الفلك

استنتاج مسافة أقرب مجرة ​​مجاورة من التعبير عن الارتباط ومتوسط ​​كثافة المجرة

استنتاج مسافة أقرب مجرة ​​مجاورة من التعبير عن الارتباط ومتوسط ​​كثافة المجرة

كان المنشور الأصلي حول تبادل الفيزياء ولكني أفضل نقله هنا:

أحاول تقدير مسافة أقرب مجرة ​​مجاورة مع معرفة التعبير عن عدد الجيران $ text {d} N $ في الحجم $ text {d} V $، متوسط ​​الكثافة $ n_ نص {gal} $ ودالة الارتباط ، أي بهذا التعبير:

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

مع $ xi (r) = bigg ( dfrac {r} {r_ {0}} bigg) ^ {- gamma} quad text {with} quad gamma ، sim ، 1.77 quad text {and} ، r_ {0} ، sim ، 5 ، text {Mpc} $.

يجب أن أدق هذا التعبير عن $ xi (r) $ صالح لـ $ r $ ما بين 0.5 $ ، text {and} ، 10 ، text {Mpc} $

آخذ في حسابي القيمة التالية لـ $ n _ { text {gal}} = 0.0420 ، text {h} ^ {- 3} ، text {Mpc} ^ {- 3} $ : حاولت اختيار قيمة نموذجية لهذه الكثافة ولكنها تعتمد على المقياس الذي نعتبره (مجموعة المجرات ، الكتلة الفائقة ، المقاييس الكبيرة جدًا ...) ، لذلك ربما لا تركز على هذه القيمة.

ما يهمني هو وجود عناصر للإجابة على السؤال التالي: كيف يمكنني استنتاج مسافة أقرب مجرة ​​منا؟

التحديث 1: ربما ينبغي أن آخذ الحد الأدنى من الصلاحية لتعريف $ xi (r) $، بمعنى آخر $ r = 0.5 ، text {Mpc} $ و حينئذ:

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

لذلك كان لدي:

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

ولكن عن طريق أخذ $ r = 0.5 ، text {Mpc} $، أنا موجود بالفعل مثل أقرب الجيران $ r = 0.5 ، text {Mpc} $أليس كذلك؟

هل هذا المنطق صحيح؟

نرحب بأي مساعدة


استنتاج مسافة أقرب مجرة ​​مجاورة من التعبير عن الارتباط ومتوسط ​​كثافة المجرة - علم الفلك

معهد في. جي فيسنكوف للفيزياء الفلكية ، ألماتي ، كازاخستان

البريد الإلكتروني: [email protected]، [email protected]

تم استلامه في 29 يونيو 2012 المنقح في 4 أغسطس 2012 وتم قبوله في 15 أغسطس 2012

الكلمات الدالة: تباين المحور الرئيسي للكون معامل التباطؤ

الغرض: الوصف النظري لعدم تناسق مخططات هابل وحساب تباين ظاهرة معامل التباطؤ ، والذي اكتشفه مؤخرًا R.-G. تساي و Z.-L. تو. الطريقة: للقيام بذلك تم جذب مفاهيم دوران الكون ونموذج المكون المكون من عنصرين. النتيجة: نتيجتنا يرتبط ارتباطًا وثيقًا (حالة مؤشر الحجم الأعلى) بالقيمة التي تم الحصول عليها في [1]. الأهمية: تعطي نتيجة المقال أساسًا جديدًا لوجود محور دوران الكون.

أدى اكتشاف التوسع المتسارع للكون من خلال ملاحظات المستعرات الأعظمية البعيدة [2،3] إلى تحفيز أعداد كبيرة من المقالات التي تم فيها تفسير هذا التأثير ليس فقط في إطار النسبية العامة ولكن من وجهات النظر النظرية الأخرى أيضًا. في الواقع ، في [4] تم اعتبار الحالة متباينة الخواص لمعادلة الطاقة المظلمة للحالة في [5] تم البحث في تباين التسارع الكوني في إطار الجاذبية الموازية العامة في [6] للمتغير الواحد من 5 أبعاد الزمكان غير المتجانس وجد أن التسارع متباين الخواص في [7] تباين التباطؤ تم اعتباره من خلال استخدام الديناميكا الكهربائية من نوع Born-Infeld للمادة الباريونية ، وبعض المحاولات الأخرى [8-11].

بشكل منفصل عن المتغيرات السابقة ، من الضروري ذكر المقالة الأساسية [12] خاصةً حيث تم البحث عن عدم تناسق مخططات هابل لنصفي الكرة الأرضية الشمالي والجنوبي. (تذكر أن مخطط هابل يصف في التقريب الأول التناسب الخطي بين مسافة المجرة وانزياحها الأحمر. لاحقًا وجد أن السرعة التي تتحرك بها مجرة ​​بعيدة عنا يجب أن تزداد بشكل دائم بمرور الوقت ، أي عامل المقياس الكوني له مشتق ثانٍ موجب ، بينما معامل التباطؤ سالب.) لا يمكن تفسير عدم التناسق هذا ، وفقًا للمؤلفين ، من خلال الحركة الغريبة للمراقب ، ولكن على الأرجح يرجع ذلك إلى أي تدفق سائب على طول الاتجاه ((l، b) = (,)) في وجود الكون كما ورد سابقًا في المقالة [13 ، 14]. مؤخرًا R.-G. تساي و Z.-L. حدد Tuo [1] هذا الاتجاه بدقة أكبر ((ل ، ب) =,)

ووجدت أقصى تباين لمعامل التباطؤ.

من الواضح أن هذه النتائج يمكن تلخيصها على النحو التالي - كوننا متباين الخواص في الواقع ويمتلكه أي محور فضاء رئيسي. هذا هو السبب في أن معامل التباطؤ الكوني سيكون متباين الخواص ، ويجب أن يعتمد أيضًا على اتجاه الفضاء الرئيسي بطريقة محددة. تتطلب هذه البيانات الأساس النظري لاعتماد الاتجاه لظاهرة معامل التباطؤ الكوني.

2. المعادلات الكونية الأساسية

بحثنا نبدأ من النتائج المعروفة. المقياس المتناحي الموحد للكون المسطح بالفضاء () لديك النموذج القياسي

(1)

معادلات أينشتاين لعامل القياس نكون

(2)

(3)

(4)

يمكن استنتاج هذه المعادلات ومن ميكانيكا نيوتن بالطريقة التالية. دعونا ننظر في الحجم الكروي لنصف القطر حيث تركز أي مادة ذات كثافة ومع توزيع سرعة هابل

(5)

في الإطار المرجعي غير المتحرك ، تكون معادلة حركة جسيم المسبار الذي يقع على سطح هذا المجال ، بالشكل المعتاد

(6)

صنع تحول تولمان المعروف، مما يسمح بمراعاة تأثير الضغط على معادلة الحركة ، ووضعها في (6) نحصل على المعادلة (2). بعد ذلك ، يتم ضرب الجانبين الأيمن والأيسر لـ (6) في نحصل على المعادلة (3) المرتبطة بـ (6) بقانون حفظ الطاقة (4) [15].

في المقالة [16] تبين أن الفراغ الكوني لا ينتج فقط تمدد الكون ولكن دورانه أيضًا. هنا يتم إعادة إنتاج النتائج الرئيسية لهذه المقالة بإيجاز.

لنبدأ بالبحث عن الحركة الدورانية للمجرات الناتجة عن قوة الفراغ المضادة للجاذبية فقط. تم اختيار المجرة البيضاوية كنموذج لفحص نوع المجرة. بالنسبة لهذا الشكل من المجرة ، تكون معادلات الحركة الدورانية

(7)

في (7) هو أول جزء لا يتجزأ من الحركة الدورانية ، أي. يصف مكون السرعة الزاوية فيما يتعلق بالزخم المحدد- C. بعد ذلك ، عند استنتاج (7) ، تم طرح شرط أن السرعة الزاوية للمجرة صغيرة جدًا. سمح هذا بإهمال مكونات السرعة الزاوية التربيعية والتسارع الزاوي المقابل. وأخيرًا ، تم افتراض أن الجهد التعسفي في (7) يساوي جهد الفراغ، أين

(8)

أظهر تحليل المعادلة (7) أن حل تطور زاوية بادئة هو. بناءً على هذه النتيجة ، من السهل حساب السرعة الزاوية للمجرة الإهليلجية الموجودة حولها محور. بالنسبة لهذه الحالة الشرط التالي يحدث ، من الوحدة النمطية لها

(9)

يصف هذا التعبير السرعة الزاوية التي تكتسبها المجرة بسبب القوة المضادة للجاذبية الفراغية.

الاعتراف ويضع ذلكنجد. لذلك ، سيكون حجمه الأقصى تحت الشرط. ثم يبسط التعبير عن السرعة الزاوية للفراغ ويأخذ الشكل

(10)

يفسر هذا التعبير على أنه السرعة الزاوية الدنيا في الكون التي تمتلك جسمًا عشوائيًا بسبب وجود الفراغ. قيمتها العددية الحالية هي. ومن ثم ، فإن الفراغ يخلق السرعة الزاوية الأولية المتطابقة لجميع الأجسام الكونية ، بما في ذلك الكون نفسه.

في المراحل الأولى من تطور الكون ، على سبيل المثال في عصر عدم تناسق الباريون عندما كانت كثافة الفراغ من أجل السرعة الزاوية تحدث متساوية. في بدايات الكون عندما كانت كثافة الفراغ -، السرعة الزاوية للكون هي. هذا الحجم يساوي عمليا نتيجة المقال [17] ، والذي تم إجراؤه في إطار نظرية النسبية العامة ().

من الآن فصاعدًا ، من هذه التحقيقات نحصل على الاستنتاج التالي - دوران الكون يؤدي إلى اختيار الاتجاه الرئيسي في الفضاء ، ويمكن تسميته بمحور دوران الكون. (مارك ، هذا القياس على طول هذا المحور يعطي فقط معلمة هابل للكون المنتظم ، لأنه في الاتجاهات العمودية ، تعمل قوى Carioles وقوى الطرد المركزي أيضًا).

4. تأسيس اعتماد اتجاه معامل التباطؤ الكوني

لإثراء هدفنا ، الذي تمت صياغته في القسم 1 ، ضع هذه المسافة

(11)

أين هي المسافة في الفضاء المنتظم ، بينما- إضافة صغيرة (مصطلح مضطرب) لوصف تباين الفضاء المحتمل. بوضع (11) في المعادلة النيوتونية (6) نحصل على المعادلة

(12)

يمكن أن يتحلل إلى جزأين ، بسهولة: الجزء الرئيسي

(13)

(14)

سيتم اعتبار هذه المعادلات لاحقًا على أنها مستقلة عن بعضها البعض.

إجراء تحول تولمان المذكور أعلاه والتعويض عنها في (13) نجد المعادلة

(15)

في حالة الفراغ (,) يتبع النظام التضخمي للكون التوسع من (15) على الفور -

(16)

إنه يؤدي إلى قانون توسع هابل

(17)

وإلى التسارع المقابل

(18)

الآن فكر في المعادلة (14). افترض ذلك في هذه المعادلة، أين هي كثافة المادة الباريونية. ضغط مادة الباريونيك دعنا يساوي الصفر ، من أجل البساطة. يعني الشرط الأخير النظر في وجود مادة مكونة من عنصرين - الفراغ الكوني والغبار الباريوني - في الكون ، والتي لا تتفاعل مع بعضها البعض في التقريب الرئيسي.

من خلال تقديم التعيين، من (14) يتبع

(19)

تمتلك هذه المعادلة من النوع التذبذب جذرين

(20)

أنها تؤدي إلى وجود اثنين من الاضطراب (بالنسبة إلى (17)) سرعات

(21)

واثنين من التسارع المقابل

(22)

من وجهة النظر المادية (20) - (22) تعني أن وجود مادة الغبار الباريوني يخلق تدفقات متقابلة للفضاء تنتشر على خلفية توسيع وتسريع "تدفق فراغ هابل" على طول محور دوران الكون (انظر القسم 3). هذا هو السبب في أنه من الممكن كتابة تعبيرات المسافة الكلية والسرعة والتسارع لأي جسيم مسبار (مجرة)

(23)

وبالتالي فإن معامل التباطؤ الكوني q بدقة لا تزيد عن هو

(24)

استنادا إلى تعاريف و نقدم المعامل الجديد. كما في وحدة الكثافة الحرجة وكثافة الفراغ، معامل في الرياضيات او درجة، من الآن فصاعدا.

من (24) يمكن إيجاد فرق التسارع النسبي بين تدفقات باريونية فيما يتعلق بـ "تدفق الفراغ هابل" -

(25)

بافتراض ذلك للعصر الحديث نحصل عليه تقريبًا. ومن ثم ، فإن الحد الأول في الجانب الأيمن من (25) يميل إلى 1.2 ، بينما المصطلح الثاني يميل إلى الصفر. وبالتالي،

(26)

بناء على افتراضنا، الذي قيل سابقًا ، قد نضع أنه سيكون مرضيًا إذا كانت النسبة . هذا يؤدي إلى التقدير هذا في علاقة جيدة (حالة مؤشر الحجم الأعلى) مع القيمة في 1].

من بيانات الرصد تم تحديد عدم تناسق مخططات هابل لنصفي الكرة الأرضية الشمالي والجنوبي [13 ، 14]. علاوة على ذلك ، تم تقدير تباين الفضاء لظاهرة معامل التباطؤ ، والذي تم بواسطة R.-G. تساي و Z.-L. تو. تتطلب هذه الحقائق الأساس النظري المناسب ، وبالتالي.

للقيام بذلك ، تم جذب مفاهيم الدوران الفراغي للكون ونموذج المكونين المستقلين (الفراغ الكوني والغبار الباريوني). نتيجتنا حول ظاهرة التباين في حساب معامل التباطؤ -- في علاقة جيدة

(حالة مؤشر الحجم الأعلى) بالقيمة

، والتي تم تقييمها في [1].

أود أن أعرب عن امتناني لوزارة التعليم والعلوم ، جمهورية كازاخستان لدعمها هذا البحث في إطار برنامج الميزانية 055 ، البرنامج الفرعي 101 "منح تمويل للباحثين العلميين".

كما أشكر المراجع على اقتراحاته المدروسة لتوضيح محتوى المقالة.


استنتاج مسافة أقرب مجرة ​​مجاورة من التعبير عن الارتباط ومتوسط ​​كثافة المجرة - علم الفلك

إن الأدبيات المتعلقة بالاختبارات الكونية هائلة مقارنة بما كانت عليه قبل عقد من الزمان فقط ، وهي آخذة في الازدياد. مراجعنا لهذه الأدبيات أقل بكثير مما ورد في ثانية. ثالثًا ، استنادًا إلى مبدأ أنه بغض النظر عن مدى اكتمال القائمة ، ستكون قديمة بحلول وقت نشر هذه المراجعة. للسبب نفسه ، لا نحاول تقديم أفضل القيم للمعلمات الكونية بناءً على توافقها المشترك مع المجموعة الكاملة من القياسات الحالية. سيستمر الموقف في التطور مع تحسن القياسات ، وأفضل طريقة لمتابعة أحدث التطورات على مستوى الحموضة الفلكية. نحن نعتبر أن مهمتنا هي النظر في ما تختبره الاختبارات ، ولتقييم الاتجاهات التي يبدو أن النتائج تقودنا إليها. يدفعنا هذا الأخير إلى العودة عدة مرات إلى نتيجتين تبدو آمنة لأنهما تم فحصهما جيدًا بواسطة خطوط أدلة مستقلة ، على النحو التالي.

أولاً ، في الحالة الحالية للاختبارات ، تعد المجرات المختارة بصريًا أدوات تتبع كتلة مفيدة. ونعني بذلك الافتراض بأن المجرات المرئية تتبع الكتلة لا تقلل بشكل خطير من دقة تحليلات الملاحظات. سيتغير هذا مع تحسن القياسات ، بالطبع ، لكن الحالة جيدة بما يكفي الآن لدرجة أننا نشك في أن الدليل سيستمر على أن المجرات المختارة بصريًا هي مؤشرات جيدة لمكان معظم الكتلة في العصر الحالي. ثانيًا ، كثافة الكتلة في المادة أقل بكثير من قيمة أينشتاين دي سيتر الحرجة. القضية مقنعة لأنها مدعومة بالعديد من خطوط الأدلة المختلفة (كما تم تلخيصها في الجزء الرابع ج). يمكن أن يتم اختراق كل منها من خلال خطأ منهجي ، بالتأكيد ، ولكن يبدو أنه من غير المرجح أن تكون الأدلة متسقة للغاية ولكنها مضللة. يعد الحكم على نطاق القيم المحتملة لكثافة الكتلة أكثر صعوبة. تقديرنا ، بناءً على القياسات التي نثق بها كثيرًا ، هو

وسنضع القيمة المركزية في م 0 0.25. يُقصد بالسبريد بمعنى اثنين من الانحرافات المعيارية: سوف نتفاجأ عندما نجد م 0 خارج هذا النطاق.

وتجدر الإشارة إلى العديد من قرارات السياسة الأخرى. الأول هو أننا لا نعلق على الاختبارات التي تم النظر فيها ولكن لم يتم تطبيقها بعد في حملة كبيرة من القياسات. من الأمثلة التي نوقشت على نطاق واسع مقارنة Alcock and Paczynski (1979) للعمق والعرض الواضحين لنظام من حجمه الزاوي وعمقه في الانزياح الأحمر.

في تحليلات اختبارات النماذج لتطوير كثافة الطاقة المظلمة ، توصي البساطة باستخدام معلمات XCDM بمعامل ثابت واحد ثX، كما يتضح من العدد الكبير من الأوراق الحديثة حول هذا النهج. لكن الفيزياء الأكثر اكتمالًا توصي بنموذج المجال القياسي مع إمكانات قانون القدرة العكسية. يتضمن ذلك استجابة التوزيع المكاني للطاقة المظلمة لمجال الجاذبية الغريب. وبالتالي فإن تعليقاتنا على كثافة الطاقة المظلمة المتغيرة يتم ترجيحها بشكل أكبر لنموذج المجال القياسي أكثر مما هو الحال في الأدبيات الحديثة.

يظهر الانحراف الثقالي للضوء ليس فقط كأداة في الاختبارات الكونية ، مثل عدسات الجاذبية ، ولكن أيضًا كمصدر للخطأ المنتظم. تعمل الانحرافات الثقالية الناتجة عن تركيزات الكتلة على تكبير صورة المجرة على طول خط الرؤية حيث تكون كثافة الكتلة أكبر من المتوسط ​​، وتقلل من الزاوية الصلبة للصورة عندما تكون كثافة الكتلة على طول خط الرؤية منخفضة. تتناسب كثافة تدفق الطاقة المرصودة مع الزاوية الصلبة (لأن سطوع السطح ، erg cm -2 s -1 ster -1 Hz -1 ، يتم حفظه عند الانزياح الأحمر الثابت). يمكن أن يكون التحديد متحيزًا في كلتا الحالتين ، من خلال تأثير التكبير أو عن طريق التعتيم بواسطة الغبار الذي يميل إلى مصاحبة الكتلة. 70 عندما تكون الاختبارات أكثر دقة ، سيتعين علينا تصحيحها لهذه التحيزات ، من خلال نماذج لتوزيع الكتلة (كما في بريمادي وآخرون ، 2001) ، وقياسات القص الثقالي المصاحب لأشكال صور المجرات. لكن يبدو أن التحيزات صغيرة ولن تتم مناقشتها هنا.

وأخيرًا ، نظرًا لتحسين الاختبارات الكونية ، فإن التطبيق المرضي سيتطلب توافقًا مشتركًا لجميع المعلمات مع جميع القياسات والقيود ذات الصلة. حتى وقت قريب ، كان من المنطقي فرض شروط مسبقة ، وأشهرها الأمل في أنه إذا لم يتم وصف الكون جيدًا بواسطة نموذج أينشتاين-دي سيتر ، فمن المؤكد أنه إما أن يكون صغيرًا بشكل مهم أو أنه قد يتم إهمال انحناء الفضاء. نشك في أن الأغلبية في المجتمع لا تزال تتوقع أن هذا صحيح ، على أساس حجة الصدف في Sec. IIB.2 ، ولكن سيكون من المهم معرفة ما ينتج عن النوبات المشتركة لكليهما م 0 و 0، فضلا عن جميع المعلمات الأخرى ، كما أصبحت الممارسة الحالية. تعتبر مناقشة الاختبار تلو الأخرى مفيدة لفرز الفيزياء وعلم الفلك ، ونعتقد أنها ليست النموذج الأولي للأجيال القادمة من التطبيق الدقيق للاختبارات.

ملاحظاتنا مرتبة حسب تقديراتنا للاعتماد على النموذج.

نحن في بحر من الإشعاع مع طيف قريب جدًا من Planck at تي = 2.73 كلفن ، وخواص الخواص لجزء واحد من 10 5 (بعد التصحيح للمصطلح ثنائي القطب الذي يتم تفسيره عادةً على أنه نتيجة حركتنا بالنسبة إلى إطار الباقي المحدد بواسطة الإشعاع). 71 يشير الطيف الحراري إلى الاسترخاء الحراري ، حيث يجب أن يكون العمق البصري كبيرًا على مقياس طول هابل ح0 -1. نحن نعلم أن الفضاء الآن قريب من الشفافية عند الأطوال الموجية لهذا الإشعاع ، لأن المجرات الراديوية تُلاحظ عند انزياح أحمر مرتفع. وهكذا يجب أن يكون الكون قد تمدد من حالة مختلفة تمامًا عن الآن ، عندما كان أكثر سخونة ، وكثافة ، وسميكًا بصريًا. هذا دليل قوي على أن كوننا يتطور.

يعتمد هذا التفسير على الفيزياء المحلية التقليدية ويتحقق منها مع وصف متري واحد للزمكان. في ظل هذه الافتراضات ، فإن تمدد الكون يحافظ على الطيف الحراري ويبرد درجة الحرارة إلى 72

أشار Bahcall and Wolf (1968) إلى أنه يمكن للمرء اختبار هذه العلاقة بين درجة الحرارة والانزياح الأحمر من خلال قياسات درجات حرارة الإثارة لأنظمة خطوط امتصاص البنية الدقيقة في سحب الغاز على طول خطوط رؤية الكوازار.ومع ذلك ، فإن التصحيحات الخاصة بالإثارة الناتجة عن الاصطدامات ومجال الإشعاع المحلي دقيقة ، وربما لم يتم فرزها بالكامل بعد (كما تمت مناقشته بواسطة Molaro et al. ، 2002 ، والمراجع الواردة فيه).

إشعاع الخلفية الكونية الحرارية 3 K هو حجر الزاوية في علم الكونيات الحديث ، لكن وجوده لا يختبر النسبية العامة.

أفضل دليل على أن تمدد الكون وتبريده يعود إلى الانزياح الأحمر العالي هو نجاح النموذج القياسي لأصل الديوتيريوم ونظائر الهيليوم والليثيوم ، من خلال التفاعلات بين الإشعاع واللبتونات والنواة الذرية مع توسع الكون و يبرد من خلال درجة الحرارة تي

10 10. المعلمة الحرة في النموذج القياسي هي كثافة عدد الباريونات الحالية. يفترض النموذج أن الباريونات موزعة بشكل موحد عند انزياح أحمر مرتفع ، لذا فإن هذه المعلمة مع درجة حرارة الإشعاع الحالية المعروفة تحدد كثافة رقم الباريونات كدالة لدرجة الحرارة ودرجة الحرارة كدالة للوقت. هذا الأخير يتبع من معدل التوسع Eq. (11) ، والتي في عصر تكوين عنصر الضوء يمكن كتابتها كـ

حيث كثافة الكتلة ص تحسب الإشعاع ، وهو الآن في تي = 2.73 كلفن والنيوترينوات المرتبطة بها ه & # 177 زوجًا. الانحناء والمصطلحات غير مهمة ، ما لم تتغير كثافة كتلة الطاقة المظلمة بسرعة كبيرة.

تشير التحليلات المستقلة لمدى وفرة العناصر المقاسة ، المصححة للتوليف والتدمير في النجوم ، بواسطة Burles و Nollett و Turner (2001) و Cyburt و Fields و Olive (2001) إلى

كلاهما بحد ثقة 95٪. تحليلات أخرى بواسطة Coc et al. (2002) و Thuan and Izotov (2002) ينتج عنه نطاقات تقع بين اثنين من Eq. (62). قد يكون الاختلاف في القيم مؤشرًا مفيدًا لشكوك عدم اليقين المتبقية ، فهو في الغالب نتيجة لاختيار النظائر المستخدمة لتقييد ب 0 ح 2. بورليز وآخرون. (2001) استخدام وفرة الديوتيريوم ، Cyburt et al. (2001) تفضل قياسات الهيليوم والليثيوم ، وتستخدم المجموعتان الأخريان مجموعات أخرى من الوفرة. معادلة. (62) يتوافق مع نطاق الملخص ، 0.0095 ب 0 ح 2 0.023 بنسبة ثقة 95٪ ، من فيلدز وساركار (2002).

الباريونات التي لوحظت عند الانزياح الأحمر المنخفض ، في النجوم والغاز ، تصل إلى (فوكوجيتا ، هوجان ، وبيبلز ، 1998)

من المعقول أن يكون الفرق بين المعادلات. (62) و (63) في بلازما باردة مع درجة حرارة تي

100 فولت ، في مجموعات من المجرات. من الصعب تقييد فكرة وجود قدر أكبر من البلازما الباردة في الفراغات الكبيرة بين تراكيز المجرات. قيد أكثر مباشرة ولكن أكثر دقة في نهاية المطاف ب 0، من تباين الخواص لإشعاع الخلفية الكونية الحرارية الكونية 3 K ، تمت مناقشته في الاختبار (11).

من السهل تخيل المضاعفات ، مثل الانتروبيا غير المتجانسة لكل باريون ، أو في فيزياء أمثلة النيوترينوات التي يمكن تتبعها من خلال Abazajian و Fuller و Patel (2001) و Giovannini و Keih & # 228nen و Kurki-Suonio (2002). يبدو من الصعب تخيل أن نظرية أكثر تعقيدًا ستعيد إنتاج التنبؤات الناجحة للنموذج البسيط ، لكن الطبيعة تخدعنا في بعض الأحيان. وبالتالي قبل أن نستنتج أن نظرية وفرة عنصر الضوء قبل النجمي معروفة ، بصرف النظر عن إضافة المنازل العشرية إلى المقاطع العرضية ، فمن الأفضل الانتظار ورؤية ما تعلمناه من تطورات في فيزياء تكوين الباريوجين والنيوترينوات.

كيف يتم التحقيق في النسبية العامة؟ الجزء الوحيد من الحساب الذي يعتمد تحديدًا على هذه النظرية هو مصطلح الضغط في كثافة كتلة الجاذبية النشطة ، في معادلة معدل التمدد (8). إذا لم يكن لدينا النسبية العامة ، فقد تكون الصورة النيوتونية البسيطة قد دفعتنا لكتابة / أ = - 4 جي ص / 3 بدلا من المعادلة. (8). مع ص

1 / أ 4 ، حسب الاقتضاء نظرًا لأن معظم الكتلة نسبية تمامًا عند الانزياحات الحمراء لإنتاج عنصر الضوء ، فإن هذا سيتنبأ بوقت التوسع أ / هي 2 1/2 ضعف التعبير القياسي (ذلك من المعادلة [61]). وقت التمدد الأكبر سيحافظ على نسبة كثافة عدد النيوترون إلى البروتون قريبة من تلك الموجودة في التوازن الحراري ، ن/ص = ه -Q / kT أين س هو الفرق بين كتلة النيوترون والبروتون ، لخفض درجة الحرارة. سيسمح أيضًا بمزيد من الوقت للاضمحلال الحر للنيوترونات بعد كسر التوازن الحراري. كلا التأثيرين يقللان من وفرة 4 He الأخيرة. ستؤدي زيادة عامل 2 1/2 في وقت التمدد إلى تقليل وفرة الهليوم بالكتلة إلى ص

0.20. هذا أقل بكثير مما لوحظ في الكائنات ذات أدنى وفرة من العناصر الثقيلة ، وبالتالي يبدو أنه مستبعد (Steigman ، 2002). 73 أي أن لدينا دليلًا إيجابيًا على التعبير النسبي لكثافة كتلة الجاذبية النشطة عند الانزياح الأحمر ض

الوقت المتوقع للتوسع من بداية الكون إلى الانزياح الأحمر ض هو

أين ه(ض) في المعادلة. (11). إذا كان = 0 فإن العمر الحالي هو ر0 & lt ح0 -1. في نموذج أينشتاين دي سيتر ، يكون العصر الحالي ر0 = 2 / (3ح0). إذا كانت كثافة الطاقة المظلمة كبيرة ومتطورة ، فيمكننا كتابة = 0 F (ض) ، حيث يتم تطبيع وظيفة الانزياح الأحمر إلى F (0) = 1. ثم ه(ض) يعمم على

في معاملات XCDM مع ثابت ثX (مكافئ [45]) ، F (ض) = (1 + ض) 3 (1 + ثX). أولسون وجوردان (1987) يقدمان أول مناقشة وجدناها ح0 ر0 في هذه الصورة (قبل أن تحصل على الاسم). في النماذج الميدانية العددية ، F (ض) بشكل عام يجب أن يتم تقييمها عدديًا الأمثلة الموجودة في Peebles and Ratra (1988).

التصحيح النسبي لكثافة كتلة الجاذبية النشطة (مكافئ [8]) ليس مهمًا عند الانزياحات الحمراء التي يمكن من خلالها ملاحظة المجرات وتقدير أعمار مجموعات نجومها. عند الانزياح الأحمر المرتفع بشكل معتدل ، حيث يهيمن مصطلح المادة غير النسبية ، فإن المعادلة. (64) تقريبًا

أي أن أعمار مجموعات النجوم عند الانزياح الأحمر العالي هي مسبار مثير للاهتمام م 0 لكنها ليست حساسة للغاية لانحناء الفضاء أو لكثافة الطاقة المظلمة شبه الثابتة. 74

تشير التحليلات الحديثة لأعمار النجوم القديمة 75 إلى أن وقت التوسع يقع في النطاق

بنسبة ثقة 95٪ ، مع قيمة مركزية ر0 13 جير. بعد Krauss and Chaboyer (2001) ، أضافت هذه الأرقام 0.8 Gyr إلى عصور النجوم ، وفقًا لافتراض أن تشكيل النجوم بدأ في موعد لا يتجاوز ض = 6 (مكافئ [66]). إضافة ساذجة في التربيع إلى عدم اليقين في ح0 (مكافئ [6]) يشير إلى أن معلمة العمر بلا أبعاد تقع في النطاق

بنسبة ثقة 95٪ ، مع قيمة مركزية ح0 ر0 0.89. يسود عدم اليقين هنا ذلك في ر0. في نموذج CDM المسطح مكانيًا (K0 = 0) ، مكافئ. (68) يترجم إلى 0.15 م 0 0.8 ، مع قيمة مركزية م 0 0.4 في النموذج المفتوح مع 0 = 0 ، القيد هو م 0 0.6 مع القيمة المركزية م 0 0.1. في حالة الطاقة المظلمة للمجال القياسي لقانون الطاقة المعكوس (ثانية. II.C) مع مؤشر قانون الطاقة = 4 ، يكون القيد 0.05 م 0 0.8.

يجب أن نتوقف قليلاً لنعجب بتوحيد نظرية وقياسات التطور النجمي في مجرتنا ، والتي تسفر عن تقدير ر0، وقياسات مقياس المسافة خارج المجرة ، والتي تنتج ح0، في المنتج في Eq. (68) يتفق مع علم الكونيات النسبي مع معلمات بلا أبعاد في النطاق قيد المناقشة الآن. كما أشرنا في ثانية. ثالثًا ، هناك تاريخ طويل من مناقشة زمن التوسع باعتباره قيدًا على النماذج الكونية. القياسات الآن قريبة بشكل مثير للإعجاب من التحقق من التناسق مع قيم م 0 و 0 أشارت إليه الاختبارات الكونية الأخرى.

كائن عند الانزياح نحو الأحمر ض بطول مادي ل عمودي على خط البصر يقابل زاوية من هذا القبيل

أين أ0 = أ(ر0). مسافة الحجم الزاوي ص(ض) هو موضع إحداثيات الكائن في عنصر السطر الأول في المعادل. (15) ، مع وضع المراقب في الأصل. الشرط الذي ينتقل فيه الضوء من المصدر إلى الراصد على مساحة جيوديسية فارغة هو

أين ه(ض) في المعادلات. (11) و (65).

في نموذج أينشتاين-دي سيتر ، تكون العلاقة بين الحجم الزاوي والانزياح الأحمر

في ض & lt & lt 1 ، = ح0 ل / ض، بما يتفق مع علاقة هابل بمسافة الانزياح الأحمر. في ض & gt & gt 1 تم تكبير الصورة ، 76 1 + ض.

العلاقة بين لمعان المجرة وكثافة تدفق الطاقة التي يتلقاها المراقب تتبع نظرية ليوفيل: تدفق الطاقة المرصود أنا0 يرضي كل وحدة الوقت والمساحة والزاوية الصلبة والتردد

مع أناه تدفق الطاقة المنبعثة (سطوع السطح) عند المصدر و ه = 0(1 + ض) عرض النطاق الترددي عند المصدر عند الانزياح الأحمر ض. عامل الانزياح الأحمر (1 + ض) 4 يظهر للسبب نفسه كما في كثافة طاقة إشعاع الخلفية الكونية الميكروية 3 ك. مع مكافئ. (69) لتثبيت الزاوية الصلبة ، مكافئ. يقول (73) إن تدفق الطاقة المرصود لكل وحدة مساحة ووقت وتردد من مجرة ​​عند الانزياح الأحمر ض التي لها لمعان إله لكل فاصل تردد يقاس عند المصدر

في الفيزياء المحلية التقليدية مع نظرية مترية واحدة ، فإن العلاقات بين حجم الانزياح الأحمر - الزاوي (مكافئ [69]) والانزياح الأحمر - الحجم (مكافئ [7]) متكافئة فيزيائيًا. 77

أفضل قياس حالي لعلاقة حجم الانزياح الأحمر يستخدم مستعرات أعظم من النوع Ia. 78 النتائج غير متوافقة مع نموذج أينشتاين-دي سيتر ، عند الانحرافات المعيارية الكافية لتوضيح أنه ما لم يكن هناك شيء خاطئ بشكل كبير وغير متوقع في القياسات ، يتم استبعاد نموذج أينشتاين-دي سيتر. تتطلب البيانات & gt 0 عند انحرافين إلى ثلاثة انحرافات معيارية ، اعتمادًا على اختيار البيانات وطريقة التحليل (Leibundgut، 2001 Gott et al.، 2001). الحالة المسطحة مكانيًا مع م 0 في نطاق المعادل. (59) يصلح بشكل جيد للثابت. لا تقدم البيانات الحالية قيودًا مثيرة للاهتمام على نماذج تطوير كثافة الطاقة المظلمة. 79 Perlmutter et al. (http://snap.lbl.gov/) أظهر أن هناك قيدًا أكثر إحكامًا ، من ملاحظات المستعرات الأعظمية إلى الانزياح الأحمر ض

2 ، بواسطة القمر الصناعي SNAP المقترح ، ممكن وقادر على الكشف بشكل كبير وربما تطوره. 80

تعداد المجرات - أو الأجسام الأخرى التي يمكن نمذجة كثافتها كدالة للانزياح الأحمر - استقصاء عنصر الحجم (دي في / دز)دز محددة بزاوية صلبة في السماء وفترة انزياح أحمر دز. يتم تحديد الحجم بمسافة الحجم الزاوي (المعادلة [69]) ، والتي تحدد المنطقة المقابلة للزاوية الصلبة ، جنبًا إلى جنب مع علاقة الانزياح الأحمر (Eq. فترة الانزياح الأحمر.

أظهر Sandage (1961a) و Brown and Tinsley (1974) أنه مع التكنولوجيا ، فإن أعداد المجرات المتاحة ليست مسبارًا حساسًا للغاية للمعلمات الكونية. افتتح لوه وسبيلار (1986) الاستكشاف الحديث لعلاقة الانزياح الأحمر في المجرات عند الانزياح الأحمر بالقرب من الوحدة ، حيث تختلف الأعداد المتوقعة تمامًا في النماذج التي تحتوي على ثابت كوني وبدونه (كما هو موضح في الشكل 13.8 في Peebles ، 1993).

يتطلب تفسير عدد المجرات فهم تطور لمعان المجرات واكتساب وفقدان المجرات من خلال الدمج. فيما يلي مثال على الأول في نموذج كوني مسطح مكانيًا م 0 = 0.25. وقت التوسع من ارتفاع الانزياح الأحمر هو ر3 = 2.4 جير عند الانزياح الأحمر ض = 3 و ر0 = 15 جير الآن. تأمل مجرة ​​لوحظت في ض = 3. افترض أن الجزء الأكبر من النجوم في هذه المجرة قد تشكل في ذلك الوقت رF، ثم تقدم السكان في السن وتلاشى دون تشكيل نجمي لاحق. ثم إذا رF & lt & lt ر3 نسبة اللمعان المرصود عند ض = 3 إلى لمعانها الحالي سيكون (Tinsley، 1972 Worthey، 1994)

إذا رF كانت أكبر ، لكنها لا تزال أقل من ر3، فإن هذه النسبة ستكون أكبر. إذا رF كانت أكبر من ر3 لن ترى المجرة ، غائبة عن الأجيال السابقة من النجوم. في صورة أكثر واقعية ، يمكن أن يتم توزيع تشكل نجم كبير على مدى كبير من الانزياحات الحمراء ، وبالتالي يكون التأثير على لمعان المجرة النموذجي عند انزياح أحمر معين أكثر تعقيدًا. نظرًا لوجود العديد من المجرات ذات اللمعان المنخفض أكثر من المجرات ذات اللمعان العالي ، يجب على المرء أن يعرف تطور اللمعان جيدًا لإجراء مقارنة ذات مغزى لعدد المجرات عند الانزياح الأحمر المرتفع والمنخفض. يتضح الوضع الحالي من خلال المؤشرات المختلفة إلى حد ما من الدراسات التي أجراها Phillipps et al. (2000) وتوتاني وآخرون. (2001).

سيتم تحسين فهم تطور المجرات وتفسير عدد المجرات من خلال عينات كبيرة من أعداد المجرات كدالة للون والحجم الظاهري والانزياح الأحمر. يشير نيومان وديفيز (2000) إلى بديل واعد: عد المجرات كدالة لتشتت السرعة الداخلية الذي يرتبط في الحلزونات بالتشتت في هالة المادة المظلمة. يمكن أن يلغي ذلك الحاجة إلى فهم تطور مجموعات النجوم. لا تزال هناك قضية تطور الهالات المظلمة عن طريق الدمج والتراكم ، ولكن يمكن الاعتماد على نمذجة ذلك عن طريق المحاكاة العددية داخل صورة آلية التنمية النظيفة. في كلتا الحالتين ، قد يوفر عدد المجرات مع مزيد من العمل اختبارًا مهمًا للطاقة المظلمة وتطورها (Newman and Davis، 2000 Huterer and Turner، 2001 Podariu and Ratra، 2001).

تضيف احتمالية إنتاج صور متعددة لكوازار أو مصدر راديوي بواسطة عدسات الجاذبية بواسطة مجرة ​​في المقدمة ، أو صور ذات عدسات قوية لمجرة بواسطة مجموعة مقدمة من المجرات ، التعبير النسبي لانحراف الضوء إلى فيزياء النموذج الكوني المتجانس. يشير Fukugita و Futamase و Kasai (1990) و Turner (1990) إلى قيمة هذا الاختبار: على مستوى صغير م 0 يكون معدل العدسة المتوقع أكبر بكثير في النموذج المسطح منه في النموذج المفتوح مع = 0 (كما هو موضح في الشكل 13.12 في Peebles ، 1993).

تكمن مشكلة القياس لتحليل عدسة الكوازارات في أن الكوازارات غير المصقولة لا يتم تكبيرها بالعدسات ، مما يجعل من الصعب العثور عليها والتصحيح من أجل اكتمال الاكتشاف أكثر صعوبة. التقديرات الحالية (Falco، Kochanek، and Mu & # 241oz، 1998 Helbig et al.، 1999) لا تقيد بشدة م 0 في نموذج مفتوح ، وفي نموذج مسطح (K0 = 0) تقترح م 0 & gt 0.36 عند 2. هذا قريب من الحد الأعلى في المعادلة. (59). المؤشرات السابقة على أن معدل العدسة في نموذج مسطح مع ثابت يتطلب قيمة أكبر من م 0 مما تقترحه ديناميكيات المجرة قاد راترا وكويلن (1992) وواجا وفريمان (2000) للتحقيق في حالة مجال الطاقة المظلمة المحتملة لقانون الطاقة المعكوس. لقد أظهروا أن هذا يمكن أن يقلل بشكل كبير من معدل العدسة المتوقع عند K0 = 0 وصغير م 0. لا يزال معدل العدسة غير مؤكد للغاية لاستخلاص استنتاجات حول هذه النقطة ، ولكن من المؤكد أن التقدم في القياس سيتبع باهتمام.

المشكلة الرئيسية في تفسير معدل العدسة القوية للمجرات بواسطة العناقيد الأمامية كاختبار كوني هي حساسية المقطع العرضي للعدسة لتوزيع الكتلة داخل العنقود (Wu and Hammer ، 1993) للحالة الحالية التي لا تزال غير مؤكدة إلى حد ما للفن انظر Cooray (1999) والمراجع فيه.

تقديرات متوسط ​​كثافة الكتلة من العلاقة بين توزيع الكتلة والسرعات الغريبة الناتجة ، 81 ومن الانحراف الثقالي للضوء ، مسبار فيزياء الجاذبية والتقييد م 0. السابق ليس حساسا ل K0, 0، أو ديناميات الطاقة المظلمة ، هذه الأخيرة فقط من خلال مسافات الحجم الزاوي.

نبدأ بمسافة الانزياح نحو الأحمر لمواقع المجرات الزاويّة المرصودة ومسافات الانزياح نحو الأحمر ض/ح0 في الاتجاه الشعاعي. الانزياح الأحمر ض له مساهمة من السرعة الغريبة الشعاعية ، وهي عبارة عن مسبار لتسارع الجاذبية الناتج عن التوزيع الكتلي غير المتجانس. دالة الارتباط ذات النقطتين ، الخامس، في فضاء الانزياح الأحمر يتم تعريفه من خلال احتمال أن يكون لمجرة تم اختيارها عشوائيًا جارًا على بعد ص|| على طول خط البصر في فضاء الانزياح الأحمر والمسافة العمودية ص ,

أين ن هي كثافة عدد المجرات. هذا هو التعريف المعتاد لوظيفة الارتباط المخفّضة. سرعات غريبة تجعل الوظيفة متباينة الخواص. على المقاييس الصغيرة ، تتسع السرعات النسبية العشوائية الغريبة للمجرات الخامس على طول خط البصر. على النطاقات الكبيرة ، تتسطح سرعة التقارب المتدفقة الغريبة لتركيزات الكتلة المتزايدة جاذبيًا الخامس على طول خط البصر. 82

في 10 kpc ساعة 1 Mpc ، يكون توسيع خط البصر المقاس بارزًا ، ويشير إلى أن تشتت السرعة النسبية أحادي البعد قريب من الاستقلال عن ص في

300 كم ثانية -1. 83 يتعلق هذا بما يمكن توقعه إذا تم تقريب وظائف الارتباط الكتلي المكونة من نقطتين وثلاث نقاط بشكل جيد من خلال وظائف ارتباط المجرة ، وكان التجميع الكتلي في هذه المقاييس قريبًا من التوازن الإحصائي ، وكانت معلمة الكثافة في نطاق المعادلة . (59).

لدينا فحص من حركات المجرات داخل وحول مجموعة المجرات المحلية ، حيث تكون الأخطاء المطلقة في قياسات مسافات المجرات أقل. أكبر مجموعتين هما سديم أندروميدا (M 31) ومجرة درب التبانة. إذا كانت تحتوي على معظم الكتلة فإن حركتها النسبية هي مشكلة الجسمين الكلاسيكية في ميكانيكا نيوتن (مع تصحيحات طفيفة لتراكم الكتلة عند الانزياحات الحمراء المنخفضة وعزم المد والجزر من المجرات المجاورة). يتم فصل المجرتين بمقدار 800 كيلو باسكال وتقترب بسرعة 110 كم ثانية -1. في حل الكتلة الدنيا ، أكملت المجرات ما يزيد قليلاً عن نصف مدار في زمن التمدد الكوني ر0

10 10 سنوات. من خلال هذه الحجة وجد كاهن وولتجر (1959) أن مجموع كتل المجرتين يجب أن يكون ترتيبًا من حيث الحجم أكبر مما هو مرئي في الأجزاء المضيئة. امتداد لتحليل حركات المجرات ومسافاتها ضمن مسافة 4 Mpc منا ، مع الأخذ في الاعتبار تأثيرات الجاذبية للمجرات حتى مسافة 20 Mpc ، يعطي كتلًا مشابهة تمامًا لما وجده Kahn و Woltjer ، ومتسقًا مع م 0 في نطاق المعادل. (59) (بيبلز وآخرون ، 2001).

لدينا فحص آخر من العدسة الضعيفة: تشويه القص لصور المجرات البعيدة بانحراف الجاذبية عن طريق التوزيع الكتلي غير المتجانس. 84 إذا تتبعت المجرات الكتلة ، فإن هذه القياسات تقول أن معامل كثافة المادة المقاس على مقاييس تتراوح من حوالي 1 Mpc إلى 10 Mpc في نطاق المعادل. (59).سيكون من المثير للاهتمام معرفة ما إذا كانت هذه القياسات يمكنها التحقق من عامل الاختلافين بين الانحراف التثاقلي النسبي للضوء وزاوية الانحراف النيوتونية الساذجة.

دالة ارتباط الانزياح الأحمر الخامس (مكافئ. [76]) يتم قياسه جيدًا بدرجة كافية ساعة

10 Mpc لإثبات تأثير التسطيح ، مرة أخرى بما يتفق مع م 0 في نطاق المعادل. (59) ، إذا تتبع المجرات الكتلة. تتبع أرقام مماثلة من المجرات المختارة كمصادر بعيدة عن الأشعة تحت الحمراء IRAS (Tadros et al. ، 1999) ومن مجرات مختارة بصريًا (Padilla et al. ، 2001 Peacock et al. ، 2001). نفس الفيزياء المطبقة على تقديرات متوسط ​​السرعة الغريبة النسبية للمجرات عند الفواصل

10 Mpc ، يشير مرة أخرى إلى معامل كثافة مماثل (Juszkiewicz et al. ، 2000).

تعطي الطرق الأخرى لتحليل توزيعات الأجسام الفلكية والسرعات الغريبة التي تم تنعيمها على مقاييس 10 Mpc مجموعة متنوعة من النتائج لكثافة الكتلة ، بعضها أعلى من النطاق في المعادلة. (59) ، 85 آخرون نحو النهاية السفلية من النطاق (برانشيني وآخرون ، 2001). قياس م 0 من سرعات التدفق على نطاق واسع وبالتالي تظل مفتوحة. لكننا معجبون بموقف محلي بسيط على ما يبدو ، الحركة الغريبة للمجموعة المحلية تجاه عنقود المجرات العذراء. هذا هو أقرب تركيز كتلة كبير معروف على مسافة

20 مليون قطعة. وجد بورستين (2000) أن سرعة مركزنا العذراء هي الخامسالخامس = 220 كم ثانية -1 ، مما يشير م 0 0.2 (ديفيس وبيبلز ، 1983 أ ، الشكل 1). هذا يقودنا إلى استنتاج أن ثقل الأدلة من الديناميات على المقاييس

تفضل 10 Mpc منخفضة م 0، في نطاق المعادل. (59).

أيا من هذه القياسات دقيقة. لكن الكثير منها كان قيد المناقشة لفترة طويلة ويبدو لنا أنه يمكن فهمه بشكل موثوق. يعد ضعف العدسة أمرًا جديدًا ، ولكن يتم فحص القياسات من قبل عدة مجموعات مستقلة. النتيجة ، في رأينا ، هي شبكة من الأدلة التي تم فحصها جيدًا وقابلة للتصديق على مدى عقدين من مقاييس الطول التي تم أخذ عينات منها جيدًا ، من 100 kpc إلى 10 Mpc ، وهي القيمة الظاهرية لـ م 0 ثابت لعامل من ثلاثة أو نحو ذلك ، في النطاق 0.15 م 0 0.4 النقطة الأساسية لغرض هذه المراجعة هي أن هذه النتيجة تتعارض مع ما كان يمكن توقعه من التحيز ، أو من فشل قانون التربيع العكسي (كما سيتم مناقشته في الاختبار [13]).

قام Abell (1958) بعمل أول كتالوج مفيد للمجموعات الغنية المذكورة هنا وفي الاختبار التالي. قيمة نموذجية لكتلة كتلة أبيل داخل نصف قطر أبيل صأ = 1.5 ح -1 Mpc هي 3 & # 215 10 14 ح -1 م . يتم قياس كتل الكتلة بشكل موثوق (داخل الجاذبية النيوتونية) من النتائج المتسقة من سرعات المجرات ، وضغط البلازما داخل العنقود ، وانحراف الجاذبية للضوء من المجرات الخلفية.

وايت (1992) ووايت وآخرون. (1993) يشير إلى أن التجمعات الغنية من المحتمل أن تكون كبيرة بما يكفي لاحتواء عينة عادلة من الباريونات والمادة المظلمة ، مما يعني أن نسبة الباريونات إلى الكتلة الكلية في الكتلة هي مقياس جيد ب 0 / م 0. مع ب 0 من نموذج العناصر الخفيفة (Eqs. [62]) ، يعطي هذا مقياسًا لمتوسط ​​كثافة الكتلة. لا يزال جزء كتلة الباريون في العناقيد قيد المناقشة. 86 نتبنى نهجًا مباشرًا وربما أكثر موثوقية لقياس جزء كتلة غاز الباريونيك من العناقيد ، Fغاز، من خلال إنقاص الموجات الصغرية Sunyaev-Zel'dovich الناجم عن تشتت Thomson-Compton لإشعاع الخلفية الكونية الميكروويف بواسطة البلازما داخل العنقود. كارلستروم وآخرون. (2001) قيمة Fغاز يعطي م 0

0.25 ، 87 في نطاق مكافئ. (59). هذا الاختبار لا يقيد بشكل مباشر K0, 0، أو ديناميات الطاقة المظلمة.

في نموذج آلية التنمية النظيفة ، تنمو مجموعات مجرات غنية من ذروة التقلبات الصعودية النادرة في التوزيع الكتلي الغاوسي البدائي. ضمن هذا النموذج ، يمكن ضبط سعة تقلبات الكتلة لتتناسب مع وفرة المجموعات في حقبة واحدة. في نموذج أينشتاين-دي سيتر ، من الصعب أن نرى كيف يمكن لهذا التعديل المجاني أن يفسر وفرة التجمعات الغنية الآن وعند الانزياحات الحمراء بالقرب من الوحدة. 88

يتفق معظم المؤلفين الآن على أن نموذج CDM المسطح منخفض الكثافة يمكن أن يعطي ملاءمة معقولة لوفرة الكتلة كدالة للانزياح الأحمر. القيد على م 0 من وفرة الكتلة الحالية لا تزال قيد المناقشة ، ولكن بشكل عام وجد أنها قريبة منها م 0

0.3 إذا كانت المجرات تتبع الكتلة. 89 قيد المناقشة أيضًا القيد الناجم عن تطور كثافة عدد العنقود. 90 إن التطور المتوقع يكون أبطأ في كون أقل كثافة ، ومعطى م 0 التطور أبطأ في نموذج مفتوح مع = 0 منه في نموذج مسطح مكانيًا مع (للأسباب التي نوقشت في القسم الثالث. د). يؤكد Bahcall and Fan (1998) على أن لدينا دليلًا جيدًا على وجود بعض التجمعات الضخمة في ض

1 ، وأنه من الصعب للغاية فهم هذا في نموذج آلية التنمية النظيفة في علم كونيات أينشتاين دي سيتر (عندما يتم تعديل التحيز للحصول على كثافة رقم حاضر معقولة). يمكن أن تفسر النماذج منخفضة الكثافة مع أو بدون وجود بعض التجمعات الضخمة عند الانزياح الأحمر العالي. إن التمييز بين تنبؤات حالات الكثافة المنخفضة المنحنية مكانيًا والمسطحة ينتظر قياسات أفضل.

تظهر عناصر فيزياء تكوين الكتلة في الاختبار (9) في هذا الاختبار للمراحل المبكرة في النمو اللاخطي للانحرافات عن التجانس. يصبح توزيع كتلة غاوسي مبدئيًا منحرفًا حيث تبدأ تقلبات الكثافة المنخفضة في التراجع وتبدأ تقلبات الكثافة العالية في التطور إلى قمم كتلة بارزة. إن التوقيع المبكر لهذا التطور غير الخطي هو وظيفة الارتباط الذاتي الكتلي ذات الثلاث نقاط المنفصلة ، & lt (، ر) (, ر) (, ر) & gt ، حيث (، ر) = / هو التباين الكتلي عديم الأبعاد. إذا كانت المجرات متتبعات كتلة مفيدة ، فإن وظيفة المجرة ثلاثية النقاط هي مقياس جيد لوظيفة الكتلة هذه.

تم وضع شكل دالة الكتلة ثلاثية النقاط ، للظروف الأولية الغاوسية عند الانزياح الأحمر العالي ، بترتيب غير صفري في نظرية الاضطراب ، في Fry (1984) ، و Fry (1994) يشير إلى أن قياسات المجرة ثلاثة- وظيفة النقطة تختبر مدى جودة تتبع المجرات للكتلة. 91 يوجد الآن مجموعتان من قياسات دالة المجرة ثلاثية النقاط على المقاييس

10 إلى 20 Mpc ، حيث تقلبات الكثافة ليست بعيدة عن Gaussian. أحدهما يستخدم مجرات IRAS المختارة بالأشعة تحت الحمراء ، 92 المجرات الأخرى المختارة بصريًا (Verde et al. ، 2002). يتوافق الأخير مع الحساب المضطرب لوظيفة الكتلة ثلاثية النقاط للظروف الأولية غاوسي. يقول الأول إن المجرات المختارة بالأشعة تحت الحمراء هي متتبعات كتلة كافية بصرف النظر عن المناطق الأكثر كثافة ، والتي تتجنبها مجرات IRAS. هذا له تفسير بسيط في الفيزياء الفلكية: تميل المجرات في المناطق الكثيفة إلى أن تكون خالية من الغاز والغبار الذي يجعل المجرات مضيئة في الأشعة تحت الحمراء.

يقدم هذا الاختبار دليلاً على اتساق ثلاث أفكار: المجرات هي أدوات تتبع كتلة مفيدة على المقاييس

10 Mpc ، الشروط الأولية قريبة من Gaussian ، وتعطي فيزياء الجاذبية التقليدية وصفًا مناسبًا لهذا الجانب من نمو الهيكل. من حيث المبدأ حساسة ل 0، من خلال قمع نمو الانحرافات الصغيرة عن التجانس عند الانزياح الأحمر المنخفض ، لكن التأثير ضئيل.

إن التنبؤ الناجح بشكل رائع لآلية التنمية النظيفة لطيف الطاقة للتوزيع الزاوي لدرجة حرارة إشعاع الخلفية الميكروية الكونية 3 K قد حول العديد من المتشككين المتبقين في مجتمع علم الكونيات إلى الاعتقاد بأن نموذج آلية التنمية النظيفة من المحتمل أن يلتقط عناصر مهمة من الواقع.

يوفر Efstathiou (2002) مقياسًا مفيدًا للمعلومات الواردة في القياسات الحالية 93: الملاءمة لنموذج آلية التنمية النظيفة تقيد بشكل كبير ثلاث مجموعات خطية من المعلمات المجانية. سنقدم ثلاث مجموعات من الاعتبارات التي تتبع تقريبًا قيود إفستاثيو. نبدأ بمراجعات المقياس القياسي لتباين درجة الحرارة والظروف عند الانزياح الأحمر ض

1000 التي يعتقد أنها تنتج التباين الملحوظ.

درجة حرارة خلفية الميكروويف الكونية 3 ك تي(،) كدالة للموضع في السماء عادة ما يتم التعبير عنها كتوسيع في التوافقيات الكروية ،

مربع تي متوسط ​​فوق السماء

أين |أل م | 2 مستقل إحصائيًا عن م. يمكن إعادة كتابة هذا كـ

حيث ل -1 قريب من د ln ل, تيل 2 هو تباين درجة الحرارة لكل فترة لوغاريتمية من ل. مقياس الزاوي الذي ينتمي إلى فهرس متعدد الأقطاب ل هو أن الحد الأدنى للمسافة بين أصفار التوافقي الكروي صل م ، في خط الطول أو خط العرض ، = / ل، ما عدا بالقرب من القطبين ، حيث صل م تقترب من الصفر. 94

الآن دعونا ننظر في العناصر الرئيسية للفيزياء التي تحدد تباين الخلفية الكونية الميكروويف 3 K. 95 في الانزياح الأحمر ضديسمبر

1000 تصل درجة الحرارة إلى القيمة الحرجة التي تتحد عندها البلازما البدائية مع الهيدروجين الذري (وقبل ذلك بقليل إلى الهيليوم المحايد). هذا يزيل الاقتران بين الباريونات والإشعاع عن طريق تشتت طومسون ، تاركًا الإشعاع ينتشر بحرية تقريبًا (بصرف النظر عن اضطرابات الجاذبية المتبقية). نسب الكثافات الكتلية قرب العصر ضديسمبر عندما يكون فصل المادة والإشعاع جديرين بالملاحظة. في الانزياح الأحمر ضمكافئ = 2.4 × 10 4 م 0 ح 2 كثافة الكتلة في المادة - بما في ذلك المكونات الباريونية وغير الباريونية - تساوي كثافة الكتلة النسبية في الإشعاع والنيوترينوات التي يُفترض أن تحتوي على كتل منخفضة. عند فصل نسبة كثافة الكتلة

عند القيم المركزية للمعلمات في المعادلات. (6) و (59). نسبة كثافة الكتلة في الباريونات وفي إشعاع الخلفية الكونية الحرارية الميكروية - بدون احتساب النيوترينوات - هي

بمعنى ، فصل الباريونات والإشعاع تمامًا كما أصبح معدل التمدد مهيمنًا بواسطة مادة غير نسبية وبدأت الباريونات في خفض سرعة الصوت في سائل الإشعاع الباريوني المقترن (مما يقدم لنا المزيد من المصادفات الكونية).

تأتي القمم الصوتية في طيف التقلبات الزاوية لإشعاع الخلفية الكونية الميكروي 3 K من أنماط فورييه لسائل إشعاع الباريون المقترن التي وصلت إلى أقصى أو أدنى سعة عند الفصل. نظرًا لأن جميع مكونات فورييه تبدأ بسعة صفرية عند الانزياح الأحمر العالي - في وضع اضطراب الكثافة المتزايدة - فإن هذه الحالة هي

أين جس هي سرعة الصوت في سائل إشعاع الباريون. قبل فصل كثافة الكتلة في الإشعاع أكبر من كثافة الباريونات ، لذا فإن سرعة الصوت قريبة من ج / 3 1/2. وبالتالي ، فإن الطول الموجي المناسب عند القمة الصوتية الأولى هو

يأتي اعتماد المعلمة من المعادل. (66). الزاوية المرصودة يقابلها قمة يتم ضبطه من خلال مسافة الحجم الزاوي ص محسوبة من ضمكافئ إلى الوقت الحاضر (مكافئ [71]). إذا K0 = 0 أو 0 = 0 مسافة الحجم الزاوي

إذا كانت = 0 هذا التعبير تحليلي بشكل عام ضمكافئ. التعبير عن K0 = 0 هو تقريب معقول للحل العددي. لذا فإن المقياس الزاوي للقمة يختلف باختلاف معامل كثافة المادة كـ

النقطة الأساسية من هذه الاعتبارات هي أن الزاوية المحددة بواسطة الذروة الأولى في طيف قدرة التذبذب حساسة لها م 0 إذا = 0 (مكافئ [85]) ، ولكن ليس إذا K0 = 0 (مكافئ [86]). 96 لقد تجاهلنا حساسية ضديسمبر و رديسمبر ل م 0لكن التأثير ضعيف. تظهر الحسابات الأكثر تفصيلاً ، اللازمة لإجراء مقارنة دقيقة مع البيانات ، أن نموذج آلية التنمية النظيفة يتنبأ بأن الذروة الأولى والأكبر من تيل يظهر في مؤشر متعدد الأقطاب لقمة 220 م 0 -1/2 إذا كانت = 0 ، وفي لقمة 220 إذا K0 = 0 و 0.1 م 0 1. 97

يبلغ الطيف المقاس 98 قممًا عند تيل

200 ، مما يتطلب انحناء مساحة صغيرة في نموذج آلية التنمية النظيفة. هذا هو أول قيود أفستاثيو. وبسبب الانحطاط الهندسي ، فإن هذا القياس لم يقيد بشكل خطير بعد م 0 إذا K0 = 0.

يأتي القيد الثاني من طيف تقلبات درجات الحرارة على نطاقات كبيرة ، ل 30 ، حيث لم تكن قوى التدرج الضغط مهمة للغاية. في ظل الظروف الأولية غير المتغيرة التي تمت مناقشتها في ثانية. III.C يتوقع نموذج أينشتاين-دي سيتر تيل يكاد يكون مستقلاً عن ل على نطاقات كبيرة. نموذج مسطح مكانيًا مع م 0

0.3 ، يتوقع تيل يتناقص ببطء مع الزيادة ل صغير ل. 99 الطيف المقاس قريب من المسطح عند تيل

30 µK ، ولكنها ليست مقيدة بشكل كافٍ لمقياس مفيد للمعلمات م 0 و 0. 100 نظرًا لبساطة الفيزياء على المقاييس الزاويّة الكبيرة ، فإن هذا يوفر التطبيع الأكثر مباشرة وربما الأكثر موثوقية لطيف طاقة نموذج آلية التنمية النظيفة (أي ، المعلمة أ في Eqs. [40] و [41]).

القيد الثالث هو كثافة كتلة الباريون. يؤثر على سرعة الصوت جس (مكافئ. [82]) في سائل إشعاع الباريون قبل الفصل ، ومتوسط ​​المسار الحر للإشعاع عند ض

ضديسمبر. تؤثر هذه بدورها على التسلسل المتوقع للقمم الصوتية (انظر ، على سبيل المثال ، Hu and Sugiyama ، 1996). تتوافق القمم المكتشفة مع قيمة معلمة كثافة الباريون ب 0 في نطاق يتضمن ما هو مشتق من كثرة العناصر الخفيفة (المعادلات. [62]). 101 هذا الفحص المثير للإعجاب يمكن تحسينه بشكل كبير من خلال قياسات تيل في تقدم.

قياسات تيل تتوافق مع طيف قدرة شبه ثابت (مكافئ. [41] مع ن 1) مع مساهمة ضئيلة من موجة الجاذبية أو تقلبات isocurvature (القسم III.C.1). لا تظهر تقلبات درجة حرارة الخلفية الكونية البالغة 3 كلفن الميكروويف أي خروج عن عملية عشوائية غاوسية. 102 هذا يتفق مع الصورة في الاختبار (10) للنمو غير الخطي للهيكل من تقلبات كثافة الكتلة الأولية الغاوسية.

يفترض تفسير قياسات تباين درجة حرارة الخلفية الكونية الميكروية واختبار النسبية العامة ونموذج آلية التنمية النظيفة. يمكن للمرء أن يكتب نماذج أخرى لتشكيل الهيكل الذي وضع ذروة تيل حول المقياس الزاوي المرصود - مثال على ذلك هو Hu and Peebles (2000) - لكننا لم نشهد حتى الآن أي شيء يبدو أنه من المحتمل أن يتناسب مع القياسات الحالية لـ تيل. إعادة التركيب المتأخر للبلازما البدائية بكثافة منخفضة = 0 نموذج CDM يمكن أن يغير ذروة تيل للمقياس المرصود. 103 الفيزياء صالحة ، لكن السيناريو تخميني ويمكن القول إنه بعيد الاحتمال تمامًا. من ناحية أخرى ، لا يمكننا التأكد من إصلاح التحديات التي تواجه آلية التنمية النظيفة التي تمت مراجعتها في Sec. لن يؤثر IV.A.2 على تقييماتنا لمثل هذه القضايا ، وبالتالي على هذا الاختبار الكوني.

إذا كان الجزء الأكبر من المادة غير النسبية ، مع معامل الكثافة م 0

0.25 ، كانت باريونية ، ثم في ظل الظروف الأولية الثابتة ، ستكون المشكلة الأكثر إلحاحًا هي التبديد القوي لتقلبات كثافة الكتلة البدائية على مقياس المجرات عن طريق انتشار الإشعاع عبر الباريونات عند الانزياح الأحمر بالقرب من الانفصال. 104 يمكن أن تتشكل المجرات عن طريق تجزئة الجيل الأول من "الفطائر" عنقود الأولية ، كما اقترح زيلدوفيتش (1978) ، لكن هذه الصورة تواجه تحديًا خطيرًا من خلال الدليل على أن المجرات تشكلت قبل عناقيد المجرات. 105 في نموذج المادة المظلمة الباريونية ، يمكننا استيعاب ملاحظات المجرات الموجودة بالفعل ض

3 عن طريق إمالة طيف تذبذب الكتلة البدائي لصالح التقلبات الكبيرة على المقاييس الصغيرة ، لكن هذا من شأنه أن يفسد تباين الخلفية الكونية الميكروويف. لم يؤد البحث عن الظروف الأولية المتساوية التي قد تناسب نموذج المادة المظلمة الباريونية إلى أي ثمار حتى الآن (بيبلز ، 1987).

النقطة الأكثر أهمية في هذا الاختبار هي الصعوبة الكبيرة في التوفيق بين أطياف القدرة للمادة والإشعاع دون افتراض وجود المادة المظلمة غير الباريونية. يسمح نموذج CDM بالنمو الهرمي للبنية ، من المجرات إلى أعلى ، وهو ما يبدو أنه يمكن ملاحظته ، لأن المادة المظلمة غير الباريونية تتفاعل مع الباريونات والإشعاع فقط عن طريق الجاذبية ، ولا يتم تسوية توزيع المادة المظلمة عن طريق تبديد تقلبات الكثافة في الباريون - سائل الإشعاع عند الانزياحات الحمراء ض ضمكافئ.

كما تمت مناقشته في ثانية. III.D ، في نموذج آلية التنمية النظيفة ، الجزء الصغير من طيف قدرة المادة المظلمة ينحني عن الشكل البدائي غير المتغير ص(ك) ك ل ص(ك) ك -3 ، والطول المميز عند فاصل المقاييس عكسيا مع م 0 (مكافئ [42]). دليل على مثل هذا الانقطاع في طيف طاقة المجرة صز(ك) معروف منذ أكثر من عقد 106 أنه يتوافق مع قيمة م 0 في نطاق المعادل. (59).

يحدد قانون التربيع العكسي للجاذبية العلاقة بين توزيع الكتلة والسرعات الغريبة التي تحركها الجاذبية والتي تدخل تقديرات معامل كثافة المادة م 0. تظهر السرعات الغريبة أيضًا في تطور توزيع الكتلة ، ومن ثم العلاقة بين طيف تذبذب الكتلة الحالي وطيف تقلبات درجة حرارة الخلفية الكونية الميكروية المطبوعة عند الانزياح الأحمر ض

1000. بدأنا نرى اختبارات صعبة لكلا جانبي قانون التربيع العكسي.

لدينا مجموعة من القياسات التي تم فحصها جيدًا بشكل معقول للقيمة الظاهرية لـ م 0 على نطاقات تتراوح من 100 كيلوبت في البوصة إلى 10 مليون لكل كيلومتر (كما تمت مراجعته في الاختبار [7]) يتفق معظمهم مع القيمة الثابتة للظاهر م 0، في غضون ثلاثة أضعاف أو نحو ذلك. هذه ليست الدقة التي يرغب بها المرء ، لكن الموضوع كان قيد المناقشة لفترة طويلة ، ونعتقد أنه أصبح الآن مفهومًا بشكل موثوق به ، ضمن عامل ثلاثة أو نحو ذلك. إذا كانت المجرات متتبعة متحيزة للكتلة ، فربما يتوقع المرء رؤية ذلك م 0 يزداد مع زيادة مقياس الطول ، حيث يشمل المقياس المتزايد الأجزاء الخارجية من الهالات الضخمة الممتدة. ربما يكون هذا مقنعًا بقانون قوة الجاذبية الذي يتناقص بسرعة أكبر من قانون التربيع العكسي على مسافة كبيرة. لكن القراءة الأكثر وضوحًا هي أن الاختلاف البطيء لـ م 0 إن أخذ عينات من أكثر من درجتين من حيث الحجم في مقياس الطول يتفق مع الدليل من الاختبارات (7) إلى (10) على أن المجرات هي متتبعات كتلة مفيدة ، وبالتالي فإن قانون التربيع العكسي هو تقدير تقريبي مفيد لهذه المقاييس.

نموذج اللعبة في Eq. (57) يوضح كيف أن فشل قانون التربيع العكسي سيؤثر على تطور شكل طيف قدرة تذبذب الكتلة ص(ك, ر) كدالة للرقم الموجي القادم ك، في نظرية الاضطراب الخطي. يتم اختبار ذلك من خلال قياسات أطياف طاقة تذبذب درجة حرارة الخلفية الكونية والكتلة الميكروية. طيف طاقة المجرة صز(ك) يختلف مع wavenumber في ك

0.1ح Mpc -1 حول كما هو متوقع في ظل الافتراضات القائلة بأن توزيع الكتلة نما عن طريق الجاذبية من الظروف الأولية الثابتة على مقياس ثابت ، وتهيمن المادة المظلمة على الكتلة التي لا تعاني من السحب الإشعاعي عند الانزياح الأحمر العالي ، والمجرات هي أدوات اقتفاء مفيدة للحاضر التوزيع الشامل ، معلمة كثافة المادة هي م 0

0.3 ، وبالطبع ، تم وصف التطور بشكل مناسب بواسطة الفيزياء التقليدية (Hamilton and Tegmark ، 2002 ، والمراجع الواردة فيه). إذا كان قانون التربيع العكسي خاطئًا بشكل ملحوظ ك

0.1ح Mpc -1 ، النموذج شبه الثابت يجب أن يكون تأثيرًا عرضيًا لبعض الفشل في هذه القائمة الطويلة من الافتراضات. يبدو هذا غير مرجح ، لكن الاختيار بالتأكيد أمر مرغوب فيه. لدينا واحد ، من قياسات تباين الخلفية الكونية الميكروية. كما أنها تتوافق مع الظروف الأولية شبه الثابتة المطبقة عند الانزياح الأحمر ض

1000. هذا الفحص الأولي لتأثير قانون التربيع العكسي للجاذبية المطبق على مقاييس الطول الكونية والعودة إلى الانزياح الأحمر ض

سيتم تحسين 1000 من خلال فهم أفضل للتأثير على تيل من اضطرابات التوتر البدائية للزمكان ، والاستجابة الديناميكية لتوزيع الطاقة المظلمة لتوزيع الكتلة على نطاق واسع.

جانب آخر من هذا الفحص هو مقارنة قيم تقلبات جذر متوسط ​​التربيع واسعة النطاق في التوزيعات الحالية للكتلة وإشعاع الخلفية الكونية الميكروويف. يتم تعيين الأخير إلى حد كبير عند الفصل ، وبعد ذلك ينمو الأول بمعامل يقارب 10 3 إلى العصر الحالي ، في النموذج الكوني النسبي القياسي. إذا كان انحناء الفضاء ضئيلًا ، فإن عامل النمو يتفق مع الملاحظات إلى حوالي 30 ٪ ، بافتراض أن المجرات تتبع الكتلة. في كون منخفض الكثافة مع = 0 ، يتطلب النموذج القياسي توزيع الكتلة بشكل أكثر سلاسة من المجرات ، ن / ن

3م / م، أو أن عامل نمو الجاذبية منذ الفصل هو ثلاثة أضعاف العامل المتوقع

1000 عامل الثلاثة هذا هو انحراف كبير عن الوحدة بقدر ما هو قابل للتطبيق. نحن لا نقترح هذا التفسير للبيانات ، بل إننا معجبون بالحجم المتواضع للتعديل المسموح به لقانون التربيع العكسي.

70 اعترف بذلك Zel'dovich (1964) ، R. Feynman ، في عام 1964 ، و S.Refsdal ، في عام 1965. وقد لاحظ Gunn تعليقات Feynman في ندوة (1967). حضر بيبلز محاضرة ريفسدال في المؤتمر الدولي للنسبية العامة والجاذبية ، لندن ، يوليو 1965 ، يذكر ريفسدال (1970) المحاضرة. عودة.

71 تاريخ اكتشاف وقياس هذا الإشعاع ، وعلاقته بوفرة عنصر الضوء في الاختبار (2) ، مقدم في بيبلز (1971 ، ص 121-9 و 240-1) ، ويلكنسون وبيبلز (1990) ، وألفر وهيرمان (2001). تم تلخيص قياسات الطيف الدقيق في Halpern و Gush و Wishnow (1991) و Fixsen et al. (1996). عودة.

72 لرؤية هذا ، تذكر وسيطة الأوضاع العادية المستخدمة للحصول على Eq. (7). رقم المهنة في الوضع العادي مع الطول الموجي عند درجة الحرارة تي هو شكل بلانك = [ه ج / كيلو طن - 1] -1. يقول Adiabaticity ثابت. نظرًا لأن الطول الموجي يختلف عن الوضع أ(ر)، أين أ هو عامل التوسع في المعادلة. (4) ، وقريبة من الثابت ، تختلف درجة حرارة الوضع تي 1 / أ(ر). نظرًا لأن مقياس درجة الحرارة نفسه ينطبق على كل وضع ، فإن بحر الإشعاع الحراري الأولي يظل حراريًا في غياب التفاعلات. لا نعرف مصدر هذه الحجة التي كانت مألوفة لدى مجموعة ديك عندما تم اكتشاف إشعاع الخلفية الكونية الميكروي 3 K. عودة.

73 هناك تاريخ طويل من المناقشات حول هذا التحقيق لمعدل التوسع عند الانزياحات الحمراء لإنتاج العناصر الخفيفة. تقليل وفرة الهيليوم إلى ص

0.2 إذا تم زيادة وقت التمدد بواسطة العامل 2 1/2 في التين. 1 و 2 في بيبلز (1966). قدم ديكي (1968) قيدًا على تطور قوة تفاعل الجاذبية انظر Uzan (2002) لمراجعة حديثة. لاحظ هويل وتايلر تأثير عدد عائلات النيوترينو على معدل التمدد وبالتالي وفرة الهيليوم (1964) وشفارتسمان (1969). ناقش Steigman و Schramm و Gunn (1977) أهمية هذا التأثير كاختبار لعلم الكونيات ومقاييس فيزياء الجسيمات لعدد عائلات النيوترينو. عودة.

74 العمر الأقصى المتوقع لمجموعات النجوم في المجرات عند الانزياحات الحمراء ض 1 لا يزال يعتمد على 0 و K0، وهناك ميزة أن الحد الأقصى المتوقع للعمر أقصر بكثير مما هو عليه اليوم. تمت مناقشة هذا البديل من اختبار وقت التمدد بواسطة Nolan et al. (2001) ، ليما وألكانيز (2001) والمراجع فيهما. عودة.

76 أول مناقشة نعرفها عن تأثير التكبير أجراها هويل (1959). في نظام الإحداثيات في Eq. (15) ، مع وجود المراقب في الأصل ، تتحرك أشعة الضوء من الكائن إلى الراصد على طول خطوط شعاعية مستقيمة. يتم تكبير الصورة ذات الانزياح الأحمر العالي لأن الضوء الذي يكتشفه المراقب ينبعث عندما تكون المسافة المناسبة للكائن المقاسة في التوقيت العالمي الثابت صغيرة. نظرًا لأن المسافة المناسبة بين الكائن والمصدر تزداد بشكل أسرع من سرعة الضوء ، فإن الضوء المنبعث الموجه إلى المراقب يتحرك في البداية بعيدًا عن المراقب. عودة.

77 لمراجعة قياسات علاقة الانزياح نحو الأحمر (والاختبارات الكونية الأخرى) نوصي Sandage (1988). تم تطبيق Arag & # 243n-Salamanca و Baugh و Kauffmann مؤخرًا على أكثر المجرات إضاءة في العناقيد (1998). تم قياس العلاقة بين حجم الانزياح الأحمر والحجم الزاوي بواسطة Daly and Guerra (2001) للمجرات الراديوية ، Buchalter et al. (1998) للكوازارات ، و Gurvits و Kellermann و Frey (1999) لمصادر الراديو المدمجة. القيود على المعلمات الكونية من Gurvits et al. تمت مناقشة البيانات بواسطة Vishwakarma (2001) ، Lima and Alcaniz (2002) ، Chen and Ratra (2003) ، والمراجع الواردة فيها ، والقيود القائمة على بيانات المجرات الراديوية تمت مناقشتها بواسطة Daly and Guerra (2001) ، Podariu et al. (2003) والمراجع فيه. عودة.

78 تتميز هذه المستعرات الأعظمية بغياب خطوط الهيدروجين في الأطياف التي يُعتقد أنها ناتجة عن الاحتراق النووي المتفجر للنجوم القزمة البيضاء. كان كل من Pskovskii (1977) و Phillips (1993) رائدين في تقليل لمعان المستعرات الأعظمية إلى شمعة قياسية عالمية تقريبًا. للمناقشات الأخيرة حول استخدامها كاختبار كوني ، انظر Goobar and Perlmutter (1995) ، Reiss et al. (1998) ، Perlmutter et al. (1999 أ) ، جوت وآخرون. (2001) و Leibundgut (2001). نوصي بمناقشة Leibundgut (2001) التحذيرية للشكوك الفيزيائية الفلكية: الطبيعة غير المعروفة لمحفز الاحتراق النووي ، واحتمال أن تصحيح فيليبس للسطوع الإيماني يعتمد في الواقع على الانزياح الأحمر أو البيئة داخل المجرة ، والتعتيم المحتمل بواسطة الغبار بين المجرات. هناك أيضًا قضايا فيزيائية قد تؤثر على هذا الاختبار (وغيره): قد تختلف قوى الجاذبية أو التفاعلات الكهرومغناطيسية مع مرور الوقت ، وقد يقلل تحويل الفوتون المحوري من عدد الفوتونات التي تصل إلينا. كل هذا قيد الدراسة النشطة. عودة.

79 Podariu و Ratra (2000) و Waga and Frieman (2000) يناقشان علاقة الانزياح الأحمر في نموذج المجال العددي المعكوس لقانون القوة ، ويناقش Waga and Frieman (2000) و Ng and Wiltshire (2001) هذه العلاقة في نموذج المجال القياسي. عودة.

80 Podariu، Nugent، and Ratra (2001)، Weller and Albrecht (2002)، Wang and Lovelace (2001)، Gerke and Efstathiou (2002)، Eriksson and Amanullah (2002) ، والمراجع الواردة فيها ، تناقش القيود المفروضة على البارامترات الكونية من مهمة SNAP المقترحة. عودة.

81 تجمع التقديرات المبكرة لمتوسط ​​كثافة الكتلة ، بواسطة هابل (1936 ، ص 189) وأورت (1958) ، كثافة عدد المجرات من عدد المجرات مع تقديرات كتل المجرات من الحركات الداخلية للغاز والنجوم. كان هابل (1936 ، ص 180) مدركًا تمامًا أن هذا يفتقد الكتلة بين المجرات ، وأن حركات المجرات داخل العناقيد تشير إلى وجود كتلة أكبر بكثير بين المجرات (زويكي ، 1933 سميث ، 1936). لمراجعة حديثة لهذا الموضوع انظر Bahcall et. آل. (2000). عودة.

82 نشأ هذا النهج من الطريقة الإحصائية التي قدمها Geller and Peebles (1973) ، وهو مشتق في شكله الحالي في Peebles (1980b) وتم تطبيقه لأول مرة على عينة انزياح حمراء خطيرة في Davis and Peebles (1983b). تعطي هذه المراجع النظرية للحظة الثانية 2 من الخامس في الاتجاه الشعاعي - متوسط ​​السرعة الغريبة النسبية للمربع - في حد التجميع المستقر صغير الحجم. تحليل تباين الخواص الخامس في نظرية الاضطراب الخطي للتدفقات واسعة النطاق (مكافئ. [55]) مقدمة في كايزر (1987). عودة.

83 يتطلب هذا القياس اهتمامًا وثيقًا بالعناقيد التي تساهم قليلاً في متوسط ​​كثافة الكتلة ولكن ذيلًا واسعًا ويصعب قياسه لتوزيع السرعات النسبية. يمكن تتبع التفاصيل مرة أخرى من خلال Padilla et al. (2001) ، بيكوك وآخرون. (2001) ، ولاندي (2002). عودة.

87 هذا يفترض ب 0 ح 2 = 0.014 من المعادلات. (62). لمجموعة كاملة من القيم في المعادلات. (6) و (62) ، 0.1 م 0 0.4 عند انحرافين معياريين. عودة.

89 للاطلاع على المناقشات الأخيرة ، انظر Pierpaoli، Scott، and White (2001)، Seljak (2001)، Viana، Nichol، and Liddle (2002)، Ikebe et al. (2002) ، باهكال وآخرون. (2002) والمراجع فيه. اعتبر Wang و Steinhardt (1998) هذا الاختبار في سياق معلمات XCDM على حد علمنا أنه لم تتم دراسته في حالة الطاقة المظلمة للحقل القياسي. عودة.

92 تم تحليل عينتين فرعيتين من مجرات IRAS بواسطة Scoccimarro et al. (2001) وبواسطة فيلدمان وآخرون. (2001). عودة.

94 يميز التحليل الأكثر دقة بين المتوسطات عبر السماء من متوسطات المجموعة. بالصدفة التاريخية يحل التطبيع التقليدي محل 2ل + 1 مع 2 (ل + 1) في المعادلة. (79). يستعرض Kosowsky (2002) فيزياء استقطاب الإشعاع. عودة.

95 تم وضع الفيزياء في Peebles and Yu (1970) و Peebles (1982). توجد اعتبارات تحليلية مهمة في Sunyaev و Zel'dovich (1970). تم استكشاف علاقة تباين الخلفية الكونية الميكروية بالمعلمات الكونية في العديد من الأوراق البحثية ، ومن الأمثلة على تطوير الأفكار بوند (1988) ، بوند وآخرون. (1994) ، Hu and Sugiyama (1996) ، Ratra et al. (1997 ، 1999) ، Zaldarriaga ، Spergel ، and Seljak (1997) والمراجع فيها. عودة.

96 تمت مناقشة هذا "الانحلال الهندسي" بواسطة إفستاثيو وبوند (1999). يقدم الزواج (2002) تحليلًا أوثق للتأثير. Sugiyama and Gouda (1992) ، Kamionkowski ، Spergel ، and Sugiyama (1994b) ، و Kamionkowski et al. (1994a) هي مناقشات مبكرة حول تباين الخلفية الكونية الميكروية في نموذج مفتوح. عودة.

97 Brax et al. (2000) و Baccigalupi et al. (2000) حساب الطيف الزاوي لتباين الخلفية الكونية الميكروويف في نموذج المجال القياسي للطاقة المظلمة. دوران وآخرون. (2001) يناقش المقياس الزاوي للقمم في هذه الحالة ، و Corasaniti و Copeland (2002) ، Baccigalupi et al. (2002) والمراجع الواردة فيه ، قارن بين تنبؤات النماذج والملاحظات - من السابق لأوانه استخلاص استنتاجات عميقة حول قابلية النموذج للحياة ، ومن المتوقع بشغف الحصول على بيانات جديدة. يلاحظ واسرمان (2002) أن بيانات تباين الخلفية الكونية الميكروية يمكن أن تساعد في التمييز بين مختلف نماذج المجال القياسي للطاقة المظلمة التي لا تختلف تنبؤاتها بشكل كبير عند الانزياح الأحمر المنخفض. عودة.

99 تم عرض الفيزياء لأول مرة بواسطة Sachs and Wolfe (1967) وطبقها بيبلز (1982) في السياق الحديث. يظهر تأثير Sachs-Wolfe الوسيط الذي ينطبق إذا لم يكن الكون هو Einstein-de Sitter في المعادلة. (93.26) في بيبلز (1980). يتلقى هذا الجزء من تأثير Sachs-Wolfe مساهمة من توزيع مادة الانزياح الأحمر المنخفض ، لذا فإن الربط المتبادل بين تباين الخلفية الكونية الميكروية واسع النطاق المرصود مع توزيع مادة الانزياح الأحمر المنخفض يمكن أن يوفر اختبارًا آخر للنموذج العالمي (Boughn و Crittenden ، 2001 والمراجع فيه). عودة.

100 انظر على سبيل المثال G & # 243rski et al. (1998). هذا يتجاهل القيمة "المنخفضة" للرباعي الكوسمولوجي (ل = 2) لحظة ، تعتمد قيمتها على النموذج المستخدم لإزالة انبعاث المجرة الأمامية (انظر ، على سبيل المثال ، Kogut et al. ، 1996). يعد التلوث الناتج عن انبعاث الخلفية غير الكونية للميكروويف مشكلة بالنسبة لبعض مجموعات بيانات التباين (انظر ، على سبيل المثال ، دي أوليفيرا كوستا وآخرون ، 1998 Hamilton and Ganga ، 2001 Mukherjee et al. ، 2002 ، والمراجع الواردة فيها). تشمل القضايا الأخرى التي تحتاج إلى عناية في مثل هذه التحليلات مراعاة عدم اليقين في معايرة التجربة (انظر ، على سبيل المثال ، Ganga et al. ، 1997 Bridle et al. ، 2002) ، وتفسير شكل نمط الهوائي (انظر ، على سبيل المثال ، Wu et al.، 2001a Souradeep and Ratra، 2001 Fosalba، Dore، and Bouchet، 2002). عودة.

101 ب 0 ح قيمتان مقدرتان من تباين الخلفية الكونية الميكروية المقاسة بواسطة Netterfield et al. (2002) ، بريك وآخرون. (2002) ، وستومبور وآخرون. (2001) ، أكثر اتساقًا مع الديوتيريوم الأعلى ، Burles et al. (2001) في Eqs. (62). عودة.

102 قدم كولي وجوت وبارك (1996) مناقشة مبكرة للوضع على المقاييس الزاويّة الكبيرة ، وكانت النقاشات الأخيرة في موخيرجي وهوبسون ولاسنبي (2000) وفيليبس وكوجوت (2001) وكوماتسو وآخرون. (2002). تمت دراسة بيانات تباين المقياس الزاوي والدرجة الفرعية في Park et al. (2001) وو وآخرون. (2001 ب) ، Shandarin وآخرون. (2002) ، وبولينتا وآخرون. (2002). عودة.

103 يفترض النموذج في Peebles و Seager و Hu (2000) وجود إشعاع مؤين نجمي عند ض

1000 ينتج إعادة تركيب فوتونات ليمان. تعمل فوتونات الرنين هذه على تعزيز التصوير الضوئي من ن = مستويان من الهيدروجين الذري. يسمح ذلك بإعادة التركيب المتأخر مع الانتقال السريع إلى الهيدروجين الذري المحايد ، كما هو مطلوب للحصول على شكل تيل عن الحق. عودة.

104 التحليلات المبكرة لهذا التأثير كانت في Peebles (1965) ، و Silk (1967 ، 1968). عودة.

105 على سبيل المثال ، مجرتنا درب التبانة موجودة في المجموعة المحلية ، والتي يبدو أنها تتشكل للتو ، لأن الوقت الذي يستغرقه عضو المجموعة لعبور المجموعة المحلية يمكن مقارنته بزمن هابل. تقع المجموعة المحلية على مشارف تركيز المجرات حول عنقود العذراء. نحن والمجرات المجاورة نتحرك بعيدًا عن الكتلة ، ولكن عند حوالي 80 بالمائة من متوسط ​​تدفق هابل ، كما لو أن تركيز الكتلة المحلية كان يبطئ التمدد المحلي. وهذا يعني أن مجرتنا القديمة ، بدأت تتجمع مع مجرات أخرى ، في نمو هرمي "من الأسفل إلى الأعلى" ، على عكس التطور "من أعلى إلى أسفل" للصورة الفطرية. عودة.


2 الطريقة

لبناء مقدر الكثافة الشرطية الأساسي الخاص بنا ، نتبع بناء الغابة العشوائي المعتاد مع تعديل رئيسي في وظيفة الخسارة ، مع الاحتفاظ بالخوارزميات ذات التعقيد الخطي. نحن هنا نصف الخوارزمية الأساسية الخاصة بنا ، يتم وصف امتداد المتغيرات المشتركة الوظيفية في القسم

تعتبر الغابات العشوائية في أبسط صورها مجموعات من أشجار الانحدار. يتم تدريب كل شجرة على عينة تمهيدية من البيانات. تتضمن عملية التدريب تقسيمًا متكررًا لمساحة الميزة من خلال تقسيم القواعد التي تتخذ شكل تقسيم إلى مجموعات و لميزة معينة X i ونقطة الانقسام الخامس. بمجرد أن يصبح القسم صغيرًا بدرجة كافية (يتم التحكم فيه بواسطة معلمة ضبط) ، يصبح عقدة طرفية ولم يعد مقسمًا.

للتنبؤ ، نستخدم هيكل الشجرة لحساب أوزان بيانات التدريب التي نقوم من خلالها بتنفيذ a

باستخدام النقاط "القريبة". هذا مشابه لحالة الانحدار التي تؤدي إلى متوسط ​​مرجح.

استعارة تدوين Breiman [2001] و Meinshausen [2006] ، دعنا نشير إلى بنية الشجرة لشجرة واحدة. دع R (x ، θ t) تشير إلى منطقة مساحة الميزة التي تغطيها العقدة الطرفية للإدخال x. ثم بالنسبة للملاحظة الجديدة x ∗ ، نستخدم شجرة t لحساب أوزان كل نقطة تدريب x i مثل

ثم نجمع على الأشجار ، ونضع w i (x ∗) = T - 1 ∑ T t = 1 w i (x ∗، θ t). تستخدم الأوزان أخيرًا لتقدير كثافة النواة الموزونة

حيث K h هي دالة kernel تتكامل مع واحد. يمكن تحديد النطاق الترددي باستخدام طرق المكونات الإضافية أو من خلال الضبط بناءً على مجموعة التحقق من الصحة. حتى هذه اللحظة لدينا نفس النهج مثل Meinshausen [2006].

إن خروجنا عن خوارزمية الغابة العشوائية القياسية هو المعيار لاختيار تقسيمات التقسيم. في سياقات الانحدار ، غالبًا ما يتم اختيار متغير التقسيم ونقطة الانقسام لتقليل متوسط ​​خسارة الخطأ في التربيعية. بالنسبة لـ CDE ، نختار بدلاً من ذلك تقسيمات تقلل من امتداد خسارة خاصة بـ CDE [إزبيكي ولي ، 2017]

حيث P (x) هو التوزيع الهامشي لـ X.

هذا الخسارة هو خطأ L 2 لتقدير الكثافة مرجحًا بالكثافة الهامشية للمتغيرات المشتركة. لتقدير هذه الخسارة بشكل ملائم ، يمكننا توسيع المربع وإعادة كتابة الخسارة كـ

مع C p كثابت لا يعتمد على p. التوقع الأول يتعلق بالتوزيع الهامشي لـ X

والثاني فيما يتعلق بالتوزيع المشترك

X و Y. نحن نقدر هذه التوقعات من خلال توقعاتهم التجريبية على البيانات المرصودة.

لتوفير الحدس لماذا يكون تبديل وظيفة الخسارة أمرًا مرغوبًا فيه: ضع في اعتبارك المثال في الشكل 1: لدينا توزيعان ثابتان مفصولان بنقطة انتقال عند x = 0.5

: اليسار هو توزيع طبيعي متمركز عند الصفر واليمين عبارة عن مزيج من توزيعين عاديين يتمركزان عند 1 و -1. الانقسام الواضح للشجرة هو نقطة الانتقال: ومع ذلك ، لأن المتوسط ​​الشرطي لتوليد التوزيع ثابت للجميع

x يناسب متوسط ​​خسارة الخطأ التربيعي الضوضاء ويختار نقطة تقسيم ضعيفة بعيدة عن x = 0.5. من ناحية أخرى ، يتم تقليل خسارة CDE عند نقطة الانقسام.

الشكل 1: (أعلى) بيانات التدريب مع تبديل من استجابة أحادية إلى ثنائية النسق عند x = 0.5 (أسفل) الخسائر الطبيعية لكل نقطة قطع.تتلاءم MSE مع الاختلافات الصغيرة في النظام الثنائي بينما يتم تقليل خسارة CDE عند نقطة الانتقال الحقيقية.

بينما نستخدم تقديرات كثافة النواة للتنبؤات على الملاحظات الجديدة ، فإننا لا نستخدم تقديرات كثافة النواة عند تقييم الانقسامات: الحسابات في المعادلة 2 ستكون مكلفة بالنسبة لـ KDE باستخدام المصطلح ∫ ˆ p (y ∣ x) 2 dy اعتمادًا على O (ن 2) مسافات زوجية بين جميع نقاط التدريب.

لإجراء عمليات حسابية سريعة ، نستخدم بدلاً من ذلك سلسلة متعامدة لحساب تقديرات الكثافة للتقسيم. بالنظر إلى الأساس المتعامد <Φ j (y)> مثل أساس جيب التمام أو أساس المويج ، يمكننا التعبير عن الكثافة كـ ˆ p (y ∣ x) = ∑ j ˆ β j ϕ j (y) حيث ˆ β j = 1 n ∑ ni = 1 j (yi). هذا الاختيار مدفوع بصيغة ملائمة لخسارة CDE المرتبطة بتقدير كثافة السلاسل المتعامدة

يعتمد التعبير أعلاه فقط على الكميات التي تعتمد عليها فقط خطي مجاميع ϕ j (y i). هذا يجعلها فعالة من الناحية الحسابية لتقييم خسارة CDE لكل انقسام.


ساعد الإنسانية

& quot؛ يجب أن تكون أنت التغيير الذي تتمنى أن تراه في العالم. & quot
(المهندس غاندي)

& quot عند إجبارهم على تلخيص النظرية العامة للنسبية في جملة واحدة: الزمان والمكان والجاذبية ليس لهما وجود منفصل عن المادة. . الأجسام المادية ليست في الفضاء ، ولكن هذه الكائنات ممتدة مكانيًا. بهذه الطريقة يفقد مفهوم "الفضاء الفارغ" معناه. . يمكن أن يظهر الجسيم فقط كمنطقة محدودة في الفضاء تكون فيها شدة المجال أو كثافة الطاقة عالية بشكل خاص. .
ال التبادل الحر للأفكار والاستنتاجات العلمية ضروري للتطور السليم للعلم ، كما هو الحال في جميع مجالات الحياة الثقافية. . يجب ألا نخفي عن أنفسنا أنه لا يمكن تحسين الوضع الكئيب الحالي دون نضال شديد من أجل حفنة من المصممين حقًا على القيام بشيء ما ، فهو دقيق مقارنة بجمهور الفاتر والمضلل. .
ستحتاج الإنسانية إلى طريقة جديدة تمامًا للتفكير إذا كان لها أن تبقى على قيد الحياة!& مثل (البرت اينشتاين)

عالمنا في ورطة كبيرة بسبب السلوك البشري القائم على الأساطير والعادات التي تسبب تدمير الطبيعة وتغير المناخ. يمكننا الآن استنتاج أبسط نظرية علمية للواقع - التركيب الموجي للمادة في الفضاء. من خلال فهم كيفية ترابطنا نحن وكل شيء من حولنا في الفضاء ، يمكننا بعد ذلك استنباط حلول للمشاكل الأساسية للمعرفة البشرية في الفيزياء والفلسفة والميتافيزيقا واللاهوت والتعليم والصحة والتطور والبيئة والسياسة والمجتمع.

هذه هي الطريقة العميقة الجديدة في التفكير التي أدركها أينشتاين ، أننا نوجد كهياكل ممتدة مكانيًا للكون - الجسم المنفصل والمنفصل هو وهم. هذا يؤكد ببساطة حدس الفلاسفة والصوفيين القدماء.

نظرًا للرقابة الحالية في مجلات الفيزياء / فلسفة العلوم (استنادًا إلى النموذج القياسي لفيزياء الجسيمات / علم الكون ذي الانفجار الكبير) ، فإن الإنترنت هو أفضل أمل للحصول على معرفة جديدة معروفة للعالم. لكن هذا يعتمد عليك ، أيها الأشخاص الذين يهتمون بالعلم والمجتمع ، لإدراك أهمية الحقيقة والواقع.


خوارزميات التجزئة

تعد خوارزميات تحديد الخلايا الآلية المطبقة بشكل منهجي على كل صورة هي النهج المفضل لتحليل الصور المعقدة لأن (أنا) يزيلون إمكانية التحيز البشري و (ثانيا) يلتقطون الأنماط التي تمر دون أن يلاحظها أحد بالعين المجردة. على الرغم من مزاياها العديدة ، فإن الصور ثنائية الفوتون في الجسم الحي تقدم أحد القيود المهمة التي يجب أن تتغلب عليها أي طريقة آلية: الإضاءة غير المتجانسة اعتمادًا على كل من العمق والموقع. تم التعامل مع هذا النقص في التجانس من خلال استخدام طرق العتبة المحلية ، والتي تطبق خوارزمية للتوزيع المحلي لشدة البكسل لإيجاد فصل مناسب بين المقدمة والخلفية. تمت معالجة قنوات الخلايا النجمية واللويحات والأوعية بشكل مستقل. تم تنفيذ جميع الخوارزميات من خلال مجموعة من حزمة معالجة الصور فيجي مع كود Python المخصص.

تحديد الخلايا النجمية.

أولاً ، قم بطرح قناة الأوعية الدموية وقناة البلاك إذا كان ماوس APP / PS1 ، من قناة الخلايا النجمية لإزالة النزيف الفلوري عبر القنوات. ثانيًا ، قم بتطبيق تجانس غاوسي ثلاثي الأبعاد ، سيجما = 2.000. ثالثًا ، قم بتطبيق طرح خلفية الكرة المتدحرجة على كل طائرة لإزالة خلفية ثابتة تقريبًا (30). رابعًا ، قم بتطبيق طريقة Bernsen autothresholding لكل طائرة بنصف قطر = 30 بكسل (31 ، 32). خامسًا ، قم بتطبيق تجانس ثلاثي الأبعاد Gaussian ، سيجما = 5.00. هذا له تأثير توصيل وحدات البكسل الأمامية القريبة من الخطوة السابقة (على سبيل المثال ، وحدات البكسل الأمامية المعزولة ستنخفض شدتها بشكل كبير ، في حين أن مجموعات البكسل الأمامية لن تتأثر بشكل أساسي). أخيرًا ، حد تلقائي باستخدام طريقة أوتسو (32 ، 33) وتوزيع الكثافة للمكدس بأكمله. إلى جانب الخطوة السابقة ، يكون لهذا تأثير الحفاظ على مجموعات من المقدمة وإزالة وحدات البكسل المعزولة. لا يلزم قطع منطقة صلبة بهذه الطريقة.

تحديد الأوعية الدموية.

أولاً ، قم بتطبيق تجانس غاوسي ثلاثي الأبعاد ، سيجما = 2.000. ثانيًا ، عدل تلقائي للمكدس باستخدام طريقة Max-Entropy (32 ، 34). أخيرًا ، ابحث عن أكبر 100 منطقة متصلة ثلاثية الأبعاد باستخدام المرجع. 35 ، لأن الوعاء الدموي لا ينبغي أن يظهر بمعزل إلا عند حدود الصورة.

تحديد البلاك.

أولاً ، عتبة تلقائية للمكدس باستخدام طريقة intermodes (32 ، 36). ثانيًا ، قم بتطبيق تآكل ثلاثي الأبعاد (37) وإفراغ (أي مرشح متوسط) كل مستوى. هذا يزيل الأشياء الصغيرة جدا. ثالثًا ، قم بتطبيق تمدد ثلاثي الأبعاد (37) لعكس تأثير التآكل من الخطوة السابقة. أخيرًا ، قم بإزالة اللوحات ذات نصف القطر & lt4 بكسل باستخدام Fiji 3D Object Counter (38).

تم فحص نتائج معالجة الصور بعناية للتأكد من أنها تتطابق مع الفحص البصري للصورة. تم تجاهل الصور إذا أسفرت المعالجة عن نتائج سيئة ، والتي كانت في الغالب ناتجة عن التلوث المتبادل بين القنوات ، والمناطق المحجوبة من الصورة ، ومشاكل الإضاءة.


1 المقدمة

[2] تشكل الأخطار التي يشكلها إشعاع الجسيمات في الفضاء الموصوفة في الشكل 1 تحديًا خطيرًا لبعثات الاستكشاف البشرية والروبوتية إلى القمر والمريخ وما وراءهما. تشمل المخاطر ما يلي.

[3] 1. الأشعة الكونية المجرية (GCRs) ، والتي توجد دائمًا في بيئة الفضاء القريبة من الأرض وفي جميع أنحاء النظام الشمسي ، تنشأ من خارج الغلاف الشمسي وتنتج تعرضًا مزمنًا ولكن ليس حادًا. من الصعب للغاية حماية GCRs من ما وراء الغلاف الجوي والغلاف المغناطيسي للأرض. يمكن لرواد الفضاء الخاضعين لحماية نموذجية من بضعة جرامات / سم 2 من الألومنيوم الوصول إلى الحد الأقصى للتعرض للإشعاع من GCRs في غضون 3 سنوات تقريبًا [ كوسينوتا وآخرون.، 2001]. تركز الأبحاث الحالية في هذا المجال على فهم القيود التي تفرضها GCRs وكيف تختلف باختلاف وقت عبور المهمة ونوع وسماكة الحماية ، وعلى تطوير تقنيات أفضل للحماية من GCRs. تختلف شدة GCR مع الدورة الشمسية مع حدوث أكبر شدة بالقرب من الحد الأدنى للشمس عند شدة المجال بين الكواكب [على سبيل المثال ، لو رو وبوتجيتر، 1995] هي الأضعف وهناك أقل عدد من الاضطرابات بين الكواكب من الاضطرابات العابرة مثل القذف الكتلي الإكليلي [على سبيل المثال ، أوينز وكروكر, 2006 شوادرون وآخرون.، 2008]. يتم تعديل GCRs بواسطة الرياح الشمسية المتدفقة ومجالها المغناطيسي المضمن ، وبالتالي يكون التعديل أضعف عندما تكون شدة المجال بين الكواكب منخفضة [على سبيل المثال ، بوتجيتر وآخرون.، 2001] وما يرتبط بها من شدة GCRs عالية بشكل متناسب.

[4] 2. أحداث الجسيمات ذات الطاقة الشمسية (SEP) (والتي نعرّفها لتشمل الأيونات أيضًا أحداث الجسيمات الشمسية (SPEs)) تشكل خطورة أيضًا على رواد الفضاء خارج طبقات الحماية للأرض (الغلاف الجوي والغلاف المغناطيسي). يركز البحث الحالي في هذا المجال على تطوير القدرة على التنبؤ بموعد ومكان حدوث أحداث SEP وإيجاد طرق للوقاية بشكل مناسب من إشعاع الجسيمات المرتبط بـ SEP.

[5] 3. هناك بيئات إشعاعية فريدة في كل كوكب وفي أقمارهم الصناعية. لقد حددنا بدقة مواقع الأحزمة الإشعاعية على الأرض ، مما يسمح لنا بتقليل المخاطر التي تشكلها من خلال عبورها بسرعة. يتطلب الاستكشاف البشري والروبوتي للكواكب والأقمار الصناعية الأخرى أن نقوم بتمييز بيئات إشعاع الكواكب بشكل مناسب وتطوير استراتيجيات تخفيف مناسبة ودرع مناسب. غالبًا ما يعتبر التدريع هو الحل لمخاطر الإشعاع في الفضاء. ومع ذلك ، ينتج الإشعاع عالي الطاقة (على سبيل المثال ، gt100 MeV) جسيمات اختراق ثانوية مثل النيوترونات والشظايا النووية في مواد التدريع. قد تؤدي بعض أنواع مواد التدريع في الواقع إلى زيادة خطر الإشعاع [ ويلسون وآخرون.، 1999]. لم يتم وصف خطر الإشعاع بشكل كافٍ لتحديد ما إذا كان من الممكن إنجاز مهمات طويلة خارج مدار أرضي منخفض مع وجود مخاطر مقبولة [ كوسينوتا وآخرون., 2001 ].

[6] قد تكون تقديرات مخاطر الإشعاع غير دقيقة من خلال التوصيف غير الكامل من حيث الكميات الصافية مثل الجرعة المتراكمة. غالبًا ما يؤدي التوصيف المعتمد على الوقت إلى تغيير تقديرات المخاطر الحادة [ كوسينوتا, 1999 كوسينوتا وآخرون., 2000 جورج وآخرون.، 2002]. الأحداث ذات الجرعات الكبيرة المتراكمة ولكن معدلات الجرعات المنخفضة نسبيًا (& lt30 rad / h) تشكل مخاطر منخفضة بشكل كبير. يتطلب التوصيف الأكثر اكتمالاً لمخاطر الإشعاع أن تأخذ النماذج في الحسبان تأثيرات الإشعاع المعتمدة على الوقت وفقًا لنوع العضو ، وتكوين الإشعاع الأولي والثانوي ، والتأثيرات الحادة (القيء ، والمرض ، وفي حالات التعرض العالية ، الموت) مقابل التأثيرات المزمنة (مثل السرطان ). علاوة على ذلك ، لتقليل عدم اليقين في التنبؤات بمخاطر الإشعاع ، يجب اختبار نماذج التعرض للإشعاع من خلال الملاحظات المباشرة. يتطلب هذا معرفة تفصيلية بأجهزة الكشف عن الإشعاع ونماذج دقيقة لاستجابة الكاشف [ نيكجو وآخرون, 2002 ].

[7] نقدم هنا وحدة بيئة إشعاع الأرض والقمر والمريخ (EMMREM) ، والتي تم تصميمها للتنبؤ بالبيئة الإشعاعية على الأرض والقمر والمريخ وعبر الوسط الكوكبي في الغلاف الشمسي الداخلي. يصف القسم 2 مشروع EMMREM وإطار عمل الوحدات المرتبطة به. يصف القسم 3 نتائج EMMREM المطبقة على حدثين حديثين لـ SEP. نسلط الضوء ، على وجه الخصوص ، على مجالات التطوير المطلوبة لتحسين خصائص الإشعاع والتنبؤ بالأخطار. يلخص القسم 4 المقال.


NGC 1260

1178 مجرة ​​إهليلجية و S0 ، منها 984 لم يكن لها قياسات سابقة. تحتوي هذه العينة على أكبر مجموعة من البيانات الطيفية المتجانسة لعينة موحدة من المجرات الإهليلجية في الكون القريب. تم رصد هذه المجرات كجزء من مشروع ENEAR ، المصمم لدراسة الحركات الغريبة والخصائص الداخلية للمجرات المحلية من النوع المبكر. باستخدام 523 عملية رصد متكررة لـ 317 مجرة ​​تم الحصول عليها خلال جولات مختلفة ، تم إحضار البيانات إلى نقطة الصفر المشتركة. تُستخدم هذه الملاحظات المتعددة ، التي تتضمن العديد من عمليات التشغيل والإعدادات المختلفة المستخدمة في هذا المشروع ، لاشتقاق تصحيحات إحصائية للبيانات ، وقد تبين أنها صغيرة نسبيًا ، عادةً

19.5 (Brunzendorf & Meusinger 1999). تم العثور على عينة من 19 مجرة ​​IRAS. وفقًا لانزياحها الأحمر ، من المحتمل أن تكون 17 مجرة ​​أعضاء في مجموعة Perseus ، وهما مجرتان في الخلفية. متوسط ​​عينة FIR الزائد أعلى من المتوقع للمجرات العادية. يتم تقييم الشكل البصري لمجرات IRAS على صور CCD التي تم التقاطها في النطاق B عند رؤية حوالي 1 بوصة ، مع استكمالها بصور CCD الملتقطة في نطاق Hα المنزلق أو في النطاق R. يتم تقديم الأوصاف الفردية جنبًا إلى جنب مع صور النطاق B لجميع مجرات IRAS. يظهر جزء كبير من المجرات في عينة IRAS علامات على التشوه المورفولوجي. يشار إلى وجود علاقة بين نشاط FIR وقوة التشويه. من ناحية أخرى ، هناك مساحة تقارب عدد المجرات المضطربة / المتفاعلة في منطقة Perseuscluster بدون نظائر IRAS مثل مجرات IRAS. المجرات IRAS أقل تركيزًا بكثير تجاه مركز العنقود من المجرات العنقودية الساطعة النموذجية. بالنسبة للمجرات المشوهة غير IRAS ، يكون هذا الاتجاه أقل وضوحًا. قد تكون هذه الاختلافات مرتبطة بالتعرية السريعة للغاز مع دخول المجرات إلى العنقود.

19.5. الحد التقديري للاكتمال هو B25

18. تم نشر ثلثي المجرات لأول مرة. تم قياس مواضع المجرة بمتوسط ​​دقة 0farcs5 ، ودقة القياس الضوئي تتراوح من 0.1 إلى 0.2 ماج اعتمادًا على ازدحام الصورة وشكل المجرة. تم تقييم الخصائص الشكلية من عمليات الفحص المرئية لكل من الصور العميقة التي تم الحصول عليها من الإضافة الرقمية لعدد كبير من اللوحات والصور عالية الدقة من اللوحات الفردية المأخوذة في ظروف رؤية جيدة. الصور المتراكبة تكشف النقاب عن الهياكل الباهتة إلى mu_B

27 ماج قوسي (-2). يتم تطبيق الكتالوج على دراسة الخصائص الإحصائية للمجرات في A 426: توزيع المشروع للأنواع المورفولوجية ، والفصل بين الأنواع المورفولوجية ، وموضع مركز العنقود ، وتوزيع زوايا موضع المجرة ، ووظائف اللمعان المعتمدة على النوع ، والإضاءة الكلية B لـ المجموعة. بالاتفاق مع الدراسات السابقة ، نجد أحد الأقاربالعوز الفيروسي في المنطقة الوسطى (ص


مراجع

تي أبيل ، جي إل بريان ، م. نورمان ، تشكيل أول نجم في الكون. علم 295، 93-98 (2002). دوى: 10.1126 / العلوم .1063991

A. Achterberg ، J. Wiersma ، عدم استقرار Weibel في البلازما النسبية. 1. النظرية الخطية. أسترون. الفلك. 475، 1-36 (2007). دوى: 10.1051 / 0004-6361: 20065365

جيه. آدمز ، يو. دانيلسون ، دي جراسو ، إتش آر روبنشتاين ، تشويه القمم الصوتية في CMBR بسبب مجال مغناطيسي بدائي. فيز. بادئة رسالة. ب 388، 253-258 (1996). دوى: 10.1016 / S0370-2693 (96) 01171-9

أكاهوري ، دي ريو ، قياس دوران فاراداي بسبب المجال المغناطيسي بين المجرات. الفلك. ج. 723، 467-481 (2010). دوى: 10.1088 / 0004-637X / 723/1/476

J. Aleksić وآخرون و MAGIC Collaboration ، ابحث عن VHE ممتد γ- انبعاث الأشعة السينية من Mrk 421 و Mrk 501 باستخدام MAGIC Telescope. أسترون. الفلك. 524، A77 (2010). دوى: 10.1051 / 0004-6361/201014747

ت. Arshakian ، R. Beck ، M. Krause ، D. Sokoloff ، تطور المجالات المغناطيسية في المجرات واختبارات الرصد المستقبلية باستخدام مصفوفة الكيلومتر المربع. أسترون. الفلك. 494، 21–32 (2009). دوى: 10.1051 / 0004-6361: 200810964

جي دي بارو ، PG. فيريرا ، ج.حرير ، قيود على المجال المغناطيسي البدائي. فيز. القس ليت. 78، 3610–3613 (1997). دوى: 10.1103 / PhysRevLett.78.3610

JD Barrow، R. Maartens، C.G. Tsagas ، علم الكونيات مع المجالات المغناطيسية غير المتجانسة. فيز. اعادة عد. 449، 131-171 (2007). دوى: 10.1016 / j.physrep.2007.04.006

E. Battaner ، E. Florido ، J. Jimenez-Vicente ، المجالات المغناطيسية وهيكل واسع النطاق في كون ساخن. أولا المعادلات العامة. أسترون. الفلك. 326, 13–22 (1997)

أ. بيل ، التضخيم المضطرب للمجال المغناطيسي وتسريع الصدمة المنتشرة للأشعة الكونية. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 353، 550-558 (2004). دوى: 10.1111 / j.1365-2966.2004.08097.x

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

A. Bonafede ، L. Feretti ، M. Murgia ، F. Govoni ، G. Giovannini ، D. Dallacasa ، K. Dolag ، G.B. تايلور ، المجال المغناطيسي العنقودي للغيبوبة من مقاييس دوران فاراداي. أسترون. الفلك. 513، A30 (2010). دوى: 10.1051 / 0004-6361 / 200913696

JR Bond ، L. Kofman ، D. Pogosyan ، كيف يتم نسج خيوط المجرات في الشبكة الكونية. طبيعة 380، 603-606 (1996). دوى: 10.1038 / 380603a0

A. Brandenburg ، K. Subramanian ، المجالات المغناطيسية فيزياء فلكية ونظرية الدينامو غير الخطية. فيز. اعادة عد. 417، 1–209 (2005). دوى: 10.1016 / j.physrep.2005.06.005

أ.براندنبورغ ، ك. سوبرامانيان ، د. سوكولوف ، دينامو مضطرب. علوم الفضاء. القس (2010 ، هذا العدد)

في بروم ، أ. لوب ، تكوين أول ثقوب سوداء فائقة الكتلة. الفلك. ج. 596، 34-46 (2003). دوى: 10.1086 / 377529

S. Brown ، D. Farnsworth ، L. Rudnick ، ​​الارتباط المتبادل بين السنكروترون المنتشر والهياكل واسعة النطاق. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 402، 2–6 (2010). دوى: 10.1111 / j.1365-2966.2009.15867.x

بروجن ، أ.بيكوف ، د. ريو ، ه. روتجيرنج ، الحقول المغناطيسية ، الجسيمات النسبية ، وموجات الصدمة في ضواحي الكتلة. علوم الفضاء. القس (2010 ، هذا العدد)

بروني ، الانهيارات الكونية للغبار اللامعاني ، في رسم خرائط الكون وقياسه ونمذجه، محرر. بواسطة P. Coles ، V. Martinez ، M.-J. بونس بورديريا. سلسلة مؤتمرات ASP ، المجلد. 94 (1996) ، ص 31-36

بروني ، ر.مارتنز ، سي جي. Tsagas ، تضخيم المجال المغناطيسي في انهيار متباين الخواص للمادة المظلمة الباردة. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 338، 785-789 (2003). دوى: 10.1046 / j.1365-8711.2003.06095.x

C. Caprini ، R. Durrer ، إنتاج موجة الجاذبية: قيد قوي على الحقول المغناطيسية البدائية. فيز. القس د 65، 023517 (2002). دوى: 10.1103 / PhysRevD.65.023517

م. كاريلي ، س. رولينغز ، العلم مع مصفوفة الكيلومتر المربع. مراجعات علم الفلك الجديدة ، المجلد. 48. (إلسفير ، أمستردام ، 2004)

م. كاريلي ، ج. تايلور ، الحقول المغناطيسية العنقودية. Annu. القس آسترون. الفلك. 40، 319-348 (2002). دوى: 10.1146 / annurev.astro.40.060401.093852

R. Cassano ، G. Brunetti ، T. Venturi ، G. Setti ، D. Dallacasa ، S. Giacintucci ، S. Bardelli ، الإحصاءات المنقحة للهالات الراديوية ونموذج إعادة التسارع. أسترون. الفلك. 480، 687-697 (2008). دوى: 10.1051 / 0004-6361: 20078986

أ. كاسيدي ، إم تي. Elford ، تنقل أيونات Li + في الهيليوم والأرجون. أوست. J. فيز. 38, 587–601 (1985)

آر سين ، جي بي أوستريكر ، أين الباريونات؟ الفلك. ج. 514، 1–6 (1999). دوى: 10.1086 / 306949

آر سين ، جي بي أوستريكر ، أين الباريونات؟ II. آثار ردود الفعل. الفلك. ج. 650، 560-572 (2006). دوى: 10.1086 / 506505

آر سين ، جي بي أوستريكر ، ج.بروشاسكا ، أ.م. Wolfe ، التطور المعدني لأنظمة Ly المبللة في علم الكونيات ΛCDM. الفلك. ج. 598، 741-755 (2003). دوى: 10.1086 / 378881

J. Cho ، D. Ryu ، الأطوال المميزة للمجال المغناطيسي في الاضطرابات المغناطيسية الديناميكية. الفلك. ج. 705، L90-L94 (2009). دوى: 10.1088 / 0004-637X / 705/1 / L90

جيه تشو ، إي. Vishniac ، توليد المجالات المغناطيسية من خلال الاضطرابات المدفوعة. الفلك. ج. 538، 217-225 (2000). دوى: 10.1086 / 309127

جيه تشو ، إي. Vishniac ، A. Beresnyak ، A. Lazarian ، D. Ryu ، نمو المجالات المغناطيسية المستحثة بحركات مضطربة. الفلك. ج. 693، 1449-1461 (2009). دوى: 10.1088 / 0004-637X / 693/2/1449

كمبيوتر. كلارك ، S.C.O. جلوفر ، ر. Klessen ، V. Bromm ، تجزئة الجاذبية في الغاز البدائي المضطرب والوظيفة الكتلية الأولية للنجوم السكانية III. الفلك. ج. 727، 110 (2011). دوى: 10.1088 / 0004-637X / 727/2/110

ت. كلارك ، ملاحظات فاراداي حول دوران الحقول المغناطيسية في عناقيد المجرات. J. الكورية أسترون. شركة 37, 337–342 (2004)

ت. كلارك ، ص. Kronberg ، H. Böhringer ، مسبار جديد للأشعة السينية من المجالات المغناطيسية لعنقود المجرة. الفلك. ج. 547، L111 – L114 (2001). دوى: 10.1086 / 318896

S. Das ، H. Kang ، D. Ryu ، J. Cho ، انتشار البروتونات عالية الطاقة من خلال الشبكة الكونية الممغنطة. الفلك. ج. 682، 29-38 (2008). دوى: 10.1086 / 588278

ديفيز ، إل إم ويدرو ، آلية محتملة لتوليد المجالات المغناطيسية للمجرة. الفلك. ج. 540، 755-764 (2000). دوى: 10.1086 / 309358

سي. Dermer ، M. Cavadini ، S. Razzaque ، J.D. Finke ، J. Chiang ، B. Lott ، التأخير الزمني للإشعاع المتسلسل لأشجار TeV وقياس المجال المغناطيسي بين المجرات. الفلك. جي ليت. 733، L21 – L24 (2011). دوى: 10.1088 / 2041-8205 / 733/2 / L21

مثل. ديكنسون ، إم إس. Lee ، W.A. Lester ، Jr. ، حساب الاقتران الوثيق لـ Li + −H2 انتشار المقاطع العرضية. J. فيز. ب 15، 1371–1376 (1982). دوى: 10.1088 / 0022-3700 / 15/9/013

K. Dolag ، M. Bartelmann ، H. Lesch ، تطور وبنية المجالات المغناطيسية في مجموعات المجرات المحاكاة. أسترون. الفلك. 387، 383–395 (2002). دوى: 10.1051 / 0004-6361: 20020241

J. Donnert ، K. Dolag ، H. Lesch ، E. Müller ، الحقول المغناطيسية العنقودية من التدفقات الخارجية للمجرة. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 392، 1008-1021 (2009). دوى: 10.1111 / j.1365-2966.2008.14132.x

أ. فينلي ، سي آر إيفانز ، الاضطرابات المغناطيسية الديناميكية لأكوان روبرتسون ووكر وأكوان بيانكي من النوع الأول متباينة الخواص. نوفو سيمينتو أ 60، 1–45 (1980). دوى: 10.1007 / BF02723065

C. Federrath، S. Sur، D.R.G. شلايشر ، ر. بانيرجي ، ر. Klessen ، معيار دقة الجينز الجديد لمحاكاة (M) HD لغاز الجاذبية الذاتية: التطبيق على تضخيم المجال المغناطيسي عن طريق الاضطراب الناجم عن الجاذبية. الفلك. ج. 71، 62 (2011). دوى: 10.1088 / 0004-637X / 731/1/62

ب. مقلي ، آلية عدم استقرار موجات البلازما المستعرضة. فيز. السوائل 2، 337 (1959). دوى: 10.1063 / 1.1705933

S. Fromang ، S.A. Balbus ، C. Terquem ، J. De Villiers ، تطور الأقراص الممغنطة ذاتية الجاذبية. II. التفاعل بين الاضطراب المغنطيسي الهيدروديناميكي وعدم استقرار الجاذبية. الفلك. ج. 616، 364–375 (2004). دوى: 10.1086 / 424829

S.C.O. جلوفر ، د. سافين هو ( mathrm_ <+> ^ <3> ) التبريد مهم من أي وقت مضى في الغاز البدائي؟ الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 393، 911–948 (2009). دوى: 10.1111 / j.1365-2966.2008.14156.x

F. Govoni ، L. Feretti ، الحقول المغناطيسية في عناقيد المجرات. كثافة العمليات J. وزارة الدفاع. فيز. د 13، 1549-1594 (2004). دوى: 10.1142 / S0218271804005080

غراسو ، إتش آر روبنشتاين ، الحقول المغناطيسية في الكون المبكر. فيز. اعادة عد. 348، 163-266 (2001). دوى: 10.1016 / S0370-1573 (00) 00110-1

A. Gruzinov ، وظواهر انفجار أشعة جاما ، وديناميكيات الصدمة ، والمجالات المغناطيسية الأولى. الفلك. جي ليت. 563، L15 – L18 (2001). دوى: 10.1086 / 324223

A. Gruzinov ، E. Waxman ، الشفق اللاحق لانفجار أشعة جاما: الاستقطاب ومنحنيات الضوء التحليلية. الفلك. ج. 511، 852-861 (1999). دوى: 10.1086 / 306720

دي جيديتي ، إم مورغيا ، إف جوفوني ، بي بارما ، إل جريجوريني ، إتش آر ديرويتير ، R.A. كاميرون ، ر. فانتي ، طيف طاقة المجال المغناطيسي داخل العنقود في Abell 2382. Astron. الفلك. 483، 699-713 (2008). دوى: 10.1051 / 0004-6361: 20078576

N.E.L. Haugen ، A. Brandenburg ، W. Dobler ، محاكاة الاضطرابات المائية المغناطيسية غير الحلزونية. فيز. القس إي 70، 016308 (2004a). دوى: 10.1103 / PhysRevE.70.016308

N.E.L. Haugen ، A. Brandenburg ، W. Dobler ، محاكاة عالية الدقة لاضطراب MHD غير الحلزوني. الفلك. علوم الفضاء. 292، 53-60 (2004 ب). دوى: 10.1023 / B: ASTR.0000045000.08395.a3

N.E.L. Haugen ، A.Bandenburg ، A.J. مي ، ماخ اعتماد عدد من بداية عمل الدينامو. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 353، ٩٤٧-٩٥٢ (٢٠٠٤ ج). دوى: 10.1111 / j.1365-2966.2004.08127.x

F. هويل ، المجالات المغناطيسية والأجسام عالية الكثافة. طبيعة 223، 936 (1969). دوى: 10.1038 / 223936a0

م. ياروشيك ، إم هوشينو ، سيطر الإشعاع على صحائف التيار النسبي. فيز. القس ليت. 103، 075002 (2009). دوى: 10.1103 / PhysRevLett.103.075002

م. ياروشيك ، إتش ليش ، R.A. Treumann ، تصادم قذائف البلازما ذات النسبية الفائقة في مصادر انفجار أشعة جاما: تأثيرات الأبعاد والحالة المستقرة النهائية للحقل المغناطيسي. الفلك. ج. 618، ٨٢٢-٨٣١ (٢٠٠٥). دوى: 10.1086 / 426066

م. جاروشيك ، إم هوشينو ، إتش ليش ، R.A. Treumann ، تسارع الجسيمات العشوائية عن طريق التفاعل القسري لصفائح التيار النسبي. حال. دقة الفضاء. 41، 481-490 (2008). دوى: 10.1016 / j.asr.2007.07.001

H. Kang ، D. Ryu ، R. Cen ، D. Song ، غاز مسخن بالصدمة في بنية الكون واسعة النطاق. الفلك. ج. 620، 21-30 (2005). دوى: 10.1086 / 426931

H. Kang ، D. Ryu ، R. Cen ، J.P. Ostriker ، موجات الصدمة الكونية في البنية واسعة النطاق للكون: التأثيرات غير الجاذبية. الفلك. ج. 669، 729-740 (2007). دوى: 10.1086 / 521717

ك. كيم ، ب. Kronberg ، G. Giovannini ، T. Venturi ، اكتشاف انبعاث الراديو بين المجرات في العنقود الفائق Coma-A1367. طبيعة 341، 720-723 (1989). دوى: 10.1038 / 341720a0

ك. كيم ، ب. كرونبرج ، P.D. ديودني ، T.L. لانديكر ، الهالة والمجال المغناطيسي لعنقود الكوما من المجرات. الفلك. ج. 355، 29–37 (1990). دوى: 10.1086 / 168737

E.-J. كيم ، أ. Olinto ، R. Rosner ، توليد اضطرابات الكثافة بواسطة الحقول المغناطيسية البدائية. الفلك. ج. 468، 28-50 (1996). دوى: 10.1086 / 177667

إي دبليو كولب ، إم. تيرنر ، الكون المبكر (أديسون ويسلي ، ريدوود سيتي ، 1990)

M. Krause، P. Alexander، R. Bolton، J. Geisbüsch، D.A. جرين ، جي رايلي ، قياسات التطور الكوني للمجالات المغناطيسية باستخدام مصفوفة الكيلومتر المربع. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 400، 646-656 (2009). دوى: 10.1111 / j.1365-2966.2009.15489.x

ص. كرونبرج ، كيو دبليو. دفتون ، إتش لي ، إس إيه كولجيت ، الطاقة المغناطيسية للوسط بين المجرات من الثقوب السوداء المجرية. الفلك. ج. 560، 178–186 (2001). دوى: 10.1086 / 322767

ر. كولسرود ، إي. زويبيل ، حول أصل المجالات المغناطيسية الكونية. مندوب البرنامج. فيز. 71، 046901 (2008). دوى: 10.1088 / 0034-4885 / 71/4/046901

ر. Kulsrud ، R. Cen ، J.P. Ostriker ، D. Ryu ، الأصل الأولي للحقول المغناطيسية الكونية. الفلك. ج. 480، 481-491 (1997). دوى: 10.1086 / 303987

م. كبير ، دي إس ماثيوسون ، سي جي تي Haslam ، مسح عالي الدقة لمجموعة المجرات Coma عند 408 Mc / s. طبيعة 183، ١٦٦٣-١٦٦٤ (١٩٥٩). دوى: 10.1038 / 1831663a0

RB Larson ، الحسابات العددية لديناميات انهيار النجم الأولي. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 145, 271–295 (1969)

A. Lazarian ، القوة الدافعة الناتجة عن الانتشار وبذور مشكلة المجال المغناطيسي. أسترون. الفلك. 264, 326–330 (1992)

م. Machida ، K. Omukai ، T. Matsumoto ، S. Inutsuka ، أول نفاثات في الكون: نفاثات أولية من النجوم الأولى. الفلك. جي ليت. 647، L1 – L4 (2006). دوى: 10.1086 / 507326

م. Machida، S. Inutsuka، T. Matsumoto، T. تدفقات ممغنطة عالية ومنخفضة السرعة في عملية تكوين النجوم في سحابة منهارة جاذبيًا. الفلك. ج. 676، 1088 - 1108 (2008). دوى: 10.1086 / 528364

H. Maki ، H. Susa ، تبديد التدفق المغناطيسي في سحب الغاز البدائية. الفلك. ج. 609، 467-473 (2004). دوى: 10.1086 / 421103

S. Matarrese ، علم الكونيات النسبي: من superhorizon إلى المقاييس الصغيرة ، in المادة المظلمة في الكون، محرر. بقلم إس بونوميتو ، جي آر بريماك ، إيه. بروفينزال (IOS Press ، أكسفورد ، 1996) ، ص 601-628

م. لوب ميدفيديف ، توليد المجالات المغناطيسية في الصدمة النسبية لمصادر انفجار أشعة جاما. الفلك. ج. 526، 697-706 (1999). دوى: 10.1086 / 308038

م. ميدفيديف ، ل. كاميونكوفسكي سيلفا ، الحقول المغناطيسية العنقودية من الهياكل واسعة النطاق والصدمات العنقودية المجرية. الفلك. جي ليت. 642، L1 – L4 (2006). دوى: 10.1086 / 504470

ميناتي ، أ.ر. بيل ، توليد المجال المغناطيسي المقاوم عند الفجر الكوني. الفلك. ج. 729، 73 (2011). دوى: 10.1088 / 0004-637X / 729/1/73

كمبيوتر. مايرز ، في. خيرسونسكي ، عن الاضطراب المغناطيسي في السحب البينجمية. الفلك. ج. 442، 186–196 (1995). دوى: 10.1086 / 175434

ناجاي ، أ.فيكلينين ، أ.ف. كرافتسوف ، اختبار قياسات الأشعة السينية لمجموعات المجرات باستخدام المحاكاة الكونية. الفلك. ج. 655، 98-108 (2007). دوى: 10.1086 / 509868

A. Neronov ، I. Vovk ، دليل على المجالات المغناطيسية القوية خارج المجرة من ملاحظات فيرمي لـ TeV Blazars. علم 328، 73-75 (2010). دوى: 10.1126 / العلوم .1184192

ك. نيشيكاوا ، ج. هاردي ، إم ميدفيديف ، إتش سول ، واي ميزونو ، بي زانج ، إم بوهل ، إم أوكا ، دي إتش هارتمان ، عدم استقرار ويبل والمجالات القوية المرتبطة في محاكاة ثلاثية الأبعاد تمامًا للصدمة النسبية. الفلك. جي ليت. 698، L10 – L13 (2009). دوى: 10.1088 / 0004-637X / 698/1 / L10

P.J.E. بيبلز ، إعادة تركيب البلازما البدائية. الفلك. ج. 153، 1-11 (1968). دوى: 10.1086 / 149628

م. بنستون ، ديناميات المجالات الغازية ذاتية الجاذبية. ثالثا. نتائج تحليلية في السقوط الحر للحالات متساوي الحرارة. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 144, 425–448 (1969)

C. Pfrommer، V. Springel، T.A. Enßlin ، M. Jubelgas ، اكتشاف موجات الصدمة في محاكاة الديناميكا المائية للجسيمات الملساء الكونية. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 367، 113 - 131 (2006). دوى: 10.1111 / j.1365-2966.2005.09953.x

C. Pinto ، D. Galli ، بلازما ثلاثية السوائل في تكوين النجوم. II. معاملات معدل نقل الزخم. أسترون. الفلك. 484، 17-28 (2008). دوى: 10.1051 / 0004-6361: 20078819

C. Pinto ، D. Galli ، F. Bacciotti ، بلازما ثلاثية السوائل في تكوين النجوم. I. المعادلات المغناطيسية الهيدروديناميكية. أسترون. الفلك. 484، 1-15 (2008). دوى: 10.1051 / 0004-6361: 20078818

إعادة. بودريتز ، ج. سيلك ، أصل الحقول المغناطيسية والنجوم البدائية في المجرات الأولية. الفلك. ج. 342، 650-659 (1989). دوى: 10.1086 / 167625

روجن ، H.R. Skullerud ، T.H. لوفاس ، د. ديست ، لي + −H2 نظام في تقريب صلب دوار: سطح الطاقة الكامنة ومعاملات النقل. J. فيز. ب 35، 1707-1725 (2002). دوى: 10.1088 / 0953-4075 / 35/7/309

رويتيجر ، جي إم ستون ، ج. الحروق ، تطور المجال المغناطيسي في اندماج عناقيد المجرات. الفلك. ج. 518، 594-602 (1999). دوى: 10.1086 / 307298

ريو ، إتش كانغ ، الدوامة والاضطراب في بنية الكون واسعة النطاق ، في النمذجة العددية لتدفقات البلازما الفضائية (Astronum 2007)، محرر. بواسطة N.V. Pogorelov، E. Audit، G.P. زانك. سلسلة مؤتمرات ASP ، المجلد. 385 (2008) ، ص 44-49

D. Ryu ، J.P. Ostriker ، H. Kang ، R. Cen ، رمز هيدروديناميكي كوني يعتمد على مخطط التباين الكلي المتناقص. الفلك. ج. 414، 1–19 (1993). دوى: 10.1086 / 173051

دي ريو ، إتش كانغ ، ب. Biermann ، المجالات المغناطيسية الكونية في خيوط وألواح واسعة النطاق. أسترون. الفلك. 335, 19–25 (1998)

دي ريو ، إتش كانغ ، إي هولمان ، تي دبليو. جونز ، موجات الصدمة الكونية ودورها في البنية واسعة النطاق للكون. الفلك. ج. 593، 599-610 (2003). دوى: 10.1086 / 376723

D. Ryu ، H. Kang ، J. Cho ، S. Das ، الاضطراب والمجالات المغناطيسية في بنية الكون واسعة النطاق. علم 320، 909-912 (2008). دوى: 10.1126 / العلوم .1154923

D. Ryu ، S. Das ، H. Kang ، المجال المغناطيسي بين المجرات واتجاه وصول البروتونات فائقة الطاقة. الفلك. ج. 710، 1422-1431 (2010). دوى: 10.1088 / 0004-637X / 710/2/1422

تي في روزمايكينا ، أ. Ruzmaikin ، استقرار الجاذبية لكون متوسع في وجود مجال مغناطيسي. سوف. أسترون. 14, 963–966 (1971)

ج. ساكاي ، ر. شليكايسر ، ب. شوكلا ، دراسات المحاكاة لتوليد المجال المغناطيسي في البلازما الكونية. فيز. بادئة رسالة. أ 330، 384-389 (1999). دوى: 10.1016 / j.physleta.2004.08.007

أ. Schekochihin ، S.C Cowley ، S.F. تايلور ، جيه إل مارون ، جي سي ماك ويليامز ، محاكاة الدينامو المضطرب صغير الحجم. الفلك. ج. 612، 276-307 (2004). دوى: 10.1086 / 422547

أ. Schekochihin ، M. Brüggen ، L. Feretti ، M.W. Kunz ، L. Rudnick ، ​​الحقول المغناطيسية في عناقيد المجرات: لماذا تهتم. علوم الفضاء. القس (2010 ، هذا العدد)

د. شلايشر ، ر. بانيرجي ، ر. Klessen ، Reionization: مسبار للسكان النجميين وفيزياء الكون المبكر. فيز. القس د 78، 083005 (2008). دوى: 10.1103 / PhysRevD.78.083005

د. شلايشر ، د. جالي ، S.C.O. جلوفر ، ر. بانيرجي ، إف بالا ، ر. شنايدر ، ر. Klessen ، تأثير المجالات المغناطيسية على الديناميكا الحرارية لتشكيل النجوم البدائية. الفلك. ج. 703، 1096–1106 (2009). دوى: 10.1088 / 0004-637X / 703/1/1096

د. شلايشر ، ر. بانيرجي ، س. سور ، ت. أرشاكيان ، ر. Klessen ، R. Beck ، M. Spans ، حركة دينامو صغيرة الحجم أثناء تكوين النجوم والمجرات الأولى. I. الحد المثالي MHD. أسترون. الفلك. 522، A115 (2010). دوى: 10.1051 / 0004-6361 / 201015184

R. Schlickeiser، P.K. Shukla ، توليد المجال المغناطيسي الكوني عن طريق عدم استقرار Weibel. الفلك. جي ليت. 599، L57 – L60 (2003). دوى: 10.1086 / 381246

شويكر ، أ. فينوغينوف ، إف مينياتي ، إتش بورينجر ، يو جي. بريل ، استقصاء الاضطرابات في مجموعة مجرات الغيبوبة. أسترون. الفلك. 426، 387-397 (2004). دوى: 10.1051 / 0004-6361: 20041039

إس سيجر ، د. ساسيلوف ، د.سكوت ، حساب جديد لعصر إعادة التركيب. الفلك. جي ليت. 523، L1 – L5 (1999). دوى: 10.1086 / 312250

ك. Sethi ، K. Subramanian ، الحقول المغناطيسية البدائية في عصر ما بعد إعادة التركيب وإعادة التأين المبكر. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 356، 778-788 (2005). دوى: 10.1111 / j.1365-2966.2004.08520.x

ك. Sethi ، BB Nath ، K. Subramanian ، المجالات المغناطيسية البدائية وتشكيل الهيدروجين الجزيئي. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 387، 1589-1596 (2008). دوى: 10.1111 / j.1365-2966.2008.13302.x

جيه سيلك ، إم لانجر ، عن الجيل الأول من النجوم. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 371، 444-450 (2006). دوى: 10.1111 / j.1365-2966.2006.10689.x

A.G. سيتينكو ، التقلبات الكهرومغناطيسية في البلازما (مطبعة أكاديمية ، نيويورك ، 1967). الفصل. 4

S.W. سكيلمان ، بي دبليو. أوشي ، إي هولمان ، ج. بيرنز ، م. نورمان ، الصدمات الكونية في محاكاة صقل الشبكة التكيفية وتسريع الأشعة الكونية. الفلك. ج. 689، 1063-1077 (2008). دوى: 10.1086 / 592496

ر. دي سوزا ، ر.أوفر ، أصل الحقول المغناطيسية في المجرات. فيز. القس د 81، 067301 (2010). دوى: 10.1103 / PhysRevD.81.067301

K. Subramanian ، علاج موحد للدينامو الصغير والكبير في الاضطرابات الحلزونية. فيز. القس ليت. 83، 2957-2960 (1999). دوى: 10.1103 / PhysRevLett.83.2957

K. Subramanian ، JD Barrow ، الديناميكا المائية المغناطيسية في الكون المبكر وتخميد موجات ألفين غير الخطية. فيز. القس د 58، 083502 (1998). دوى: 10.1103 / PhysRevD.58.083502

ك. سوبرامانيان ، د. ناراشيما ، إس إم. Chitre ، التوليد الحراري للحقول المغناطيسية الكونية في جبهات التأين. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 271، L15 – L18 (1994)

إس سور ، د. شلايشر ، R. Banerjee ، C. Federrath ، RS. Klessen ، توليد مجالات مغناطيسية قوية أثناء تكوين النجوم الأولى. الفلك. جي ليت. 721، L134 – L138 (2010). دوى: 10.1088 / 2041-8205 / 721/2 / L134

S.I. Syrovatskii ، إن ديناميكيات الغاز بين النجوم، محرر بواسطة HJ Habing (Springer ، New York ، 1970)

H. Takami ، K. Sato ، تشويه السماء فائقة الطاقة بواسطة المجال المغناطيسي للمجرة. الفلك. ج. 681، 1279-1286 (2008). دوى: 10.1086 / 588513

جي سي تان ، إي جي. بلاكمان ، ودينامو قرص بروتوستيلار وتدفق هيدرومغناطيسي في تكوين النجوم البدائي. الفلك. ج. 603، 401-413 (2004). دوى: 10.1086 / 381668

H. Tashiro ، N. Sugiyama ، إعادة التأين المبكر مع الحقول المغناطيسية البدائية. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 368، 965-970 (2006). دوى: 10.1111 / j.1365-2966.2006.10178.x

(The Pierre Auger Collaboration) الارتباط بين الأشعة الكونية ذات الطاقة الأعلى والأجسام القريبة من المجرة. علم 318، ٩٣٨-٩٤٣ (٢٠٠٧). دوى: 10.1126 / العلوم .1151124

أ. Treumann ، R. Nakamura ، W. Baumjohann ، إعادة الاتصال بدون تصادم: آلية الاشتعال الذاتي في صفائح متجانسة ذات تيار مستوي رفيع. آن. الجيوفيز. 28، 1935-1943 (2010). دوى: 10.5194 / anngeo-28-1935-2010

سي. Tsagas ، موجات الجاذبية والمغناطيسية الكونية: نهج كوني. صف دراسي. الجاذبية الكمومية 19، 3709-3722 (2002). دوى: 10.1088 / 0264-9381 / 19/14/311

سي. Tsagas ، JD Barrow ، تحليل قياس ثابت للمجالات المغناطيسية في علم الكون النسبي العام. صف دراسي. الجاذبية الكمومية 14، 2539-2562 (1997). دوى: 10.1088 / 0264-9381 / 14/9/011

سي. Tsagas ، R. Maartens ، الاضطرابات الكونية الممغنطة. فيز. القس د 61، 083519 (2000 أ). دوى: 10.1103 / PhysRevD.61.083519

سي. Tsagas ، R. Maartens ، الاضطرابات الكونية على خلفية ممغنطة من Bianchi I. صف دراسي. الجاذبية الكمومية 17، 2215-2241 (2000 ب). دوى: 10.1088 / 0264-9381 / 17/11/305

MJ Turk ، T. Abel ، B. O’Shea ، تكوين ثنائيات السكان الثالث من الظروف الأولية الكونية. علم 325، 601-605 (2009). دوى: 10.1126 / العلوم .1173540

F. Vazza ، G. Brunetti ، C. Gheller ، موجات الصدمة في محاكاة Eulerian الكونية: الخصائص الرئيسية وتسريع الأشعة الكونية. الاثنين. لا. ر.أسترون. شركة 395، 1333–1354 (2009).دوى: 10.1111 / j.1365-2966.2009.14691.x

C. Vogt ، T. Enßlin ، عرض بايزي على خرائط دوران فاراداي التي ترى أطياف القدرة المغناطيسية في مجموعات المجرات. أسترون. الفلك. 434، 67-76 (2005). دوى: 10.1051 / 0004-6361: 20041839

S. Wang، حد المجال المغناطيسي البدائي الجديد من أحدث بيانات LIGO S5. فيز. القس د 81، 023002 (2010). دوى: 10.1103 / PhysRevD.81.023002

إ. واسرمان ، حول أصول المجرات ، العزم الزاوي المجري والمجالات المغناطيسية للمجرة. الفلك. ج. 224، 337–343 (1978). دوى: 10.1086 / 156381

E. Weibel ، الموجات المستعرضة المتزايدة تلقائيًا في البلازما بسبب توزيع السرعة متباين الخواص. فيز. القس ليت. 2، 83-84 (1959). دوى: 10.1103 / PhysRevLett.2.83.003

LM Widrow ، أصل الحقول المغناطيسية للمجرة وخارج المجرة. القس وزارة الدفاع. فيز. 74، 775-823 (2002). دوى: 10.1103 / RevModPhys.74.775

L.M. Widrow ، D. Ryu ، D.R.G. شلايشر ، ك. سوبرامانيان ، R.A. Treumann ، C. Tsagas ، الحقول المغناطيسية الأولى. علوم الفضاء. القس (2010 ، هذا العدد)

H. Xu ، B.W. أوشي ، دي سي كولينز ، م. نورمان ، H. Li ، S. Li ، بطارية Biermann في محاكاة MHD الكونية لتكوين النجوم الثالث للسكان. الفلك. جي ليت. 688، L57 – L60 (2008). دوى: 10.1086 / 595617

Y. Xu ، P.P. كرونبرج ، س. حبيب ، كيو دبليو. دفتون ، بحث دوران فاراداي عن الحقول المغناطيسية في بنية واسعة النطاق. الفلك. ج. 637، 19-26 (2006). دوى: 10.1086 / 498336

N. Yoshida ، K. Omukai ، L. Hernquist ، تشكيل البروتوستار في الكون المبكر. علم 321، 669-671 (2008). دوى: 10.1126 / العلوم .1160259

ي. زيلدوفيتش ، فرضية عدم التجانس الكوني المغناطيسي. سوف. أسترون. 13، 608-611 (1970 أ)

ي. زيلدوفيتش ، فصل المادة المنتظمة إلى أجزاء تحت تأثير الجاذبية. أستروفيزيكا 6، 319-335 (1970 ب)

ي. زيلدوفيتش ، ف. كورت ، ر. Sunyaev ، إعادة تركيب الهيدروجين في النموذج الساخن للكون. سوف. فيز. JETP 28, 146–150 (1969)

ي. زيلدوفيتش ، أ. روزمايكينا ، د. سوكولوف ، المجالات المغناطيسية في الفيزياء الفلكية (Gordon & amp Breach ، نيويورك ، 1983)


شاهد الفيديو: معلومات مدهشة عن أقرب مجرة إلينا مجرة أندروميدا. (شهر اكتوبر 2021).