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星海微萤

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日志

 
 

Hubble常数(Freedman和Madore 2010)(上)  

2011-08-22 17:41:33|  分类: 外论选译 |  标签: |举报 |字号 订阅

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Annu. Rev. Astron. Astrophys. 2010. 48: 673-710

Hubble常数

The Hubble Constant

Wendy L. Freedman和Barry F. Madore

Carnegie Observatories, Pasadena, California 91101; email: wendy@obs.carnegiescience.edu, barry@obs.carnegiescience.edu

First published online as a Review in Advance on June 2, 2010

关键词

宇宙年龄,造父变星,宇宙学,距离尺度,超新星

摘要

在过去二十年中,Hubble常数的测定已经取得了相当大的进展。我们讨论了准确测量Hubble常数的宇宙学背景和重要性,注意力集中在六种高精密度的距离测定方法上:造父变星、红巨星支顶端、微波激射星系、面亮度起伏、Tully-Fisher关系和Ia型超新星。我们详细地讨论了星系距离测量中已知的系统误差以及如何使它们减至最小。我们对Hubble常数最新的最佳估值为73±2(随机误差)±4(系统误差)km  s-1 Mpc-1。为了提高其他宇宙学参数的精密度,在以后的十年中,随着新的太空观测项目的实施和实验的谋划,对Hubble常数准确度的改进将变得越来越重要。我们勾画了为给出系统不确度为2% Hubble常数数值将需要的步骤,并讨论了在达到这样的准确度后对其他宇宙学参数将能给出的约束。

1. 引言

1929年,Carnegie天文学家Edwin Hubble发表了到星系的视距离与它们的退行速度之间的线性相关关系。这一简单的关系证明,我们的宇宙处在一种膨胀状态。这一发现一直是二十世纪最具深远影响的发现之一(Hubble 1929a)。这一结果在此之前已被Lemaitre1927)预测到过,他最先给出了一个膨胀着的宇宙的数学解,并指出它为观测到的星系退行速度提供了一种自然的解释。这些结果发表在《Brussels科学会年刊》上(使用法文),未能被很多人所知晓。

Hubble使用位于CaliforniaWilson山的100英寸Hooker望远镜获得的照相数据,运用造父变星的周光关系(下称Leavitt定律),测量了到本星系群中六个星系的距离。他然后假定在这些星系中最明亮的蓝色恒星(HII区)具有不变的光度上限,把这一样本扩大到远达室女星系团的另外18个星系。Hubble把这些距离与已发表的视向速度测量值(对太阳运动已作了改正)合在一起,构成了1。这一速度与距离之间的关系的斜率,就是Hubble常数,它是表示目前的宇宙膨胀速率的一个参数。

 

 

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 对太阳运动已作了改正的视向速度与由恒星和星系团中星系的平均光度估计的距离之间的关系图。实心的圆点和直线表示使用各个星系对太阳运动得出的解。Hubble写道:“然而,这一突出的特征所反映的关系有可能是de Sitter效应, 并因此这些数值数据也许会被引用到空间的总的曲率的讨论中去。”(据Hubble 1929a的图改绘。)

 

Hubble常数通常用每兆秒差距每秒千米为单位表示,并决定了现在的宇宙的宇宙距离尺度。Hubble常数的倒数具有时间的量纲。就近域宇宙而言,Hubble定律把到一个天体的距离与它的红移联系了起来:cz = Ho d ,其中d是到这个天体的距离,而z是它的红移。把距离与红移联系起来的Hubble定律在任何红移小于1Friedman-Lemaitre-Robertson-WalkerFLRW)宇宙学(见第2节)中均成立。红移更大时,在这种宇宙学中,距离与红移的关系还依赖于物质和暗能量的能量密度。膨胀年龄和Hubble常数之间的严格关系依赖于宇宙中质量和能量含量的状况,进一步的讨论见第2节和第6节。在一个均匀膨胀的宇宙中,Hubble常数H(t) 随时间变化;Ho Hubble常数在目前时刻to时的数值。

Hubble对一些星系距离的最早测量以来, Hubble常数的测量一直是一个活跃的课题: 80年前发现的星系距离与退行速度之间的看似简单的相关性,并未预示为了获得Hubble常数的准确数值将会牵涉到那么多难以处理的很大的系统不确度。仅仅在最近,在线性固态检测器方面取得的改进、Hubble太空望远镜HST)的发射以及若干不同的距离测量方法的提出,才使得它归结到了目前的数值。

Ho的准确数值的测定曾是Hubble太空望远镜建造的主要动因之一。在1980年代早期,太空望远镜科学研究所的第一任所长Riccardo Giacconi召集了一系列会议,提出了需要Hubble太空望远镜进行大量观测的有重大影响的观测项目。他关心的是,为了及时地完成这样一些大的观测项目,在任何正规的时间分配过程中,都将设法给它们留下足够的时间。几十年来,始终存在着“两倍”的争议,使得Hubble常数的数值落在50100 km s-1 Mpc-1之间。使Ho的准确度达到10% 的目标,被确定为Hubble太空望远镜的三个“关键项目”之一。(另外两项是使用类星体吸收线研究星系际介质和星系的“中深”巡天。)

本评述的组织如下:我们首先给出对Hubble常数测量的宇宙学背景的简短回顾。我们接着讨论测量星系距离的某些具体方法,尤其是造父变星、红巨星支顶端(TRGB)、微波激射、面亮度起伏(SBF)、Tully-FisherTF)关系和Ia型超新星(SN Ia)。我们然后转而讨论Ho 、它的系统不确度、测量Ho的其他方法以及未来的Hubble常数测量。我们的目标是要描述那些最新的发展,正是这些发展,导致了Hubble常数测量值的准确度已归结到好于10% 。同时,我们的目标还包括要勾画出未来的数据能把这一准确度改进到何等程度。先前对于这一课题的大范围的评述,读者可以参看Hodge1982)、Huchra1992)、Jacoby等人(1992)、van den Bergh1992)、Jackson2007)以及TammannSandageReindl2008)的文章。

2. 宇宙的膨胀:宇宙学背景

对于宇宙学这一学科的出色的导论,可以在KolbTurner1990)以及Dodelson2003)中找到。我们在这里给出一点简单的描述,以便为本评述通篇所用的那些术语提供基础。一个均匀且各向同性的宇宙的膨胀,可以用一种FLRW宇宙学来描述。这种宇宙学,可以用一些参数来表征,它们对宇宙的膨胀、整体的几何特性以及总的组成成分作出了描述。这些参数全都用Friedmann方程联系在一起,这个方程是由Einstein的广义相对论场方程导出的:

 

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 1

 

其中,H(t) 是膨胀速率,GNewton引力常数,a(t) 是以目前的宇宙尺度来表征时间t时宇宙的相对大小的宇宙尺度因子,r i (t) 是质能密度的各个分量,而k(其数值为+10-1则用于描述宇宙的整体几何特性。密度 r i表征宇宙的质能组成状况:重子、冷暗物质和热暗物质的密度和,以及暗能量所起的作用。我们可以把Friedmann方程除以H 2,把它改写为 Wtotal - 1 = Wk = k/(a2H 2) 。以空间平直的宇宙为例,k = 0,而 Wtotal = 1

    在一个以物质为主的宇宙中,宇宙的膨胀速度会由于引力的吸引作用而随时间的过去而下降。然而,十年前,两个独立的团组(Perlmutter等人1999Riess等人1998)发现,在z ~ 0.5处的超新星比在近域观测到的超新星暗了大约10% ,从而与膨胀速度增加的模型相一致;这也就是说,宇宙的膨胀正在加速。结合对物质密度的独立估计,这两个团组的结果与宇宙的总体密度仅三分之一具有物质(常物质加暗物质)的形式相一致,而三分之二以具有很大的负压强的形式存在。后者被称为暗能量。在这种最新的标准模型中,宇宙的膨胀速率由下式给出:

 

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 其中,Wmatter WDE分别是(常、冷暗和热暗)物质密度和暗能量密度,而w = p/r 是暗能量状态方程,即压强与能量密度之比。Wilkinson微波各向异性探测器WMAP)的最新观测结果以完全独立的物理方法为基础, 给出了与超新星数据一致的结果(Komatsu等人2009Dunkley等人2009)。在平宇宙的假定下,遥远超新星的最新观测结果与WMAP卫星的测量结果与 Wmatter = 0.3Wvacuum = 0.7w = -1的宇宙学模型相一致。这些观测结果与没有加速度的宇宙学模型不一致。

    由广义相对论得出的另一个关键性的方程涉及尺度因子的二阶导数: 

 

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                                                                                                   3

 

 

其中求和遍及宇宙质能密度的各种组成成分。按照这一方程,能量和压强均对宇宙的动力学特性起着支配作用,这与Newton引力的情况不同,后者没有压强项。这一方程还使得压强取负值成为可能,这样的压强产生了一种等效的反引力,从而与加速度的观测结果相一致。

质能密度的任何分量都可以用它所产生的压强与能量密度的比w来参数化。对于常物质,w = 0;对于辐射,w = 1/3;而对于宇宙学常数,w = -1。各个分量对a^.. /a 的影响*,为-4p Gr i (1+3wi) 。如果w < -1/3,那么相应的分量将得出宇宙的加速度(正的a^..)。这一状态方程随时间的演化,尚属未知;为方便起见,就简单地参数化为w(a) = wo +(1-a)wa ,其中,wo w的目前数值的表征,而wa是它的导数。

 


* 因受日志书写软件限制,这里不能直接把a 对于时间的二阶导数书写成a 上面加两点,故用a^.. 表示。下文中也有类似情况。——译者

 

3. 距离的测量

在测量河外星系距离时,天体的观测是在宇宙尺度因子a比现在小的时候进行的,而宇宙的年龄t也比现在小。宇宙膨胀的测量一般涉及到两种类型的宇宙学距离之一的使用:光度距离

 
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它把一个天体的被观测到的(对所有频率积分的)流量F与这个天体在其静止坐标系中发射的本征光度L联系了起来;角直径距离

 

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它把一个天体以弧度计的视角大小 q 与它的本征大小D联系了起来。光度距离与角直径距离的联系为

  

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    距离模数 m 与光度距离的联系如下:   

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其中mM分别是这个天体的视星等和绝对星等,而dL以秒差距单位计。

测量Ho的准确数值,这一要求就原理来说很简单就能讲清楚,但是实际做起来会遇到极大的困难。由光谱线的位移可直接测量视向速度;麻烦的是测量准确的距离。距离的测量结果必须要离得足够远,才能探测到平滑的Hubble膨胀(也就是说,其中由于邻近星系引力相互作用引起的随机速度相对于Hubble速度来说很小),又要足够近,以便对距离尺度进行绝对的、而非简单地为相对的校准。被研究的天体还得有足够多的数量,这样它们的统计不确度才不至于成为主要的误差来源。就理想的情况而言,这种方法要具有坚实的物理基础,并且其创立要具有很高的内部准确度,经得起对系统误差的经验检验。

我们在这里将详细地讨论三种测量近距星系距离的高精密度方法:造父变星、红巨星支顶端方法和微波激射星系。对于更远的星系,我们将另行详细地讨论三种方法:旋涡星系的TF关系、面亮度起伏方法和Ia型超新星(SN Ia)的最大光度。虽然微波激射距离至今仅发表了两个星系(NGC 4258UGC 3789)的测量结果,但是这种方法具有很大的潜力,或许甚至可以达到直接探测Hubble流的距离。

在以前的几十年中,大量其他的“距离标志”曾被作过探索,并在应用中常常在一些相对来说受到限制的距离范围内取得不同程度的成功。主序拟合、红“簇”巨星、天琴RR型星、水平支位置、蒭藁变星、新星和行星状星云光度函数(PNLF)、面亮度起伏、球状星团光度函数(GCLF)、以及红超巨星和蓝超巨星,全都在此之列。有的方法,例如天琴RR型星,提供了对零点一致性的关键性检验,但由于它们的本征光度相对来说较暗,本身不能达到超出本星系群非常远的距离。对于II型超新星距离尺度(DessartHiller 2005)、行星状星云光度函数(Ciardullo等人2002)和基本平面(FP)(Blakeslee等人2002),读者可以参看相应的最新论文和其中的参考文献。

我们这里的目标不在于提供对所有距离测定方法的全面的评述,而是把注意力集中在几千种方法上。这些方法弥散度确实很小,对它们的物理基础有某些最新的认识,而且与其他方法有足够的重叠,对校准的准确度和Ho测定值的系统误差大小能定量地进行测试。在转到讨论测量距离的各种方法之前,我们先讨论星际消光这一普遍存在的问题。

3.0.1. 星际消光

星际消光会使一颗恒星或者一个星系的视光度系统地减小。因此,如果不改正消光,就会导致距离的导出值系统地偏大。无论是在我们的银河系内沿着视线方向,还是在所研究的星系内沿着同一延伸出去的视线方向,都有可能存在尘埃。

通过观测改正星际消光的两种主要的途径为:(a) 用至少两个波段进行观测,利用消光是波长的已知函数这样一个事实,明确地解出距离和色余、消光的影响。(b) 用最长的波长进行观测,这样实际上暗含着使消光的影响最小化。前一途径假定对星际消光律预先已经有所了解,并且暗含这一消光律为普适的假定。后一途径在概念上较为稳健,它只是简单地运用了消光随波长的增长而减小这样一个(依靠经验建立起来的)事实。可是,随着波长越来越长,技术上做起来将越来越困难,从而这一途径要取得成果也就需花更长的时间。

星际消光随波长的变化规律,已经由银河系O型星和B型星的研究很好地建立了起来,而且从光学波长到中红外波长,它大体上是一个随着波长的增长而减小的函数(有关经验上的和理论上的考虑,见CardelliClaytonMathis 1989以及Draine 2003及其中的参考文献)。对河外星系中恒星的有限的研究[主要是大麦哲伦云(LMC)和小麦哲伦云(SMC)]支持了这种观点,大的背离仅限于光谱的紫外区域(尤其在2200 ?附近)。鉴于实际工作上的原因(即检测器的灵敏度)和星际消光的特性,距离尺度的应用大多数避开紫外波段,因此星际消光曲线中变化最剧烈的部分与实际工作没有多大关系。在另一极端,消光曲线中波长较长的部分(从光学波段到整个红外波段)的普适性,在银河系内具有强烈的恒星形成活动和极高光深的一些区域内,遭到破坏。不过,以如像RV = AV /E(B - V ) 这样的总吸收与选择吸收之比参数化的普遍(弥漫)星际消光的曲线,对于不同的区域之间来说,看来远为更稳定。好在造父变星、红巨星支顶端恒星和超新星一般不会在嵌埋于非常高光深的尘埃中很深的场所发现,它们已经完全走出它们原来的恒星形成场所,这使得它们主要是受到普遍的弥漫星际消光的影响。

3.1. 造父变星距离尺度

自从Leavitt定律被发现(Leavitt 1908LeavittPickering 1912)并由Hubble把它用于测量到本星系群星系NGC 6822Hubble 1925)、M33Hubble 1926)和M31Hubble 1929b)的距离以来,造父变星一直是测量近距星系距离的一种得到广泛运用并且强有力的方法。在2009年,美国天文学会理事会通过了一个决议,确认Henrietta Leavitt首先提出造父变星周光关系(Leavitt 1908100周年。理事会表示,它很高兴地获悉于200811月在Harvard-Smithson天体物理中心举行的Leavitt专题讨论会上通过的决议。这个决议提出,造父变星周光关系应该被称为Leavitt定律,以表彰Leavitt的重大发现。因此,我们在这里也这样做。

据观测,造父变星具有周期介于2日到超过100日之间的脉动,而且它们的本征亮度与它们的周期相关,介于 -2 < MV < - 6 mag之间。这些明亮的、光度变化的超巨星很容易发现和识别,这使得它们成为强有力的距离标志。对造父变星距离尺度以及它的校准的详尽的评述,可在MadoreFreedman1991)、SandageTammann2006)、Fouque等人(2007)以及Barnes2010)中找到。关于这个课题的历史的一篇评述,已由Fernie1969)给出。

把造父变星运用于河外距离尺度,必须要有好几个步骤。这些造父变星,必须要从由更为暗弱的已分辨开来和未分辨开来的恒星组成的背景中识别出来。这些背景恒星,构成了周围的寄主星系光。克服密集和混淆,是成功发现、测量和使用本星系群以外的星系中的造父变星的关键。在地面,大气扰动会降低像的分辨率,减小点源与背景之间的反差。在太空,分辨率极限由望远镜的口径和检测器的工作波长所决定。Hubble太空望远镜与地面大多数口径相当和更大的望远镜相比,分辨率提高了十倍。

当有越来越多数量以及处在不同物理环境中的造父变星的数据以越来越高精密度累积起来的时候,搜索和研究各种影响Leavitt定律的更为微小但越来越重要的系统差已变为可能。下面我们简短地讨论这些复杂的影响(尤其是红化和金属度)以及它们的不确度,并把它们对河外距离尺度的影响定量化。然后我们详尽地说明改正或减小它们对距离测定值的影响的方法。然而我们首先笼统地给出Leavitt定律的物理基础的概况。

3.1.1. 物理背景

一颗造父变星的光度和颜色与它的周期相联系的基本的物理机制已经了解得很清楚。使用Stephan-Boltzmann定律:

 

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可以得出包括造父变星在内的一切恒星的热光度L 。用星等表达,Stephan-Boltzmann定律变为:

 

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沿着核心氦燃烧主序分布的恒星,可以达到长时间的流体静力学平衡。其结果,一些恒星在大部分时间里就被约束在那里,因此被束缚在MBOLlog Te构成的平面中一些不随半径和温度变化的允许值处。

如果把log Te映射为可观测的本征颜色[即 (B - V )o ],而把半径映射为可观测的周期(通过周期与平均密度的关系),那么就可以确定造父变星的周期、光度和颜色之间的关系(PLC关系)(例如,Sandage 1958SandageGratton 1963SandageTammann 1968)。对于脉动变星,把Stefan-Boltzmann定律线性化,就成为如下的PLC形式: MV = a log P + b (B - V )o + g

造父变星的脉动因氦电离区中的大气不透明度随温度变化而发生。这一区域所起的作用类似于一台热力发动机和活塞机构。在这种脉动周期的一段时间内,上述电离层对辐射不透明,于是能量被滞留在这一层中,导致它的内部压强增大。这一额外的压强起着把位于它上面的气体层抬高的作用,导致观测到的半径膨胀。当这颗恒星膨胀时,它要反抗引力做功,于是气体冷却。当这样的事情发生时,它的温度就回落到二次电离氦层发生复合的点处,并使得这一层又变得透明,因此允许辐射通过。由于没有了额外的热源,那里的局部压强下降,于是膨胀停止,这颗恒星再次坍缩,如此周而复始。这一氦电离层交替地滞留和释放能量,最终引起了在表面所看到的半径、温度和光度的周期性变化。并非所有恒星的不稳定都是这种机制造成的。造父变星不稳定带的冷(红)边缘据想是由对流的启动所控制的,那时对流的启动阻碍了氦电离层驱动脉动。对于更热的温度,氦电离层位于发生显著脉动的大气层之外过远。进一步的详细情况,可以在Cox1980)的经典的恒星脉动教科书中找到。

造父变星已经有十分细致的数值模拟,所用的流体动力学计算机程序越来越精致(最新的评述,见Buchler 2010)。虽然不断地取得进展,但是在大气的动态追随和混合程近似随时间变化的对流的模拟方面,困难依然令人可怕。一般地说,观测得到的PLC关系和理论上的这一关系符合得还算好(例如,Caputo 2008)。可是,如第3.1.3节中讨论的,一些微妙的影响(例如,金属度对造父变星光度和颜色的影响)仍然很难由一些首要的原理加以预测。

3.1.2. 造父变星和星际消光

如果采用平均消光律,并且普适地应用于所有造父变星,而不管它们的母星系的金属度,那么就可以使用观测到的造父变星的颜色和星等来改正视线方向的总消光。例如,如果用VI两种波段作观测(就像通常用Hubble太空望远镜所作的那样),而且采用先验(例如,CardelliClaytonMathis 1989的总吸收与选择吸收之比RVI = AV /E(V - I ) ,那么就可以由观测到的颜色和星等构成一个无消光的Wesenheit星等WMadore 1982),它定义为:

 

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还有一个Wesenheit本征星等Wo

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通过构成:

 

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其中V = Vo + AV (- I ) = (- I )o + E(V - I ) ,而AV = RVI ×E(- I ) ,因此最后两项退化为零,留下W = Vo - RVI ×(- I )o ,它就等于Wo的定义。

W 的数值由观测得到的数据点构成,在数值上就等于Wesenheit函数的本征(未红化)值Wo 。因此,对于任何给定的恒星,W 的变暗仅由距离引起,而(按它的定义)不受消光的影响,也仅受R已知和普适的程度影响。任何光学波段和近红外波段的组合,都可以构成W

3.1.3. 金属度

像造父变星这样的恒星的大气,具有典型的G型和K型超巨星的有效温度,它们会受到大气金属丰度变化的影响。化学成分的变化,可以引起恒星整体结构(质量与半径关系)的额外变化。因此,可以预期,造父变星的颜色和星等,以及它们对应的周光(PL)关系,应该是金属度的函数。然而,要预测无论是光学波段还是更长波长的波段处的星等(以及甚至简单地仅是这种影响的正负号),已被证明是困难的:不同的理论研究得出了不同范围的结果。下面我们对这些经验证据进行评述。至于与最近的一些理论研究工作的比较,我们请感兴趣的读者参看SandageBellTripicco1999)、Bono等人(2008)、Caputo2008)以及Romaniello等人(20082009)的论文。

Leavitt定律对于金属度的敏感性而言,已经提出了两种检验方法。第一种检验方法使用各个星系内的径向金属度梯度的测量结果,给出某种较差检验,其中,观测到的造父变星零点随径向距离的变化被用来作为随金属度变化的描述。这种检验方法假定造父变星和HII区(它们被用来校准测量到的 [O/H] 丰度)在给定的径向距离处具有相同的金属度,而诸如恒星密集程度的径向变化或者消光律随径向距离的变化等其他因素对零点改变不起作用。第二种检验方法使用分别由造父变星和红巨星支顶端测定的两种星系距离测量值之间的差值,寻找这些差值随造父变星金属度(即HII区金属度)变化的相关关系。

第一种检验方法,起决定作用的是各个星系的金属度梯度,现已对M31FreedmanMadore 1990)、M101Kennicutt等人1998)、NGC 4258Macri等人2006)和M33Scowcroft等人2009)作过这种检验。第二种检验方法,红巨星支顶端距离与造父变星距离的比较,最早由LeeFreedmanMadore1993)所作。Udalski等人(2001)使用在IC 1613中新观测的造父变星样本,把它们与同一星系的红巨星支顶端距离比较,并与小麦哲伦云、大麦哲伦云和NGC 6822进行比较,结论为在低平均金属度的情况下在金属度变化两倍的范围内没有任何金属度的影响存在。包括高金属度星系在内的造父变星距离与红巨星支顶端距离的大规模交叉比较,已由Sakai等人(2004)很好地汇总。各组数据和金属度的校准依然存在争议,但一般的共识是,对于造父变星距离尺度的无红化WVI)的较准,是与金属度有关的,如果它们的距离最初是使用较低金属度(例如,大麦哲伦云中)的周光关系较准的,那么一旦对金属度作出改正,距离模数就会随着造父变星金属度的升高而增大。然而,Romaniello等人(2008)采用一种不同的处理方法,直接得到一个由银河系、大麦哲伦云和小麦哲伦云中的造父变星组成的样本的分光 [Fe/H] 丰度。它们比较了具有不同平均金属度的恒星样本的Leavitt定律,而且,正相反,他们发现V波段的残差随着 [Fe/H] 丰度的升高而增大,以至于与上述较早的测定结果相比,有着反方向的变化。很清楚,金属度对造父变星观测特性的影响,依然是一个活跃和处在不断取得进展中的研究领域。

Ho关键项目(进一步的描述见第4节)结束时,由于关键项目中大多数星系的金属度与银河系更接近,而与大麦哲伦云相差较大,但用于校准工作的是后者,因此依然存在着某种不确性。下面,在第3.1.4节中,我们通过采用由银河系造父变星的新的三角视差提供的银河系的校准结果,来改善这一系统误差。这些新的三角视差在实施关键项目时尚不能加以利用。通过把对造父变星的校准重新规范化到较高的(银河系的)金属度,金属度的影响已经不再是一种大的系统误差,而是一种随机误差,它的大小将由于样本大小随时间的增长而减小。根据Sakai等人(2004)的造父变星金属度校准(12 + log (O/H) 的数值,对于大麦哲伦云和太阳,分别采用8.508.70;而金属度的斜率,采用0.25 mag dex-1),我们估计造父变星零点从以大麦哲伦云为基础变换到以银河系为基础时的金属度改正为0.25×0.2 = 0.05 mag ,其残留的弥散约为±0.07 mag

3.1.4. 具有三角视差的银河系造父变星

长期以来,一直有人在寻求对银河系造父变星进行准确的三角视差校准,但实际上非常难以成功。所有已知的(银河系的)经典造父变星都远于250 pc:因此,要得到好于10% 的直接距离估计,视差的准确度要达到±0.2 mas,这只有依靠空间观测才行。高精密度视差采集卫星Hipparcos)报告了200颗离得最近的造父变星的视差,但(除了北极星以外)即使其中最好的结果信噪比也非常低(FeastCatchpole 1997)。

最新的进展是随着Hubble太空望远镜精细导星传感器的使用取得的(Benedict等人2007),借助于这一仪器,对各颗恒星测得的视差的准确度在许多情况下好于±10% ,由此获得了10颗造父变星的视差,它们的周期跨度为3.7日到35.6日。我们在1中列出了这些造父变星的距离模数、误差和距离。这些近距的造父变星的距离跨度为约300560 pc

 

 

1   具有三角视差的银河系造父变星

 

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根据这十颗恒星所作的Leavitt关系的校准,得出它们平均值的误差为±3%(或±0.06 mag),我们这里采用它作为下面讨论的大麦哲伦云距离的系统误差,而且一般地也就作为造父变星的零点。在下文中,我们采用这一根据银河系校准得到的零点,但保持根据大麦哲伦云得到的斜率,因为后者的样本大小依然大得多,而且在统计上更为确定。这一校准的改进(斜率和零点两者)有待于由全天天体测量干涉仪GAIA)得到的更大的(长周期的)造父变星的样本。我们采用的零点校准,既基于上述Hubble太空望远镜的数据,又基于根据微波激射星系NGC 4258作的校准(第3.3节),并在第4节中给出修正之后的Ho数值。

在目前,这一银河系较准的零点仍是一个显著的系统误差源。它的数值仅仅取决于十颗恒星,其中每一颗恒星距离的不确度都在10% 的程度。由于这一银河系校准的样本大小很小,它们的平均值可能不会好于±3%(或±0.06 mag),我们这里采用它作为大麦哲伦云距离的新修正后的系统误差,而且一般地说也就作为造父变星的零点*。在下文中,我们采用这一根据银河系校准得到的零点,但保持根据大麦哲伦云得到的斜率,因为后者的样本大小依然大得多,而且在统计上更为确定。最近文献中有关于Leavitt定律的斜率可能在10日附近出现变化的讨论(见NgeowKanburNanthakumar 2008及其中参考文献);然而,Riess等人(2009b)以及MadoreFreedman2009)均发现,当使用W时,差值在统计上并不显著。这一校准的改进(斜率和零点两者)有待于由全天天体测量干涉仪得到的更大的(长周期的)造父变星的样本。


* 这一句似是上一段中相应文字的完全重复,原文如此。下文还有类似情况。——译者

 

3.1.5. 到大麦哲伦云的距离

大麦哲伦云由于这个星系中已知的造父变星的丰度,在历史上在造父变星河外距离尺度校准中起着一种中心的作用。目前在大麦哲伦云中已识别出几千颗造父变星,并列成了星表(Leavitt 1908Alcock等人2000Soszynski 等人2008),它们全都基本上在同一距离处。尤其,Leavitt定律的斜率,在大麦哲伦云中,在统计上和系统上,都比用我们银河系中的造父变星测定得更好。对于长周期一端的校准,更是如此,与在银河系中只有非常靠近太阳的子集可以利用这种受到较大限制的情况相比,河外的样本一般来说在构成上远为好得多。在2中,我们给出了直到2008年为止发表的依据非造父变星的距离模数确定的大麦哲伦云的距离模数的取值范围。这些非造父变星距离模数的中位值是18.44±0.16 mag 。根据在第3.1.4节中讨论的银河系造父变星视差

 

 

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2   到大麦哲伦云(LMC)的距离模数的180个估值的累积概率密度分布,取自最新的文献和由美国航空航天局(NASA)红外数据处理分析中心(IPAC)河外数据库(NED)提供。各个估值以单位面积的Gauss分布表示,其弥散度置为它们给出的误差(蓝色实线)。紫色的实线表示这些Gauss分布的重新归一化的和。红色的虚线表示到大麦哲伦云真距离模数(Wesenheit距离模数W)的数值18.39 mag和±0.03 mag的系统误差,此值依据银河系造父变星视差校准并作了?0.05 mag的金属度改正后得到。作为比较,已发表的非造父变星距离模数的中位值是18.44±0.16 mag(用灰色点圆和误差棒表示);非造父变星距离模数的众值是18.47 mag 。由造父变星得出的距离模数的数值在统计上与这组高度多样性但相当完备的已发表独立测定结果没有差别。

 

的新的直接几何测量结果(Benedict等人2007),我们校准了用作Hubble太空望远镜关键项目基准的大麦哲伦云造父变星样本。这些新的银河系造父变星的视差现在可以用来获得Leavitt定律的零点。在3中,我们给出了用这些新的视差校准的银河系和大麦哲伦云的BVIJHK波段的Leavitt定律。正如我们可以看到的,随着波长变长,Leavitt定律的斜率增大,其弥散度则相应地减小。

 

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 对于银河系造父变星(黄色点圆)和大麦哲伦云(LMC)造父变星(红色圆圈)复合的由光学(BVI)到近红外(JHK)多波长周光(PL)关系(Leavitt定律)。随着波长越来越长,周光关系的斜率单调地增大,而总的弥散度急剧减小。

 

在过去,由于银河系造父变星校准的不确性,大麦哲伦云的距离模数和造父变星的平均消光是使用几种独立的方法组合在一起得到的。多波长的Leavitt定律那时曾被用于获得比大麦哲伦云更远的星系的较差河外距离和红化。在这里,我们第一次能够给出到大麦哲伦云本身的距离的多波长解,它们以造父变星的视BVIJHK距离模数为基础,拟合到CardelliClaytonMathis1989)的消光曲线,并采用由银河系的数据得到的零点校准和由大麦哲伦云的数据得到的斜率。这些大麦哲伦云的视距离模数,采用银河系的校准结果的标度,以波长倒数的函数的形式,在4中给出。这些数据被用具有对应于E(B ? V) = 0.10 mag的比例因子和在1/l = 0.00处截止的银河系消光律很好地拟合,对应于真距离模数 m (LMC)o = 18.40±0.01 mag

 

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4   到大麦哲伦云(LMC)的六个波长(BVIJHK)视距离模数拟合的标准消光曲线,标度校准到Hubble太空望远镜测定的银河系视差样本(Benedict等人2007)。最小 c 2 标度拟合给出的真距离模数(截距)为18.40±0.01 mag ,未作金属度改正,而视线方向总色余(斜率)为E(B ? V) = 0.10 mag

 

5给出了复合的(银河系 + 大麦哲伦云)VI波段Wesenheit函数。两个独立的造父变星样本之间对应得很好,而且W的弥散度仍然非常小。Wesenheit函数使用的波长较少,但它所用的两个波长直接与Hubble太空望远镜关键项目和大多数河外造父变星距离有关,因此我们在这里就采用这一函数。

 

 

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 无红化VI波段Wesenheit周光(W-PL)关系,给出了具有一颗颗地测定的三角视差的银河系造父变星(蓝色双圈)和大麦哲伦云(LMC)造父变星(绿色点圆)的组合数据,后者按它们与银河系校准结果之间的视星等差值上移了18.44 mag ,使得它们与前者相重合。蓝色的实线是对这些组合数据的拟合。绿色的虚线是Freedman等人(2001)在关键项目(KP)总结中使用的校准。图内灰色的矩形区域给出了用于测定河外距离的关键项目使用的周期和光度范围。两种校准结果之间的对应非常接近,但应该注意,银河系的校准结果是对银河系的金属度而言的。

 

Wesenheit函数W(V,VI) 给出了银河系造父变星与对应于真距离模数 m (LMC)o = 18.44±0.03 mag的大麦哲伦云造父变星之间的最小偏差拟合。改正金属度(见第3.1.3节)将使这一数值减小为18.39 mag 。由于在众多的波长处都有大量的造父变星被涉及,因此这一数值的统计误差很小;而且,系统误差再一次在误差构成中占主要地位。正如在第3.1.4节中讨论的,我们对到大麦哲伦云的距离采用新的修正后的系统误差3%(或±0.06 mag)。

正如上面指出的,使用大麦哲伦云作为Leavitt定律的基础校准的主要缺点是这样一个事实,即大麦哲伦云与用于测量Hubble常数的许多更遥远的旋涡星系相比,其中的造父变星金属度较低。这一系统差在很大程度上可以如第3.1.3节中讨论的通过采用金属度较高的银河系校准或者第3.3节中讨论的NGC 4258校准来消除。

3.2. 红巨星支顶端方法

正如在第3.1.3节中讨论的,测定到近距星系的距离,一种精密度与造父变星可比的完全独立的方法是红巨星支顶端。这种红巨星支顶端方法使用在理论上已经完全了解而且在观测上已经完全确定的演化到红巨星支的年老、贫金属星族恒星光度函数中的间断点。这一特征已用银河系的球状星团作了校准,而且由于它的简单性和可以直接应用,已被广泛地用于测定到近距星系的距离。对这个课题的最新和出色的评述已由Rizzi等人(2007)和Bellazzini2008)给出。

使用球状星团中的最明亮恒星估计距离,这已经有很长的历史[时间的回溯最终为Shapley1930),后来Baade1944)又作了讨论]。这种方法在现代背景下得到广泛应用,是在两篇论文中:一篇是Da CostaArmandroff1990,关于银河系球状星团)的,而另一篇则是LeeFreedmanMadore1993,其中使用了一种定量的数字滤光片测量顶端位置,首次运用于一个河外星系)的。

使用红巨星支顶端方法,已经测定了约250个星系的距离,相比之下,具有造父变星距离的星系,总共为57个。(一份包罗了直接距离测定结果的编制星表,现可按如下网址加以利用:http://nedwww.ipac.caltech.edu/level5/NED1D/ned1d.html)。在实际工作中,红巨星支顶端方法在观测上是一种远为更有效的方法,这是因为,与造父变星不一样,不需要在整个光变周期内对它们进行跟踪观测:用两种波长(为提供颜色信息)作一次单一历元的观测就已经足够了。一个最新的例子,把这种红巨星支顶端方法应用于微波激射星系NGC 4258,在6中给出。

 

 

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 检测和测量微波激射星系NGC 4258晕中红巨星支恒星观测光度函数间断点的一个例子(MagerMadoreFreedman 2008)。左边的颜色星等图已对金属度作了调整,使得红巨星支顶端(TRGB)能在相同的视星等处找到,而与顶端处恒星的颜色、金属度无关。右图给出了一块边缘检测(修正Sobel型)滤光片的输出(黄线),它的峰值响应指明了红巨星支顶端的星等,而峰的宽度则被用来作为这一检测的随机误差的量度。

 

3.2.1. 理论

直到红巨星支为止的小质量星主序后演化,是恒星演化中了解得最清楚的阶段之一(例如,IbenRenzini 1983)。对于那些令人感兴趣的处在红巨星支顶端的恒星,在中心已经形成氦的核心,受到电子简并压强的支撑。在核心周围并提供了整个恒星光度的,是一个氢燃烧壳层。这一壳层产生的“氦灰烬”使核心的质量系统地随时间增大。对于简并电子支撑,与白矮星的状态方程以及由此造成的把核心质量Mc和核心半径Rc相互联系起来的比例关系相似,核心温度(也就是壳层的温度)Tc和由此产生的壳层光度简单地仅是McRc的函数:Tc ~ Mc /Rc Lc ~ Mc7/Rc5 。其结果,核心质量增大,半径同时缩小,而光度则因两者的影响而增大。随着光度的增大和核心温度的升高,恒星沿红巨星支升高。当Tc超出某一在物理上完全确定的温度时,在整个核心中氦被点燃。氦核心点燃不会使恒星变得更明亮,但它通过爆发式的加热消除了壳层源。并因此提高了核心内的电子简并。状态方程中这一剧烈的变化使得核心的闪燃(它所产生的瞬时光度相当于整个星系)在大约只不过几秒之内就由于内在的原因而熄灭,核心暴胀,并落到光度较小的核心氦燃烧主序上。这一由红巨星到水平支的过渡发生得如此迅速(在几百万年内),以致在观测上红巨星支顶端可以被处理成一个物理上的间断点。恒星演化的一次“相变”造成了红巨星支顶端这一特征。红巨星支顶端的这种潜在的功能就被用作一种在物理基础上和理论上完全了解的测定距离的方法。核物理过程从根本上控制了红巨星支截断处的恒星光度,它与化学成分以及位于核心上方的残余包层的质量基本上无关。

位于红巨星支顶端的恒星的肤色暗波长的重新分布是金属度和包层质量的函数。从经验上来说,业已发现,热改正最小的是I波段,而且最新的一些测量工作大多数是在这一波长处作的。金属度对红巨星支顶端光度的很小的残余影响已有很好的研究结果发表,并可以经验地加以校准(见MadoreMagerFreedman 2009)。

3.2.2. 最新的红巨星支顶端结果和Hubble常数校准

测量Hubble常数这一目的来说,红巨星支恒星不像造父变星那样明亮,因此不能看得那么远,但它们依然可以在相当远的距离(~ 20 Mpc,且包括室女星系团;例如Durrell等人2007Caldwell 2006)处看到,并且正如我们已经看到的,它们可以用来作为一个极端重要的工具,独立地检验造父变星距离尺度和核查系统影响。

MouldSakai2008)为测定Ho曾使用红巨星支顶端作为对造父变星距离尺度的另一种校准。他们使用14个星系,对于这些星系,红巨星支顶端恒星的距离均可以测量得到,用它们来校准TF关系,测得Ho = 73±5(仅统计误差)km s-1 Mpc-1的数值,比早先Sakai等人(2000)依据23个具有TF测量结果的旋涡星系中的造父变星校准得出的数值大了约10% 。在随后的一些论文中,他们校准了面量度起伏方法(MouldSakai 2009a),然后进而核查了一些早型星系的基本平面校准和Ia型超新星的光度标度(MouldSakai 2009b)。他们的结论是红巨星支顶端和造父变星的距离尺度均与使用面亮度、基本平面、Ia型超新星和TF关系得到的结果一致。

3.3. 微波激射星系

H2O巨微波激射最近已被证明是准确测量河外距离的新的强有力的工具。对于巨微波激射的物理性质以及应用于河外距离尺度的全面的评述可以在Lo2005)中找到。这种方法利用的是大质量黑洞吸积盘中22.2 GHz水微波激射源的成图观测结果,这些黑洞位于具有活动星系核的旋涡星系中,它们的吸积盘的转动被用纯Kepler运动理想地加以模拟。按这种方法的最简单的形式,是沿吸积盘的长轴测量一条转动曲线;在吸积盘短轴的近侧测量自行,并把后一测量得到的角速度与前一测量得到的以km s?1计的绝对速度进行比较,得出距离。

这种方法需要一个相对来说以侧面朝向我们(从而可以由视向速度测量结果得到一条转动曲线)的吸积盘样本,并且在这个吸积盘中要有一个热源,它所发射出的X射线或激波能产生微波激射发射出来。基本的假定是这些微波激射发射来自痕量的水蒸气(数密度 < 10?5),这些水蒸气在吸积盘中有非常小密度的增丰,而且它们的行为犹如完美的动力学测试粒子。这些微波激射源在光谱中看上去像一些离散的峰,或者在甚长基线干涉仪(VLBI)构建的图像中看上去像未分辨开的斑点。加速度(a = V 2/r)的测量结果可由单天线的观测结果通过监测微波激射视向速度随时间的变化直接得到。自行由观测干涉仪获得的图像中源的角位置的变化得到。吸积盘的近似Kepler转动的转动曲线被模拟,把翘曲和径向结构考虑在内。研究得最好的星系是NGC 4258,它位于约7Mpc距离处,对于提供独立的Hubble常数测量结果(也就是说免除局部速度场的干扰)来说还太近,但它起着作为造父变星零点校准的一种无价的独立核查的作用。

3.3.1. NGC 4258的微波激射距离

NGC 4258的活动星系核周围H2O微波激射源的VLBI观测展现了它们是在一个非常薄的较差自转着的、略微翘曲的盘中。Kepler速度曲线的偏差小于1% 。这个盘的转动速度在离推断的大质量(107 M)黑洞核心约0.1 pc远处超过1,000 km s-1。用微波激射描绘出的这一吸积盘的结构,已有多篇详细的分析报告发表(例如,Herrnstein等人1999Humphreys等人2008及其中参考文献)。随着时间的推移,同时测量这些源的自行和加速度已经变为可能,由此得以得出了到这一星系的距离的两个独立估值。这两个估值符合得好极了,从而支持了先验采用的Kepler盘假设,并给出距离分别为7.2±0.27.1±0.2 Mpc

由于NGC 4258中微波激射系统结构的简单性以及相对来说较强,NGC 4258将继续是研究可能会影响距离估值的系统影响的首要的检验台。不过,有若干问题,也许限制了这种方法的最终准确度。例如,由于微波激射仅分布在吸积盘内很小的角范围中,因此难以评估非圆轨道的重要性。可能会引起关切的是,已经在若干星系核中观测到偏心的恒星盘,其中黑洞的引力势起着支配作用,就像NGC 4258中的情况一样。此外,即使盘是圆的,那沿短轴方向的微波激射与沿长轴方向的微波激射也不是一定位于同样的径向距离处。

盘的自引力也可能需要加以研究和模型化,因为微波激射的分布表明似乎存在旋臂(Humphreys等人2008)。最后,辐射转移的影响可能会引起微波激射图像中非物理的运动。虽然目前使用多种方法得出的距离之间的符合程度尚令人欣慰,对于这种方法,仅有唯一的一个校准星系依然是令人担忧的一件事情,而且为了查明这种方法的极限不确度,也将需要更远的星系。

3.3.2. NGC 4258的其他距离测定值

Maoz等人(1999)发表了NGC 4258的第一个造父变星距离,他们以大麦哲伦云的校准后距离模数18.50 mag为基础,得出NGC 4258的距离为8.1±0.4 Mpc Newman等人(2001)得出距离模数为29.47±0.09(随机误差)±0.15(系统误差),给出距离为7.83±0.3±0.5 Mpc Macri等人(2006)在两个径向距离(并且化学成分)有所不同的星场中对NGC 4258重新作了观测,在BVI波段发现了281颗造父变星。如果采用 m (LMC) = 18.50 mag ,那么他们的分析给出的距离模数为29.38±0.04±0.05 mag7.52±0.16 Mpc)。更近些时候用已分辨出来的恒星(造父变星和红巨星支顶端恒星)所得到的几个到NGC 4258的距离模数测定值与微波激射距离模数符合得非常好。di Benedetto2008)测得的NGC 4258的造父变星距离模数为29.28±0.03±0.03,对应于距离7.18 MpcBenedict等人(2007)也得出距离模数29.28±0.08 mag ;而MagerMadoreFreedman2008)由造父变星和红巨星支顶端方法也都得出29.28±0.04±0.12 mag的数值。上述后几个研究结果与目前的微波激射距离严格相符。这些结果的较高的准确度,来自于较大的样本和较高的信噪比以及金属度处理的改进。

在距离尺度中利用微波激射星系的另一种方法是采用到NGC 4258的几何距离作为基础,用它来校准Leavitt定律,并由此定出大麦哲伦云的距离。Macri等人(2006)采用这种方法并得出大麦哲伦云的真距离模数为18.41±0.10 mag 。这个数值与在第3.1.5节中讨论的大麦哲伦云Leavitt定律新的银河系造父变星校准结果符合得很好。

3.3.3. NGC 4258Ho 的校准

NGC4258的距离可以用来与大麦哲伦云一起交替地校准造父变星的周光关系和另外一些次生的方法。Macri等人(2006)和Riess等人(2009ab)采用到NGC 4258的距离作为超新星距离尺度的较准,这在第3.5.2节中作进一步讨论。

测量到其他巨微波激射源的距离的尝试,已经被证明是很难的。已经作过微波激射巡天的星系约有2000个,迄今已被发现具有微波激射的有100多个。检测率仅约5% 的原因,可能是由于检测的灵敏度以及微波激射盘接近以侧面朝向我们时才能看到,因为这类微波激射发射据预期在盘平面内高度地成束。这些微波激射中约30个的谱轮廓表明发射来自薄盘,也就是说,一些微波激射源具有星系的系统速度,而且微波激射源以速度系统地分隔成一些组。大约有十几个微波激射星系足够地强,以致可以用相参VLBI方法对它们成像。只有大约5个被发现具有足够简单的结构,从而可以把它们拟合到动力学模型,并已经测得它们的距离。这些星系中最有希望的例子是UGC 3789,它的退行速度大于3,000 km s-1,并正由巨微波激射宇宙学计划作后继观测(Reid等人2009)。

如果有很多数量的微波激射星系可以被发现,并且观测的精密度完全可以深入到Hubble流中,那么,就Ho的测量而言,在原理上,这种方法可以与诸如Ia型超新星等方法相匹敌。困难在于要得到数百个天体这样足够大的样本,才能把大尺度流平均掉。很可惜,这在即将来到的十年内看来将不可能实现。也有人希望将会发现一些近距的天体,除了NGC4258之外,可以把这种方法用于它们,并强化河外距离尺度的零点校准。鉴于平方千米阵列的高频能力,这种方法的将来(2020年以后)看来是有希望的。

3.4. 面亮度起伏(SBF)方法

对于椭圆星系和具有很大核球星族的早型旋涡星系的距离,由TonrySchneider1988)首先提出的面亮度起伏方法,部分地重叠并在很大程度上超过了红巨星支顶端方法目前所达到的距离。这两种方法都是使用红巨星支光度函数的特性来估计距离。面亮度起伏方法把距离对星族II红巨星分辨程度的全面衡量的影响定量化,自然地按它们的本征光度和相对数量两个因素计权。这种方法所测量的是光子统计中像素与像素间的变化(用面亮度作为标度),这种统计由一幅纯粹的红巨星支恒星星族图像得出。对于固定的面亮度,一个(角大小固定的)像素中的这种变化是距离的函数,简单地就是因为在任一给定像素中所包含的离散源总数随距离的平方增加。虽然红巨星支顶端方法完全依靠那些极明亮的红巨星,但是面亮度起伏方法使用的是整个红巨星星族按光度计权的积分,用它来定义一颗典型的“起伏星”,这颗假想的恒星平均星等 áMI ? 被假定为是普适的,并因此可以用来得出距离。对面亮度起伏方法的最新的讨论,读者可参看Biscardi等人(2008)和Blakeslee等人(2009)。

面亮度起伏方法除了要消除诸如前景星、小片尘埃和球状星团等明显的污染源之外,还需要作某些额外的改正。众所周知,在颜色星等图中红巨星支的斜率是金属度的函数,并因此上述起伏星的星等既可以预料而且也已被经验证实是金属度的函数。现已得出了一个(相当陡的)金属度改正,并可以使用基底星族的平均颜色来加以运用:áMI ? = -1.74 + 4.5(- I )o -1.15Tonry等人2002)。

 关于应用面亮度方法确定宇宙距离的最新而全面的评述以及它与基本平面方法的比较,由Blakeslee等人(2002)给出。进入这一比较的星系超过170个;这一分析得出的结论为Ho = 72±4 (随机误差) ±11 (系统误差) km s-1 Mpc-1

3.5. Tully-Fisher关系

一个旋涡星系(改正正向倾角以考虑消光后)的总光度强烈地与这个星系(改正正向倾角后)的最大自转速度相关。这一关系,在用Leavitt定律或红巨星支顶端校准之后,成了测定河外距离的有力工具(TullyFisher 1977Aaronson等人1986PierceTully 1988Giovanelli等人1997)。现在,Tully-Fisher关系是应用得最广泛的距离测定方法之一,提供了数千个星系的距离,既有一般的星场中的,也有星系群和星系团中的。这一关系的弥散与波长有关,约为±0.3-0.4 mag,或者说距离的15-20%Giovanelli等人1997Sakai等人2000TullyPierce 2000

就一般的意义而言,Tully-Fisher关系可以理解为把位力关系运用于自转支撑的盘星系,其中包含了质光比为常数的假定(AaronsonHuchraMould 1979)。不过,再现Tully-Fisher关系的细致的自洽物理图景(例如,SteinmetzNavarro 1999)以及在产生几乎普适的旋涡星系自转曲线中暗物质所起的作用(McGaugh等人2000),依然是一个难题。

 

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7   多波长Tully-FisherTF)关系。(a-c)用Hubble太空望远镜关键项目独立测定的造父变星距离模数校准的所有星系的BIH波段Tully-Fisher关系。(d)由关键项目校准结果中提取的同时有3.6 mm 总星等发表的星系子集的Tully-Fisher关系。这组中红外数据集弥散度的显著减小给人印象深刻,然而,要确认这一波长处这一关系的弥散和斜率,还需要更大的校准星系样本。

 

Spitzer太空望远镜的归档数据最近取得了一个出乎预料的令人激动的发现。具有Hubble太空望远镜造父变星距离的近距星系有23个,它们可以用来独立地校准Tully-Fisher关系,其中的8个,最近也已有3.6 mm的总星等发表(Dale等人)。在7a至中7c中,我们给出了Sakai等人(2000)中由最近变得可以利用的一些校准星系构成的整个样本的BIH波段的Tully-Fisher关系。它们的星等已被改正了倾角引起的消光影响,而它们的谱线宽度也已改正到侧向。对于BIH波段,这一关系的弥散分别为±0.430.360.36 mag ;两边外侧的线是±2s 平均回归的结果。如果能够有进一步的数据支持,那么这一内禀弥散意味着为了使测量的距离好到5% ,比如说,即使使用这些Tully-Fisher关系中最好的一个,为了克服内禀的均方根弥散,人们仍将需要找到一个16个星系组成的群体。在7d中,我们给出了8个具有造父变星距离以及已发表的红外阵列照相机观测结果的星系的中红外Tully-Fisher关系,这里是在3.6 mm处测量的。由此所获得的改进给人以深刻的印象。即使不对星等作任何倾角影响的改正,这一样本得出的弥散也只有±0.12 mag 。这些星系中的每一个都加入到了用它自己的独立测定的造父变星校准后距离作的校准。如果这一相关关系在有更多的校准星系加入回归时经受得起考验,那么使用中红外的Tully-Fisher关系,单个星系都有可能得到好于±5% 的距离。所有的Tully-Fisher星系,当用中红外观测时,每一个都将变成大尺度结构、大尺度流和Hubble膨胀的精密探头。

3.6. Ia型超新星

测量达到Hubble流那么远的宇宙学距离的最准确的工具之一是利用Ia型超新星的峰值亮度。用超新星测量距离的这种潜力,一些早期的研究人员(例如,BaadeMinkowskiZwicky)就已经清楚,但开创了这一领域现代进程的是Kowal1968)的Hubble图,以及然后几十年里SandageTammann和合作者们的工作(例如,SandageTammann 19821990;也见Branch 1998的评述)。Pskovskii1984)的分析,然后是Phillips1993),建立了Ia型超新星峰值亮度的星等与其下降速率之间的相关性,由此使超新星的光度得以“标准化”。这种方法目前能够探测的最远距离达到了无扰动的Hubble流,并且它的内禀弥散非常小:在最近的一些研究工作中,作了下降速率改正之后的Ia型超新星Hubble图得出的距离弥散度为±7-10 %(例如,Folatelli等人2010Hicken等人2009)。在Hubble太空望远镜之前,造父变星校准的单纯的缺乏阻碍了为测定Ho而对Ia型超新星的准确校准。对这种超新星距离尺度的实质性改进来自于近年对超新星的专门的地基搜索以及后继的观测项目得出的近距超新星的CCD光变曲线(例如,Hamuy等人1996Jha等人2006Contreras等人2010)。Sandage和合作者用Hubble太空望远镜实施的一个大观测项目在某些近距的Ia型超新星寄主星系中发现了一些造父变星(Sandage等人1996Saha等人1999),并由此给出了最早的造父变星零点校准,这方面的工作最近由Macri等人(2006)和Riess等人(2009ab)继续下来。

对于Hubble常数测定来说,在Ia型超新星的使用中,困难仍然在于没有多少星系,其中曾观测到Ia型超新星事件而又有足够近的造父变星距离已被测量。因此,Ia型超新星距离尺度的校准依然受到小数统计不确度的控制。目前,具有高品质的造父变星和Ia型超新星两者测量结果(大多数情况下是为了测定Hubble流而用相同的望远镜和仪器作的观测)的星系数量只有六个(Riess等人2009b)。

3.6.1. 基础理论

Ia型超新星是由一些恒星的热核反应失控爆发而产生的。仅由观测,Ia型超新星在椭圆星系中的存在就已经说明了它们不是由大质量星生成的。这种爆发的许多细节还没有完全了解,但普遍接受的观点是一颗处在具有密近伴星的双星系统中做轨道运动的电子简并碳氧白矮星,其质量接近Chandrasekhar质量(WhelanIben 1973)。当Roche瓣中的伴星的物质沉积到这颗白矮星上时,白矮星核心的压强和温度升高,直到触发碳和氧的爆燃。另一种模型是“双简并”系统模型(与另一颗白矮星合并)。尽管根据观测,双白矮星系统的数量看来太少,但这个问题还没有最终解决。关于Ia型超新星的物理性质的评述,可以在HillebrandtNiemeyer2000)中找到。

观测到的Ia型超新星的一个可以肯定的特征是在它们的光谱中缺乏氢和氦。据推想,作轨道运动的伴星正把富氢和富氦的物质转移给白矮星;然而,尽管作了彻底的搜索,这样的氢或者氦从来都没有检测到过,至于这样的质量转移是如何毫无可见迹象地发生的,这依然是个谜。尚不能确定这是一个观测检测的问题,还是在爆发发生之前这个双星系统就已经丧失了这些元素。Ia型超新星爆发的各种模型已被作过研究。最受支持的模型是一种亚音速的爆燃突然被点燃,然后导致一种超音速的爆震波(一种延时的爆震)。触发Ia型超新星爆发的实际机制尚不完全清楚:一颗CO白矮星中爆震的成功发动,依然是极端难以解决的问题。近年来,鉴于分光偏振测量表明这种爆发不是球对称的,因而已经开始作三维模拟。爆发中的白矮星的辐射传输计算很复杂。不过,一般的意见是,观测到的(指数函数形状的)Ia型超新星光变曲线的能源是56Co56Fe的放射性衰变。观测到的超新星峰值亮度的变化看来就是由产生的56Ni的变化。可是,峰值星等与下降速率之间关系的起源仍然还不完全了解。

尽管对Ia型超新星在理论上尚缺乏坚实的认识,然而在经验上依然是测量远到平滑的Hubble流的相对距离的已得到最佳检验、弥散度最低和精密度最高的方法之一。

3.6.2. Ia型超新星的最新结果和Hubble常数

Ia型超新星的最新校准是由Riess等人(2009ab)作的,他们使用Hubble太空望远镜上的高级巡天照相机(ACS)以及近红外照相机和多目标分光仪(NICMOS)对到六颗得到很好观测的近距超新星的造父变星距离作了新的校准。Riess等人刚完成了一个观测项目,他们在已知有相对近的Ia型超新星存在的近距星系中发现造父变星,然后用近红外重新对它们进行观测。在这样作的时候,超新星距离标度的高品质校准次数多于两次,从而把Ia型超新星的校准置于远为更牢固的基础之上。这六颗用造父变星校准的超新星包括NGC 4536中的SN1981BNGC 4639中的SN 1990NNGC 3982中的SN 1998aqNGC 3370中的SN 1994aeNGC 3021中的SN 1995al,以及最后NGC 1309中的SN 2002fk Riess等人(2009b)对造父变星和Ia型超新星距离所作的比较,在8中给出。这些超新星的选取要满足相当严格的判据,例如,要求它们全都用现代的检测器观测,它们在极大光前曾观测过,它们的光谱不是非典型的,以及它们的红化据估计很小。每个星系都有1326颗造父变星,它们在一些随机的相位使用Hubble太空望远镜上搭载的近红外照相机和多目标分光仪在H波段(F160W滤光片)作过观测(并使用光学数据转换为平均光)。H波段的消光相对于光学波段来说减小到了五分之一。这一观测项目通过使用同一架望远镜观测具有Ia型超新星的星系之外的校准星系NGC 4258,避免了交叉仪器校准的问题。通过扩展到近红外,对新发现的造父变星所作的这些观测直接解决了金属度和红化的系统性影响。

 

Hubble常数(Freedman和Madore 2010) - wangjj586 - 星海微萤

8   造父变星与Ia型超新星距离的比较(红点),描述见Riess等人(2009b)。增加了校准星系NGC 4258,用蓝色表示

 

我们在9中给出了Hicken等人(2009)中240z < 0.1的超新星的Hubble图,它们已由Riess等人(2009b)依据到微波激射星系NGC 4258的距离作了校准。Riess等人给出了Ho = 74.2±3.6 km s-1 Mpc-1的数值,其中系统误差和统计误差已合并为一个数字。这个数值与关键项目得出的数值(见第4节)符合得非常好,后者是使用银河系造父变星视差样本作的校准。眼下,尚不是非常需要更大的低红移的样本,因为占主要地位的残余不确性是系统性的,而不是统计性的。最新的一些研究工作(例如,Wood-Vasey等人2008Folatelli 2010)证实,在近红外(JHK)波长处,超新星是较好的标准烛光,并且由红化造成的不确度最小。

 

Hubble常数(Freedman和Madore 2010) - wangjj586 - 星海微萤

 

9   根据z < 0.1240颗超新星画出的超新星的Hubble图。样本取自Hicken等人(2009)和,并由Riess等人(2009b)用于测定Ho

 

TammannSandageReindl2008)对超新星作了最新的校准,并与造父变星、天琴RR型星和红巨星支顶端三种距离尺度作了比较。相比之下,他们得出的数值为Ho = 62.3±4.0 km s-1 Mpc-1,其中给出的(系统)误差包括了他们对造父变星和红巨星支顶端两者的零点校准不确度的估计。他们给出的误差主要是造父变星零点以及用作校准的超新星数量较少所造成的系统不确度,他们估计这两者在3-4% 的程度;可是,Ho 数值相差超过了2s 。对于造成这些分析的结果不同的原因的讨论,可以在Riess等人(2009ab)中找到:这些原因包括红化更严重的银河系造父变星的使用、欠准确的测光数据的使用以及对于TammannSandageReindl的超新星涉及多架望远镜和仪器的校准。

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