Astronomía

Comprender mejor los factores en $ C_l $ en el espectro de potencia angular y la relación con el espectro de potencia de la materia

Comprender mejor los factores en $ C_l $ en el espectro de potencia angular y la relación con el espectro de potencia de la materia

Estoy buscando una explicación sobre el espectro de potencia angular. Encontré este extracto que es interesante pero no entendido completamente para mí (citaré el paso que no entendí)

"Lo que se hace es tomar el mapa del cielo CMB y realizar una transformación armónica esférica en él. Una transformación armónica esférica es básicamente el mismo concepto general que una transformada de Fourier, pero los armónicos esféricos son mutuamente ortogonales en la superficie de una esfera, así: $$ f ( theta, phi) = sum_ {l m} a_ {l m} Y ( theta, phi) _ {l} ^ {m} $$ Aquí el índice "I" denota el número de oscilaciones, y el índice "m" es una forma de codificar la dirección de oscilación en la esfera, y varía de "-l" a "I". Por ejemplo, $ I = 0 $ es oscilación cero: este es el monopolo que establece la escala general. $ I = 1 $ es un dipolo: una oscilación completa sobre la esfera, y hay tres direcciones posibles $ (x, y $, y $ z) $. Vaya a valores de I cada vez más altos y obtendrá más oscilaciones (y por lo tanto más pequeñas) y más direcciones posibles para esas oscilaciones. La forma en que se escriben normalmente, las funciones armónicas esféricas $$ Y ( theta, phi) _ {l} ^ {m} $$ son funciones complejas y, por tanto, los coeficientes son complejos. Sin embargo, este es un problema menor. Para construir el espectro de potencia, promediamos las direcciones. Esto se hace de la siguiente manera: $$ C_ {l} = frac {1} {2 l + 1} sum_ {m = -l} ^ {l} a_ {l m} a_ {l m} ^ {*} $$

Finalmente, al construir esa parcela, puede notar que el eje vertical no es $$ C_ {l} l $$ pero es en cambio $$ C_ {l} l (l + 1) / 2 pi $$ Resulta que si tuviéramos un espectro de potencia que fuera uniforme en un intervalo logarítmico en I, entonces multiplicar dicha función por $$ l (l + 1) / 2 pi $$ nos daría una constante. Así, esta multiplicación nos permite interpretar la función con mayor facilidad, porque la inflación predice que el espectro de potencia primordial, el inicialmente generado por la inflación, sería casi una constante en este espacio.

Si la inflación es cierta, entonces, todas las características que ves en un espectro de poder escrito como arriba que se desvían de una constante provienen de la dinámica del universo entre la inflación y la emisión del Big Bang (más alguna modificación muy leve entre nosotros y el CMB). Por ejemplo, la larga cola de amortiguación en I alto se debe al hecho de que la superficie de emisión del CMB no es instantánea: la transición de fase de un plasma a un gas se produjo con el tiempo, y el desenfoque resultante de la señal amortigua la pequeña- fluctuaciones de escala. También está la relación entre los picos pares e impares del espectro de potencia. Esto se debe a las diferencias físicas entre la materia normal y la materia oscura: la materia oscura simplemente cae en pozos potenciales, mientras que la materia normal rebota. El hecho de que la materia oscura no rebote provoca una reducción de los picos pares en relación con la materia normal ".

1) Primer problema:

Lo que tengo dificultades para comprender es que el significado de "eje vertical" no es: $$ C_ {l} l $$ pero es en cambio $$ C_ {l} l (l + 1) / 2 pi $$

¿Qué significa "eje vertical" en este contexto? ¿Cómo probar eso?

2) Segundo problema:

Y luego dicen: "Resulta que si tuviéramos un espectro de potencia que fuera uniforme en un intervalo logarítmico en I, entonces multiplicar dicha función por $$ l (l + 1) / 2 pi $$ nos daría una constante. Así, esta multiplicación nos permite interpretar la función con mayor facilidad, porque la inflación predice que el espectro de potencia primordial, el inicialmente generado por la inflación, sería casi una constante en este espacio ”.

No entiendo cuál es el truco para hacer el producto $$ l (l + 1) / 2 pi $$ siendo constante. Es muy perturbador ya que el espectro de potencia angular no es constante, por ejemplo, con el espectro angular de CMB.

3) Solo una precisión:

en un enlace de mi publicación anterior (enlace anterior) ¿Por qué el escritor dice "Cómo escribir el espectro de potencia 3D, $ P_ {k} $, como integral del espectro de potencia angular, $ C _ { ell} $ ? "mientras que de otro autor, no es la relación directa entre el espectro de potencia angular y el espectro de potencia de la materia.

Por cierto, ¿alguien podría escribir la fórmula completa que vincula estas 2 cantidades ($ C _ { ell} $ y $ P_k $) ?

Estaría agradecido ya que estoy un poco confundido entre la función de correlación angualr y el espectro de potencia de la materia y las funciones esféricas de Bessel.

Si alguien pudiera darme aclaraciones sobre estos 2 puntos, estaría agradecido.


Creo que puedo responder a tu primera / segunda pregunta. Es un poco difícil adivinar cuál es su origen, pero espero que haya visto o derivado en algún lugar que el $ a_ {lm} $ los coeficientes se pueden escribir como $$ oint Theta ( hat {x}) Y_ {lm} ^ * ( hat {x}) d hat {x} $$ dónde $ Theta $ es la fluctuación de temperatura (como se ve en el CMB) y $ Y_ {lm} ^ * $ es (el complejo conjugado de) un armónico esférico. Tenga en cuenta que $ vec {x} = ( theta, phi) $, $ hat {x} $ es el vector unitario paralelo a $ vec {x} $ y $ hat {k} $ es el vector unitario paralelo a $ vec {k} $. $ k $ es la longitud de $ vec {k} $. En cosmología existe un efecto llamado efecto Ordinary Sachs-Wolfe, que tiene que ver con el desplazamiento al rojo del desplazamiento al azul debido a la sobredensidad de la materia. En esta teoría, encuentras una expresión para $ Theta $ cual es $$ Theta = frac {1} {3} Phi = sum_k frac {1} {3} Phi_k e ^ {i vec {k} cdot vec {x}} $$ dónde $ Phi $ es el potencial de Bardeen. Puede insertar esta expresión en la ecuación para el $ a_ {lm} $ y luego puedes usar la expansión de una onda plana, que es la siguiente: $$ e ^ {i vec {k} cdot vec {x}} = 4 pi sum_ {lm} i ^ l j_l (kx) Y_ {lm} ( hat {x}) Y_ {lm} ^ * ( hat {k}) $$ Entonces obtienes $$ a_ {lm} = frac {4 pi} {3} sum_k Phi_ vec {k} sum_ {lm} i ^ l Y_ {l'm '} ^ * ( hat {k}) j_ {l '} (kx) oint Y_ {lm} ^ * ( hat {x}) Y_ {l'm'} ( hat {x}) d Omega $$ Debido a la ortonormalidad de los armónicos esféricos, esto se convierte en $$ a_ {lm} = frac {4 pi} {3} i ^ l sum_k Phi_ vec {k} j_l (kx) Y_ {lm} ^ * ( hat {k}) $$

Es posible que también se haya encontrado con la expresión para el $ C_l $: $$ C_l = frac {1} {2l + 1} sum_m E [| a_ {lm} | ^ 2] $$ que debido a lo anterior es proporcional a $$ C_l propto frac {1} {2l + 1} sum_m sum_ {kk '} E [ Phi_ vec {k} Phi { vec {k}'}] j_l (k'x) j_l (kx) Y_ {lm} ^ * ( hat {k}) Y_ {lm} ( hat {k} ') $$ La E [] es la matriz de covarianza. Si $ Phi_ vec {k} $ es una variable aleatoria, entonces $ E [ Phi_ vec {k} Phi_ vec {k '}] propto k ^ {n - 4} delta_ {kk'} $ No estoy seguro de cómo mostrar esto rápidamente. Me temo que necesita bastantes derivaciones para llegar a este punto. Se sigue en parte de la suposición de un espectro de potencia de la forma $ P (k) propto k ^ n $. Usando esto encuentras $$ C_l propto sum_k k ^ {n - 4} j_l (kx) ^ 2 rightarrow int_0 ^ infty k ^ {n - 2} j_l (kx) ^ 2 dk $$ si aproximamos la suma por una integral. Para un espectro de Harrison-Zel'dovich, que es un tipo especial de espectro de potencia, definido como $ P (k) propto k $ (entonces n = 1), esto se convierte en $$ C_l propto int_0 ^ infty j_l (kx) ^ 2 frac {dk} {k} = frac {1} {2l (l + 1)} $$ así que en el caso de un espectro de Harrison-Zel'dovich, la cantidad $ l (l + 1) C_l / 2 pi $ es constante para el efecto Zachs-Wolfe ordinario. Pusieron $ l (l + 1) C_l / 2 pi $ en el eje y para facilitar la detección de este efecto, supongo.

Me interesaría mucho ver una respuesta detallada a su última pregunta.


. Alternativas a la inflación en el espectro de poder primordial

“Los campos masivos en el universo primordial funcionan como relojes estándar e imprimen señales de reloj en las perturbaciones de densidad que registran directamente el factor de escala del universo primordial en función del tiempo, a (t). Una medición de tales señales identificaría el escenario específico del universo primordial de una manera independiente del modelo. En esta carta, presentamos un nuevo mecanismo a través del cual las fluctuaciones cuánticas de campos masivos funcionan como relojes estándar. Las señales de reloj aparecen como señales oscilatorias dependientes de la escala en el espectro de potencia de escenarios alternativos a la inflación.

“La hipótesis principal sobre el nacimiento del universo, que una partícula cuántica de espacio se energizó e infló en una fracción de segundo, creando un cosmos bebé, resuelve muchos acertijos y encaja con todas las observaciones hasta la fecha. Sin embargo, esta hipótesis de la "inflación cósmica" carece de pruebas definitivas. Las ondas reveladoras que deberían haberse formado en el tejido espacial inflado, conocidas como ondas gravitacionales primordiales, no han sido detectadas en la geometría del universo por los telescopios más sensibles del mundo. Su ausencia ha alimentado las teorías desfavorecidas de la cosmogénesis en los últimos años. Y, sin embargo, la inflación cósmica es inquietante. En muchas variantes de la idea, las ondas buscadas serían simplemente demasiado débiles para ser observadas ''.

Un mapa de todo el cielo del universo local derivado del catálogo de fuentes extendido 2MASS de más de 1,5 millones de galaxias. La Vía Láctea se muestra en el centro, y otras galaxias están codificadas por colores por sus distancias, obtenidas de varios estudios de galaxias diferentes.


Expresión analítica de la varianza cósmica: ¿distribución de Poisson?

Tengo una expresión del espectro de potencia de Matter Angular que se puede calcular numéricamente mediante un método de integración rectangular simple (ver más abajo). Hago aparecer en esta expresión el sesgo espectroscópico ## b_^ <2> ## y la varianza cósmica ## N ^##.

Tengo un código que calcula los términos ## C _ < ell, mathrm, mathrm> izquierda ( ell_ right) ## para cada multipolo ## ell_##. Pero, ¿cómo calcular el término ## N ^##, es decir, la Varianza Cósmica ## N ^## :

La única documentación que he encontrado es la siguiente diapositiva de Nico Hamaus:

Pero como puede ver, no tengo una expresión explícita para la Varianza Cósmica: ¿Podría considerar la relación ## dfrac < sigma_

>

= dfrac <2><>^ <1/2 >> ## como SNR (relación señal-ruido)?

¿Qué expresión de varianza cósmica podría usar para calcular la expresión completa ## mathcal_ < mathrm, mathrm>## ?


Método del espectro angular y transformada de Fourier

De todos modos, no estoy muy seguro de si lo que creo es lo mismo que tú, cuando dices usar FT, ¿realmente transformaste el perfil de apertura de campo? solo? Tal relación FT solo se cumple dentro de la región de campo lejano en la que la desigualdad ## z & gt & gt2D ^ 2 / lambda ## debe ser verdadera.
Si eso no se cumple lo suficiente, entonces sus condiciones experimentales aún podrían estar en la región paraxial / Fresnel, en cuyo caso la relación FT debe realizarse w.r.t. el perfil de apertura multiplicado por una fase cuadrática en el plano de apertura ## exp < frac<2z> ( eta ^ 2 + zeta ^ 2)> ##. Es decir, lo que debe transformarse no es solo el perfil de apertura, sino que hay un factor de fase adicional. En cualquier caso, es necesario conocer la longitud de onda.

Además, parece que no realiza el FT correctamente, es obvio que la imagen inferior no es un FT de un objeto rectangular. Solo como un consejo, no creo que el programa numérico pueda dar un resultado preciso de un cálculo FT si el objeto transformado no está acotado, por ejemplo, el tamaño vertical de su objeto se extiende hasta el final de la matriz de píxeles. ¿Qué hay de simular una apertura rectangular más realista?

Es la relación entre la distancia al plano de observación y el tamaño más grande en el plano del objeto.

Aquí está la ecuación que transformé.

donde ## x ## y ## y ## son las coordenadas para el plano de salida, y ## x '## y ## y' ## para el plano de entrada. Y ## lambda = 700 times 10 ^ <-9> ## metros.


3. Resultados

A continuación, presentamos y comparamos los resultados obtenidos con los métodos estándar e híbrido. Como ya se mencionó en la subsección 2.4, aplicamos dos configuraciones de agrupamiento híbridas en el rango de corrimiento al rojo $ z in left [0.6,2.0 right] $. Podemos resumir nuestros hallazgos de la siguiente manera. Todos los valores medios reconstruidos de los parámetros cosmológicos y los intervalos de nivel de confianza del 68% inferidos se resumen en la Tabla 1.

1. Para el enfoque estándar, utilizamos 20 contenedores equi-poblados en el rango de corrimiento al rojo. $ z in left [0.6,2.0 right] $, y norte = 5 valores multipolares en el considerado l distancia. Usamos el muestreador multinest (Feroz et al., Referencia Feroz, Hobson y Bridges 2009) para pronosticar restricciones.

2. Con respecto a la primera configuración del agrupamiento híbrido, utilizamos bandejas gruesas equi espaciadas con ancho ∆z = 0.2, en el mismo rango de corrimiento al rojo, mientras que para los contenedores delgados usamos un ancho δz = 0.04. Esto significa que tenemos siete contenedores gruesos, considerados como siete levantamientos independientes, cada uno de ellos contiene cinco contenedores delgados. De nuevo, usamos norte = 5 valores multipolares mientras que para el método de muestreo se eligió el muestreador maestro de ceremonias (Foreman-Mackey et al., Reference Foreman-Mackey, Hogg, Lang y Goodman 2013), más adecuado para la configuración matricial tomográfica del método híbrido.

3. En la segunda configuración de agrupación híbrida, el ancho de la bandeja gruesa es ∆z = 0.14 y los contenedores delgados δz = 0.02, trabajando ahora con un agrupamiento más fino de 10 contenedores gruesos, cada uno con 7 contenedores delgados. El muestreador empleado es, nuevamente, maestro de ceremonias.

Tabla 1. Resumen de los resultados del análisis para cada parámetro (primera columna) con: su valor fiducial de entrada, θ defensor (segunda columna) valor medio reconstruido, θ ∗ (tercera, quinta y séptima columna) y un intervalo de error del nivel de confianza del 68%, σθ (cuarta, sexta y octava columna).

Para una comparación más completa de los dos métodos, en la Tabla 2 también mostramos los tiempos de cálculo ejecutando una cosmología fija en un valor de parámetro específico establecido para el método estándar y el híbrido. En aras de la comparación de la prueba de tiempo de ejecución, consideramos un tercer contenedor híbrido con 14 contenedores gruesos, cada uno de los cuales contiene 10 contenedores delgados, manteniendo la misma mancha con los casos anteriores. Puede verse claramente en la Tabla 2 que cuanto mayor es el número de bins, más tiempo ahorramos al usar el método híbrido con respecto al estándar.

Tabla 2. Comparación entre los tiempos de cálculo estándar e híbrido para una cosmología fija.

Otra ventaja importante del método híbrido sobre el enfoque estándar es que produce restricciones más estrictas sobre el parámetro de interés. Esto se debe al hecho de que el agrupamiento más fino de los contenedores delgados nos permite recuperar en parte la información tridimensional codificada en la correlación de galaxias dentro del contenedor grueso. Para apreciar mejor la mejora antes mencionada en la restricción de poder, en la Figura 2 mostramos la relación entre los intervalos de error marginal del 68% en cada parámetro del método híbrido y el mismo obtenido con el enfoque estándar, para las dos configuraciones de agrupamiento de la Subsección 2.4 (verde y candelabros rojos, para la configuración 1 y 2 respectivamente). Tenga en cuenta que las velas azules son la proporción de los intervalos de error marginal del 68% del enfoque estándar con ellos mismos, simplemente para guiar el ojo del lector. Esto nos muestra claramente cómo cuanto más fino es el agrupamiento, más estrictas son las restricciones, tanto porque podemos rastrear mejor el crecimiento cósmico y la evolución del corrimiento al rojo de la distribución de la fuente (agrupamiento grueso), como porque podemos recuperar información radial (agrupamiento fino). En realidad, el hecho de que incluso los siete contenedores gruesos de la configuración híbrida de contenedores no. 1 funciona mejor que los 20 contenedores del método estándar es una prueba de que la información radial dentro del contenedor es crucial para una estimación precisa de los parámetros cosmológicos.

Figura 2. Comparación entre errores marginados del método híbrido, σθ, y lo que se obtuvo del enfoque estándar, $ < sigma> _ < theta> ^ < mathrm> $, sobre los parámetros cosmológicos estimados.

Para tener una comprensión más profunda del impacto de la información radial recuperada por el enfoque híbrido, es útil observar no solo las restricciones en un solo parámetro, sino más bien las conversaciones cruzadas entre los diferentes parámetros, que nos dicen acerca de los parámetros intrínsecos. degeneraciones. La Figura 3 muestra los contornos de error marginal de articulación del 68% y 95% en los planos de parámetros bidimensionales del conjunto de parámetros θ para los tres casos bajo investigación, es decir. el enfoque estándar (contornos azules) y las dos configuraciones de agrupamiento del método híbrido (contornos verde y rojo para la configuración 1 y 2 respectivamente). Al observar estos gráficos, es evidente que el nuevo método es capaz de restringir los parámetros cosmológicos mejor que el estándar, dando errores relativos que son del mismo orden de magnitud pero más pequeños. Vale la pena señalar que el parámetro Ωmetro está particularmente mejor restringido con el procedimiento híbrido, teniendo un error relativo la mitad del dado por el método estándar.

Figura 3. Articulaciones posteriores bidimensionales en los siguientes planos: Ωmetro - ΩB (panel superior izquierdo), Ωmetronorte s (panel superior derecho), Ωmetroh (panel inferior izquierdo) y norte sh (panel inferior derecho). Los contornos interiores representan las áreas del nivel de confianza del 68%, mientras que los exteriores representan las áreas del 95%.


2 EL ESPECTRO ABAJO ℓ = 1000 Y ωmetro

La rica estructura en los primeros picos acústicos nos permite restringir simultáneamente una serie de parámetros cosmológicos, incluida la densidad de la materia. Aquí, revisamos brevemente la física detrás de estas restricciones (ver, por ejemplo, Peacock 1999 Liddle & amp Lyth 2000 Dodelson 2003, para discusiones de libros de texto).

Los picos en el espectro de CMB surgen de las oscilaciones acústicas impulsadas por la gravedad en el plasma bariónico-fotón primordial antes de la recombinación. Para fluctuaciones adiabáticas casi invariantes en escala, la relación de densidad de momento barión-fotón, R, hace que el fluido oscile alrededor de un valor de compensación, lo que lleva a una modulación en las alturas de las características del espectro de potencia con picos de compresión mejorada (impares) y de rarefacción (pares) disminuidos. Físicamente, los bariones proporcionan un "peso" en el fluido barión-fotón, lo que hace que sea más fácil caer en pozos potenciales pero más difícil salir.

Por el contrario, los efectos de la autogravedad de los fotones provocan un aumento de las fluctuaciones para ℓ ≳ 10 2. Este efecto se comprende más fácilmente si se considera la evolución de una sobredensidad en un pozo potencial cuando entra en el horizonte (sonoro) y comienza a colapsar. Dado que el fluido tiene presión, suministrada por los fotones, es difícil de comprimir y la caída en el potencial es más lenta que la caída libre. Dado que la sobredensidad está creciendo lentamente, el potencial comienza a decaer debido a la expansión del Universo. El tiempo para que los fotones alcancen su estado de máxima compresión es la misma escala de tiempo para la desintegración del potencial, y los fotones comprimidos no tienen un gran potencial contra el que trabajar cuando vuelven a salir. Por lo tanto, la desintegración potencial proporciona una conducción casi resonante y conduce a un gran aumento de potencia (Hu & amp White 1996).

El impulso de la desintegración del potencial en fase es mayor cuanto más contribuye la autoenergía del fluido barión-fotón a los potenciales totales, es decir, cuanto antes en el tiempo y menor es la contribución de la materia oscura (estabilizadora) a los potenciales. El impulso imprime así una dependencia de la densidad de la materia, 2 de manera similar al pico en el espectro de potencia de la materia, excepto que las fluctuaciones en el CMB aumentan a escalas más pequeñas. Por tanto, la densidad de la materia puede verse limitada por las alturas de los picos de orden superior una vez que se observan suficientes picos para desenredar los efectos de confusión de la carga de bariones y la inclinación del espectro inicial.

Dado que gran parte del poder restrictivo de la amplitud proviene de las mediciones de la anisotropía con ℓ ≳ 10 2, la dependencia de estos multipolos en ωmetro en fijo As implica que las inferencias de As en fijo C también depende de ωmetro, aunque de manera opuesta.


2 EL ESPECTRO DE POTENCIA DE FLUJO OBSERVADO Y LA PROFUNDIDAD ÓPTICA EFECTIVA

Usaremos estimaciones del espectro de potencia de flujo de dos conjuntos de datos diferentes: la muestra LUQAS de espectros de Very Large Telescope (VLT) compilada por K04 y la muestra de espectros Keck compilada por C02. A continuación, describiremos ambas muestras con más detalle.

2.1 La muestra de LUQAS

LUQAS (Large Sample of UVES Quasar Absorption Spectra), compilado por K04, consta de 27 espectros de alta resolución tomados con el espectrógrafo VLT UVES. El corrimiento al rojo medio del bosque Lyman α sondeado por los espectros es 〈z〉 = 2,25 y la ruta de desplazamiento al rojo total cubierta es Δz= 13,75. La relación señal / ruido (S / N) varía en función de la longitud de onda, pero en la región forestal suele ser superior a 50. El espectro de potencia de flujo de la muestra LUQAS se ha analizado en K04, mientras que un estudio de la biespectro de flujo se puede encontrar en Viel et al. (2004b).

El espectro de potencia 1D y 3D del flujo. F= exp (−τ) / 〈exp (−τ)〉 - 1 de la muestra LUQAS en z= 2.125.

El espectro de potencia 1D y 3D del flujo. F= exp (−τ) / 〈exp (−τ)〉 - 1 de la muestra LUQAS en z= 2.125.

Tenga en cuenta que las velocidades peculiares y el ensanchamiento térmico hacen que el campo de flujo sea anisotrópico y que PAG 3D F Por tanto, no es el verdadero espectro de potencia 3D del flujo. El espectro de potencia de flujo se ha calculado para los mismos números de onda que en C02.

2.2 El estudio de Croft et al. muestra

Croft et al. (2002a) la muestra (C02) consta de 30 espectros Keck HIRES y 23 espectros Keck LRIS. Aquí usaremos el espectro de potencia de flujo que derivó C02 para lo que ellos llaman su muestra "fiducial". Esta muestra tiene un corrimiento al rojo medio 〈z〉 = 2,72, abarca el rango de desplazamiento al rojo 2,3 & lt z & lt 3.2, y tiene una trayectoria de desplazamiento al rojo total de Δz= 25. Para obtener más detalles, consulte C02.

2.3 Errores estadísticos y sistemáticos en el espectro de potencia de flujo observado

A menos que se indique lo contrario, estimamos nuestros errores estadísticos con un estimador de navaja. Los principales errores sistemáticos que afectan las estimaciones del espectro de potencia de flujo debido a la absorción por el bosque α de Lyman son el ajuste continuo y la presencia de líneas metálicas y sistemas α de Lyman amortiguados. Estos efectos han sido investigados por, p. Ej. C02 y K04. Las principales conclusiones de K04 son las siguientes: (i) las incertidumbres de ajuste del continuo para espectros echelle de alta resolución afectan fuertemente el espectro de potencia de flujo a escalas k & lt 0,003 s km -1 (ii) la contribución de las líneas metálicas es inferior al 10% a escalas k & lt 0.01skm -1 pero aumenta significativamente (hasta un 50 por ciento) a escalas más pequeñas (iii) los sistemas Lyman α amortiguados parecen afectar solo levemente la estimación del espectro de potencia de flujo. Para minimizar las incertidumbres debidas al ajuste continuo y las líneas metálicas, y para evitar lidiar con el corte térmico problemático a escalas pequeñas, solo usaremos el rango de números de onda 0.003 & lt k (skm -1) & lt 0.03 para nuestro análisis.

2.4 La profundidad óptica efectiva observada

Como lo señalaron Croft et al. (1998), C02 y Seljak et al. (2003) y discutido en detalle en las Secciones 4 y 4.2, la profundidad óptica efectiva supuesta, τef= - ln 〈F〉, Tiene una gran influencia en la amplitud del espectro de potencia de la materia inferida. Los valores observados de τef tienen grandes errores sistemáticos estadísticos y probablemente aún no completamente comprendidos. La principal incertidumbre para determinar la profundidad óptica efectiva proviene del procedimiento de ajuste continuo y el ruido de Poisson debido a las grandes variaciones de la línea de visión a la línea de visión (Zuo & amp Bond 1994 Tytler et al. 2004 Viel et al. 2004a).

En la Fig.1, mostramos los resultados de la evolución del corrimiento al rojo de τef de una serie de estudios observacionales en la literatura. La curva punteada es de una muestra grande de espectros de baja resolución compilados por (PRS Press et al. 1993), mientras que la línea continua es de una muestra de espectros de baja resolución extraída del Sloan Digital Sky Survey (SDSS) por Bernardi et al. Alabama. (2003). El diamante abierto muestra el resultado de Tytler et al. (2004). La curva de trazos cortos es el resultado de Kim et al. (2002) utilizando una muestra de espectros UVES de alta resolución, mientras que las curvas de trazos largos y de puntos muestran los resultados de Schaye et al. (2003) a partir de una muestra combinada de espectros UVES y Keck de alta resolución con y sin la eliminación de píxeles contaminados por la absorción de metales asociada. Los triángulos rellenos muestran los resultados de la muestra LUQAS para tres rangos de corrimiento al rojo diferentes (que también se muestran en la Tabla 2). Los sistemas Lyman α amortiguados y subamortiguados se eliminaron para la estimación de la muestra LUQAS y se calcularon los errores con una estimación de navaja utilizando 40 submuestras. Tenga en cuenta que la muestra utilizada por Schaye et al. (2003) tiene 14 espectros de QSO en común con la muestra LUQAS.

Los triángulos muestran la profundidad óptica efectiva τef= - ln 〈F〉 Para la muestra LUQAS (también se muestra en la Tabla 2). La curva punteada es el resultado de Kim et al. (2002) mientras que las curvas de trazos largos y de puntos muestran el resultado de Schaye et al. (2003), con y sin eliminación de píxeles contaminados por metales, respectivamente. La curva punteada es la profundidad óptica efectiva obtenida por Press et al. (1993). La curva sólida muestra los resultados de Bernardi et al. (2003). El diamante vacío es el resultado de Tytler et al. (2004). La extensión vertical de las dos regiones sombreadas indica los valores utilizados en nuestro análisis.

Los triángulos muestran la profundidad óptica efectiva τef= - ln 〈F〉 Para la muestra LUQAS (también se muestra en la Tabla 2). La curva punteada es el resultado de Kim et al. (2002) mientras que las curvas de trazos largos y de puntos muestran el resultado de Schaye et al. (2003), con y sin eliminación de píxeles contaminados por metales, respectivamente. La curva punteada es la profundidad óptica efectiva obtenida por Press et al. (1993). La curva sólida muestra los resultados de Bernardi et al. (2003). El diamante vacío es el resultado de Tytler et al. (2004). La extensión vertical de las dos regiones sombreadas indica los valores utilizados en nuestro análisis.

Flujo medio y profundidad óptica efectiva de la muestra LUQAS.

Flujo medio y profundidad óptica efectiva de la muestra LUQAS.

Los resultados de PRS y Bernardi et al. (2003), que utilizan espectros de baja resolución con una relación S / N comparativamente baja, dan resultados que son aproximadamente un 15-20% más altos que los de los estudios que utilizan espectros de alta resolución (véase también Schaye et al. 2003, para una discusión ). Como argumentan Seljak et al. (2003) y Tytler et al. (2004) esto se debe muy probablemente a errores sistemáticos en el procedimiento de ajuste continuo de los espectros de baja resolución. Estamos de acuerdo con esta valoración. Con corrimientos al rojo ≤2,7, los errores de ajuste del continuo esperados en los espectros de alta resolución son del orden del 2 por ciento (Bob Carswell y Tae-Sun Kim, comunicación privada). Para los espectros en estos corrimientos al rojo, los errores están dominados casi con certeza por la contribución algo incierta de las líneas de metal y los errores estadísticos. Con base en la Fig.1, adoptaremos los siguientes valores para la profundidad óptica y su error en nuestro análisis posterior: τef(z= 2,125) = 0,17 ± 0,02 y τef(z= 2.72) = 0.305 ± 0.030.


Comprender mejor los factores en $ C_l $ en el espectro de potencia angular y la relación con el espectro de potencia de la materia - Astronomía

Como se describe en la Sección 4, el fenómeno de la expansión acelerada está ahora bien establecido y la densidad de energía oscura se ha determinado con una precisión de un pequeño porcentaje. Sin embargo, llegar al naturaleza de la energía oscura y mdash midiendo su parámetro de ecuación de estado y mdash es más desafiante. Para ilustrar, considere que para fijo Delaware, un 1% de cambio en (constante) w se traduce en solo un 3% (0.3%) de cambio en la densidad de energía oscura (total) en el corrimiento al rojo z = 2 y solo un 0,2% de cambio en las distancias a los corrimientos al rojo z = 1-2.

El efecto principal de la energía oscura está en la tasa de expansión del Universo a su vez, esto afecta la relación desplazamiento al rojo-distancia y el crecimiento de la estructura. Si bien la energía oscura ha sido importante en épocas recientes, esperamos que sus efectos con un alto corrimiento al rojo sean muy pequeños, ya que de lo contrario habría sido difícil que se formara una estructura a gran escala (en la mayoría de los modelos). Desde Delaware / METRO (1 + z) 3 semanas

1 / (1 + z) 3, se espera que los corrimientos al rojo de mayor apalancamiento para sondear la energía oscura estén entre unas pocas décimas y dos [Huterer & amp Turner 2001]. Cuatro métodos son particularmente prometedores para sondear la energía oscura en este rango de corrimiento al rojo: supernovas de tipo Ia, cúmulos de galaxias, oscilaciones acústicas bariónicas y lentes gravitacionales débiles. En esta sección, describimos y comparamos estas cuatro sondas, destacando su complementariedad en términos tanto de las limitaciones de energía oscura como de los errores sistemáticos a los que son susceptibles. Debido a esta complementariedad, un enfoque múltiple será más eficaz. Los objetivos de la próxima generación de experimentos de energía oscura, descritos en la Sección 8, son restringir w0 en el nivel de porcentaje reducido y wa al nivel del 10%.

Si bien nuestro enfoque está en estas cuatro técnicas, también discutimos brevemente otras sondas de energía oscura, enfatizando el importante papel de apoyo del CMB.

Al proporcionar velas brillantes y estandarizables [Leibundgut 2001], las supernovas de tipo Ia restringen la aceleración cósmica a través del diagrama de Hubble, cf., Eq. (11). La primera evidencia directa de la aceleración cósmica provino de SNe Ia, y han proporcionado las restricciones más fuertes sobre el parámetro de ecuación de estado de la energía oscura. En la actualidad, son la sonda más eficaz y madura de la energía oscura.

Las curvas de luz de SN Ia son impulsadas por las desintegraciones radiactivas de 56 Ni (en los primeros tiempos) y 56 Co (después de algunas semanas), producidas en la explosión termonuclear de una enana blanca de carbono-oxígeno que acrecienta masa de una estrella compañera a medida que se acerca a la Masa de Chandrasekhar [Hillebrandt & amp Niemeyer 2000]. La luminosidad máxima está determinada por la masa de 56 Ni producida en la explosión [Arnett 1982]: si la enana blanca se quema por completo, se espera

0.6 METRO de 56 Ni que se producirán. Como resultado, aunque el mecanismo detallado de las explosiones de SN Ia sigue siendo incierto (por ejemplo, [Hoeflich 2004, Plewa, Calder & amp Lamb 2004]), se espera que SNe Ia tenga picos de luminosidad similares. Dado que son tan brillantes como una galaxia típica cuando alcanzan su punto máximo, SNe Ia se puede observar a grandes distancias, lo que recomienda su utilidad como velas estándar para la cosmología.

De hecho, como muestra la Fig.12, SNe Ia no son velas intrínsecamente estándar, con una extensión de 1 de orden 0.3 mag en el pico B-Banda de luminosidad que limitaría su utilidad. Sin embargo, el trabajo a principios de la década de 1990 [1Phillips 1993] estableció una correlación empírica entre el brillo máximo de SN Ia y la velocidad a la que la luminosidad disminuye con el tiempo: el SNe Ia intrínsecamente más brillante disminuye más lentamente. Después de corregir esta correlación, las SNe Ia resultan ser excelentes velas "estandarizables", con una dispersión de alrededor del 15% en el brillo máximo.

Figura 12. Panel superior: B-Banda de curvas de luz para SNe Ia de bajo corrimiento al rojo de la prospección Calan-Tololo [Hamuy et al. 1996] muestran una dispersión intrínseca de

0,3 mag en luminosidad máxima. Panel inferior: Después de una corrección de un parámetro para la correlación de disminución de brillo, las curvas de luz muestran una dispersión intrínseca de solo

Los parámetros cosmológicos están restringidos al comparar distancias con SNe Ia de bajo y alto corrimiento al rojo. Operacionalmente, desde H0 DL es independiente del parámetro de Hubble H0, Eq. (11) se puede escribir como metro = 5log10[H0 DL(z METRO, Delaware, w(z))] +, donde METRO - 5log10(H0 Mpc) + 25 es el parámetro efectivamente restringido por el bajo corrimiento al rojo SNe que ancla el diagrama de Hubble.

Las principales preocupaciones sistemáticas para las mediciones de la distancia de las supernovas son los errores en la corrección de la extinción de la galaxia anfitriona y la incertidumbre en los colores intrínsecos de la evolución de la luminosidad de SNe Ia y el sesgo de selección en la muestra de bajo corrimiento al rojo. Para observaciones en dos bandas de paso, con un conocimiento perfecto de los colores SN intrínsecos o de la ley de extinción, se podría resolver la extinción y eliminar sus efectos sobre el módulo de distancia. En la práctica, la combinación de errores fotométricos, variaciones en los colores intrínsecos del SN y las incertidumbres y variaciones probables en las propiedades del polvo de la galaxia anfitriona conducen a incertidumbres de distancia incluso para observaciones multibanda de SNe. Las observaciones que se extienden hasta el infrarrojo cercano del marco de reposo, donde los efectos de la extinción son mucho más reducidos, son prometedoras para controlar esta sistemática.

Con respecto a la evolución de la luminosidad, hay evidencia de que la luminosidad máxima de SN se correlaciona con el tipo de galaxia huésped (p. Ej., [Jha, Riess & amp Kirshner 2007]), y que el entorno medio de galaxia huésped, p. Ej., La tasa de formación de estrellas, evoluciona fuertemente con tiempo retrospectivo. Sin embargo, los diagramas de Hubble SN Ia corregidos por disminución de brillo son consistentes entre diferentes tipos de galaxias, y dado que el Universo cercano abarca el rango de entornos galácticos muestreados por el SNe de alto corrimiento al rojo, se pueden medir distancias a eventos de alto corrimiento al rojo comparándolos con -análogos de corrimiento al rojo. Si bien SNe proporciona una serie de observables correlacionados (curvas de luz multibanda y espectros de varias épocas) para restringir el estado físico del sistema, es probable que se necesiten conocimientos de la teoría de SN Ia para determinar si son colectivamente suficientes para restringir el pico medio. luminosidad al nivel porcentual [Hoeflich 2004].

Por último, existe la preocupación de que el SNe de bajo corrimiento al rojo que se utiliza actualmente para anclar el diagrama de Hubble y que sirven como plantillas para ajustar las curvas de luz del SN distante sea una muestra relativamente pequeña, seleccionada de forma heterogénea y que las velocidades peculiares correlacionadas a gran escala induzcan errores de distancia mayores que estimado previamente [Hui & amp Greene 2006]. Esta situación debería mejorar en un futuro próximo una vez que se recopilen los resultados de estudios de SN con bajo desplazamiento al rojo, como el Lick Observatory Supernova Search (LOSS), el proyecto Center for Astrophysics Supernova, el Carnegie Supernova Project, la fábrica de supernova cercana y el Sloan Digital. Encuesta Sky Survey-II Supernova.

Contabilización de errores sistemáticos, medición de precisión de w0 y wa con SNe requerirá unos miles de SN Ia curvas de luz hacia corrimientos al rojo z

1.5 para ser medido con una precisión sin precedentes y un control de la sistemática [Frieman et al. 2003]. Para corrimientos al rojo z & gt 0.8, esto requerirá ir al espacio para minimizar los errores fotométricos, obtener una cobertura uniforme de la curva de luz y observar en las bandas del infrarrojo cercano para capturar los fotones desplazados al rojo.

Los cúmulos de galaxias son los objetos virializados más grandes del Universo. Dentro del contexto del paradigma CDM, la densidad numérica de halos de materia oscura del tamaño de un cúmulo en función del desplazamiento al rojo y la masa del halo se puede predecir con precisión a partir de simulaciones de N-cuerpos [Warren et al. 2006]. Comparando estas predicciones con las encuestas de conglomerados de grandes áreas que se extienden a un alto corrimiento al rojo (z 1) puede proporcionar restricciones precisas sobre la historia de la expansión cósmica [Wang & amp Steinhardt 1998, Haiman, Mohr & amp Holder 2001].

La distribución del corrimiento al rojo de los conglomerados en una encuesta que selecciona los conglomerados de acuerdo con algunos datos observables. O con función de selección dependiente del desplazamiento al rojo F(O, z) es dado por

dónde dn(z) / dM es la densidad espacial de los halos oscuros en coordenadas comovidas, y pag(O|METRO,z) es la relación masa-observable, la probabilidad de que un halo de masa METRO en corrimiento al rojo z se observa como un grupo con propiedad observable O. La utilidad de esta sonda depende de la capacidad de asociar de manera robusta los observables de los cúmulos, como la luminosidad o temperatura de los rayos X, la riqueza de las galaxias de los cúmulos, la disminución del flujo del efecto Sunyaev-Zel'dovich o la cizalla de lente débil, con la masa del cúmulo (p. Ej., [Borgani 2006 ]).

La sensibilidad de los recuentos de racimos a la energía oscura surge de dos factores: geometría, el término que multiplica la integral en la ecuación. (30) es el elemento de volumen comanditario y crecimiento de la estructura, dn(z)/dM depende de la evolución de las perturbaciones de densidad, cf. Eq. 15. La función de masa del conglomerado también está determinada por el espectro primordial de las perturbaciones de densidad, su dependencia casi exponencial de la masa es la raíz del poder de los conglomerados para sondear la energía oscura.

La Fig. 13 muestra la sensibilidad al parámetro de ecuación de estado de energía oscura de los recuentos de grupos esperados para el Telescopio del Polo Sur y la Encuesta de Energía Oscura. Con un modesto corrimiento al rojo, z & lt 0,6, las diferencias están dominadas por el elemento de volumen a mayor corrimiento al rojo, los recuentos son más sensibles a la tasa de crecimiento de las perturbaciones.

Las principales preocupaciones sistemáticas son las incertidumbres en la relación masa-observable pag(O|METRO,z) y en la función de selección F(O,z). Las restricciones cosmológicas más fuertes surgen para aquellos observables de racimo que están más fuertemente correlacionados con la masa, es decir, para los cuales pag(O|METRO,z) es estrecho para fijo METRO, y que tienen una función de selección bien determinada. Existen varias técnicas independientes tanto para detectar conglomerados como para estimar sus masas utilizando proxies observables. Las encuestas futuras tendrán como objetivo combinar dos o más de estas técnicas para verificar las estimaciones de masa de conglomerados y, por lo tanto, controlar el error sistemático. La medición de las correlaciones espaciales de los conglomerados y de la forma de la función de masa proporciona una calibración interna adicional de la relación masa-observable [Majumdar & amp Mohr 2004, Lima & amp Hu 2004].

Con imágenes CCD multibanda, los cúmulos se pueden detectar de manera eficiente como mejoras en la densidad de la superficie de las galaxias de tipo temprano, y sus colores observados proporcionan estimaciones fotométricas del corrimiento al rojo que reducen sustancialmente los efectos de proyección que plagaron los primeros catálogos de cúmulos ópticos [Yee & amp Gladders 2002, Koester y col. 2007]. Los estudios dinámicos y de lentes débiles muestran que la riqueza de los conglomerados se correlaciona con la masa del conglomerado [Johnston et al. 2007] y se puede utilizar para calibrar estadísticamente relaciones observables de masas. La mayoría de los bariones del cúmulo residen en gas emisor de rayos X caliente en equilibrio dinámico aproximado en el pozo de potencial de materia oscura. Dado que la luminosidad de los rayos X es proporcional al cuadrado de la densidad del gas, los grupos de rayos X son objetos de alto contraste, para los cuales la función de selección generalmente está bien determinada. Empíricamente, se ha encontrado que la luminosidad y la temperatura de los rayos X se correlacionan más estrechamente que la riqueza óptica con la masa virial [Arnaud 2005, Stanek et al. 2006].

El gas caliente en racimos también dispersa los fotones CMB a medida que pasan a través de Compton, lo que lleva al efecto Sunyaev-Zel'dovich (SZE [Sunyaev & amp Zeldovich 1970]), una distorsión medible del espectro CMB del cuerpo negro. Puede detectarse en grupos con alto corrimiento al rojo (p. Ej., [Carlstrom, Holder & amp Reese 2002]). Dado que la disminución del flujo de SZE es lineal en la densidad del gas, debería ser menos sensible a la dinámica del gas [Nagai 2006, Motl et al. 2005]. Finalmente, las lentes gravitacionales débiles se pueden utilizar tanto para detectar como para inferir las masas de los cúmulos. Dado que la lente es sensible a toda la masa a lo largo de la línea de visión, los efectos de proyección son la principal preocupación para las muestras de racimo seleccionadas por cizallamiento [Hennawi & amp Spergel 2005, White, van Waerbeke & amp Mackey 2002].

Las mediciones de rayos X o SZE también permiten mediciones de la masa de gas bariónico en grupos en combinación con las estimaciones de masa virial descritas anteriormente, esto permite estimaciones de la fracción de gas bariónico, Fgas METROB / METROnene. La relación inferida de las mediciones de rayos X / SZE depende de la distancia cosmológica porque la masa bariónica inferida, METROB DL 5/2 (rayos X) o DL 2 (SZE), y la masa total inferida de las mediciones de rayos X METROnene DL. Si los racimos son muestras representativas de materia, entonces Fgas(z) DL 3/2 o 1 debe ser independiente del corrimiento al rojo y B / METRO esto solo será cierto para la cosmología correcta [Allen et al. 2007, Rapetti y Allen 2007].

Los picos y valles que se ven en el espectro de potencia angular de la anisotropía de temperatura del CMB (ver Fig. 5) surgen de oscilaciones acústicas impulsadas por la gravedad del fluido fotón-barión acoplado en el Universo temprano. La escala de estas oscilaciones la establece el horizonte sonoro en la época de la recombinación y la distancia s que las ondas sonoras en el fluido podrían haber viajado en ese momento,

donde la velocidad del sonido Cs está determinada por la relación entre las densidades de energía bariónica y fotónica. La medición precisa de las escalas angulares de los picos acústicos por WMAP ha determinado s = 147 y # 177 2 Mpc. Después de la recombinación, los fotones y bariones se desacoplan, y la velocidad efectiva del sonido de los bariones se desploma debido a la pérdida de presión de los fotones, las ondas sonoras permanecen impresas en la distribución de bariones y, a través de interacciones gravitacionales, también en la distribución de materia oscura. Dado que la escala del horizonte sonoro proporciona una "regla estándar" calibrada por la anisotropía CMB, la medición de la escala de oscilación acústica bariónica (BAO) en la distribución de galaxias proporciona una sonda geométrica del historial de expansión.

En el espectro de potencia de la galaxia, esta escala aparece como una serie de oscilaciones con una amplitud del orden del 10%, más sutiles que las oscilaciones acústicas en el CMB porque el impacto de los bariones en el componente de materia oscura mucho más grande es pequeño. La medición de la escala BAO de la agrupación de galaxias en las direcciones transversal y de línea de visión produce mediciones de r(z) / s y de sH(z), respectivamente [Hu & amp Haiman 2003, Seo & amp Eisenstein 2003, Blake & amp Glazebrook 2003]. Los levantamientos espectroscópicos de corrimiento al rojo pueden sondear ambos, mientras que los levantamientos fotométricos son principalmente sensibles al agrupamiento transversal. Si bien la determinación de estas cantidades con precisión requiere enormes volúmenes de estudio y millones de galaxias, las simulaciones de N cuerpos sugieren que las incertidumbres sistemáticas asociadas con las mediciones de la escala de distancias BAO son más pequeñas que las de otras sondas de observación de energía oscura. Debido a que se necesita una cantidad tan grande de galaxias, las mediciones de BAO proporcionan estimaciones de distancia que son de grano grueso en el corrimiento al rojo.

Las principales incertidumbres sistemáticas en la interpretación de las mediciones de BAO son los efectos de la evolución gravitacional no lineal, de las diferencias dependientes de la escala entre el agrupamiento de galaxias y la materia oscura (sesgo) y, para los estudios espectroscópicos, las distorsiones por desplazamiento al rojo del agrupamiento, que puede cambiar las características de BAO. Los estudios numéricos hasta la fecha sugieren que el cambio resultante de la escala del pico BAO en el espectro de potencia de la galaxia está en el nivel de porcentaje o menos [Seo & amp Eisenstein 2007, Guzik, Bernstein & amp Smith 2007, Smith, Scoccimarro & amp Sheth 2007], comparable a la incertidumbre de la medición del pronóstico para estudios futuros, pero en principio predecible a partir de simulaciones de alta resolución.

La curvatura gravitacional de la luz por las estructuras del Universo distorsiona o corta las imágenes de galaxias distantes ver Fig. 14. Esta distorsión permite medir la distribución de la materia oscura y su evolución con el tiempo, probando así la influencia de la energía oscura en el crecimiento. de estructura.

La señal estadística debida a la lente gravitacional por una estructura a gran escala se denomina "cizallamiento cósmico". El campo de cizalladura cósmica en un punto del cielo se estima promediando localmente las formas de un gran número de galaxias distantes. La principal medida estadística de la cizalladura cósmica es el espectro de potencia angular de cizalladura medido en función del desplazamiento al rojo de la galaxia fuente. zs. (Se obtiene información adicional midiendo las correlaciones entre cizallas en diferentes desplazamientos al rojo o con galaxias con lentes en primer plano). El espectro de potencia angular de cizalla es [Kaiser 1992, Hu & amp Jain 2004]

donde denota el multipolo angular, la función de peso W(z, zs) es la eficiencia para la lente de una población de galaxias fuente y está determinada por las distribuciones de distancia de las galaxias fuente y lente, y PAG (k, z) es el espectro de potencia de las perturbaciones de densidad.

Al igual que con los clústeres, la sensibilidad a la energía oscura del espectro de potencia angular de corte proviene de dos factores: geometría& mdash el parámetro de Hubble, la distancia de diámetro angular y las funciones de peso y crecimiento de la estructuray mdash a través de la evolución del espectro de potencia de las perturbaciones de densidad. También es posible separar estos efectos y extraer una sonda puramente geométrica de la energía oscura de la dependencia del corrimiento al rojo de las correlaciones entre galaxias y cizalla [Jain & amp Taylor 2003, Bernstein & amp Jain 2004]. La correlación de tres puntos de la cizalladura cósmica también es sensible a la energía oscura [Takada & amp Jain 2004].

La incertidumbre estadística en la medición del espectro de potencia de corte a gran escala es [Kaiser 1992]

dónde Fcielo es la fracción del área del cielo cubierta por la encuesta, 2 (I) es la varianza en un solo componente del cortante (de dos componentes), y norteef es la densidad numérica efectiva por estereorradián de galaxias con formas bien medidas. El primer término entre paréntesis, que domina a gran escala, proviene de la varianza cósmica de la distribución de masa, y el segundo, el término de ruido de disparo resulta tanto de la varianza en las elipticidades de las galaxias ("ruido de forma") como de los errores de medición de forma debidos al ruido en las imágenes. La Fig. 15 muestra la dependencia de la energía oscura del espectro de potencia de corte y una indicación de los errores estadísticos esperados para un levantamiento como LSST, asumiendo un área de levantamiento de 15.000 grados cuadrados. y densidad de galaxias fuente efectiva de norteef = 30 galaxias por minuto de arco cuadrado.

Los errores sistemáticos en las mediciones de lentes débiles surgen de varias fuentes [Huterer et al. 2006]: estimaciones incorrectas de la cizalladura, incertidumbres en las estimaciones fotométricas del corrimiento al rojo de las galaxias, correlaciones intrínsecas de las formas de las galaxias e incertidumbres teóricas en el espectro de potencia de masas en escalas pequeñas. La causa dominante del error de medición de la forma de las galaxias en los estudios de lentes actuales es la anisotropía de la función de dispersión del punto de la imagen (PSF) causada por distorsiones ópticas y CCD, errores de seguimiento, sacudidas del viento, refracción atmosférica, etc. Restricciones geométricas en los patrones de corte que se pueden producir mediante lentes que no son respetadas por los efectos sistemáticos. Un segundo tipo de error de medición de la cizalladura surge de una mala calibración de la relación entre la forma de la galaxia medida y la cizalla inferida, que surge de una corrección inexacta de la borrosidad circular de las imágenes de galaxias debido a la visión atmosférica. Los errores fotométricos de corrimiento al rojo impactan en las estimaciones del espectro de potencia de corte principalmente a través de incertidumbres en la dispersión y sesgo de las estimaciones fotométricas de corrimiento al rojo en contenedores de corrimiento al rojo [Huterer et al. 2006, Ma, Hu y Huterer 2006]. Cualquier tendencia de las galaxias a alinearse con sus vecinas & mdash o con la distribución de masa local & mdash puede confundirse con alineaciones causadas por lentes gravitacionales, sesgando así las determinaciones de energía oscura [Hirata & amp Seljak 2004, Heymans et al. 2006]. Por último, las incertidumbres en el espectro de potencia de masa teórica a pequeñas escalas podrían complicar los intentos de utilizar el espectro de potencia de corte de alto multipolo (varios cientos) para restringir la energía oscura. Afortunadamente, las encuestas con lentes débiles deberían poder limitar internamente el impacto de tales efectos [Zentner, Rudd & amp Hu 2007].

Si bien los cuatro métodos discutidos anteriormente tienen el mayor poder probatorio, se han propuesto varios otros métodos, que ofrecen la posibilidad de verificaciones de coherencia adicionales. La prueba de Alcock-Paczynski explota el hecho de que las formas aparentes de estructuras cósmicas intrínsecamente esféricas dependen de la cosmología [Alcock & amp Paczynski 1979]. Dado que el agrupamiento espacial es estadísticamente isotrópico, la anisotropía de la función de correlación de dos puntos a lo largo y transversal a la línea de visión se ha propuesto para esta prueba, por ejemplo, utilizando el bosque Lyman-alfa [Hui, Stebbins & amp Burles 1999].

La lente débil de la anisotropía CMB por cúmulos de primer plano, en combinación con la lente de galaxias, proporciona una sonda geométrica potencial de energía oscura (por ejemplo, [Hu, Holz & amp Vale 2007]).

El efecto Integrated Sachs-Wolfe (ISW) proporcionó una confirmación de la aceleración cósmica, cf. Sección 4.1.2. ISW impacta la estructura de ángulo grande de la anisotropía CMB, pero los multipolares bajos están sujetos a una gran variación cósmica, lo que limita su poder. No obstante, ISW es ​​de interés porque puede mostrar la huella de perturbaciones de energía oscura a gran escala [Coble, Dodelson y Frieman 1997, Hu y Scranton 2004].

La radiación gravitacional de la inspiración de estrellas de neutrones binarios o agujeros negros puede servir como "sirenas estándar" para medir distancias absolutas. Si se pueden determinar sus desplazamientos al rojo, entonces podrían usarse para sondear la energía oscura a través del diagrama de Hubble [Dalal et al. 2006].

Se han propuesto ráfagas de rayos gamma de larga duración como velas estandarizables (por ejemplo, [1452003Schaefer]), pero su utilidad como indicadores de distancia cosmológica que podrían ser competitivos o complementarios a SNe Ia aún no se ha establecido [Friedman & amp Bloom 2005]. La relación tamaño angular-corrimiento al rojo para radiogalaxias dobles también se ha utilizado para derivar restricciones cosmológicas que son consistentes con la energía oscura [Guerra, Daly & amp Wan 2000]. Se ha propuesto la profundidad óptica para lentes gravitacionales fuertes (imágenes múltiples) de QSO o fuentes de radio [Fukugita et al. 1992] y se utiliza (por ejemplo, [Mitchell et al. 2005, Chae 2007]) para proporcionar evidencia independiente de la energía oscura, aunque estas medidas dependen del modelado de los perfiles de densidad de las galaxias con lentes.

Las medidas de polarización de los cúmulos de galaxias distantes, en principio, proporcionan una sonda sensible de la función de crecimiento y, por tanto, de la energía oscura [Cooray, Huterer & amp Baumann 2004]. Las edades relativas de las galaxias en diferentes corrimientos al rojo, si se pueden determinar de manera confiable, proporcionan una medida de dz/dt y, de Eq. (13), mida directamente el historial de expansión [Jimenez & amp Loeb 2002]. Las mediciones de la abundancia de arcos con lentes en los cúmulos de galaxias, si se calibran con precisión, proporcionan una sonda de energía oscura [Meneghetti et al. 2005].

Como hemos subrayado, hay muchas razones para esperar que en los primeros tiempos la energía oscura no fuera más que una pequeña fracción de la densidad de energía. La nucleosíntesis del Big Bang y la anisotropía CMB se han utilizado para probar este prejuicio, y los datos actuales ya indican que la energía oscura en los primeros tiempos no contribuye más que

Si bien el CMB proporciona restricciones cosmológicas precisas, por sí solo tiene poco poder para sondear la energía oscura (ver Fig. 17). La razón es simple: el CMB proporciona una sola instantánea del Universo en un momento en el que la energía oscura contribuyó con una pequeña parte de la densidad de energía total (una parte en 10 9 para la energía del vacío). No obstante, el CMB juega un papel de apoyo crítico al determinar otros parámetros cosmológicos, como la curvatura espacial y la densidad de la materia, con alta precisión, fortaleciendo así considerablemente el poder de los métodos discutidos anteriormente, cf. Fig. 8. También proporciona la regla estándar para mediciones BAO. Los datos de la misión Planck CMB, cuyo lanzamiento está previsto para 2008, complementarán los de los estudios de energía oscura. Si el parámetro de Hubble se puede medir directamente en mejor que un pequeño porcentaje, en combinación con Planck también proporcionaría poderosas limitaciones de energía oscura [Hu 2005].

En la sección 5.2 discutimos la posibilidad de que la aceleración cósmica pueda explicarse mediante una modificación de la relatividad general a gran escala. ¿Cómo podemos distinguir esta posibilidad de la energía oscura dentro de GR y / o probar la consistencia de GR para explicar la aceleración cósmica? Dado que la gravedad modificada puede cambiar tanto la ecuación de Friedmann como la evolución de las perturbaciones de densidad, una estrategia para probar la consistencia de GR y energía oscura como explicación de la aceleración es comparar los resultados de las sondas geométricas (historial de expansión), por ejemplo, SNe o BAO , con los de las sondas sensibles al crecimiento de la estructura, por ejemplo, agrupaciones o lentes débiles. Las diferencias entre los dos podrían ser evidencia de la necesidad de modificar GR [Knox, Song & amp Tyson 2006]. Una primera aplicación de esta idea a los datos actuales muestra que el GR estándar pasa algunas pruebas de consistencia modestas [Chu & amp Knox 2005, Wang et al. 2007].

Finalmente, cualquier modificación de la gravedad puede tener efectos observables más allá de la cosmología, y las pruebas de precisión del sistema solar pueden proporcionar importantes limitaciones adicionales (por ejemplo, [Lue, Scoccimarro & amp Starkman 2004]).

Cuatro técnicas cosmológicas complementarias tienen el poder de sondear la energía oscura con alta precisión y así avanzar en nuestra comprensión de la aceleración cósmica: Lentes gravitacionales débiles (WL) supernovas de tipo Ia (SN) Oscilaciones acústicas bariónicas (BAO) y Cúmulos de galaxias (CL). Hasta la fecha, las restricciones sobre el parámetro de ecuación de estado de energía oscura provienen de la combinación de los resultados de dos o más técnicas, por ejemplo, SN + BAO + CMB (ver Fig.8) o BAO + CMB (ver Tabla 1), en para romper las degeneraciones de los parámetros cosmológicos. En el futuro, cada uno de estos métodos, en combinación con la información de CMB que restringe otros parámetros cosmológicos, proporcionará poderosas restricciones individuales sobre la energía oscura colectivamente, deberían poder acercarse a una precisión de nivel porcentual en w en su mejor desplazamiento al rojo restringido, es decir, wpag (ver figura 17).

La Tabla 2 resume estas cuatro sondas de energía oscura, sus fortalezas y debilidades y errores sistemáticos primarios. La Fig.16 da una impresión visual del poder estadístico de cada una de estas técnicas para restringir la energía oscura, mostrando cuánto podría esperarse que cada una de ellas mejore nuestro conocimiento actual de w0 y wa en una misión espacial dedicada [Albrecht et al. 2006].


Respuestas y respuestas

Estoy tratando de construir un pronóstico de Fisher para la próxima encuesta S4 CMB. No entiendo Ver archivo adjunto 207342

qué es el C_l en esta fórmula. ¿Es H (z) y la distancia angular evaluada en Z_CMB? ¿O es una matriz de covarianza y, si es una matriz de covarianza, cómo la calculo considerando que el experimento aún no se ha realizado?

Al final quiero calcular este Ver adjunto 207343

Toda la ayuda será apreciada gracias.

Estoy tratando de construir un pronóstico de Fisher para la próxima encuesta S4 CMB. No entiendo Ver archivo adjunto 207342

qué es el C_l en esta fórmula. ¿Es H (z) y la distancia angular? ¿O es una matriz de covarianza y, si es una matriz de covarianza, cómo la calculo considerando que el experimento aún no se ha realizado?

Al final quiero calcular este Ver adjunto 207343

Toda la ayuda será apreciada gracias.

Primero, puede insertar ecuaciones directamente en este foro usando LaTeX. No es necesario adjuntar imágenes. Vea el enlace cerca de la parte inferior de la página.

Dicho esto, ## C_ ell ## es el espectro de potencia del CMB. Cada ## C_ ell ## es la varianza de los componentes (## a _ < ell m> ##) para un ## ell ## dado.Los componentes ## a _ < ell m> ## se extraen de la transformada armónica esférica de la temperatura del CMB.

Para una simulación, hay varias formas de progresar. Presumiblemente, asumiría un ## C_ ell ## subyacente, probablemente el ## C_ ell ## calculado a partir de algún modelo ## Lambda ## CDM fiducial (hay muchas piezas de software que hacen esto). Entonces hay dos fuentes de ruido en el resultado:
1. Varianza cósmica. Esto se debe al simple hecho de que cada ## C_ ell ## se calcula a partir de un número finito de ## a _ < ell m> ## modos. Hay una solución analítica simple para esto, pero también surgirá naturalmente si usa simulaciones de la temperatura CMB y toma la transformada armónica esférica de la simulación.
2. Incertidumbre experimental. Las observaciones no podrán medir cada modo ## a _ < ell m> ## exactamente, e introducirán correlaciones entre diferentes modos ## a _ < ell m> ##. Tendría que obtener una matriz de covarianza de algún tipo para la incertidumbre experimental esperada. ¿Qué información sobre la incertidumbre experimental está utilizando?

Primero, puede insertar ecuaciones directamente en este foro usando LaTeX. No es necesario adjuntar imágenes. Vea el enlace cerca de la parte inferior de la página.

Dicho esto, ## C_ ell ## es el espectro de potencia del CMB. Cada ## C_ ell ## es la varianza de los componentes (## a _ < ell m> ##) para un ## ell ## dado. Los componentes ## a _ < ell m> ## se extraen de la transformada armónica esférica de la temperatura del CMB.

Para una simulación, hay varias formas de progresar. Presumiblemente, asumiría un ## C_ ell ## subyacente, probablemente el ## C_ ell ## calculado a partir de algún modelo ## Lambda ## CDM fiducial (hay muchas piezas de software que hacen esto). Entonces hay dos fuentes de ruido en el resultado:
1. Varianza cósmica. Esto se debe al simple hecho de que cada ## C_ ell ## se calcula a partir de un número finito de ## a _ < ell m> ## modos. Hay una solución analítica simple para esto, pero también surgirá naturalmente si usa simulaciones de la temperatura CMB y toma la transformada armónica esférica de la simulación.
2. Incertidumbre experimental. Las observaciones no podrán medir cada modo ## a _ < ell m> ## exactamente, e introducirán correlaciones entre diferentes modos ## a _ < ell m> ##. Tendría que obtener una matriz de covarianza de algún tipo para la incertidumbre experimental esperada. ¿Qué información sobre la incertidumbre experimental está utilizando?

Tomaré nota de su comentario sobre el uso de LATEX en el futuro, gracias. Estoy calculando este pronóstico de Fisher para un modelo de gravedad masiva. Para las incertidumbres experimentales, estoy asumiendo una cobertura del cielo de .4, una sensibilidad de mapa de ## Delta T ## de 1 ## mu K- arcmin ##. Mi ancho de haz es ## theta_## es 3 y mi ## Delta P = 1.4 ## ## mu K ## - arcmin.

De mi libro de texto de cosmología, la fórmula para ## C_ ell ## es (1 / (2 * l + 1)) * Sum [& lt | ## a _ < ell m> ## | ^ 2 & gt, <- l, l >]. También sé qué es (## a _ < ell m> ##) pero no sé cómo calcular la fluctuación de temperatura que se expande en términos de los armónicos esféricos donde (## a _ < ell m> ## ) son los coeficientes. ¿Están determinados por la simulación de la que hablabas? ¿Hay algún código en Mathematica que haga la simulación? Si no, ¿puede indicarme la solución analítica? Estoy empezando a ver que un pronóstico de Fisher para el CMB parece un animal completamente diferente al pronóstico de Fisher para el estudio de galaxias EUCLID. Pido disculpas por no escribir la suma en Latex que estaba intentando pero no salía. Estoy tan atrasado en este proyecto. Nunca pensé que aprender Fisher Forecasting no sería nada trivial.


1. INTRODUCCIÓN

Uno de los principales desafíos de la cosmología moderna es comprender la historia de la reionización del Universo. Se han realizado numerosos intentos a este respecto para limitar la evolución de la densidad del hidrógeno neutro (para revisiones recientes, ver Barkana & amp Loeb 2001 Choudhury & amp Ferrara 2006a Fan, Carilli & amp Keating 2006). Los análisis de los espectros de absorción de cuásares sugieren que casi todo el hidrógeno se ha ionizado alrededor del corrimiento al rojo. z & lt 6 (Becker et al. 2001 Fan et al. 2002). Un conjunto diferente de restricciones proviene de las observaciones del fondo cósmico de microondas (CMB). Los fotones CMB se dispersan con electrones libres (producidos debido a la reionización) que dan como resultado la supresión de las anisotropías intrínsecas al mismo tiempo que se genera una señal de polarización a partir de esta dispersión. Mediciones de la profundidad óptica de dispersión de electrones de observaciones recientes de CMB como WMAP (Page et al. 2006 Spergel et al. 2006) implican que la reionización comenzó antes z∼ 10. Por lo tanto, de estos dos resultados parece que la reionización es un proceso extenso y complejo que ocurre en un rango de corrimiento al rojo de 6 a 15 (Alvarez et al. 2006 Choudhury & amp Ferrara 2006b). Sin embargo, existen limitaciones en el uso de estas observaciones para estudiar los detalles del proceso de reionización que se produciría en los desplazamientos al rojo ≈10. En la actualidad, no hay indicios de cuásares con corrimientos al rojo tan altos, por otro lado, la profundidad óptica de dispersión de electrones es sensible solo a la historia integral de reionización y puede no ser útil estudiar el progreso de la reionización con corrimiento al rojo. De hecho, se ha demostrado que el espectro de potencia de polarización del CMB depende débilmente de los detalles de la historia de la reionización (Haiman & amp Holder 2003 Hu & amp Holder 2003 Kaplinghat et al. 2003 Colombo 2004), aunque se podrían obtener limitaciones débiles de los próximos experimentos. como Planck. 1

Quizás la perspectiva más prometedora de estudiar la reionización en varias etapas de su progreso es mediante futuras observaciones de 21 cm (para una revisión reciente, ver Furlanetto et al. 2006). Básicamente, esto implica observar la línea de 21 cm desplazada al rojo desde el hidrógeno neutro (H i) a altos desplazamientos al rojo. La ventaja de estos experimentos radica en el hecho de que se puede rastrear la fracción de hidrógeno neutro en cualquier corrimiento al rojo deseado sintonizando apropiadamente la frecuencia de observación. La tomografía de la distribución H i utilizando observaciones de la línea de 21 cm desplazada al rojo es una de las herramientas más prometedoras para estudiar la reionización.

La posibilidad de observar una emisión de 21 cm de la formación de la estructura cosmológica fue reconocida por primera vez por Sunyaev & amp Zeldovich (1972) y luego estudiada por Hogan & amp Rees (1979), Scott & amp Rees (1990) y Madau et al. (1997) considerando tanto la emisión como la absorción frente al CMB. Más recientemente, el efecto del calentamiento del gas H i y su reionización en la señal de 21 cm ha llamado mucho la atención y se ha estudiado en detalle (Gnedin & amp Ostriker 1997 Shaver et al. 1999 Tozzi et al. 2000 Iliev et al. 2002, 2003 Ciardi & amp Madau 2003 Miralda-Escude 2003 Chen & amp Miralda-Escude 2004 Furlanetto, Sokasian & amp Hernquist 2004 Cooray & amp Furlanetto 2005 Cooray 2005 Salvaterra et al.2005 Sethi 2005 Carilli 2006 McQuinn et al.2006).

Actualmente se percibe que un análisis estadístico de las fluctuaciones en la señal de 21 cm corrida al rojo que está presente como un componente diminuto de la radiación de fondo en todas las observaciones de radio de baja frecuencia tiene el mayor potencial. Este enfoque se ha considerado en el contexto de corrimientos al rojo más bajos (Bharadwaj, Nath & amp Sethi 2001 Bharadwaj & amp Sethi 2001 Bharadwaj & amp Pandey 2003 Bharadwaj & amp Srikant 2004). Un formalismo similar también se puede aplicar a altos corrimientos al rojo para sondear la reionización y también la era previa a la reionización (Bharadwaj & amp Ali 2004, 2005 Furlanetto, Zaldarriaga & amp Hernquist 2004b He et al.2004 Loeb & amp Zaldarriaga 2004 Morales & amp Hewitt 2004 Zaldarriaga, Furlanetto & amp Hernquist 2004 Ali, Bharadwaj & amp Pandey 2005, 2006 Bharadwaj & amp Pandey 2005). Uno de los principales objetivos de los estudios de la época de reionización de 21 cm es sondear el tamaño, la distribución espacial y la evolución de las regiones ionizadas, lo que ha sido abordado por varios grupos (Furlanetto, Zaldarriaga & amp Hernquist 2004a Wyithe & amp Loeb 2004 Furlanetto, McQuinn & amp Hernquist 2006 Iliev et al.2006 Mellema et al.2006).

En el frente de la observación, actualmente se están llevando a cabo varias iniciativas. El radiotelescopio gigante de ondas métricas (GMRT 2 Swarup et al. 1991) ya está funcionando en varias bandas en el rango de frecuencia de 150-1420 MHz y puede detectar potencialmente la señal de 21 cm con altos corrimientos al rojo. Además, los próximos experimentos de baja frecuencia, como LOw Frequency ARray (LOFAR 3), Square Kilometer Array (SKA 4) y PrimevAl Structure Telescope (PAST 5), ahora han planteado la posibilidad de detectar señales de 21 cm desde niveles muy altos. corrimiento al rojo y, por lo tanto, motivó un estudio detallado del fondo esperado de 21 cm a partir del hidrógeno neutro a altos corrimientos al rojo.

Aunque la línea de 21 cm desplazada al rojo puede proporcionar una enorme cantidad de información, su detección será un gran desafío. Se espera que la señal esté muy contaminada por emisiones de radio en primer plano. Las fuentes potenciales para estos primeros planos incluyen sincrotrón y emisión libre-libre de galaxias o galaxias externas, fuentes puntuales de radio de baja frecuencia (PS) y emisión libre de electrones en el medio intergaláctico (IGM) (Oh 1999 Shaver et al. 1999 DiMatteo. Et al. al.2002 Cooray & amp Furlanetto 2004 Di Matteo, Ciardi & amp Miniati 2004). Dado que estos primeros planos son mucho más fuertes que la señal de 21 cm que surge de H i, se ha sugerido que puede ser imposible estudiar la reionización a través de tales observaciones (Oh & amp Mack 2003).

Sin embargo, ha habido varias propuestas para abordar estos primeros planos, siendo la más prometedora el uso de observaciones multifrecuencia. Se ha propuesto que el análisis multifrecuencia de la señal de radio puede ser útil para separar el primer plano (véase, por ejemplo, Shaver et al. 1999 DiMatteo. Et al. 2002 Gnedin & amp Shaver 2004 Di Matteo, Ciardi & amp Miniati 2004 Santos, Cooray & amp Knox 2005 ). De hecho, esto también ha sido observado por la mayoría de los autores que han estudiado la señal estadística de H i corrida al rojo y se han referido anteriormente. Se espera que la correlación cruzada entre la señal H i ​​a diferentes frecuencias decaiga rápidamente a medida que aumenta la separación de frecuencias (Bharadwaj & amp Ali 2005 Santos et al. 2005) mientras que se espera que los primeros planos tengan un espectro continuo y, por lo tanto, deberían correlacionarse entre ellos. frecuencias. Esta propiedad de los diferentes contaminantes de primer plano puede, en principio, utilizarse para eliminarlos de la señal esperada de 21 cm.

En este artículo, desarrollamos el formalismo para calcular el espectro de potencia angular multifrecuencia (MAPS) que se puede utilizar para analizar la señal de 21 cm de H i tanto en emisión como en absorción frente al CMB. Restringimos nuestra atención a la emisión de H i que es la situación de interés para la época de reionización. En nuestro formalismo, consideramos el efecto de las distorsiones del espacio de desplazamiento al rojo que se ha ignorado en muchos de los trabajos anteriores. Como señalaron Bharadwaj & amp Ali (2004), este es un efecto importante y puede mejorar la señal media en un 50% o más, y se espera que el efecto sea más pronunciado en el análisis de multifrecuencia. A continuación, usamos la aproximación de cielo plano para desarrollar una expresión mucho más simple de MAPS que es mucho más fácil de calcular e interpretar que el espectro de potencia angular escrito en términos de las funciones esféricas de Bessel. Adoptamos un modelo simple para la distribución H i (Bharadwaj & amp Ali 2005) que incorpora reionización en parches y lo usamos para predecir la señal esperada y estudiar sus propiedades multifrecuencia. El modelo nos permite variar propiedades como el tamaño de las regiones ionizadas y su sesgo en relación con la materia oscura. Usamos MAPS para analizar la huella de estas características en la señal H i ​​y discutir su implicación para futuras observaciones de H i.

Como se señaló anteriormente, se espera que la señal H i ​​en dos frecuencias diferentes separadas por Δν no esté correlacionada a medida que Δν aumenta. Como se señaló en Bharadwaj & amp Ali (2005), el valor de Δν más allá del cual la señal deja de estar correlacionada depende de las escalas angulares que se observan y es & lt1 MHz en la mayoría de las situaciones de interés. Una estimación previa del comportamiento multifrecuencia es extremadamente importante al planificar observaciones de H i. El ancho de los canales de frecuencia individuales establece la resolución de frecuencia sobre la cual se promedia la señal. Esto debe elegirse lo suficientemente pequeño para que la señal permanezca correlacionada con el ancho del canal. La elección de un canal de frecuencia que sea demasiado ancho terminaría promediando la señal H i ​​no correlacionada, lo que eliminaría varias características importantes de la señal y también conduciría a una degradación en la relación señal / ruido. En este contexto, también notamos que un trabajo anterior (Santos et al. 2005) asumió canales de frecuencia individuales de 1 MHz de ancho y suavizó la señal con esto antes de realizar el análisis multifrecuencia. Esto, como ya hemos señalado y estudiaremos en detalle en este artículo, es considerablemente mayor que el Δν donde la señal no está correlacionada y, por lo tanto, no es la estrategia óptima para el análisis. Evitamos tal error al no incorporar la resolución de frecuencia finita de ninguna observación realista de H i. Se supone que el análisis de este documento se utilizará para determinar el ancho de canal de frecuencia óptimo para futuras observaciones de H i. Además, es bastante sencillo introducir una ventana de frecuencia finita en nuestro resultado a través de una convolución.

El esquema de este documento es el siguiente. En la Sección 2, presentamos el formalismo teórico para calcular MAPS de la señal esperada de 21 cm considerando el efecto de H i velocidad peculiar. Los cálculos en el cielo completo y las aproximaciones de cielo plano se presentan ambos con los detalles que se dan en apéndices separados. La Sección 2.1 define varios componentes del espectro de potencia H i y la Sección 2.4 presenta el modelado de la distribución H i. Usamos estos modelos cuando hacemos predicciones para la señal H i ​​esperada. Presentamos nuestros resultados en la Sección 3 y también resumimos nuestros hallazgos. En la Sección 4. discutimos las implicaciones de extraer la señal de los primeros planos.


Astrofísica

El movimiento peculiar del sistema solar, determinado a partir de la anisotropía dipolar en la radiación de fondo de microondas cósmica (CMBR), ha dado una velocidad de $ 370 $ km s $ ^ <-1> $ a lo largo de RA $ = 168 ^ < circ> $, Dec $ = - 7 ^ < circ> $. Las determinaciones posteriores de movimiento peculiar a partir de los recuentos de números, brillo del cielo o dipolos de corrimiento al rojo observados en grandes muestras de radiogalaxias distantes y cuásares arrojaron velocidades peculiares de dos a diez veces mayores que las de CMBR, aunque en todos los casos las direcciones coincidieron con el dipolo de CMBR. Aquí presentamos una técnica novedosa para determinar el movimiento peculiar de la magnitud de desplazamiento al rojo ($ m _ < rm B> -z $) diagrama de Hubble de las supernovas de tipo Ia (SN Ia), una de las mejores velas estándar disponibles. Encontramos una velocidad peculiar $ 1.6 pm 0.4 times 10 ^ 3 $ km s $ ^ <-1> $, aproximadamente cuatro veces mayor que el valor de CMBR, a lo largo de RA $ = 173 ^ < circ> pm21 ^ < circ > $, Dec $ = 10 ^ < circ> pm19 ^ < circ> $, la dirección está dentro de $ sim 1 sigma $ del dipolo CMBR. Dado que un movimiento solar genuino no dependería del método o del conjunto de datos empleados, las grandes discrepancias observadas entre varias amplitudes de dipolos podrían implicar que estos dipolos, incluido el CMBR, podrían no pertenecer al movimiento peculiar del observador. Sin embargo, una dirección común para varios dipolos podría indicar una dirección preferida en el universo, lo que implica una anisotropía intrínseca, en violación del principio cosmológico, una piedra angular de la cosmología moderna.

Consideramos un modelo donde un campo escalar de luz (con masa $ lesssim 30 , < rm eV> $), conjeturado como materia oscura, tiene un acoplamiento no mínimo a la gravedad. En el límite no relativista, este nuevo acoplamiento introduce un término de auto-interacción en la ecuación de movimiento del campo escalar y modifica el término fuente para el campo gravitacional. Además, en el límite de acoplamiento pequeño justificado por la densidad de materia oscura observada, el sistema se reduce aún más a las ecuaciones de Gross-Pitaevskii-Poisson, que también surgen notablemente de un sistema de condensado Bose-Einstein autogravitante y autointeractivo. Derivamos predicciones de nuestro modelo sobre la formación de estructuras lineales y no lineales aprovechando esta conexión inesperada.

La Molecular Ridge en el LMC se extiende varios kiloparsecs al sur desde 30 Doradus, y contiene

30% del gas molecular en toda la galaxia. Sin embargo, el extremo sur de la Molecular Ridge está inactivo: casi no contiene formación de estrellas masivas, lo que es una disminución dramática de las regiones de formación de estrellas masivas muy activas 30 Doradus, N159 y N160. Presentamos nuevas observaciones de ALMA y APEX de la cresta molecular con una resolución tan alta como

3.9 pc) con líneas moleculares 12CO (1-0), 13CO (1-0), 12CO (2-1), 13CO (2-1) y CS (2-1). Analizamos estas líneas de emisión con nuestra nueva herramienta de ajuste no LTE multilínea para producir mapas de T_kin, n_H2 y N_CO en toda la región basados ​​en modelos de RADEX. Usando datos simulados para un rango de espacio de parámetros para cada una de estas variables, evaluamos qué tan bien nuestro método de ajuste puede recuperar estos parámetros físicos para el conjunto dado de líneas moleculares. Luego comparamos los resultados de este ajuste con los métodos LTE y X_CO para obtener estimaciones de masa y cómo las relaciones de línea se corresponden con las condiciones físicas. Descubrimos que esta herramienta de ajuste nos permite sondear más directamente las condiciones físicas del gas y estimar los valores de T_kin, n_H2 y N_CO que están menos sujetos a los efectos de la profundidad óptica y la proyección de la línea de visión que los métodos anteriores. Los valores de n_H2 ajustados muestran una fuerte correlación con la presencia de YSO y con la masa total y media de los YSO asociados. Los diagnósticos típicos de formación de estrellas, como la densidad media, la fracción de gas denso y el parámetro virial, no muestran una fuerte correlación con las propiedades de YSO.

Los estudios estelares a gran escala, junto con los desarrollos recientes en simulaciones magnetohidrodinámicas de la formación de galaxias con masa de la Vía Láctea, brindan una oportunidad incomparable para develar los procesos físicos que impulsan la evolución de la Galaxia. Desarrollamos un marco para comparar una variedad de parámetros con sus correspondientes predicciones a partir de simulaciones de manera no sesgada, teniendo en cuenta la función de selección de una encuesta estelar. Aplicamos este marco a una muestra de más de 7000 estrellas con datos astrosísmicos, espectroscópicos y astrométricos disponibles, junto con 6 simulaciones del proyecto Auriga. Encontramos que algunas simulaciones pueden producir dicotomías de abundancia en el plano $ [< rm Fe> / < rm H>] - [ alpha / < rm Fe>] $ que se ven cualitativamente similares a las observaciones. El pico de sus distribuciones de velocidad coincide razonablemente bien con los datos observados, sin embargo, predicen una cinemática más caliente en términos de las colas de las distribuciones y la dispersión de la velocidad vertical.Suponiendo que nuestra muestra de simulación es representativa de galaxias similares a la Vía Láctea, colocamos límites superiores de 2.21 y 3.70 kpc en la migración radial para poblaciones estelares jóvenes (lt 4 $ Gyr) y viejas ($ in [4, 8] $ Gyr) en el cilindro solar. La comparación entre la dispersión de metalicidad observada y simulada en función de la edad restringe aún más la migración a aproximadamente 1,97 y 2,91 kpc para las poblaciones jóvenes y ancianas. Estos resultados demuestran el poder de nuestra técnica para comparar simulaciones numéricas con conjuntos de datos de alta dimensión, y allanan el camino para usar los datos astrosísmicos TESS de campo más amplio junto con las futuras generaciones de simulaciones para restringir los modelos de subred para turbulencia, formación de estrellas y procesos de retroalimentación. .

Las próximas mediciones de la línea de 21 cm de hidrógeno neutro abrirán una nueva ventana de observación en las primeras etapas del crecimiento de la estructura, proporcionando una oportunidad única para sondear firmas cosmológicas a gran escala utilizando las señales a pequeña escala de las primeras estrellas. En este artículo evaluamos la importancia de la detección de perturbaciones de isocurvatura compensada (CIP) a partir de observaciones de la línea de hidrógeno de 21 cm durante la era del amanecer cósmico. Los CIP son modulaciones de la densidad relativa de bariones y de materia oscura que dejan la densidad total de materia sin cambios. Descubrimos que, bajo diferentes supuestos para la retroalimentación y los conocimientos adquiridos, los experimentos en curso de HERA y los próximos experimentos de bajo nivel de SKA1 proporcionarán restricciones sobre los CIP no correlacionados al nivel de $ sigma (A _ < rm CIP>) = 10 ^ <-3> - 10 ^ <-4> $, comparable a la sensibilidad de los próximos experimentos de CMB, y potencialmente superando las limitaciones de las encuestas BAO limitadas por varianza cósmica.

Presentamos resultados de textsc, una simulación cosmológica de `` zoom-in '' hidrodinámico de cuerpo de $ N $ de la formación de una galaxia del tamaño de la Vía Láctea con una resolución sin precedentes, que abarca del orden de mil millones de partículas dentro de la región refinada. La simulación emplea una implementación moderna de hidrodinámica de partículas suavizadas, que incluyen enfriamiento de línea de metal y difusión de metal y térmica. Nos enfocamos en el ensamblaje temprano de la galaxia, hasta el corrimiento al rojo $ z = 4.4 $. La galaxia simulada tiene propiedades consistentes con extrapolaciones de la secuencia principal de galaxias formadoras de estrellas a mayores desplazamientos al rojo y se nivela a una tasa de formación estelar de $ sim $ 60 $ , M _ < odot> $ yr $ ^ <-1> $ a $ z = 4,4 $. Un disco estelar rotatorio delgado y compacto con propiedades análogas a las de los sistemas de bajo corrimiento al rojo surge ya en $ z sim 8 $ -9. La galaxia desarrolla rápidamente una estructura de múltiples componentes y el disco, al menos en estas primeras etapas, no crece al revés como se informa a menudo en la literatura. Más bien, en un momento dado, las estrellas recién nacidas contribuyen a sostener un disco delgado, mientras que el disco grueso crece a partir de estrellas que se agregan principalmente a través de la acumulación y las fusiones. La cinemática refleja la presencia temprana y ubicua de un disco delgado, ya que un componente de disco estelar con $ v_ phi / sigma_R $ mayor que la unidad ya está presente en $ z sim 9 $ -10. Nuestros resultados sugieren que las observaciones espectro-fotométricas de alta resolución de galaxias con un corrimiento al rojo muy alto deberían encontrar discos giratorios delgados, en consonancia con el reciente descubrimiento de discos de gas giratorios fríos por ALMA. Finalmente, presentamos imágenes sintéticas para la cámara JWST NIRCam, que muestran cómo el primer disco sería fácilmente detectable ya en $ z sim 7 $.

Este artículo utiliza técnicas de mezcla gaussiana para diseccionar el halo estelar de la Vía Láctea (MW) en el espacio de momento angular. La aplicación a un catálogo de 5389 estrellas cerca del plano de la corriente de Sagitario (Sgr) con coordenadas de espacio de fase 6D completas suministradas por Gaia EDR3 y SEGUE devuelve cuatro componentes dinámicos independientes. El más amplio y poblado corresponde al halo MW "suave". El más estrecho y tenue contiene 40 estrellas de la corriente Orphan. Encontramos un componente con poco o ningún momento angular probablemente asociado con la subestructura GSE. También identificamos 925 estrellas y 7 cúmulos globulares con probabilidades gt90 \% $ de ser miembros de la corriente Sgr. La comparación con los modelos de cuerpos de $ N $ muestra que algunos de estos miembros trazan la continuación de las colas iniciales / finales en los hemisferios sur / norte. Las nuevas detecciones abarcan $ sim 800 ^ circ $ en el cielo, envolviendo así la galaxia < it dos veces>.

Este documento proporciona un catálogo de estrellas, cuásares y galaxias para la versión 2 de datos de la encuesta del universo local fotométrico del sur (S-PLUS DR2) en la región de Stripe 82. Mostramos que un sistema de filtro de 12 bandas (5 tipo Sloan y 7 bandas estrechas) permite un mejor rendimiento para la clasificación de objetos que el análisis habitual basado únicamente en bandas anchas (independientemente de la información de infrarrojos). Además, mostramos que nuestra clasificación es robusta frente a los valores perdidos. Utilizando fuentes confirmadas espectroscópicamente recuperadas de Sloan Digital Sky Survey DR16 y DR14Q, entrenamos un clasificador de bosque aleatorio con las 12 magnitudes S-PLUS + 4 características morfológicas. Se entrena un segundo clasificador de bosque aleatorio con la adición de las magnitudes W1 (3.4 $ mu $ m) y W2 (4.6 $ mu $ m) del Wide-field Infrared Survey Explorer (WISE). El cuarenta y cuatro por ciento de nuestro catálogo tiene contrapartes WISE y se proporciona la clasificación de ambos modelos. Logramos el 95,76% (52,47%) de pureza de los quásares, el 95,88% (92,24%) de completitud del cuásar, el 99,44% (98,17%) de pureza de estrellas, el 98,22% (78,56%) de completitud de estrellas, el 98,04% (81,39%) de galaxias pureza y 98,8% (85,37%) de integridad de galaxias para el primer (segundo) clasificador, para lo cual las métricas se calcularon en objetos con (sin) contraparte WISE. Se marcaron un total de 2.926.787 objetos que no están en nuestra muestra espectroscópica, obteniendo 335.956 quásares, 1.347.340 estrellas y 1.243.391 galaxias. De ellos, 7,4%, 76,0% y 58,4% se clasificaron con probabilidades superiores al 80%. El catálogo con clasificación y probabilidades de Stripe 82 S-PLUS DR2 está disponible para su descarga.

Presentamos la localización del Australian Square Kilometer Array Pathfinder (ASKAP) y las observaciones de seguimiento de la galaxia anfitriona de la FRB 20201124A repetida, la quinta ráfaga de radio rápida repetida (FRB) extragaláctica con un anfitrión identificado. De la espectroscopia usando el Observatorio MMT de 6.5 m, obtenemos un corrimiento al rojo de $ z = 0.0979 pm 0.0001 $, SFR (H $ alpha $) $ approx 2.1 M _ < odot> $ año $ ^ <-1> $ y metalicidad global de 12 + log (O / H) $ approx 9.0 $. Al modelar conjuntamente la fotometría MIR óptica de 12 filtros y la espectroscopía del anfitrión, inferimos una masa estelar mediana de $ approx 2 veces 10 ^ <10> M _ < odot> $, extinción interna del polvo de $ A_V approx 1-1.5 $ mag, y una edad de población estelar ponderada en masa de $ aproximadamente 5-6 $ Gyr. Al conectar estos datos a las observaciones de radio y rayos X, no podemos conciliar el comportamiento de banda ancha con una fuerte actividad de AGN y, en cambio, atribuir la fuente dominante de emisión de radio persistente a la formación de estrellas, probablemente originada en la región circumnuclear del anfitrión. El modelado también indica un componente de polvo caliente que contribuye a la luminosidad del IR medio a un nivel de $ approx 10-30 \% $. Construimos las historias de formación de estrellas y ensamblaje de masas de la galaxia anfitriona, y descubrimos que la anfitriona reunió gt90 \% $ de su masa hace 1 Gyr y exhibió una tasa bastante constante de formación de estrellas durante la mayor parte de su existencia, sin evidencia clara de ninguna estrella. -actividad de ráfaga.

El modelo tradicional de acreción del núcleo de la formación de planetas gigantes, desarrollado a partir de modelos cuasiestáticos 1D, ha sido desafiado por el descubrimiento de flujos de reciclaje entre la envoltura planetaria y el disco que pueden ralentizar o detener la acreción de la envoltura. Realizamos simulaciones hidrodinámicas de radiación 3D con una compilación de opacidad actualizada para modelar la envolvente del proto-Júpiter. Para aislar los efectos 3D de la convección y el reciclaje, simulamos tanto sobres esféricos aislados como sobres incrustados en discos. Las envolventes se calientan a velocidades determinadas para lograr estados estables, lo que permite comparaciones con modelos 1D. Variamos las propiedades de la envolvente para obtener soluciones tanto radiativas como convectivas. Usando un escalar pasivo, observamos un reciclaje masivo significativo en la escala de tiempo orbital. Para una envoltura radiativa, el reciclaje solo puede penetrar hasta $ sim.1-0.2 radios de Hill, mientras que para una envoltura convectiva, el movimiento convectivo puede `` dragar '' la parte más profunda de la envoltura para que se recicle toda la envoltura simulada. eficientemente. Este reciclaje, sin embargo, solo tiene efectos limitados sobre la estructura térmica de los sobres. La envoltura radiativa incrustada en el disco tiene estructuras idénticas a la envoltura aislada. Las envolturas convectivas también son similares, siguiendo las adiabáticas, excepto por una densidad ligeramente mayor cuando la envoltura está incrustada en un disco. Introducimos un enfoque 1D modificado que puede reproducir completamente nuestras simulaciones 3D en los límites radiativo y convectivo. Con nuestra opacidad actualizada, ecuación de estados y modelos 1D, recalculamos la acumulación de envoltura de Júpiter con un núcleo de 10 $ M _ < oplus> $. De acuerdo con el trabajo anterior, la escala de tiempo para la acumulación descontrolada es más corta que la vida útil del disco.

Llevamos a cabo nuevas observaciones de CO ($ J $ = 2-1) hacia el remanente de supernova de morfología mixta (SNR) W49B con el Atacama Large Millimeter / submillimeter Array (ALMA). Encontramos que las nubes de CO a $ sim $ 10 km s $ ^ <-1> $ muestran una buena correspondencia espacial con el continuo de radio de sincrotrón, así como una capa deformada por rayos X. La masa masiva de las nubes moleculares representa la parte occidental de la capa, no la capa este, donde el infrarrojo cercano H Comprender mejor los factores en $ C_l $ en el espectro de potencia angular y la relación con el espectro de potencia de la materia - Astronomía, [nobr] [H1toH2 ]


Ver el vídeo: Breaking Down the Anisotropy Maps (Enero 2022).