu vergleichen, um festzustellen, ob es Hinweise auf eine Formänderung gibt (Abb. 9). Für q 0 = 0,5 lassen sich die Funktionen recht gut mit einer einfachen Verschiebung der absoluten Helligkeit überlagern (reine Leuchtkraftentwicklung). Obwohl es einen Hinweis gibt, dass die höheren Rotverschiebungsfunktionen steiler sein könnten, gibt es keinen statistisch signifikanten Unterschied in den Formen als Funktion der Rotverschiebung. Die bei der Konstruktion von Abbildung 9 verwendeten absoluten Betragsverschiebungen (+0,65 mag bei z = 0,6 1,0 und +0,75 mag bei z = 1,0 1,5, beide relativ zu z = 0,2 0,5) können auch verwendet werden, um die 2500 197 Rest-Frame-Leuchtdichteentwicklung und würde ein Verhältnis von 1:1,8:2,0 in diesen Rotverschiebungs-Bins implizieren, entspricht das am besten angepasste Potenzgesetz (1 + z) 1,4 , was den oben angegebenen Schätzungen ziemlich ähnlich ist.
FEIGE . 9. 2500 Å Rest-Frame-Helligkeitsfunktionen ( q 0 = 0,05) für die Rotverschiebungsintervalle 0,20 < z < 0,50 ( gefüllte Rauten ), 0,60 < z < 1,00 ( gefüllte Dreiecke versetzt um +0,65 mag relativ zu [0,20, 0.50] Funktion) und 1.00 < z < 1.50 (offene Dreiecke versetzt um +0.75 mag relativ zur [0.20, 0.50] Funktion).
4.4. Vergleich mit anderen Proben
Die am direktesten vergleichbare Probe ist die schwach rotverschobene, im Rest-Frame-Ultraviolett (2000 Å) ausgewählte Probe von Treyer et al. (1998). Um einen direkten Vergleich mit dieser Probe anzustellen, haben wir die Helligkeitsfunktionen 2000 Å bei z = 0,5 0,9 mit der U -selektierten Probe und bei z = 1,0 1,5 mit der B -selektierten Probe berechnet. Diese vergleichen wir mit der von Treyer et al. in den Abbildungen 10 und 11. Die durchgezogene Linie mit den Symbolen zeigt die derzeit ermittelte Leuchtkraftfunktion. Die gestrichelte Linie zeigt die von Treyer et al. -Funktion für H 0 = 65 km s -1 Mpc -1 und die Umrechnung des von Treyer et al. zu AB-Magnituden mit einem Offset von 2,29 mag. Hier haben wir eine Renormierung anstelle eines Größenversatzes verwendet, um die Funktionen zu überlagern. Für z = 0,5 0,9 ist die Normierung des Treyer et al. Funktion wird mit 1,7 multipliziert. Für z = 1,0 1,5 wird die Normierung mit 2,8 multipliziert. Die entsprechenden Änderungen der Leuchtdichte wären eine Zunahme von l (1 + z ) 1,3 .
FEIGE . 10. 2000 Å Rest-Frame-Leuchtkraftfunktion im Rotverschiebungsintervall 0.5 < z < 0.9 ( gefüllte Rauten und durchgezogene Linie ), berechnet aus der U-Probe, verglichen mit der Leuchtkraftfunktion, die aus der lokalen Rest-Frame-UV-selektierten Probe konstruiert wurde von Treyer et al. (1998) (gestrichelte Linie) für H 0 = 65 km s -1 Mpc -1 . Letztere wurde um den Faktor 1,7 nach oben renormiert, um der Helligkeitsfunktion z = 0,7 zu entsprechen.
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Die gemessenen 2000 Å Leuchtdichten im Treyer et al. (1998) Probe werden mit den unvollständigkeitskorrigierten 2000 Å Leuchtdichten aus dieser Arbeit in Abbildung 12 verglichen, wo wir noch einmal die maximalen und minimalen Leuchtdichten mit offenen Quadraten gezeigt haben. Wie bei den 2500 Å-Daten zeigen die kombinierten Datensätze eine langsame Entwicklung, wie durch die (1 + z ) 1,5 durchgezogene Linie gezeigt. Eine steilere Abhängigkeit, wie die (1 + z) 4 -Entwicklung der gestrichelten Linie, ist mit den Daten radikal unvereinbar. Wegen des steilen Anstiegs des Treyer et al. Leuchtkraftfunktion bei den schwächsten Größen, sie wird am besten durch ein Potenzgesetz von = -1,6 anstelle des Potenzgesetzes von = -1,0 (Charakteristik der optischen Helligkeitsfunktionen) angepasst, das wir bei der Extrapolation der Helligkeitsfunktionen auf die schwächeren Größen übernommen haben. Um die Abhängigkeit von zu untersuchen, haben wir die 2000 Å Helligkeitsfunktionen bei z = 0,5 0,9 und z = 1 1,5 mit Schechter-Funktionen mit Indizes = -1,0 und = -1,5 gefittet. Die angepassten Parameter und die Leuchtdichten über -16 sind in Tabelle 2 zusammengefasst, wo sie mit den von Treyer et al. abgeleiteten Werten verglichen werden. Eine Erhöhung des Index von -1,0 auf -1,5 hat den Effekt, dass die Leuchtdichte bei den höheren Rotverschiebungen, bei denen die Extrapolation größer ist, vorzugsweise erhöht wird. Der Effekt ist jedoch nicht groß. Die Verwendung der abgeleiteten Helligkeitsdichte von –1,5 würde die Steigung auf (1 + z) 1,7 von (1 + z) 1,3 für den Fall = –1,0 erhöhen.
FEIGE . 12. Unvollständigkeits-korrigiertes Rest-Frame 2000 Å Helligkeitsdichten zu M AB = -16 in den Rotverschiebungsintervallen 0,5 <z < 0,9 und 1,0 <z < 1,5 (gefüllte Quadrate), konstruiert aus den Helligkeitsfunktionen der Fign. 10 und 11, verglichen mit der gemessenen Leuchtdichte von 2000 Å vom lokalen Treyer et al. (1998) Probe (gefüllte Raute), für H 0 = 65 km s -1 Mpc -1 und q 0 = 0,5. Diese Zahl wurde nur für den Bereich M AB < -16 berechnet. Dünne horizontale Linien zeigen die Rotverschiebungsbereiche. Für die vorliegenden Daten zeigen die leeren Quadrate die mit den minimalen und maximalen Funktionen berechneten Dichten (siehe Text und Abb. 5-7), verbunden durch dünne vertikale Linien. Statistische und systematische Fehler (siehe Anhang) werden durch dicke vertikale Linien angezeigt. Die durchgezogene Linie ist eine (1 + z) 1,5-Entwicklungslinie, während die gestrichelte Linie eine (1 + z) 4 -Entwicklung ist, normalisiert auf den Punkt z = 0,7.
TABELLE 2 PASST AUF 2000 Å L UMINOSITÄTSFUNKTIONEN |
Als nächstes vergleichen wir die vorliegende Stichprobe mit der von Lilly et al. (1996) Analyse der CFRS-Daten bei einer Rest-Frame-Wellenlänge von 2800 Å. Um einen möglichst direkten Vergleich zu ermöglichen, folgten wir dem von Lilly et al. Rotverschiebungsintervalle von [0,2, 0,5], [0,5, 0,75] und [0,75,1], wobei die Helligkeitsfunktionen mit der U-Probe, der B-Probe bzw. der V-Probe konstruiert werden. Die aus diesen Proben konstruierten Leuchtdichten sind in Abbildung 13 dargestellt, wobei die ausgefüllten Quadrate wiederum die auf Unvollständigkeit korrigierte Leuchtdichte sind, die dickeren Teile der Fehlerbalken die systematischen und statistischen Fehler zeigen und die offenen Quadrate das minimale und maximale Licht zeigen Dichten. Die offenen Rauten zeigen die von Lilly et al. Analyse basieren ihre drei höheren Rotverschiebungspunkte auf den CFRS-Daten und der niedrigste Rotverschiebungspunkt basiert auf den Daten von Loveday et al. (1992). Dem niedrigsten Rotverschiebungspunkt widerspricht bereits die Analyse von Treyer et al. (1998), dargestellt als gefüllte Raute, nach oben korrigiert um den Faktor 1,5 für den Wellenlängenunterschied zwischen 2000 und 2800 Å. Die Treyer et al. Punkt ist auch mit dem [0,2, 0,5] Lilly-Punkt vergleichbar. Die vorliegenden Daten weisen eine viel flachere Steigung auf als die von Lilly et al. Daten im z = 0,2 1 Bereich. Dies resultiert hauptsächlich daraus, dass der [0,75, 1]-Punkt etwa um einen Faktor 2 niedriger ist als der höchste Rotverschiebungs-Lilly-Punkt. Die beiden dazwischenliegenden Rotverschiebungspunkte stimmen gut mit der CFRS-Analyse überein.
FEIGE . 13. Unvollständigkeitskorrigiertes Rest-Frame 2800 Å Leuchtdichte als Funktion der Rotverschiebung. Ausgefüllte Quadrate zeigen die Dichten aus der vorliegenden Arbeit für die Rotverschiebungsintervalle 0,2 < z < 0,5 (konstruiert aus der U-Probe), 0,5 < z < 0,75 (von der B-Probe), 0,75 < z < 1 (von der V-Probe) und 1,0 < z < 1,5 (ebenfalls von der V-Probe). Der gefüllte Diamant ist die Dichte, die nach Treyer et al. (1998) Stichprobe korrigiert auf 2800, die offenen Rauten sind Lilly et al. (1996) "LF-geschätzte" Gesamtdichte von 2800 Å aus der CFRS-Untersuchung, und die offenen Dreiecke zeigen die Dichten, die von Connolly et al. (1997) (aufrechte Symbole) und Sawicki et al. (1997) (invertierte Symbole), um 20% nach unten skaliert, wie im Text diskutiert. H 0 = 65 km s -1 Mpc -1 und q 0 = 0,5. Die gestrichelte Linie zeigt ein (1 + z ) 4 Evolutionsgesetz, ähnlich dem (1 + z ) 3.9۪.75 Gesetz, das in Lilly et al. (1996). Dünne horizontale Linien zeigen in allen Fällen die Rotverschiebungsintervalle. Für die vorliegenden Daten zeigen leere Quadrate die Dichten, die aus den minimalen und maximalen Funktionen (siehe Text und Abb. 5-7) konstruiert wurden, die durch dünne vertikale Linien verbunden sind. Dicke vertikale Linien zeigen die statistischen und systematischen Fehler (siehe Anhang).
Wir vergleichen auch mit den Analysen von Connolly et al. (1997) und Sawicki et al. (1997), in Abbildung 13 als offene Dreiecke bzw. invertierte offene Dreiecke dargestellt. Diese beiden Analysen basieren auf photometrisch geschätzten Rotverschiebungen im eigentlichen kleinen HDF und stimmen weitgehend miteinander und mit der Arbeit von Pascarelle et al . (1998). (Wir nehmen hier keinen direkten Vergleich mit der letztgenannten Arbeit auf, da sie mit 1500 Å berechnet wird.) Nach der Diskussion im Anhang haben wir eine kleine Korrektur um 20 % nach unten vorgenommen, um die etwas höheren Zählungen in den relevanten . zu berücksichtigen Magnitudenbereich im eigentlichen HDF gegenüber dem weiten Umgebungsfeld. Sowohl die Punkte [0.5, 1] als auch [1.0, 1.5] aus diesen Analysen sind höher als unsere auf Unvollständigkeit korrigierte Schätzung, stimmen jedoch innerhalb der statistischen Fehler und der Unvollständigkeitsfehler überein. Unser bester Schätzwert kann hier tatsächlich etwas niedrig sein, da in diesen Rotverschiebungsbereichen eine bevorzugte Unvollständigkeit vorliegen kann.Allerdings gibt es auch relativ wenig Validierung von photometrisch geschätzten Rotverschiebungen im Bereich z = 1 bis 2, wo der beobachtete Spektralbereich ( = 3000 22.000 Å) für blaue Galaxien ziemlich charakteristisch ist. Somit ist die Hochrotverschiebung von Connolly et al. und Sawicki et al. Punkte könnten überbewertet werden, wenn blaue Unregelmäßigkeiten mit niedrigerer Rotverschiebung dem falschen Bin zugewiesen wurden. Da sich unsere maximale Unvollständigkeits-korrigierte Schätzung nicht wesentlich von den photometrisch geschätzten Werten unterscheidet, hängt die Diskussion von § 5 nicht von der Lösung dieses Problems ab.
4.5. Die relative Entwicklung des Rest-Frame UV-, Blau- und Rotlicht
As ist seit einigen Jahren bekannt (Lilly et al. 1996 Cowie et al. 1996), die Rest-Frame-Rotleuchtkraft hat eine extrem schwache Entwicklung mit Rotverschiebung nach z = 1. Diese langsame Entwicklung ist in Abbildung 14 deutlich zu sehen, in der wir die Rest-Frame-Leuchtkraft 8000 Å bei z = 0,2 0,5, erhalten mit der I-selektierten Probe, mit der bei z = 0,7 1,3, berechnet mit K -ausgewählte Probe. Die beiden Funktionen können mit einer sehr kleinen (0.2 mag) reinen Helligkeitsverschiebung, die einer Abnahme von nur 20% im Rotlicht von z = 0.8 auf z = 0.35 entspricht, in volle Konsistenz gebracht werden, wodurch mit der vorliegenden Probe bestätigt wird, dass die Abwärtsentwicklung der UV-Lichtdichte um den Faktor 2 zwischen z = 1 und z = 0,35 erfolgt gegen eine im Wesentlichen unveränderliche Form und Normierung für die Rotlichtdichte.
FEIGE . 14. 8000 Å Rest-Frame-Helligkeitsfunktionen in den Rotverschiebungsintervallen 0,2 < z < 0,5 ( gefüllte Rauten und gepunktete Linie ), konstruiert aus der I-selektierten Probe, und 0,7 < z < 1,3 ( gefüllte Quadrate und durchgezogene Linie ), konstruiert aus der K -selektierten Stichprobe ۫ Fehler werden an jedem Punkt angezeigt.
Wir haben die Entwicklung der universellen ultravioletten Leuchtdichte von z = 1 bis zur Gegenwart mit einer größenbegrenzten Probe untersucht, die auf der Grundlage von ultravioletten Farben im Ruherahmen bei allen Rotverschiebungen von einem extremen tiefe und hochgradig vollständige spektroskopische Rotverschiebungsuntersuchung. Unser einheitliches Auswahlverfahren vermeidet das ernsthafte Problem, die Probe bei röteren Wellenlängen auszuwählen und dann zu extrapolieren, um ultraviolette Farben zu erhalten, und minimiert mögliche Fehler aufgrund von Staub in den Galaxien stark, es sei denn, es gibt eine wesentliche Entwicklung der Galaxienstaubeigenschaften mit Rotverschiebung. Die Tiefe der aktuellen Probe ist auch ausreichend tief, um die flachen Segmente der Leuchtkraftfunktion zu untersuchen und die Ergebnisse auf Rotverschiebungen jenseits von z = 1 auszudehnen, wodurch wir eine genaue Bestimmung der Leuchtdichtefunktion vornehmen können.
Wir stellen fest, dass unsere auf Unvollständigkeit korrigierten Restrahmen 2500 Å Leuchtdichten für MU -16 als Funktion der Rotverschiebung gut an ein l (1 + z ) 1,5 Evolutionsgesetz für . angepasst sind q0 = 0,5. (Die Steigung wäre für offene Geometrien flacher.) Der Rückgang von M U mit abnehmender Rotverschiebung spiegelt höchstwahrscheinlich einen bevorzugten Rückgang der Sternentstehungsraten der massereichsten Galaxien wider. Ein direkter Vergleich der gemessenen Niedrig-Rotverschiebungs-Leuchtdichte von 2000 Å von Treyer et al. (1998) mit unvollständigheitskorrigierten 2000 Å Leuchtdichten, die aus unserer Stichprobe berechnet wurden, zeigt auch, dass das Gesetz der langsamen Evolution von l (1 + z ) 1,5 eine gute Anpassung bietet. Vergleichen wir die von Lilly et al. (1996) CFRS-Analyse mit unserer Probe, die im Ruhesystem 2800 analysiert wurde Å, finden wir, dass unsere Probe eine viel flachere Steigung im Bereich z = 0,2 1 ergibt. Dies liegt höchstwahrscheinlich teilweise an der relativ großen Extrapolation bei niedrigen Rotverschiebungen Lilly et al. erforderlich, um von einer primär V- und I-basierten Datenprobe zu ultravioletten Farben zu gelangen. Die beiden mit der niedrigsten Rotverschiebung Lilly et al. Punkte stimmen auch nicht mit dem von Treyer et al. Analyse. Interessanterweise führt die vorliegende UV-Leuchtdichteanalyse jedoch zu einer engeren Übereinstimmung mit den Sternentstehungsraten, die in einer H-Analyse der CFRS-Daten von Tresse & Maddox (1998) gefunden wurden.
Wir können unsere Ergebnisse in Form des viel diskutierten Diagramms der UV-Leuchtdichte gegen Rotverschiebung zusammenfassen, dessen Version für den 2500 Å Restrahmen in Abbildung 8 und bei 2000 gezeigt ist Å in Abbildung 12. Dieser Plot unterscheidet sich ziemlich von der heute üblichen "Madau"-Form, die einen starken Anstieg auf z = 1 hat. Vielmehr sehen wir einen ziemlich langsamen Abfall des UV von z = 1,5 auf z = 0, was ziemlich gut durch eine einfache UV = 7 × 10 25 (1 + z ) 1,5 ergs s -1 Mpc -3 Hz -1 Beziehung beschrieben wird. Dieses Ergebnis hat insofern ziemlich tiefgreifende philosophische Implikationen, als die integrierte Sternentstehung gegenwärtig weiterhin sanft ansteigt und der Großteil der Sternentstehung erst in jüngster Zeit stattgefunden hat. (Dieses Ergebnis gilt unabhängig von der kosmologischen Geometrie.) Kurz gesagt, aus der optischen Sicht kann jetzt die Epoche der Galaxienentstehung sein und nicht z = 1.
SYSTEMATISCHE UND STATISTISCHE FEHLER UND VERGLEICH MIT HDF-PHOTOMETRIE UND ZAHLENZÄHLEN
Da viele unserer Informationen zur z > 1 Rest-Frame-UV-Leuchtdichte auf dem kleinen HDF basieren, ist es wichtig, die Konsistenz der Photometrie und der Anzahl zwischen den präsentieren Daten und die HDF-Tabellen von Williams et al. (1996).
Da der Weitfeldbereich um das HDF das eigentliche HDF vollständig überlappt, können wir die photometrischen Systeme direkt vergleichen. Wir haben zuerst die entsprechenden Objekte in den beiden Tabellen identifiziert, deren Schwerpunkte innerhalb von 0 4 liegen und keine komplexen Objekte sind. Anschließend verglichen wir unsere korrigierten Blendenstärken mit den Gesamtstärken in Williams et al. Die Farbgleichungen für die vier Bänder lauten:
wobei wir den Farbterm in der B-Gleichung auf Null gezwungen haben. Unter Berücksichtigung der Nullpunktverschiebungen zwischen den Farbsystemen ( I - I AB = -0,33, B - B AB = 0,16) können wir sehen, dass es eine maximale Abweichung von 0,15 mag im V-Band gegenüber AB 602 gibt. wobei der Farbterm jedoch groß ist. Dies ist die maximale systematische Unsicherheit in der Photometrie.
Unter Verwendung dieser photometrischen Transformationen konstruierten wir als nächstes die V-Band-Zahlenzählungen (Galaxien und Sterne) in den WFPC-Bereichen des HDF selbst (4,9 arcmin 2 ) und im 81 arcmin 2 Bereich des HDF-Flankenfeldregion. Dieser Vergleich ist in Abbildung 15 dargestellt. Innerhalb der kleinen Zahlenfluktuationen besteht eine breite allgemeine Übereinstimmung in den Zählungen. Über den Bereich 21 < V < 24,25 weist der eigentliche HDF einen 17% höheren Gesamtfluss pro Flächeneinheit auf als der große flankierende Feldbereich. In Abbildung 16 zeigen wir die HDF-Galaxienzahlen in B im Vergleich zu den durchschnittlichen B-Galaxienzahlen in den Regionen der HDF und SSA22, die in der vorliegenden Analyse verwendet wurden. (Aus beiden Zählungen wurden nur spektroskopisch bestätigte Sterne entfernt.) Der Gesamtfluss pro Flächeneinheit der Objekte im HDF mit 21 < B < 24,75 ist 13% höher als im Durchschnitt der beiden Felder.
FEIGE . 15. V-Band-Zahlenzählungen (Galaxien plus Sterne) im eigentlichen HDF (kleine Quadrate) und im HDF-flankierenden Feldbereich (große Symbole). Die gestrichelte Linie ist eine Potenzgesetz-Anpassung an die Bright-End-Daten.
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Schließlich zeigen wir in Abbildung 17 einen Vergleich der gesamten HDF 0 < z < 0,5 und 0 < z < 1 HDF Himmelsflächenhelligkeit in den Bereichen 21 < V < 24,5, 21 < B < 24,75 und 21 < U < 24,5 mit den vorliegenden Proben. In der Analyse liegt der HDF im Gesamtlicht in diesem Bereich etwa 25 % höher, mit einem überproportionalen Anteil von z < 0,5 Licht, der in den verschiedenen Farben zwischen 25 und 50 % höher liegt. Die Ergebnisse unterstreichen, dass Clustering in Feldern von der Größe des HDF zu Schwankungen auf dieser Ebene führen kann, und unterstreichen die Bedeutung der Nutzung mehrerer großer Flächen. Um mit den HDF-abgeleiteten Daten von Connolly et al. (1997) haben wir ihre Flüsse daher um 20 % nach unten revidiert. Der systematische Fehler in der vorliegenden viel größeren Datenstichprobe sollte jedoch deutlich kleiner sein und wird von den photometrischen Fehlern dominiert. Wir werden eine konservative systematische Fehlergrenze von 䔸% der Rest-Frame-UV-Leuchtdichte verwenden.
FEIGE . 17. Vergleich der Himmelsoberflächenhelligkeit von Galaxien im eigentlichen HDF (gefüllte Symbole und durchgezogene Linie) mit denen in den viel größeren flankierenden Feldern. Die Integration schließt bekannte Sterne aus und liegt über dem AB-Magnitudenbereich 21 24,25 im Rot, 21 24,5 im Visuellen und 21 24,75 im Blau. Die durchgezogene Linie zeigt die gesamte Himmelsflächenhelligkeit für das eigentliche HDF zum Vergleich mit den großen offenen Quadraten, die dies für die flankierenden Felder zeigen. Die kleineren Quadrate sind für bekannte z < 1 Galaxien und die kleineren Rauten für z < 0,5 Galaxien. Die gestrichelte Linie zeigt das mögliche Licht z > 1 für diesen Größenbereich.
Um eine realistische Schätzung des statistischen Fehlers zu erhalten, teilten wir die B-Stichprobe in zwei Teile, einen aus den HDF- und SSA22-Daten und einen aus den SSA13- und SSA4-Daten, und konstruierten den Rest-Frame 2500 Å Helligkeitsfunktion im Bereich von 0,6 < z < 1 von jeder Teilprobe. Die beiden Helligkeitsfunktionen sind in Abbildung 18 dargestellt. Die aus den beiden Funktionen abgeleiteten Helligkeitsdichten unterscheiden sich um 17%. Basierend auf diesem Vergleich haben wir einen statistischen Fehler von 0,2 ( N /40) -0,5 zugewiesen, wobei N die Gesamtzahl der Galaxien im Stichprobenbereich ist, und wir haben diesen Quadraturfehler zum systematischen Fehler addiert, um die formale zu bestimmen Fehlerbalken im UV-Helligkeitsdichte-Plot des Rest-Frames.
Wie berechnet man die Rest-Frame-Leuchtkraft in einem bestimmten Wellenlängenband? - Astronomie
Ziele: Wir wollen die IR-Emission (>8 μm) von Galaxien, die anhand ihres UV-Lichts im Ruhesystem ausgewählt wurden, auf sehr homogene Weise (Wellenlänge und Leuchtkraft) von z = 0 bis z=1 untersuchen. Wir vergleichen ihre UV- und IR-Rest-Frame-Emission, um die Entwicklung der Staubabschwächung mit z zu untersuchen und zu überprüfen, ob eine UV-Selektion in der Lage ist, die gesamte Sternentstehung zu verfolgen. Diese UV-Auswahl wird auch mit einer Probe von Lyman-Bruch-Galaxien verglichen, die bei z 1 ausgewählt wurden.
Methoden: Wir selektieren Galaxien im UV (1500-1800 Å) Ruhesystem bei z=0, z=0.6--0.8, z=0.8--1.2, und mit als Lyman-Bruch Galaxien bei z=0.9--1.3, die Samples werden zusammengestellt, um den gleichen Helligkeitsbereich bei jeder Rotverschiebung abzutasten. Die UV-Rest-Frame-Daten stammen von GALEX für z<1 und das U-Band der EIS-Vermessung (bei z=1). Die UV-Daten werden mit den IRAS 60-μm-Beobachtungen bei z=0 und den Spitzer-Daten bei 24 μm für z>0-Quellen kombiniert. Die Entwicklung der IR- und UV-Leuchtkraft mit z wird sowohl für einzelne Galaxien als auch in Bezug auf Leuchtkraftfunktionen analysiert.
Ergebnisse: Das Verhältnis L_IR/L_UV wird verwendet, um die Staubdämpfung zu messen. Dieses Verhältnis scheint sich für den Großteil unserer Beispielgalaxien mit z nicht signifikant zu entwickeln, aber einige Trends werden sowohl für Galaxien mit starker Staubabschwächung als auch für UV-Lichtquellen gefunden: Galaxien mit L_IR/L_UV>10 sind bei z>0 häufiger als bei z= 0, und die größten Werte von L_IR/L_UV werden für lichtschwache UV-Objekte gefunden, im Gegensatz dazu die hellsten Galaxien unserer Proben (L_UV> 2 × 10 10
L_☉), detektiert bei z=1, zeigen eine geringere Staubdämpfung als schwächere. Der Wert von L_IR/L_UV steigt mit der K Rest-Frame-Leuchtkraft der Galaxien bei allen betrachteten Rotverschiebungen und zeigt eine restliche Antikorrelation mit L_UV. Die massereichsten und UV-leuchtenden Galaxien weisen recht hohe spezifische Sternentstehungsraten auf. Lyman-Bruch-Galaxien weisen eine systematisch geringere Staubabschwächung auf als UV-selektierte Galaxien gleicher Leuchtkraft, aber ähnlicher spezifischer Sternentstehungsraten. Die Analyse der UV + IR-Leuchtkraftfunktionen führt zu dem Schluss, dass bis z = 1 die meiste Sternentstehungsaktivität von UV-selektierten Galaxien im IR emittiert wird. Obwohl wir aus unserer UV-Selektion bei z = 0,7 Informationen über die gesamte Sternentstehung ableiten können, übersehen wir bei z = 1 einen großen Teil der Galaxien, die heller als ≃10 11 . sind
Die schwächsten Zwerggalaxien
Joshua D. Simon
vol. 57, 2019
Abstrakt
Die niedrigste Leuchtkraft (L) Milchstraßen-Satellitengalaxien stellen die äußerste untere Grenze der Galaxienleuchtkraftfunktion dar. Diese ultradünnen Zwerge sind die ältesten, am stärksten von dunkler Materie dominierten, metallarmen und chemisch am wenigsten entwickelten Sternsysteme . Weiterlesen
Ergänzende Materialien
Abbildung 1: Zählung von Milchstraßen-Satellitengalaxien als Funktion der Zeit. Die hier gezeigten Objekte umfassen alle spektroskopisch bestätigten Zwerggalaxien sowie solche, die nach l als Zwerge vermutet werden.
Abbildung 2: Verteilung von Milchstraßensatelliten in absoluter Helligkeit () und Halblichtradius. Bestätigte Zwerggalaxien werden als dunkelblau gefüllte Kreise angezeigt, und Objekte, von denen vermutet wird, dass sie Zwerggalaxien sind.
Abbildung 3: Geschwindigkeitsdispersionen in der Sichtlinie ultraschwacher Milchstraßensatelliten als Funktion der absoluten Helligkeit. Messungen und Unsicherheiten werden als blaue Punkte mit Fehlerbalken angezeigt und 90 % c.
Abbildung 4: (a) Dynamische Massen ultraschwacher Milchstraßensatelliten als Funktion der Leuchtkraft. (b) Masse-zu-Licht-Verhältnisse innerhalb des Halblichtradius für ultraschwache Milchstraßensatelliten als Funktion.
Abbildung 5: Mittlere stellare Metallizitäten von Milchstraßen-Satelliten als Funktion der absoluten Helligkeit. Bestätigte Zwerggalaxien werden als dunkelblau gefüllte Kreise und als Zwergobjekte vermutete Objekte angezeigt.
Abbildung 6: Metallizitätsverteilungsfunktion von Sternen in ultraschwachen Zwergen. Referenzen für die hier gezeigten Metallizitäten sind in der ergänzenden Tabelle 1 aufgeführt. Wir stellen fest, dass diese Daten ziemlich heterogen sind.
Abbildung 7:Chemische Häufigkeitsmuster von Sternen in UFDs. Hier sind (a) [C/Fe]-, (b) [Mg/Fe]- und (c) [Ba/Fe]-Verhältnisse als Funktionen der Metallizität dargestellt. UFD-Sterne werden als farbiger Diamo dargestellt.
Abbildung 8: Erkennbarkeit schwacher Sternsysteme als Funktionen von Entfernung, absoluter Helligkeit und Vermessungstiefe. Die rote Kurve zeigt die Helligkeit des 20. hellsten Sterns in einem Objekt als Funkti.
Abbildung 9: (a) Farb-Helligkeits-Diagramm von Segue 1 (Photometrie von Muñoz et al. 2018). Die schattierten blauen und rosa Helligkeitsbereiche geben die ungefähre Tiefe an, die mit dem vorhandenen Medium erreicht werden kann.