Ионизация водорода: Водород ионизация — Справочник химика 21

Водород ионизация — Справочник химика 21

    Энергия ионизации водорода составляет 1310 кДж/моль. Выразить эту величину в электронвольтах на атом. [c.50]

    Атом хлора имеет один непарный электрон, чем и предопределяется его сходство с фтором и водородом. В то же время у хлора по сравнению со фтором больше размер валентных орбиталей, гораздо меньше значение энергии ионизации / он, заметно больше сродство к электрону сРод большая поляризуемость атома  [c.286]

    Если предположить, что дополнительным электродным процессом будет выделение и ионизация водорода (так называемая коррозия с водородной деполяризацией), то вместо (24.1) можно написать [c.488]     Энергия ионизации атома водорода (13,6 эВ, 1312 кДж/моль) столь велика, что соединения водорода (I) даже с такими сильными окислителями, как фтор и кислород, не могут быть ионными. Если же допустить образование в соединениях ионов их исключительно высокое поляризующее действие все равно привело бы к образованию ковалентной связи. По этим же причинам ионы Н+ не могут существовать в свободном состоянии при обычных химических явлениях. Специфика строения атома водорода обусловливает особый, присущий только соединениям водорода (I) вид химической связи — водородную связь.  [c.272]

    В случае адсорбции при потенциалах двойнослойной области,, где значения заполнения поверхности Наде близки к О, независимо от потенциала адсорбции подавляющая часть отщепившегося водорода будет, по-видимому, попадать на места прочно связанного водорода. Ионизации водорода на этих местах отвечают наиболее анодные потенциалы водородного участка кривой заряжения или потенциодинамической кривой. Этим, очевидно, определяется приближенная независимость скорости хемосорбции ор- [c.110]

    Молекула сульфида водорода h3S имеет угловую форму ( HSH = = 92°, (isH = 0,133 нм), поэтому она полярна (ц = 0,34 Кл м). Способность образовывать водородные связи у HjS выражена слабее, чем у НзО. Поэтому сероводород в обычных условиях — газ (т. пл.— 85,6°С, т. кип. — 60,75°С). Собственная ионизация h3S в жидком состоянии 

[c.325]

    Указанный метод был применен, чтобы установить характер контроля некоторых типичных электродных процессов катодных (выделение водорода, ионизация кислорода), анодных (ионизация [c.64]

    Электрохимическая коррозия — взаимодействие металла с коррозионной средой (раствором электролита), при котором ионизация атомов металла и восстановление окислительного компонента коррозионной среды протекают не в одном акте и их скорости зависят от электродного потенциала [13]. При электрохимической коррозии происходят два параллельно идущих процесса окислительный (растворение металлов) и восстановительный (выделение водорода, ионизация кислорода, выделение металла из раствора). Такая 

[c.8]

    В завпсимости от того, происходит ли катодная деполяризация в основном за счет разрядов ионов водорода, ионизацией растворенного в р-ре кислорода или восстановлением к.-л. окислителей, различают коррозию с водородной, кислородной или окислительной деполяризацией. Изучение механизма и разработка теории процессов электрохимич. коррозии металлов в значительной мере основываются на общих законах электрохимич. кинетики и, в частности, на изучении электродных потенциалов, кинетики электродных реакций и общих законов работы коррозионных гальванич. элементов. [c.362]

    При таком написании цепи на левом злектроде будет наблюдаться ионизация водородного газа, а на правом — разряд водородных ионов и переход образующегося водорода в газовую фазу. Положительное электричество движется здесь по внутренней цепи слева направо и, согласно Международной конвенции, э.д.с. будет положительной величиной. 

[c.197]

    Если р >р», то на левом электроде идет ионизация хлора с образованием отрицательно заряженных ионов хлора, а на правом — их разряд с дальнейшим переходом молекул хлора в газовую фазу. Положительное электричество течет здесь ио внутренней цепи справа налево, и ио Международной конвенции э.д.с. этой системы должна быть отрицательной величиной. Из уравнения (9.4) следует, что для газов тииа водорода и хлора с ч = 2 э.д.с. газовой цеии при отношении давлений p jp»= 0 и ири 25° С составит около 0,030 В. Для кислородной газовой цепи [п=4) при тех же условиях э.д.с. равна 0,015 В. [c.197]

    К эго.му же уравнению можно прийти, рассмотрев частные электродные реакции. На водородном злектроде протекает реакция ионизации водорода [c.200]

    Выделение водорода является потенциально конкурирующим процессом при катодном осаждении металлов, а выделение кислорода — при их анодном растворении. При рафинировании металлов на процесс растворения основного металла, например меди, накладываются реакции ионизации металлов-примесей Мпр  

[c.387]

    Это позволяет для реакции с участием металла пренебречь скоростью разряда ионов металла /м, а для реакции с участием водорода — скоростью ионизации водорода /н. Тогда при замедленности электрохимической стадии можно, пренебрегая величиной -ф (концентрированные растворы поверхностно-инактивных электролитов), написать [c.491]

    Повышение концентрации сероводорода в водных средах значительно больше влияет на проникновение водорода в сталь, чем на общую коррозию. Кроме того, на проникновение водорода в зависимости от температуры влияют ионизация железа, перенапряжение водорода, соотношение адсорбции и десорбции водорода, диффузия водорода в металл. [c.148]

    У Кислоты и основания. Как мы видели, ионизация соединений со / степенью окисления водорода +1 в жидком состоянии происходит с образованием сольватированных положительного и отрицательного ионов  

[c.132]

    В молекуле любого органического соединения, не имеющего ионизованных или существенно поляризованных атомов или групп, атомы водорода стремятся расположиться в пространстве так, чтобы расстояния между ними были наибольшими без существенной деформации валентных углов. Поскольку присутствие полярных атомов в углеводородах сравнительно редкое явление, а ионизация наблюдается только в некоторых специфических условиях, в этих соединениях роль конформационных эффектов особенно велика и их обязательно надо учитывать. Однако чтобы избежать упрощений, следует помнить, что указанному выше стремлению к переходу в наиболее выгодную конформацию препятствует тепловое движение, которое возвращает большую или меньшую часть молекул на более высокие энергетические уровни, т. е. переводит их в менее выгодные конформации. Это тем более справедливо, чем выше температура. [c.38]

    Если же исходить из того, что для завершения внешнего электронного слоя атому водорода не хватает одного электрона, то водород следует поместить в VII группе. Кроме того, как и атомы галогенов, атомы водорода характеризуются высокими значениями энергии ионизации. Многие ученые помещают водород в VII группу периодической системы. Вместе с тем водород—элемент особый, и размещение его в той или иной группе таблицы в значительной мере условно. [c.272]

    Во втором механизме, вероятно, амид-ион атакует водород, обладающий сравнительными кислотными свойствами, в о-положении по отношению к галоиду с последующей ионизацией галоида, ведущей к образованию симметричного промежуточного соединения необычной структуры, которое затем способно присоединять аммиак (СХ1) [266]  [c.477]

    Энергия диссоциации молекул водорода и энергия ионизации его атомов не зависят н и от прп Ю,ты металла, ни от нрироди растворителя и составляют 4,22 1 13,60 эВ соответственно. Таким образом 

[c.257]

    Аномально высокая подвижность иона гидроксония, правда, меньшая, чем в водных растворах, сохраняется в метиловом и этиловом спиртах, но в других растворителях не наблюдается. Отсюда следует, что сольватирован-ный протон в неводных растворителях переносит электричество обычным путем, т. е. путем непосредственного движения по направлению к катоду, и лишь в спиртовых растворах протон получает возможность более выгодного движения (цепной, или эстафетный механизм). По-видимому, ионизация (диссоциация), например, хлористого водорода в спиртовом растворе происходит по уравнению [c.442]

    Особенность строения электронной оболочки атома водорода (как н гелия) не позволяет однозначно решить, в какой группе периодической системы он должен находиться. Действительно, если исходить И числа валентных электронов его атома, то водород должен нахо-д.1ться в I группе, что подтверждается также сходством спектров щ,е-лочных металлов и водорода. Со щелочными металлами сближает водород И его способность давать в растворах гидратированный положительно однозарядный ион Н+ (р). Однако в состоянии свободного иона Н + (г) — протона — он не имеет ничего общего с ионами щелочных мгталлов. Кроме того, энергия ионизации атома водорода намного больше энергии ионизации атомов щелочных металлов.  [c.272]

    СОМ будет ионизация адсорбированного водорода с переходом его в раствор. Таким образом, эта область потенциалов отвечает только стадии разряда (при катодном толчке) и ионизации (при анодном толчке), что позволяет исследовать кинетику одной этой стадии без наложения осложняющих эффектов, связанных с процессами рекомбинации или диссоциации молекул водорода. Изучение зависимости емкости двойного слоя и омического сопротивления (эквивалентного торможению па стадии разряда) от частоты наложенного тока в этой области потенциалов позволило Долину, Эрш-леру и Фрумкину впервые непосредственно измерить скорость акта разряда. Параллельные поляризационные измерения при небольщих отклонениях от равновесного потенциала, где неренапряжение еще линейно зависит от плотности тока, дали возможность найти скорость суммарного процесса и сопоставить ее со скоростью стадии разряда. Было установлено, что акт разряда протекает с конечной скоростью, причем ее изменение с составом происходит параллельно изменению скорости суммарной реакции. В то же время скорость стадии разряда всегда больше, чем скорость суммарной реакции (в 27 раз в растворах соляной кислоты и в И раз в растворах гидроксида натрия). Таким образом, акт разряда хотя и протекает с конечной скоростью, но не определяет скорости всего процесса выделения водорода на гладкой платине и не является здесь лимитирующей или замедленной стадией. 

[c.416]

    Было высказано несколько гипотез о причине воздей-.ствня катализатора на скорость реакц1Н[ водорода (ионизацию). Особенно характерны исследования но сплавам металлов. Так, при изучении золото-платинового сплава было установлено, что ток обме- на водородной реакции 

[c.64]

    Однако растворение анода не всегда благоприятно. Отрицательное влияние этого процесса на титрование перманганата, бихромата и ванадата солью Мора описано в работе [31] изучение зависимости налагаемой э. д. с. и тока от природы материала одного из электродов (второй электрод во всех случаях — платина) показало, что анодное растворение электродов из вольфрама, молибдена, меди, серебра, нихрома и нержавеющей стали происходит при менее положительных потенциалах, чем анодное окисление Ре , вследствие чего кривая титрования смазывается . Примб1нять эти же металлы в качестве катода не только можно, но даже желательно, так как соответственно подобранный материал катода позволяет налагать меньшее напряжение и тем самым уменьшать влияние могущих присутствовать в растворе примесей, Способных к электродной реакции [31]. Дело в том, что соответственно подобранная пара расширяет возможности метода за счет различия в перенапряжении выделения водорода, ионизации кислорода и других электродных реакций на том или ином материале за счет электропроводности металла или его окислов, могущих отлагаться на электроде, и т. д. Примером служит исследование титрования молибдена (VI) на различных электродах (платина — платина, вольфрам — вольфрам и вольфрам— платина), показавшее, что применение пары вольфрам — платина позволяет вдвое снизить напряжение, налагаемое на электроды, по сравнению с двумя платиновыми электродами [24]. [c.79]

    Каждое вещество в данном растворителе и при данных условиях характеризуется определенной степенью ионизации. Степенью ионизации вещества в растворе называется отношение числа молей ионизированного вещества к оби ему числу молей растворенного. Степешз ионизации в основном определяется электронно-донорными и электронно-акцепторными свойствами растворенного вещества и растворителя. Для многих соединений наиболее сильно ионизирующими растворителями являются вода, жидкие аммиак и фторид водорода. Эти соединения состоят из дипольных молекул и склонны к донорно-акцепторному взаимодействию и образованию водородной связи. Например, НС1 хорошо ионизируется в воде, что связано с превращением водородной связи Н2О. .. H I в донорно-акцепторную [Н гО—Н]+  [c.128]

    Б сообщении Ю. Д. Дунаева, Е. Г. Лукина и Г. 3. Кирьякова [4, с. 76] поставлена несколько иная цель. Изучая коррозионные свойства некоторых металлов и сплавов, эти исследователи снимали анодные полярограммы на самонишущем полярографе ЛП-60 и следили за действием вводимых в свинцовый анод добавок на ход полярографической кривой. При этом четко различались отдельные участки, соответствующие различным электродным процессам выделение газа, образование фазовых слоев (окислы свинца и нерастворимые соли, в частности сульфат) и промежуточных продуктов. На св инцовом аноде без добавок наблюдали выделение водорода, ионизацию свинца, образование сульфата и окиси РЬОг совместно с выделением кислорода и, наконец, при изменении направления поляризации, растворение окисла с одновременным восстановлением четырехвалентного свинца до двухвалентного. В присутствии [c.54]

    Поскольку нейтроны не несут электрического заряда, они не ионизируют вещество прямо, и при измерениях приходится пользоваться косвенными методами. Быстрые нейтроны можно обнаружить, наблюдая за их реакцией с атомами водорода, — ионизацию вызывают протоны отдачи (см. с. 14). Таким образом, детекторы быстрых нейтронов содержат богатый водородом материал, например, полиэтилен, введенный в объем камеры. Для измерения медленных нейтронов применяют ионизационные камеры, наполненные трифтором бора (ВРз) или содержащие слой бора. Захват нейтронов бором сопровождается испусканием а-частиц, образующих ионизационные токи, поддающиеся определению. Ионизация в газе является наиболее важным дозиметрическим методом, однако существует и множество других систем некоторые из них кратко описаны ниже. [c.26]

    Гетерогенный катализ применяется главным образом при газофазном хлорировании. В качестве катализаторов используют активированный уголь, пемзу, отбеливающие земли и т. п., пропитанные металлическими солями, особенно медными. В соответствии с теорией Тэйлора их действие основано на способности их активных центров вызывать ионизацию хлора. Гетерогенное каталитическое хлорирование протекает по криптоионному механизму и нечувствительно к обрыву цепи, особенно если оп вызывается кислородом. Благодаря этой нечувствительности к кислороду становится возможной разработка такого процесса хлорирования, при котором хлор будет использоваться целиком именно потому, что процесс будет проходить в присутствии кислорода. При этом применяются такие контактные массы, которые делают возможным превращение образовавшегося хлористого водорода под воздействием кислорода в воду и хлор [,5]. [c.113]

    Применение органических осадителей требует создания определенных услови1[ и прежде всего надлежащей величины pH раствора. Причину этого понять нетрудно. Выше указывалось, что при образовании внутрикомплексных солей происходит замещение водорода кислотной группы реагента ионами металла при этом в раствор переходят ионы водорода, как это следует, например, из приведенного выше уравнения реакции между N1 + и диметилглиоксимом. Ясно, что положение равновесия должно зависеть от концентрации Н» , т. е. от величины pH раствора. Диметил-глиоксим (и другие подобные ему органические реагенты) ведет себя как слабая кислота. Поэтому к рассматриваемой реакции применимо все то, что говорилось ранее о значении величины pH при осаждении малорастворимых солей слабых кислот. И здесь, если известна величина ПР осадка и константа кислотной ионизации реагента, можно вычислить величину pH, при которой достигается полное осаждение. [c.125]

    Кривая заряжения платины в кислом растворе представлена на рис. 19,6. Она состоит из участков 1, 2 и 3, отличающихся друг от друга наклоном. На участке 1, начинающемся у обратимого потенциала водородного электрода и лежащем в области наиболее отрицательных потенциалов, происходит постепенное снятие водорода, адсорбированного поверхностью 31лектрода. Здесь ток, подводпмый к электроду, расходуется на заряжение дво1шого слоя и на ионизацию адсорбированных водородных атомов. Электрическая емкость, измеряемая величиной, обратной наклону кривой ё—д, [c.415]

    Следовательно, присутствие серебра ы цинке должио увеличить скорость его коррозии. При выбранных условиях эта скорость возрастает в три с половиной раза. Однако увеличение скорости растворения не является единственным результатом загрязнения цинка серебром. Меняется и сам харакгер коррозии. Действительно, если раньше весь водород выделялся на поверхности цинка, т. е. на той же самой поверхности, где пр(Эисходило растворение (ионизация) цинка, то теперь, как это легко определить при помощи уравнения (24.23), только 28% водорода выделяется на цинке, а остальные 72% — на серебре. Серебро, обладая электроположительным потенциалом, не будет растворяться на нем возможен [c.495]

    Степень и характер основно-кислотной ионизации в системе из двух соединений водорода (I) зависят от их донорно-акцепторной активности. Так, в ряду HF—Н2О—h4N в соответствии с уменьшением числа неподеленных электронных пар возрастает сродство к протону. Поскольку сродство к протону у Н3N больше (9,3 эВ), чем у Н2О (7,9 эВ), кислоты, слабые в водных растворах, в жидком аммиаке ионизируются в значительно большей степени. Например, H N в воде — очень слабая кислота, а в жидком аммиаке ионизируется почти так же, как HNOa в воде. В жидком аммиаке кислотные свойства проявляют даже некоторые углеводороды. Вода при растворении в HF ведет себя как основание. [c.134]

    Фтооид водорода неограниченно растворяется в воде. Прн этом происх( Дит ионизация молекул HF с образованием ионов ОН и F». Последние, взаимодействуя с молекулами HF, образуют фторогидро-генат-ионы  [c.285]

    Рассмотрение общего кислотно-основного катализа как реакции передачи водорода , вызванной кислотами и основаниями, включает, естественно, вопрос о связи каталитической сплы кислот с их константой ионизации. Еще раньше было устаповлено, что между этими двумя константами существует определенная связь. Тейлор [33] предложил первое количественное соотношение, в котором кислотпо-каталитическая константа кислоты /iha была пропорциональна K , т. е. корню квадратному из константы ионизации. Предложенное позднее [34] уравнение Бренстеда для общего кислотно-основного катализа широко используется как эмпирическое соотношение  [c.484]

    Выделение хлористого водорода из растворов хлористого аллйй в алкилхлоридах при скоростях, сильно увеличиваюйа йхся в ряду метил, этил, изопропил, трет-бутил, означает, что скорости ионизации этих галоидпроизводных в соответствующие карбояий-иопЫ должны игра гь очень важную роль в суммарной реакции [62]. Хотя нет сообщений об изу- [c.436]

    Эта реакция характерна для водородного электрода. Равновесию между ионами НзО (при а+=1) и мoлeкyляpны газообразным водородом (р=1 атм) соответствует вполне определенный потенциал, условно принимаемый равным нулю. При этом потенциале имеется равновесие динамического характера, т. е. на границе электрод — раствор одновременно протекают как процесс разряда ионов гидроксония, так и процесс ионизации адсорбированного водорода, а на границе электрод газ — процессы адсорбции и десорбции водорода. При этом скорссти про-тизоположных процессов равны. Если поляризовать водородный электрод катодно, т. е. подводить к нему з ектроны, то равновесие нарушится и преимущественно будет происходить разряд ионов гидроксония. Отсюда ясно, что разряд ионов гид )оксония и выделение молекулярного водорода будут наблюдаться лишь по достижении равновесного потенциала водородного электрода, соответствующего активности иока гидроксония в растворе и давлению выделяющегося Нг, (при отсутствии перенапряжения). Этим и определяется предельное значение пол5 ризации катода при электролизе с выделением водорода. [c.613]

    На рис. XXIV, 3 изображены потенциальные кривые адсорбированных на электроде атома водорода (66) и иона гидроксония аа) в зависимости от расстояния х от поверхности электрода. В положении А энергия адсорбированного гидроксония минимальна. При движении гидроксония от точки А к В энергия его возрастает до достижения точки пересечения аа и ЬЬ, после прохождения этой точки протон получает электрон от электрода, отделяется от молекулы НгО и превращается в адсорбированный атом водорода, приближаясь к равновесному расстоянию в точке В. Величина энергии активации разряда гидроксония 1 показана на рисунке. Для реакции ионизации [c.626]

    Малый радиус атомов объясняет также более высокие значения энергии ионизации металлов этой подгруппы, чем н[елоч 1ых метал. юв. Это приполит к большим различиям в химических свс)й-стлах металлов обеих подгрупп. Элементы подгруппы меди — малоактивные металлы. Они с трудом окисляются и, наоборот, нх ионы легко восстанавливаются они не разлагают воду, гидроксиды их являются сравнительно слабыми основаниями. В ряду напряжений они стоят после водорода. В то же время восемнадцатиэлектронный слой, устойчивый у других элементов, здесь еще пе вполне стабилизировался и способен к частичной потере электронов. Так, медь наряду с однозарядными катионами образует и двухзарядные, которые для нее даже более характерны. Точно так же для золота степень окисленности -)-3 более характерна, чем -f-1. Степень окисленности серебра в его обычных соедннен[ их равна — -1 однако известны и соединения со степенью окисленности серебра -j-2 и +3. [c.570]

---

Аномальную ионизацию атомов объяснили резонансами

Y. Zhao et al / Physical Review A, 2021

Физики провели численную симуляцию процесса ионизации атома водорода, находящегося в циркулярном состоянии, мощным лазерным импульсом. Они обнаружили аномальную зависимость вероятности ионизации от частоты света, которую объяснили резонансными процессами с участием нижележащего уровня. Исследование опубликовано в Physical Review A.

Атом водорода сегодня изучен лучше любой другой квантовой системы. В силу простоты своего устройства он стал отправной точкой для построения теорий и предсказания новых эффектов. По этой же причине он стал популярным объектом для экспериментов по измерению физических величин с рекордной точностью.

Недавно, однако, выяснилось, что при взаимодействии атома водорода с очень интенсивными лазерными полями характер происходящих с ним процессов может быть довольно сложным. В первую очередь это касается ионизации, которая, как оказалось, сильно зависит от магнитного квантового числа m электрона из-за возникновения резонансных эффектов. С другой стороны, возможность резонансного контроля ионизации позволит создавать спин-поляризованные электронные пучки, свойствами которых можно управлять на фемтосекундном масштабе (про одно из таких исследований мы уже писали), поэтому физики продолжают строить модели этих процессов.

Пэйсян Лу (Peixiang Lu) из Хуачжунского университета науки и технологии с коллегами решили подробнее изучить зависимость малофотонной ионизации от частоты лазера для циркулярных состояний атома водорода. Циркулярными называют состояния с максимально возможным значением магнитного квантового числа m для данного главного квантового числа n. Строго говоря, для атома водорода возможно всего два их варианта: m = n − 1 и m = − |n − 1|. Если облучать атом светом с круговой поляризацией, то направление вращения плотности электронного тока одного из циркулярных состояний совпадет с направлением вращения вектора электрического поля, а для другого они окажутся противоположны.

Физики численно решали зависящее от времени уравнение Шрёдингера для атома в обоих циркулярных состояниях с n = 3, облучаемого лазерным импульсом большой интенсивности. Они разлагали искомое решение по сферическим функциям с зависящей от времени радиальной частью, ограничиваясь сверху орбитальным квантовым числом l = 30. Строя зависимость вероятности ионизации от частоты света, они обнаружили ее неожиданное поведение в диапазоне, соответствующему поглощению двух фотонов. В частности, для состояния атома, чье вращение сонаправленно с вращением поля, авторы увидели сильный рост ионизации, в то время как для другого состояния ее вероятность монотонно убывала. Такой характер зависимости сохранялся в широком диапазоне интенсивностей света и длительностей импульсов.

Зависимость вероятности ионизации от частоты падающего на атом импульса, длительностью 8 (a) и 30 (b) условных единиц для обоих типов циркулярных состояний. Пунктирной линией обозначена граница однофотонной ионизации, штрих-пунктирной – двухфотонной ионизации.

Y. Zhao et al / Physical Review A, 2021

Для понимания причин усиления и подавления ионизации на разных частотах, авторы детально исследовали эволюцию населенности уровней с другими квантовыми числами для обоих циркулярных состояний. Так, они выяснили, что рост вероятности ионизации для сонаправленного состояния объясняется резонансными переходами ни нижний уровень, который также участвует в ионизации. Вместе с тем подавление ионизации происходит из-за осцилляций Раби между начальным и нижним уровнем. Физики надеются, что выявленный ими механизм поможет лучше понять процессы, происходящие при ионизации с большим числом фотонов.

И хотя ионизацию атомов изучают уже больше века, с ней до сих пор не все ясно. Так, физики лишь недавно разобрались с тем, как в этом процессе распределяются импульсы фотонов и насколько важно учитывать при этом релятивизм.

Марат Хамадеев

Наука: Наука и техника: Lenta.ru

Группа ученых из Германии, Греции, Нидерландов, США и Франции получила снимки атома водорода. На этих изображениях, полученных при помощи фотоионизационного микроскопа, видно распределение электронной плотности, которое полностью совпадает с результатами теоретических расчетов. Работа международной группы представлена на страницах Physical Review Letters.

Суть фотоионизационного метода заключается в последовательной ионизации атомов водорода, то есть в отрывании от них электрона за счет электромагнитного облучения. Отделившиеся электроны направляются на чувствительную матрицу через положительно заряженное кольцо, причем положение электрона в момент столкновения с матрицей отражает положение электрона в момент ионизации атома. Заряженное кольцо, отклоняющее электроны в сторону, играет роль линзы и с его помощью изображение увеличивается в миллионы раз.

Этот метод, описанный в 2004 году, уже применялся для получения «фотографий» отдельных молекул, однако физики пошли дальше и использовали фотоионизационный микроскоп для исследования атомов водорода. Так как попадание одного электрона дает всего одну точку, исследователи накопили около 20 тысяч отдельных электронов от разных атомов и составили усредненное изображение электронных оболочек.

В соответствии с законами квантовой механики, электрон в атоме не имеет какого-то определенного положения сам по себе. Лишь при взаимодействии атома с внешней средой электрон с той или иной вероятностью проявляется в некоторой окрестности ядра атома: область, в которой вероятность обнаружения электрона максимальна, называется электронной оболочкой. На новых изображениях видны различия между атомами разных энергетических состояний; ученые смогли наглядно продемонстрировать форму предсказанных квантовой механикой электронных оболочек.

При помощи других приборов, сканирующих туннельных микроскопов, отдельные атомы можно не только увидеть, но и переместить в нужное место. Эта техника около месяца назад позволила инженерам компании IBM нарисовать мультфильм, каждый кадр которого сложен из атомов: подобные художественные эксперименты не имеют какого-то практического эффекта, но демонстрируют принципиальную возможность манипуляций с атомами. В прикладных целях используется уже не поатомная сборка, а химические процессы с самоорганизацией наноструктур или самоограничением роста одноатомных слоев на подложке.

Почему ионизация водорода происходит в регионах HII?

Звезды несут ответственность.

HII регионы † † может относиться к нескольким вещам, но обычно я думаю, что каждый думает об объемах вокруг областей звездообразования. Чем массивнее звезда, тем быстрее она сжигает свое топливо и при более высокой температуре это означает, что пик их спектров больше направлен на высокие частоты. Самые массивные звезды звездного населения — так называемые звезды O и B — производят достаточно фотонов с длинами волн ниже порога ионизации водорода λ = 912 λ знак равно 912 Å что они образуют пузырьки в окружающих их облаках HI, создавая области HII.

^{Справа : HII регион NGC 604 (из Википедии ).Слева : спектры трех разных звезд.Только B-звезда имеет значительную часть своего спектра выше порога ионизации водорода.Обратите внимание на логарифмическую шкалу интенсивности ( отсюда ).}

Из-за высокой плотности HII быстро рекомбинирует с HI. Если рекомбинация переходит непосредственно в основное состояние, испускается новый ионизирующий фотон, который снова поглощается атомом водорода, но если он переходит в одно из более высоких состояний, испускаемое излучение больше не способно ионизировать газ. Таким образом, ионизирующее излучение преобразуется в фотоны с определенной длиной волны, соответствующей разности энергий между возбужденным уровнем водорода, прежде всего Лимана. α α эмиссионная линия с λ = 1216 λ знак равно 1216 Å.

Потому что водород является наиболее распространенным элементом во Вселенной, и потому, что Лиман α α является наиболее распространенным переходом, Лиман α α Линия — превосходный зонд самых отдаленных галактик, где другие длины волн не наблюдаемы. Это особенно верно, потому что самые отдаленные галактики также являются самыми ранними и, следовательно, все еще находятся в процессе формирования, что означает высокую скорость образования звезд, что, в свою очередь, означает, что короткоживущие OB-звезды все еще присутствуют.

В дополнение к этим отдельным областям HII ионизированный водород также существует в более рассеянном компоненте между звездами галактики, в огромных пузырьках, вызванных звездной обратной связью и сверхновыми, и в межгалактической среде.

^{† †Термины HI и HII относятся к нейтральному и ионизованному водороду соответственно.}

Ионизация — водород — Большая Энциклопедия Нефти и Газа, статья, страница 2

Ионизация — водород

Cтраница 2

Скорость ионизации водорода и кислорода на электродах в низкотемпературных элементах повышается за счет применения активных катализаторов.  [16]

Потенциал ионизации водорода в несколько раз больше, чем у щелочных металлов, и приблизительно равен потенциалу ионизации кислорода. Сродство к электрону составляет около одной пятой сродства к электрону галогенов.  [17]

Реакции ионизации водорода и кислорода тесным образом связаны с процессами их адсорбции на металлах-катализаторах в растворах электролитов.  [18]

Скорость ионизации водорода увеличивается, а так как при этом электроны остаются на электроде, последний увеличивает свой отрицательный заряд, а следовательно, и потенциал.  [19]

Энергия ионизации водорода составляет 1310 кДж / моль.  [20]

Потенциал ионизации водорода соизмерим с потенциалами ионизации галогенов.  [21]

Энергия ионизации водорода составляет 313 ккал / г-атом.  [22]

Энергии ионизации водорода, гелия и лития соответственно равны 13 00; 24 58 и 5 39 ов.  [23]

Потенциал ионизации водорода соизмерим с потенциалами ионизации галогенов.  [24]

Поскольку ионизацию водорода в СН3 — группе можно представить себе трижды ( для каждого из Н — атомовСН3 — группы), на классическое основное состояние налагаются три ионных сверхсопряженных, вес которых должен приводить к большему понижению энергии, чем это возможно для групп R — СН2 и R2CH, где можно написать соответственно лишь две или одну сверхсопряженную граничную структуру.  [25]

Стремлению к ионизации водорода противодействует осмотическое давление уже имеющихся Н, которые, нейтрализуя свой заряд отрицательным зарядом электрода, стремятся выделиться в виде свободного водорода. Образуется равновесие, которое поддерживается давлением газообразного водорода, с одной стороны, и осмотическим давлением уже имеющихся в растворе Н, с другой.  [26]

Изучалась также ионизация водорода на гладких платиновых электродах [34], которые являются уже весьма активными, что приводит к определенным трудностям при интерпретации результатов измерений.  [28]

Максимумы соответствуют ионизации водорода с различной энергией связи с поверхностью. Первый максимум характеризует слабосвязанный водород, второй и третий — средне — и крепкосвя-занный.  [29]

Следовательно, ионизация водорода в воде ближе по энергии ( 213 кДж / г-ион) к ионизации атомов щелочных металлов, чем к галогенам. По этой причине протон Н не существует в свободном виде при обычных химических процессах.  [30]

Страницы:      1    2    3    4

Энергия ионизации атома

Home  / Учебник ОБЩАЯ ХИМИЯ / Глава 2. Атомная Структура / Энергия ионизации атома

Важным энергетическим параметром для изучения химических процессов является энергия ионизации атома. Применительно к атому водорода это энергия, которую необходимо затратить, для того чтобы оторвать электрон от протона.

Она равна сумме потенциальной энергии системы и кинетической энергии электрона.

      E_a= E+T= -Z^.e/2^.R,                                                                              (2.7)

где E_a -энергия атома водорода.

Из формулы (2.7) следует, что уменьшение расстояния между электроном и ядром и увеличение заряда ядра означают увеличение силы притяжения электрона к ядру. То есть, потребуется больше энергии для отрыва электрона от ядра. Чем больше энергии требуется для разрыва этой связи, тем более стабильна система.

Следовательно, если разрушение связи (отделение электрона от ядра) в одной системе требует больше энергии, чем в другой, то первая система более стабильна.

Энергия ионизации атома — та энергия, что требуется для разрыва связей в атоме водорода, была определена экспериментально. Она равна 13,6 эВ (электронвольт). Также экспериментально была определена энергия, необходимая для отрыва электрона от ядра в атоме, состоящем из одного электрона и ядра, заряд которого в два раза больше, заряда ядра атома водорода. В этом случае необходимо затратить в четыре раза больше энергии (54,4 эВ).

Как известно из электростатики, энергия (Т), необходимая для разрыва связи между противоположенными зарядами (Z и е), находящимися друг от друга на расстоянии R, определяется равенством

T=Z^.e/R                                                                                   (2.8)

Она пропорциональна величине зарядов и обратно пропорциональна расстоянию между ними. Такая корреляция вполне понятна: чем больше заряды, тем сильнее их притяжение друг к другу, следовательно, больше энергии требуется для разрыва связи между ними. И чем меньше расстояние между ними, тем больше энергии придется затратить на разрушение связи. Благодаря этому становится понятным, почему атомная система, где заряд ядра в два раза больше, чем заряд ядра в атоме водорода, более стабильна и требует больше энергии для отрыва электрона.

Однако, следующий вопрос требует дополнительного разъяснения:

Почему при увеличении заряда ядра в два раза количество энергии, необходимой для разрыва связи между ядром и электроном (энергия ионизация атома), увеличивается в четыре раза, что равно квадрату значения удвоенного заряда ядра (54,4/13,6=4)?

Это особенно необъяснимо, если мы вернемся к равенству (2.1), в соответствие с которым увеличение заряда в два раза приводит к увеличению требуемой для разрыва энергии тоже в два раза, а не к возведению в квадрат.

Эта несоответствие объясняется следующим образом: в системе, где заряды Z и е находятся в состоянии покоя относительно друг друга, энергия Т действительно пропорциональна  Z. Соответственно, при увеличении заряда ядра энергия Т увеличивается прямо пропорционально. Но в отличие от такой системы, в атоме, где электрон с зарядом е вращается вокруг ядра с зарядом Z, и заряд Z увеличивается, радиус вращения R пропорционально уменьшается. Это происходит потому, что электрон притягивается к ядру с большей силой.

Далее мы рассмотрим первую энергию ионизации (ПЭИ) атома  для первых 20 элементов таблицы.

  Атомная структура >>

Химические элементы >>

Структура атома водорода  >>  

Гелий-подобные атомы >>

Энергия ионизации атома 

Первая энергия ионизации атомов  >>

Экспериментальные данные по энергии ионизации  >>  

Создан новый выскоэффективный катализатор для топливных элементов

Ученые из Хьюстонского университета в США разработали катализатор для водородных топливных элементов, который впятеро эффективнее своих аналогов. А еще он дешевле, так как часть платины в его наночастицах удалось заменить на медь.

Водородные топливные элементы считаются будущим мировой энергетики благодаря своей эффективности и экологической безопасности. Большая часть энергии, потребляемой человеком, — это энергия химических связей, запасённая в топливе, но человека больше интересует электрическая энергия, питающая его компьютер, или механическая, перемещающая его по свету. Поэтому энергию, запасённую в топливе, приходится преобразовывать: так, миниатюрные взрывы воздушно-бензиновой смеси своей тепловой энергией толкают поршни двигателя внутреннего сгорания, а сгорающий на электростанциях газ крутит турбины генераторов.

close

100%

Топливный элемент

элеткрохимическая ячейка, в которой происходит процесс окисления водорода кислородом. Отличие этого процесса от обычного горения водорода состоит в том, что он пространственно разделен. По сути своей этот Red/Ox процесс (процесс…

В топливных элементах энергия химической реакции преобразуется в электрическую напрямую, без необходимости сначала преобразовывать её в тепло или механическую работу вращения турбин. Из-за этого КПД топливных элементов существенно выше, чем у тепловых электростанций или двигателей внутреннего сгорания. Кроме того, топливом здесь служит водород, а значит, основной выхлоп таких систем — просто водяной пар. Ясно, что за топливными элементами — будущее. Водород будет питать двигатели автомобилей, небольшие топливные батареи будут обеспечивать теплом и светом частные домохозяйства, они же будут встроены в портативную электронику.

Однако если бы всё было так просто, топливные элементы уже давно превратились бы в основной источник энергии, сменив статус «перспективной разработки» на место в разнообразных устройствах и машинах в каждом доме. «Перспективные» топливные элементы впервые использовались еще на советской орбитальной станции «Мир», однако были недолговечны и слишком дороги для внедрения в массовое хозяйство.

Проблема в том, что для их эффективной работы нужны катализаторы.

Сейчас огромное количество институтов и частных компаний бьются над увеличением эффективности топливных элементов и снижением их себестоимости. В инновационных решениях нуждаются также и разделяющие электроды твердые электролиты (мембраны), и материалы электродов, которые должны обладать большой коррозионной стойкостью.

В качестве катализаторов в топливных элементах чаще всего применяют платину и её сплавы с не менее драгоценным палладием. Этот материал позволяет значительно облегчить процесс ионизации водорода. В реакции участвуют только атомы, находящиеся на поверхности, поэтому для каталитических целей применяют платину в виде наночастиц (так называемой платиновой черни). Однако в процессе нанесения дорогостоящей платины наиболее распространенным методом аэрографии её потери достаточно велики, что еще более удорожает конечный продукт.

Техасские специалисты во главе с Питером Страссером предлагают использовать сплав платины с кобальтом и медью.

Новый катализатор представляет собой частицы сплава, содержание металла в которых изменяется от поверхности к ядру: поверхность частиц обогащена платиной, а ядро состоит преимущественно из меди и кобальта. Первые испытания этого катализатора показали эффективность, превышающую аналогичный показатель современных катализаторов для топливных элементов в 4–5 раз.

Вдобавок нанокатализатор оказался существенно дешевле.

Для производства катализатора нанесенные на графитовый электрод частицы сплава помещаются в раствор кислоты и подвергаются циклическому воздействию переменного напряжения. Менее благородные металлы, в особенности медь, растворяются с поверхности, оставляя её обогащенной платиной. Ядро же имеет тот же состав, что и исходный сплав.

Более того, образовавшиеся в результате электрохимического травления меди и кобальта пустоты на поверхности частиц приводят не только к обогащению поверхности платиной, но и к значительному увеличению площади поверхности катализатора. Тем не менее, увеличение эффективности катализатора в 4–5 раз по сравнению с чистой платиновой чернью, по мнению Страссера, не может быть объяснено исключительно увеличением площади поверхности.

Компьютерные расчеты показали, что расстояние между атомами платины в обогащенной ей оболочке короче по сравнению с этой дистанцией в чистой платине. Такое «сжатое» состояние фиксируется с помощью обогащенного кобальтом и медью ядра. Сокращенное межатомное расстояние платина—платина, по всей видимости, способствует более легкой адсорбции кислорода. Это же, судя по всему, изменяет электронную структуру оболочки так, что процесс переноса электрона с образованием отрицательно заряженной молекулы кислорода становится значительно упрощенным.

Впрочем, большинству из нас научные споры о том, почему топливный элемент стал таким эффективным, не так уж и важны. Гораздо интереснее, когда водородная энергетика придёт в наши дома и автомобили. Глобальное потепление и «горячие» цены на нефть позволяют надеяться, что «пожить в эту пору прекрасную» доведётся и нам.

космология — Какое отношение ионизация нейтрального водорода имеет к «прозрачности»?

До того времени, когда Вселенная впервые стала нейтральной (рекомбинированной) на z приблизительно 1100, плотность ионов была очень высокой, так что длина свободного пробега фотонов света была достаточно мала, чтобы вы могли рассматривать Вселенную как непрозрачную. Эту непрозрачность мы видим, когда смотрим на космический микроволновый фон (CMB). После рекомбинации Вселенная стала прозрачной для видимого света, но «быстро» (около миллиона лет) потемнела, так как реликтовое излучение сместилось в инфракрасную область.Он оставался темным (в видимом свете) до образования первых звезд. Эти звезды также реионизировали Вселенную, и этот процесс завершился красными смещениями 10-20, через несколько сотен миллионов лет после Большого взрыва. Но на этот раз Вселенная осталась практически прозрачной, потому что с увеличением масштабного фактора примерно в 100 раз плотность Вселенной уменьшилась в миллион раз, а непрозрачность изменяется пропорционально квадрату плотности.

Итак, Вселенная, за исключением плотных пылевых облаков, была прозрачна для видимого света с момента рекомбинации во время реликтового излучения.Но есть важная проблема, когда мы пытаемся оглянуться назад в то время в видимом свете или в ближнем инфракрасном диапазоне (как в случае с Хабблом). То есть нейтральный водород, который преобладал от z = 1100 до z = 10-20, сильно непрозрачен для далекого ультрафиолетового света. Во-первых, есть серия линий поглощения, называемых «серией Лаймана» (см. Википедию), начиная с длины волны 121,6 нм (нанометров), когда единственный электрон в атоме водорода переводится из основного состояния в различные возбужденные состояния, за которыми следует Лайман континуум, начиная с 91.2 нм, в результате чего электрон полностью выталкивается, временно ионизируя атом. Итак, вселенная нейтрального водорода непрозрачна на длинах волн менее 91,2 нм. Но вернемся к красному смещению 9, и этот предел станет 912 нм, что хорошо в инфракрасном диапазоне. Таким образом, Хаббл оказывается в тупике при гораздо больших красных смещениях, чем это. Действительно, серия линий поглощения Лаймана, начинающаяся на 121,6 нм, долгое время с использованием наземных телескопов образовывалась от остатков облаков нейтрального водорода на лучах зрения очень далеких квазаров и называлась в этих спектрах «Лаймановским лесом».

Итак, у «темных веков» есть второе значение, когда мы рассматриваем наши нынешние попытки заглянуть в нейтральную эпоху. Космический телескоп Джеймса Уэбба оснащен детекторами дальнего инфракрасного диапазона, чтобы исследовать «темные века», чтобы увидеть, что излучали самые ранние звезды в виде видимого света.

квантовая механика — энергия ионизации атома водорода и бесконечность

Модель атома водорода очень проста. Он состоит из электрона в центральном потенциале (который представляет протон) и предполагает, что во Вселенной больше ничего не существует.Это, конечно, упрощение, но необходимое. В этой модели электрон имеет связанных состояний , которые характеризуются энергией меньше нуля и, что более важно, тем свойством, что при $ r \ to \ infty $ волновая функция электрона уменьшается экспоненциально. Это означает, что для этих состояний вероятность найти электрон на очень большом расстоянии от протона быстро стремится к нулю. Из этих состояний состояние с наименьшей энергией имеет $ E = -13.6 \, \ mathrm {eV} $.

Есть также несвязанных состояний с энергией больше нуля. Эти состояния описывают электрон как волну, распространяющуюся по всему пространству, и действительно, если мы не рассматриваем что-либо еще в модели, электрон в этом состоянии можно найти где угодно во Вселенной! В рамках этой модели, если мы магическим образом дадим электрону в модели водорода чуть больше $ 13,6 \, \ mathrm {eV} $ энергии, он перейдет в одно из низкоэнергетических несвязанных состояний, и мы сможем найти его с помощью некоторая вероятность везде.

Это, конечно, не настоящая физическая картина. Например, если во Вселенной больше ничего нет, как мы можем передать энергию электрону? Также — что означают эти «несвязанные состояния» и как мы можем их учитывать, если они не могут быть нормализованы? Есть способы тщательно решить эти проблемы, применяя контролируемые приближения и добавляя термины, которые позволят нам выполнять значимые вычисления.

Для фотоэлектрического эффекта с атомами водорода при рассмотрении эксперимента мы можем представить себе следующий сценарий — существует много атомов водорода, и мы можем рассматривать каждый из них отдельно, используя изолированный одноэлектронный вход. модель центрального потенциала (когда это можно сделать? не всегда! это зависит, например, от их плотности).Затем мы «накачиваем энергию» в электроны с помощью света, который несет $ 13,6 \, \ mathrm {eV} $ энергии. Некоторые из них ничего не делают, но некоторые позволяют электронам переходить в несвязанное состояние. Таких электронов много, и, поскольку они с большой вероятностью могут быть обнаружены где-нибудь внутри нашей экспериментальной установки, некоторые из них будут измерены амперметром, что приведет к считыванию конечного тока.

Есть еще много деликатных моментов, которые мы можем рассмотреть, но для наивной картины эксперимента этого должно быть достаточно, чтобы описать результаты.

космология — Если реликтовое излучение было излучено при энергии ионизации водорода, почему это спектр черного тела, а не линейчатый спектр?

В эпоху (пере) комбинации поле излучения Вселенной было черным телом при температуре примерно 3000 К.

Не знаю, откуда вы взяли, что температура напрямую определяется энергией связи атома водорода — это не так. Черное тело при 3000 К имеет среднюю энергию фотонов 0,7 эВ, но любое более горячее тело имеет достаточно фотонов с энергией выше 13.6 эВ для ионизации любых атомов H.

До рекомбинации Вселенная состояла из свободных электронов, протонов, атомов гелия и очень небольшого числа атомов водорода и альфа-частиц, находящихся в термодинамическом равновесии.

Поскольку плазма находится в термодинамическом равновесии, все процессы излучения уравновешиваются процессами поглощения, а функция источника задается функцией черного тела Планка. Кроме того, поскольку длина свободного пробега фотона намного меньше скорости света, умноженной на возраст Вселенной, в основном из-за непрозрачности, обеспечиваемой свободными электронами, Вселенная имеет эффективную оптическую толщину.В таких обстоятельствах уравнение переноса излучения говорит нам, что поле излучения приближается к функции источника, которая в данном случае является функцией черного тела Планка.

Рекомбинация происходит при 3000 К, потому что при этой температуре и ниже недостаточно фотонов с достаточно высокой энергией для ионизации большого количества водорода. Вы можете рассчитать долю ионизации, используя уравнение Саха — это показывает, что доля ионизации резко уменьшается при $ \ sim 3000 $ K (см. Здесь для некоторых деталей).Когда атомы водорода рекомбинируют, непрозрачность падает на порядки из-за исчезновения свободных электронов, и поле излучения, которое существует в это время, может свободно распространяться по всей Вселенной.

Ваш настоящий вопрос может заключаться в том, почему газ, состоящий из электронов, протонов и атомов, может давать непрерывный спектр? Ответ на этот вопрос заключается в том, что на всех длинах волн имеется достаточная непрозрачность, чтобы сделать Вселенную оптически толстой на этих длинах волн, и что процессы поглощения и излучения должны быть в подробном балансе.Соответствующими процессами, которые поглощают фотоны в непрерывном диапазоне длин волн, являются рассеяние электронов, обратное тормозное излучение и фотоэлектрическое поглощение с обратными процессами непрерывного излучения обратного комптоновского рассеяния, тормозного и рекомбинационного излучения.

Водород — Сродство к электрону — Электроотрицательность — Энергия ионизации водорода

Сродство к электрону и электроотрицательность водорода

Сродство к электрону водорода равно 72.8 кДж / моль .

Электроотрицательность водорода 2,2 .

Сродство к электрону

В химии и атомной физике сродство к электрону атома или молекулы определяется как:

изменение энергии (в кДж / моль) нейтрального атома или молекулы (в газовая фаза), когда электрон присоединяется к атому с образованием отрицательного иона .

X + e ^— → X ^— + Сродство энергии = — ∆H

Другими словами, это может быть выражено как вероятность нейтрального атома получить электрон .Обратите внимание, что энергии ионизации измеряют склонность нейтрального атома сопротивляться потере электронов. Сродство к электрону измерить труднее, чем энергии ионизации.

Атом водорода в газовой фазе, например, излучает энергию, когда он получает электрон, чтобы сформировать ион водорода.

H + e ^— → H ^— — ∆H = Affinity = 72,8 кДж / моль

Чтобы правильно использовать сродство к электрону, важно следить за знаком. Когда электрон присоединяется к нейтральному атому, выделяется энергия.Это сродство известно как сродство к первому электрону, и эти энергии отрицательны. По условию отрицательный знак означает выделение энергии. Однако для добавления электрона к отрицательному иону требуется больше энергии, что подавляет любое выделение энергии в процессе присоединения электрона. Это сродство известно как сродство ко второму электрону, и эти энергии положительны.

Сродство неметаллов и сродство металлов

• Металлы: Металлы любят терять валентные электроны с образованием катионов, чтобы иметь полностью стабильную оболочку.Электронное сродство металлов ниже, чем у неметаллов. Меркурий наиболее слабо притягивает лишний электрон.
• Неметаллы: Обычно неметаллы имеют более положительное сродство к электрону, чем металлы. Неметаллы любят получать электроны, чтобы образовывать анионы, чтобы иметь полностью стабильную электронную оболочку. Хлор сильнее всего притягивает лишние электроны. Сродство к электрону благородных газов не было окончательно измерено, поэтому они могут иметь или не иметь слегка отрицательные значения.

Электроотрицательность

Электроотрицательность , символ χ, представляет собой химическое свойство, которое описывает тенденцию атома притягивать электроны к этому атому.Для этих целей чаще всего используется безразмерная величина шкала Полинга , символ χ.

Электроотрицательность водорода составляет:

χ = 2,2

В общем, на электроотрицательность атома влияет как его атомный номер, так и расстояние, на котором его валентные электроны находятся от заряженного ядра. Чем выше соответствующее число электроотрицательности, тем больше элемент или соединение притягивает к себе электронов.

Самому электроотрицательному атому фтора присваивается значение 4.0, а значения варьируются до цезия и франция, которые являются наименее электроотрицательными при 0,7.

Энергия первой ионизации водорода

Энергия первой ионизации водорода 13,5984 эВ .

Энергия ионизации , также называемая потенциалом ионизации , является энергией, необходимой для удаления электрона из нейтрального атома.

X + энергия → X ⁺ + e ^—

где X — любой атом или молекула, способная к ионизации, X ⁺ — это атом или молекула с удаленным электроном (положительный ион), и e ^— — удаленный электрон.

Атому водорода, например, требуется следующая энергия ионизации для удаления самого удаленного электрона.

H + IE → H ⁺ + e ^— IE = 13,5984 эВ

Чаще всего используется энергия ионизации, связанная с удалением первого электрона. Энергия ионизации n th относится к количеству энергии, необходимому для удаления электрона из частиц с зарядом ( n -1).

1-я энергия ионизации

X → X ⁺ + e ^—

2-я энергия ионизации

X ⁺ → X ²⁺ + e ^—

3-я энергия ионизации

X ^{2 +} → X ³⁺ + e ^—

Энергия ионизации для различных элементов

Существует энергия ионизации для каждого следующего удаляемого электрона.Электроны, которые вращаются вокруг ядра, движутся по довольно четко определенным орбитам. Некоторые из этих электронов более прочно связаны в атоме, чем другие. Например, всего 7,38 эВ требуется для удаления самого внешнего электрона из атома свинца, в то время как 88000 эВ требуется для удаления самого внутреннего электрона. Помогает понять реакционную способность элементов (особенно металлов, которые теряют электроны).

Как правило, энергия ионизации увеличивается при движении вверх по группе и перемещении слева направо через период. Более того:

• Энергия ионизации самая низкая для щелочных металлов, которые имеют единственный электрон вне замкнутой оболочки.
• Энергия ионизации увеличивается поперек ряда на периодическом максимуме для благородных газов, имеющих закрытые оболочки.

Например, для ионизации натрия требуется всего 496 кДж / моль или 5,14 эВ / атом. С другой стороны, неон, благородный газ, непосредственно предшествующий ему в периодической таблице, требует 2081 кДж / моль или 21,56 эВ / атом.

9022 Cave2 плавления [кДж / моль]

Элемент	Водород
Атомный номер	1
Символ	H
	903 902 902 902 902 902 902 Элемент Категория металла 902
Атомная масса [а.е.м.]	1.0079
Плотность при STP [г / см3]	0,0899
Электронная конфигурация	1s1
Возможные состояния окисления	+ 1, -1	Дж.	72,8
Электроотрицательность [шкала Полинга]	2,2
Энергия первой ионизации [эВ]	13,5984
Год открытия33	1766
Термические свойства
Точка плавления [шкала Цельсия]	-259.1
Точка кипения [шкала Цельсия]	-252,9
Теплопроводность [Вт / м K]	0,1805
Удельная теплоемкость [Дж / г K]
0,05868
Теплота испарения [кДж / моль]	0,44936

Водород в периодической таблице

—
—
—

—
—
—

0 »Свойства свободных атомов

Атомы водорода имеют 1 электрон, а структура оболочки — 1.

Электронная конфигурация основного состояния газообразного нейтрального водорода в основном состоянии — это 1 с ¹ , а символ члена — это ² S _1/2 .

Схематическая электронная конфигурация водорода. Оболочечная структура Косселя водорода.

Атомный спектр

Представление атомного спектра водорода.

Энергии ионизации и сродство к электрону

Сродство водорода к электрону 72.8 кДж моль ^‑1 . Энергии ионизации водорода приведены ниже.

Энергии ионизации водорода

Число энергии ионизации	Энтальпия / кДж моль ‑1
1-й	1312,05 (рассчитано)

Энергии ионизации водорода.

Эффективные ядерные заряды

Ниже приведены эффективные ядерные заряды «Клементи-Раймонди», Z _eff .Перейдите по гиперссылкам для получения более подробной информации и графиков в различных форматах.

Эффективные ядерные заряды для водорода

1с	(нет данных)
2s	(нет данных)	2п	(нет данных)
3s	(нет данных)	3п	(нет данных)	3d	(нет данных)
4s	(нет данных)	4п	(нет данных)	4д	(нет данных)	4f	(нет данных)
5s	(нет данных)	5п	(нет данных)	5d	(нет данных)
6s	(нет данных)	6п	(нет данных)
7с

Список литературы

Эти эффективные ядерные заряды, Z _eff , взяты из следующих ссылок:

1. E.Clementi and D.L.Raimondi, J. Chem. Phys. 1963, 38 , 2686.
2. Э. Клементи, Д.Л. Раймонди и В.П. Reinhardt, J. Chem. Phys. 1967, 47 , 1300.

Энергии связи электрона

Энергии связи электрона для водорода. Все значения энергий связи электронов приведены в эВ. Энергии связи указаны относительно уровня вакуума для инертных газов и молекул H ₂ , N ₂ , O ₂ , F ₂ и Cl ₂ ; относительно уровня Ферми для металлов; и относительно верха валентной зоны для полупроводников.

Этикетка	Орбитальный	эВ [ссылка на литературу]
K	1s	13,6 [1]

Примечания

Я благодарен Гвину Уильямсу (Лаборатория Джефферсона, Вирджиния, США), которая предоставила данные об энергии связи электронов. Данные взяты из ссылок 1-3. Они сведены в таблицы в другом месте в Интернете (ссылка 4) и в бумажной форме (ссылка 5).

Список литературы

1. Дж.А. Бирден и А. Ф. Берр, «Переоценка уровней рентгеновской атомной энергии», Rev. Mod. Phys. , 1967, 39 , 125.
2. М. Кардона и Л. Лей, ред., Фотоэмиссия в твердых телах I: Общие принципы (Springer-Verlag, Берлин) с дополнительными исправлениями, 1978 г.
3. Gwyn Williams WWW таблица значений
4. D.R. Лиде (ред.) В справочнике по химии и физике компании Chemical Rubber Company , CRC Press, Бока-Ратон, Флорида, США, 81-е издание, 2000 г.
5. J. C. Fuggle и N. Mårtensson, «Энергии связи на уровне ядра в металлах», J. Electron Spectrosc. Relat. Феном. , 1980, 21 , 275.

Динамическая ионизация водорода — NASA / ADS

Абстрактные

Мы исследуем ионизацию водорода в динамической солнечной атмосфере. Моделирование включает детальную обработку водорода, кальция и гелия без ЛТР, но не содержит других важных элементов.Кроме того, отсутствие магнитных полей и одномерный подход делают моделирование нереалистичным в верхней хромосфере и выше. Мы обсуждаем эти ограничения и показываем, что основные результаты остаются в силе для любых разумных хромосферных условий. Как и в статическом случае, мы обнаруживаем, что ионизация водорода в хромосфере определяется столкновительным возбуждением при переходе Lyα с последующей фотоионизацией фотонами бальмеровского континуума — континуум Лаймана не играет никакой существенной роли.В переходной области первичным процессом становится столкновительная ионизация из основного состояния. Мы показываем, что шкала времени для ионизации / рекомбинации может быть оценена из собственных значений модифицированной матрицы скоростей, где оптически толстые переходы Лаймана, которые находятся в детальном балансе, были исключены. Мы обнаружили, что во времени ионизации / рекомбинации доминирует медленная столкновительная утечка из основного состояния в первое возбужденное состояние. По всей хромосфере шкала времени длинная (10 ³ -10 ⁵ с), за исключением толчков, когда повышенная температура и плотность сокращают шкалу времени для ионизации / рекомбинации, особенно в верхней хромосфере.Поскольку шкала времени релаксации намного больше, чем шкала динамического времени, ионизация водорода не успевает достичь своего равновесного значения, и ее флуктуации намного меньше, чем вариация его статистического равновесного значения, соответствующая мгновенным условиям. Поскольку скорости ионизации и рекомбинации увеличиваются с увеличением температуры и плотности, ионизация при ударных волнах происходит быстрее, чем рекомбинация за ними. Следовательно, состояние ионизации имеет тенденцию представлять более высокую температуру ударных волн, а средняя плотность электронов до 6 раз выше, чем плотность электронов, рассчитанная в статистическом равновесии из средней атмосферы.Моделирование показывает, что статическая картина и динамическая картина хромосферы фундаментально различаются, и что изменения во времени имеют решающее значение для нашего понимания самой хромосферы и спектральных характеристик, образующихся в ней.

Lyman Непрозрачность леса и скорость метагалактической ионизации водорода при z ∼ 2–4 | Ежемесячные уведомления Королевского астрономического общества

Абстрактные

Оценки скорости ионизации метагалактического водорода по непрозрачности Lyα леса в спектрах поглощения QSO зависят от сложного распределения плотности нейтрального водорода вдоль луча зрения.Мы используем большой набор гидродинамических симуляций с высоким разрешением, чтобы детально исследовать зависимость таких оценок от физических и численных параметров в контексте моделей ΛCDM. Принимая реперные значения для космологических параметров вместе с опубликованными значениями температуры IGM и эффективной оптической толщины, скорости метагалактической ионизации, которые воспроизводят эффективную оптическую толщину Lyα на z = [2, 3, 4], соответственно. Ошибки включают оценки неопределенностей соответствующих физических параметров и числовую точность моделирования.Мы обнаружили, что в погрешностях преобладает погрешность в температуре IGM с низкой плотностью. Расчетная скорость метагалактической ионизации водорода для распределения нейтрального водорода в модели ΛCDM более чем в четыре раза превышает значение, полученное для модели Эйнштейна – де Ситтера с той же среднеквадратичной амплитудой флуктуаций плотности σ ₈ . Расчетная скорость ионизации также более чем вдвое превышает ожидаемую на основе обновленных оценок излучательной способности только наблюдаемых QSO.По-видимому, требуется значительный вклад галактик на всех красных смещениях.

1 Введение

В последние годы спектры квазизвездных объектов (QSO) с высоким разрешением и высоким отношением сигнал-шум (например, Лу и др., 1996; Киркман и Титлер, 1997; Ким и др., 2002) в сочетании с гидродинамическим моделированием (Cen 1992 ; Zhang, Anninos & Norman 1995; Hernquist et al. 1996; Miralda Escudé et al. 1996; Theuns et al. 1998), предоставили свежий взгляд на природу межгалактической среды (IGM).В настоящее время широко признано, что лес Lyα возникает в результате поглощения флуктуациями плотности теплого фотоионизированного IGM, как предполагают аналитические расчеты (Bi, Börner & Chu 1992; Bi & Davidson 1997), и является естественным следствием формирования иерархической структуры внутри CDM-подобные модели (см. Обзор Rauch 1998).

Заметным несоответствием этой парадигме были довольно низкие значения Γ _HI , полученные из ранних гидродинамических симуляций леса Lyα, если их масштабировать до соответствующих допущений для температуры IGM (например,грамм. Rauch et al. 1997). Однако плотность вещества Ω _м , плотность барионов Ω _b , амплитуда флуктуаций массы σ ₈ и параметризованная постоянная Хаббла h = H ₀ /100 км с ⁻¹ Мпк ⁻¹ , а также температура газа и эффективная оптическая толщина Lyα, τ _eff = −ln 〈 F 〉 _obs , все влияют на такую ​​оценку. Это привело к широкому диапазону оценок для Γ _HI , выведенных из непрозрачности леса Lyα с использованием численного моделирования с различными допущениями (Rauch et al.1997; Theuns et al. 1998; Haehnelt et al. 2001; Макдональд и Миральда-Эскуде 2001; Hui et al. 2002; Мейксин и Уайт 2003, 2004; Schaye et al. 2003; Sokasian, Abel & Hernquist 2003; Tytler et al. 2004 г.). Это усложняет сравнение с определениями скорости ионизации из оценок интегрального излучения наблюдаемых QSO и / или галактик (например, Haardt & Madau 1996, далее HM96; Madau, Haardt & Rees 1999) и оценок с использованием эффекта близости (например, Bajtlik, Дункан и Острикер 1988; Бехтольд 1994; Кук, Эспи и Карсвелл 1997; Скотт и др.2000), оба из которых также имеют довольно большие неопределенности. Кроме того, Стейдель, Петтини и Адельбергер (2001) в исследовании галактик с разломом Лаймана на z ≃ 3,4 предположили, что интенсивность ионизирующего фона может быть в несколько раз больше, чем в модели HM96, из-за того, что большой вклад от звездообразования галактик.

В этой статье мы представляем новые оценки скорости ионизации метагалактического водорода с использованием измерений непрозрачности леса Lyα, взятых из литературы.Наш подход расширяет предыдущие исследования, поскольку мы исследуем зависимость Γ _HI от различных космологических и астрофизических параметров, используя большой набор гидродинамических моделей. В разделе 2 мы представляем обзор нашего численного кода и нашего метода получения Γ _HI из искусственных спектров Lyα. Мы исследуем, как Γ _HI зависит от множества параметров, в разделе 3 и сравним наши результаты с предыдущими оценками с использованием того же метода в разделе 4.В разделе 5 мы представляем наши лучшие значения для Γ ₋₁₂ при z = [2, 3, 4] и рассматриваем последствия для источников ионизирующего излучения. Раздел 6 содержит наше резюме и выводы.

2 От среднего потока до скорости ионизации

2.1 Флуктуирующее приближение Ганна – Петерсона

На красных смещениях, где обычно наблюдается лес Lyα, флуктуации плотности неплотных барионов с низкой плотностью близко следуют флуктуациям нижележащей темной материи (Zhang et al.1998). Баланс между фотонагревом неплотного газа и охлаждением из-за адиабатического расширения Вселенной приводит к степенному соотношению температура-плотность для нормированной плотности газа Δ = ρ / 〈ρ〉 ≤ 10, где T = T ₀ Δ ^{γ − 1} (Hui & Gnedin 1997). Это часто называют эффективным уравнением состояния IGM, для которого обычно 10 ^3,7 K ≤ T ₀ ≤ 10 ^4,3 K и 1,0 ≤γ≤ 1,6. Кроме того, в фотоионизационном равновесии оптическая толщина Lyα, τ, пропорциональна плотности нейтрального водорода, n _HI .Пренебрегая столкновительной ионизацией, которая является приемлемым приближением при низких плотностях, связанных с лесными поглотителями Lyα, n _HI ∝ρ ² T ^−0,7 / Γ _HI , где ρ — плотность газа , T — температура, а Γ _HI — скорость ионизации водорода на атом. Объединение этих соотношений дает простое степенное выражение, связывающее оптическую толщину поглотителей Lyα с физическими свойствами газообразного водорода (Weinberg et al.1999). Это соотношение получило название флуктуирующего приближения Ганна – Петерсона (FGPA).

Оптическая толщина, обусловленная поглощением Lyα для однородного распределения газообразного водорода в изотропно расширяющейся Вселенной, обсуждалась Gunn & Peterson (1965). FGPA применяется к неоднородным IGM в фотоионизационном равновесии. Игнорируя влияние пекулярных скоростей и теплового уширения, оптическая глубина рассеяния Lyα определяется выражением (например, Weinberg et al. 1999; McDonald & Miralda-Escudé 2001): (1) где Ω _b — плотность барионной материи в виде доля критической плотности, h = H ₀ /100 км с ⁻¹ Mpc ⁻¹ для современной постоянной Хаббла H ₀ , T — температура газа при нормированной плотности Δ, Γ ₋₁₂ ( z ) = Γ _HI ( z ) / 10 ⁻¹² с ⁻¹ при красном смещении z и τ ₀ — постоянная величина.Индекс β = 2 — 0,7 (γ — 1) определяется наклоном эффективного уравнения состояния и асимптотически приближается к ≃1,6 после реионизации. Для плоской Вселенной при красных смещениях z ≥ 2 параметр Хаббла можно аппроксимировать следующим образом: H ( z ) ≃ H ₀ Ом ^1/2 _м (1 + z ) ^3/2 . Таким образом, с учетом правильного распределения плотности, распределения скорости и эффективного уравнения состояния при красном смещении z оптическая глубина Lyα должна масштабироваться в соответствии с комбинацией параметров (2) для красных смещений z ≥ 2 (Rauch et al.1997). Это предполагает, что тепловое уширение и пекулярные скорости не будут иметь большого влияния на распределение оптической глубины. Ожидается, что при плотностях и физических масштабах лесных поглотителей Lyα уширение Хаббла будет доминирующим (Weinberg et al. 1997), что должно сделать это предположение разумным.

Мы согласовываем средний поток искусственных спектров Lyα, построенных на основе гидродинамического моделирования, с наблюдаемыми значениями путем линейного изменения масштаба смоделированных оптических глубин. Если приближение FGPA выполняется, это соответствует изменению комбинации параметров μ с тем же коэффициентом.Так мы определили μ. Если доступны независимые оценки для Ω _b , Ω _m , h , T и τ _eff , можно получить величину Γ ₋₁₂ , необходимую для воспроизведения наблюдаемого среднего потока. Это предполагает, что влияние поглощения полностью нейтральным газом на средний уровень потока невелико, что снова должно быть разумным предположением.

2.2 Цифровой код

Мы продолжаем исследовать, как Γ ₋₁₂ зависит от нескольких космологических и астрофизических параметров, используя набор гидродинамических моделей.Моделирование проводилось с использованием новой версии гаджета параллельного кода TreeSPH (Springel, Yoshida & White, 2001). gadget-2 имеет возможность использовать режим TreePM для выполнения гравитационных вычислений на большие расстояния, что приводит к значительному сокращению времени выполнения вычислений.

Консервативная энтропийная формулировка Спрингеля и Хернквиста (2002) используется для моделирования SPH-частиц, а радиационное охлаждение включено с использованием рецепта Каца, Вайнберга и Хернквиста (1996).Мы использовали УФ-фон, заданный HM96 на основе наблюдаемых подсчетов QSO, но с искусственно увеличенными скоростями нагрева, чтобы исследовать влияние температуры газа на Γ ₋₁₂ . В нашей реперной модели используется скорость нагрева, в 3,3 раза превышающая значение HM96 в оптически тонком пределе, что приводит к температурам, близким к тем, которые наблюдаются в IGM (Bryan & Machacek 2000; Ricotti, Gnedin & Shull 2000; Schaye et al. 2000). Исходные температуры при средней плотности газа, которые мы примем равными T ₀ = [11200, 17800, 12500] K при z = [2, 3, 4], на основании результатов Schaye et al.(2000) (что согласуется с реионизацией He II при z ≃ 3). В настоящее время существуют лишь слабые наблюдательные ограничения на индекс γ зависимости температуры от плотности и его зависимость от красного смещения (Макдональд и др., 2001; Рикотти и др., 2000; Шай и др., 2000). Возможный диапазон: 1 <γ <1,6, и далее мы будем принимать γ = 1,3 в качестве реперного значения. Если не указано иное, температуры газа были масштабированы таким образом, что температура при средней плотности газа T ₀ имеет вышеуказанные исходные значения, а показатель степенного соотношения температура-плотность для низких плотностей газа равен γ = 1.3. При более высоких плотностях газа асимптоты зависимости между температурой и плотностью составляют T ≃ 10 ⁴ K, поскольку охлаждение атомов становится важным.

Звездообразование включено с использованием упрощенного рецепта, чтобы максимизировать скорость моделирования. Все частицы газа с Δ> 10 ³ и T <10 ⁵ K превращаются в бесстолкновительные звезды. Сравнение с идентичным моделированием с использованием многофазной модели Springel & Hernquist (2003) показывает небольшую разницу в поглощении Lyα (Viel, Haehnelt & Springel 2004b).Кроме того, все параметры обратной связи гаджета 2 были отключены. Влияние обратной связи от галактических ветров на распределение потоков неизвестно, но считается небольшим (например, Theuns et al. 2002; Bruscoli et al. 2003; Desjacques et al. 2004). Моделирование, проведенное одним из нас (VS), показывает, что включение ветров лишь незначительно изменяет непрозрачность леса Lyα, так что средний передаваемый поток Lyα, предсказанный различными моделями, варьируется менее чем на полпроцента. Также не наблюдается монотонного тренда среднего передаваемого потока в зависимости от силы ветра.Однако вполне возможно, что более реалистичные реализации галактических ветров в рамках нашего моделирования могут привести к многофазной среде с плотными прохладными облаками, что может увеличить непрозрачность леса Lyα и, следовательно, приблизительную скорость ионизации водорода. В данной работе мы пренебрегаем такой возможностью. Обратите внимание, что Theuns et al. (2002) обнаружили, что включение ветра изменяет среднюю передачу на 10%.

Параметры моделирования перечислены в таблице 1. Для каждой модели мы провели моделирование с 200 ³ частицами темной материи и 200 ³ частицами газа в пределах 15- ч ^-1 сопутствующего Mpc-бокса с периодическим граничные условия.Мы считаем, что это лучший компромисс между точностью и скоростью для нашего исследования параметров. Для нашей реперной модели мы также выполнили симуляции с различными размерами ящиков и массовым разрешением, чтобы проверить числовую сходимость (см. Раздел 2.4). Они перечислены в Таблице 2. Обратите внимание, что моделирование с 200 ³ частиц, использованное для исследования параметров, не дает полностью сходящихся оценок Γ ₋₁₂ , и мы позже покажем результаты с поправкой на размер блока и разрешение. Кроме того, мы выполнили моделирование ΛCDM и SCDM с 2 × 64 ³ частиц и размерами ящиков 10 и 11.1- ч ^-1 сопутствующих Mpc, соответственно, для имитации моделирования, использованного в основополагающем исследовании Rauch et al. (1997). Параметры также перечислены в таблице 1.

Таблица 1

Параметры, используемые в нашем наборе гидродинамических симуляций, где мы предполагаем плоскую Вселенную с Ω _Λ = 1 — Ω _м . В последнем столбце указана скорость фотонагрева как фактор значения HM96.

Таблица 1

Параметры, используемые в нашем наборе гидродинамических симуляций, где мы предполагаем плоскую Вселенную с Ω _Λ = 1 — Ω _м .В последнем столбце указана скорость фотонагрева как фактор значения HM96.

Таблица 2

Разрешение и размер окна шести дополнительных симуляций, которые имеют те же параметры, что и модель –200, использованная для нашего исследования параметров. Массовое разрешение, используемое для нашего исследования параметров, также указано для сравнения.

Таблица 2

Разрешение и размер окна шести дополнительных симуляций, которые имеют те же параметры, что и модель –200, использованная для нашего исследования параметров.Массовое разрешение, используемое для нашего исследования параметров, также указано для сравнения.

Моделирование было начато при z = 99, с начальными условиями, созданными с использованием передаточных функций CDM Эйзенштейна и Ху (1999). Начальная температура газа составляла Тл, = 227 К, а длина гравитационного размягчения составляла 2,5- ч ^-1 сопутствующих кпк. Моделирование проводилось на COSMOS, Altix 3700 с общей памятью 152 Гб и 152 процессорах Itanium2 1,3 ГГц, размещенных в Департаменте прикладной математики и теоретической физики (Кембридж).

2.3 Метод определения Γ

₋₁₂ из моделирования

Спектры искусственного Lyα построены на z = [2, 3, 4] из 1024 случайных линий зрения (LOS), параллельных границам бокса (например, Theuns et al. 1998). Каждый LOS состоит из 1024 пикселей. Мы имитируем шум на спектрах QSO с высоким разрешением, добавляя гауссовский распределенный шум с общим отношением сигнал / шум 30. Используемые моделируемые оптические глубины делятся на постоянный коэффициент 1,225, чтобы скорректировать коэффициент рекомбинации водорода α _HI , используемый в наши модели, взятые из Cen (1992).Как отмечают Раух и др., Это значение α _HI примерно на 20% больше, чем расчет Абеля и др. (1997) в соответствующем температурном диапазоне для ненасыщенного поглощения в лесу Lyα. Abel et al. основывают свою аппроксимацию для α _HI на данных Ferland et al. (1992).

Для определения Γ ₋₁₂ мы масштабируем оптические глубины искусственных спектров, чтобы они соответствовали среднему наблюдаемому потоку леса Lyα на z = [2, 3, 4]. Мы используем центральные значения τ _eff из формулы подгонки Schaye et al.(2003), основанный на выборке из 19 спектров QSO высокого разрешения, таких что. Неопределенности этих значений были оценены путем объединения ошибок 1σ в τ _eff , представленных в таблице 5 Schaye et al. (2003) в интервалы красного смещения шириной Δ z = 0,5. Эти значения были скорректированы с учетом поглощения от линий металлов и Lyα-систем с демпфирующими крыльями. Мы изменяем масштаб оптической глубины в каждом пикселе на постоянный коэффициент A , чтобы воспроизвести 〈 F 〉 _obs при соответствующем красном смещении.Следовательно, для набора спектров из N пикселей, (3) где τ _j — оптическая глубина в каждом пикселе моделируемых спектров. Затем вычисляется значение Γ ₋₁₂ , необходимое для воспроизведения 〈 F 〉 _obs из смоделированных спектров.

2.4 Влияние размера коробки и разрешения по массе на скорость ионизации

Сначала мы изменяем размер блока и разрешение симуляций нашей реперной модели, чтобы оценить их влияние на значение Γ ₋₁₂ .Блок моделирования должен быть достаточно большим, чтобы включать в себя длинноволновые возмущения плотности и представлять хороший образец Вселенной, сохраняя при этом адекватное разрешение. На левой панели рис. 1 показаны Γ ₋₁₂ для различных размеров ящика при фиксированном разрешении по массе. По мере увеличения размера бокса моделируемые оптические глубины уменьшаются; газ с низкой плотностью, ответственный за поглощение Lyα, попадает в ореолы, образованные при моделировании, создавая более крупные и пустые пустоты. Таким образом, для воспроизведения наблюдаемой оптической глубины требуется меньшая Γ ₋₁₂ .Данные почти сошлись для размера бокса 30– ч ^–1 сопутствующих Mpc, с разницей менее 2% между Γ _–12 , выведенной из моделей 60–400 и 30–200.

Рис. 1

Влияние размера бокса (левая панель) и массового разрешения (правая панель) на расчетную Γ ₋₁₂ (см. Таблицу 2). Параметры модели соответствуют параметрам реперной модели (см. Таблицу 1).

Рис. 1

Влияние размера коробки (левая панель) и массового разрешения (правая панель) на оценочную Γ ₋₁₂ (см. Таблицу 2).Параметры модели соответствуют параметрам реперной модели (см. Таблицу 1).

Правая панель иллюстрирует эффект изменения разрешения по массе на Γ ₋₁₂ для фиксированных размеров бокса 15- и 30- ч ⁻¹ сопутствующих Mpc. Увеличение разрешения по массе уменьшает оптическую глубину, потому что моделирование с более высоким разрешением разрешает более мелкие ореолы. Больше газа забирается из IGM с низкой плотностью, и требуется меньшее значение Γ ₋₁₂ , чтобы соответствовать наблюдаемому среднему потоку.Моделирование с менее чем 400 ³ газовыми частицами в пределах 30- ч ⁻¹ сопутствующего блока Mpc не обеспечивает адекватной численной сходимости. Разница между Γ ₋₁₂ , рассчитанная на основе моделирования 200 ³ и 400 ³ , составляет в среднем 7%. Сравнение моделирования с 200 ³ и 400 ³ частицами в пределах 15- ч ⁻¹ сопутствующего блока Mpc показывает, что дальнейшее увеличение разрешения уменьшает Γ ₋₁₂ еще на 5 процентов.

К сожалению, моделирование 400 ³ слишком затратно с точки зрения вычислений для исследования большого пространства параметров. Мы идем на компромисс, принимая нашу реперную модель с 200 ³ газовыми частицами в пределах 15- ч ^-1 сопутствующего блока Mpc; предполагаемое нами значение Γ ₋₁₂ будет систематически высоким примерно на 8% из-за объединенной ошибки размера блока и разрешения. В дальнейшем все результаты, основанные на моделировании с 200 ³ частиц в пределах 15- ч ^-1 сопутствующего блока Mpc, будут уменьшены на этот коэффициент, чтобы скорректировать размер блока и разрешение.Обратите внимание, что эта коррекция, вероятно, будет нижним пределом истинной требуемой коррекции; наши симуляции с самым высоким разрешением, возможно, еще не достигли числовой сходимости. Мы учтем эту неопределенность в нашем анализе ошибок в разделе 5.1.

3 Масштабные зависимости для Γ

₋₁₂ из смоделированных спектров поглощения В соотношении масштабирования FGPA подразумевается, что распределение плотности и скорости вместе с эффективным уравнением состояния поглотителей Lyα остается неизменным для различных значений Ω _b , h , Ω _m , T и Γ ₋₁₂ .Следовательно, при выводе Γ ₋₁₂ из гидродинамического моделирования и последующем изменении масштаба с другими параметрами обычно предполагается, что (4) (например, Rauch et al. 1997; McDonald & Miralda-Escudé 2001). Однако неясно, является ли это соотношение точным приближением. Изменение Ω _м , вероятно, изменит распределение плотности газа, а тепловое уширение может привести к отклонению от шкалы T ^−0,7 , основанной на температурной зависимости коэффициента рекомбинации.Кроме того, неясна зависимость Γ ₋₁₂ от показателя политропы γ эффективного уравнения состояния T = T ₀ Δ ^{γ − 1} . Хотя гидродинамическое моделирование предсказывает γ≃ 1,6 при низкой плотности, если реионизация He II происходит при z ≃ 3 (Reimers et al. 1997; Schaye et al. 2000; Bernardi et al. 2003), эффективное уравнение состояния для низкой плотности плотность газа может стать изотермической. Эффекты переноса излучения могут также повышать температуру газа и размывать монотонную связь между температурой и плотностью (Abel & Haehnelt 1999; Bolton, Meiksin & White 2004).Наконец, изменение σ ₈ повлияет на Γ ₋₁₂ , изменив распределение плотности газа.

Мы проверяем справедливость уравнения (4) с помощью нашего набора гидродинамических моделей. Для этого существует двоякая мотивация: во-первых, важно понимать физические процессы, которые изменяют значение Γ ₋₁₂ , которое мы получаем из моделирования; во-вторых, мы хотим определить, как Γ ₋₁₂ масштабируется с входными параметрами, что позволяет нам наложить на них совместные ограничения.Мы не обсуждаем масштабирование с Ω _b и h , поскольку наш анализ показал, что соотношение масштабирования FGPA очень хорошо выполняется для этих параметров.

3.1 Зависимость Γ

₋₁₂ от температуры На левой панели рис. 2 показан наш тест масштабного соотношения FGPA для температуры газа при средней плотности с использованием пяти моделей со скоростями фотонагрева [0,3, 1,0, 2,0, 3,3, 4,0], умноженными на значения HM96. Мы ожидаем, что скорость ионизации будет уменьшаться по мере увеличения скорости фотонагрева HM96; скорость рекомбинации водорода масштабируется как T ^−0.7 , поэтому при более высоких температурах меньше нейтрального водорода. Мы находим небольшое отклонение от масштабирования T ^−0,7 (показано пунктирными кривыми) при низких температурах, вероятно, из-за термического уширения абсорбционных характеристик, эффекта, который наиболее сильно проявляется при z = 4. Реперная модель с более высокими температурами газа будет иметь относительно более широкие характеристики поглощения, производя большее поглощение Lyα и, таким образом, требуя большего значения Γ ₋₁₂ , чем если бы тепловое расширение отсутствовало.Соотношение масштабирования FGPA для реперной модели немного переоценивает значение Γ ₋₁₂ при более низких температурах. Тот же процесс происходит и для температуры газа выше, чем в исходной модели; поглотители термически расширены в большей степени, поэтому масштабное соотношение занижает скорость ионизации. Этот эффект гораздо более очевиден при больших красных смещениях, когда пространственная плотность поглотителей Lyα больше. Обратите внимание, что температурная зависимость давления газа также может вносить вклад в отклонение от T ^−0.7 масштабирование. Мы выполняем аппроксимацию данных методом наименьших квадратов, чтобы получить следующее масштабирование для Γ ₋₁₂ с температурой: (5) где x ₁ ( z ) = [- 0,68, −0,62, −0,59] при z = [2, 3, 4]. Мы будем применять эти соотношения масштабирования (показаны сплошными линиями) с этого момента.

Рисунок 2

Слева: зависимость Γ ₋₁₂ от температуры газа при средней плотности T ₀ при трех различных красных смещениях, как показано на графике.Результаты корректируются с учетом размера окна и разрешения, как описано в разделе 2.4. Сплошные кривые показывают аппроксимацию методом наименьших квадратов, а пунктирные кривые показывают масштабирование T ^−0,7 , обусловленное температурной зависимостью коэффициента рекомбинации. Закрашенные символы показывают исходные температуры и их погрешности. Справа: зависимость Γ ₋₁₂ от показателя зависимости плотности температуры γ. Результаты скорректированы с учетом размера коробки и разрешения. Закрашенный кружок показывает наше исходное значение γ и его неопределенность.

Рисунок 2

Слева: зависимость Γ ₋₁₂ от температуры газа при средней плотности T ₀ при трех разных красных смещениях, как показано на графике. Результаты корректируются с учетом размера окна и разрешения, как описано в разделе 2.4. Сплошные кривые показывают аппроксимацию методом наименьших квадратов, а пунктирные кривые показывают масштабирование T ^−0,7 , обусловленное температурной зависимостью коэффициента рекомбинации. Закрашенные символы показывают исходные температуры и их погрешности. Справа: зависимость Γ ₋₁₂ от показателя зависимости плотности температуры γ. Результаты скорректированы с учетом размера коробки и разрешения. Закрашенный кружок показывает наше исходное значение γ и его неопределенность.

3.2 Зависимость Γ

₋₁₂ от γ Зависимость скорости ионизации водорода от показателя политропы γ показана на правой панели рис. 2. Значение γ варьируется путем искусственного изменения масштаба эффективного уравнения состояния наших существующих данных реперного моделирования путем поворота зависимости температуры от плотности. около средней плотности газа (Viel et al.2004b). Обратите внимание, что фактический наклон эффективного уравнения состояния, предсказанный численным моделированием, равен γ≃ 1,6. Это не будет учитывать какие-либо динамические эффекты, которые разные температуры оказывают на распределение газа, но будет правильно моделировать тепловое уширение и изменение плотности нейтрального водорода, таким образом обеспечивая разумное приближение. Обратите внимание, что точка данных с наибольшим значением γ предназначена для нашего моделирования реперной модели без масштабирования γ. Из рис. 2 видно, что предполагаемая скорость ионизации имеет существенную зависимость от γ.При z = 3 и z = 4 Γ ₋₁₂ увеличивается с увеличением γ. Более плоское эффективное уравнение состояния дает более горячий газ при плотностях, меньших космической средней, с более низкой долей нейтрального водорода. Поскольку большая часть поглощения Lyα производится этим газом, уменьшение γ приведет к уменьшению количества поглощения и, следовательно, к снижению предполагаемой скорости ионизации. Зависимость Γ ₋₁₂ от γ намного сильнее при z = 4 по сравнению с z = 3. Однако при z = 2 тенденция обратная: скорость ионизации уменьшается с увеличением γ, хоть и со слабой зависимостью.Это можно объяснить, рассматривая эволюцию плотности поглотителей Lyα. С уменьшением красного смещения средняя плотность газа уменьшается. К z = 2 оптическая толщина в областях со средней плотностью и ниже стала настолько низкой, что они вносят очень небольшой вклад в общую эффективную оптическую глубину. Поглощение почти полностью происходит за счет сверхплотных областей. Уменьшение показателя политропы приведет к понижению температуры этого газа, увеличению доли нейтрального водорода и небольшому увеличению эффективной оптической толщины.Предполагаемая скорость ионизации незначительно увеличивается с уменьшением, как следствие, γ. Аналогично предыдущему, мы выполняем аппроксимацию данных методом наименьших квадратов, чтобы получить масштабное соотношение для скорости ионизации с показателем политропы γ: (6) где x ₂ ( z ) = [- 0,04, 0,34, 0,55] при z = [2, 3, 4]. Эти масштабные соотношения показаны на рис. 2 сплошными кривыми.

3.3 Зависимость Γ

₋₁₂ от Ω _м

Масштабное соотношение FGPA предполагает, что скорость ионизации на атом масштабируется как Ω ^−0.5 _м . Чтобы это было правдой, распределение плотности нейтрального газообразного водорода должно оставаться неизменным для разных значений Ω _м . Мы проверяем это соотношение масштабирования с помощью пяти имитаций с Ω _м = [0,17, 0,26, 0,4, 0,7, 1,0] и показываем результаты на левой панели рис. 3. Как и раньше, нанесенные на график значения масштабируются, чтобы соответствовать реперным точкам. температуры, γ = 1,3, скорректированные с учетом размера окна и разрешения, и показаны с кривыми, наиболее подходящими для данных. Значение Ω ^−0.5 _м Масштаб вокруг реперной модели обозначен пунктирными линиями. Это становится менее подходящим для данных по мере увеличения Ω _м и существенно завышает значение Γ ₋₁₂ . Стоит подчеркнуть, что все модели, представленные на левой панели рис. 3, имеют одинаковую нормировку на масштабе 8 h ⁻¹ Мпк для линейного спектра мощности темной материи (σ ₈ = 0,85). Чтобы понять, почему расхождение с ожидаемым трендом так велико, мы выполнили новый прогон для модели Эйнштейна – де Ситтера (M4) и нормализовали спектр мощности так, чтобы он имел ту же амплитуду флуктуаций, что и реперная модель в масштабе 30 км. s ⁻¹ , что примерно соответствует длине Джинса.Заштрихованные точки на левой панели рис. 3 показывают новые значения Γ ₋₁₂ , которые мы выводим; можно видеть, что эти значения лучше согласуются с теоретической кривой, показывая, что Γ ₋₁₂ более чувствительна к среднеквадратичным колебаниям на фиксированной шкале скорости. Это говорит о том, что среднеквадратичная амплитуда колебаний по шкале Джинса более актуальна.

Рисунок 3

Слева: зависимость оцененного Γ ₋₁₂ от Ω _м для трех различных красных смещений, как показано на графике.Сплошные кривые — аппроксимация методом наименьших квадратов. Пунктирные линии показывают масштабирование Ω ^−0,5 _м . Закрашенные точки получены для модели с Ω _м = 1.0 и той же среднеквадратичной амплитудой флуктуаций на масштабе 30 км с ⁻¹ , что и наша реперная модель с Ω _м = 0,26. Как и раньше, значения скорректированы по размеру окна и разрешению. Закрашенный кружок показывает наше исходное значение Ω _м = 0,26 и его погрешность. Справа: зависимость Γ ₋₁₂ от σ ₈ .Пунктирная кривая показывает результат Tytler et al. при z = 1,9, предполагая 〈 F 〉 _obs = 0,882 ± 0,01. Результаты скорректированы с учетом размера коробки и разрешения. Закрашенный кружок показывает наше исходное значение σ ₈ и его погрешность.

Рисунок 3

Слева: зависимость оцененного Γ ₋₁₂ от Ω _м для трех различных красных смещений, как показано на графике. Сплошные кривые — аппроксимация методом наименьших квадратов. Пунктирные линии показывают Ω ^−0.5 _м масштабирование. Закрашенные точки получены для модели с Ω _м = 1.0 и той же среднеквадратичной амплитудой флуктуаций на масштабе 30 км с ⁻¹ , что и наша реперная модель с Ω _м = 0,26. Как и раньше, значения скорректированы по размеру окна и разрешению. Закрашенный кружок показывает наше исходное значение Ω _м = 0,26 и его погрешность. Справа: зависимость Γ ₋₁₂ от σ ₈ . Пунктирная кривая показывает результат Tytler et al.при z = 1,9, предполагая 〈 F 〉 _obs = 0,882 ± 0,01. Результаты скорректированы с учетом размера коробки и разрешения. Закрашенный кружок показывает наше исходное значение σ ₈ и его погрешность.

На рис. 4 показана функция плотности вероятности (PDF) взвешенной по объему плотности газа в виде доли от среднего при z = 2 для нашей реперной модели и модели Эйнштейна – де Ситтера (M4). Распределение плотности модели Эйнштейна – де Ситтера достигает максимума при более низкой плотности, что объясняет гораздо более низкую Γ ₋₁₂ , необходимую для соответствия наблюдаемому среднему потоку.В модели Эйнштейна – де Ситтера большая часть газа попала в ореолы. Различные распределения плотности газа не учитываются в соотношении масштабирования FGPA. Сравнение таких параметров, как Γ ₋₁₂ и Ω _b h ² , выведенных из моделирования с различными распределениями материи с использованием FGPA, дает вводящие в заблуждение результаты. Метод наименьших квадратов соответствует нашим данным: (7) где x ₃ ( z ) = [- 1,00, −1,04, −1,16] при z = [2, 3, 4].

Рисунок 4

PDF взвешенной по объему плотности газа как доли от среднего при z = 2 для контрольной точки Ω _м = 0,26 (сплошная линия) и M4 Ω _м = 1,0 (пунктирная линия) модели. Реперная модель имеет распределение плотности газа, которое достигает максимума с большей амплитудой ближе к средней плотности, производя большее поглощение Lyα при фиксированном Γ ₋₁₂ .

Рис. 4

PDF взвешенной по объему плотности газа как доли от среднего при z = 2 для контрольной точки Ω _м = 0.26 (сплошная линия) и M4 Ω _м = 1,0 (пунктирная линия). Реперная модель имеет распределение плотности газа, которое достигает максимума с большей амплитудой ближе к средней плотности, производя большее поглощение Lyα при фиксированном Γ ₋₁₂ .

3.4 Зависимость Γ

₋₁₂ от σ ₈

Величина σ ₈ , амплитуда колебаний массы в пределах 8 h ⁻¹ Мпк сфер, также изменяет требуемую Γ ₋₁₂ .Для малых σ ₈ меньше малая мощность и менее развито разрушение конструкций. Это дает более узкую PDF с объемно-взвешенной плотностью с большей средней плотностью. Это уменьшает средний поток смоделированных спектров, если скорость ионизации остается фиксированной. Таким образом, для воспроизведения наблюдаемой эффективной оптической толщины требуется больший Γ ₋₁₂ .

Правая панель рис. 3 показывает Γ ₋₁₂ для σ ₈ = [0,5, 0,7, 0,85, 1,0, 1,2] при красных смещениях z = [2, 3, 4].Tytler et al. (2004) представляют аналогичный график на рис. 16, где построены кривые, связывающие σ ₈ и γ ₉₁₂ = Γ ₋₁₂ / 1,329, нормированные на прогнозируемую скорость ионизации при z = 1,9 от Madau et al. (1999). Центральная кривая на их графике дает Γ ₋₁₂ и σ ₈ , которые необходимы для воспроизведения 〈 F 〉 _obs = 0,882 ± 0,01. Находим более слабую зависимость Γ ₋₁₂ от σ ₈ . Мы используем аналогичные значения для Ω _m , h , Ω _b , скорости УФ-нагрева и немного меньшее значение τ _eff , которое Tytler et al.использование, изменит наши результаты лишь на небольшую величину (см. Раздел 3.5). Небольшая разница в красном смещении также не должна существенно повлиять на результаты, а разрешение и размер рамки наших симуляций также не будут учитывать разницу; их систематическое увеличение снижает Γ ₋₁₂ . Наиболее вероятная причина этого несоответствия — различия в методах моделирования для наших соответствующих космологических симуляций (O’Shea et al. 2003). Tytler et al. используйте код Эйлера enzo (Norman & Bryan 1999).Это моделирует газовую составляющую с использованием кусочно-параболического метода, тогда как мы используем лагранжев код SPH. Подгонка методом наименьших квадратов к нашим результатам дает (8) где x ₄ ( z ) = [- 0,90, -0,99, -1,26] при z = [2, 3, 4].

3.5 Зависимость Γ

₋₁₂ от τ _eff

Чтобы определить интенсивность и эволюцию Γ ₋₁₂ с помощью FGPA, мы должны принять значение эффективной оптической толщины, τ _eff = −ln 〈 F 〉 _obs .Измерения эффективных оптических глубин были выполнены рядом авторов (например, Press, Rybicki & Schneider 1993; Kim, Cristiani & D’Odorico 2001; Songalia & Cowie 2002; Bernardi et al. 2003; Schaye et al. 2003). Значения, полученные из данных с низким разрешением и низким отношением сигнал / шум Press et al. и Бернарди и др. оказываются систематически выше, чем полученные другими группами, в основном на основе данных с высоким разрешением (обсуждение см. в Viel et al. 2004b). Различия в первую очередь связаны с систематическими неопределенностями в подходах континуума.Tytler et al. провести анализ ошибок подгонки континуума, сравнивая истинный и подогнанный континуумы ​​для наборов искусственных спектров. Они обнаружили, что могут получить соответствие, которое в среднем является хорошим с точностью до 1–2%, за исключением очень низких спектров отношения сигнал / шум. Наблюдается определенное согласие с тем, что более подходящими являются более низкие значения из более качественных данных. Статистические ошибки из-за присутствия элементов поглощения металлов и поглотителей с высокой плотностью колонки также вносят вклад в неопределенность в τ _eff (Viel et al.2004а).

На рис. 5 показано значение Γ ₋₁₂ , которое мы получаем из нашей реперной модели при z = [2, 3, 4], изменяя эффективную оптическую толщину и, следовательно, средний наблюдаемый поток, для которого смоделированные оптические глубины масштабируются, чтобы соответствовать. При z = 2 изменение τ _eff на 0,05, что согласуется с изменением оценок, приводит к почти двукратному различию в требуемой скорости ионизации водорода. Точная оценка τ _eff и ошибки, связанные с измерением, необходимы для определения Γ ₋₁₂ ; при z = 2 даже небольшое изменение предполагаемого τ _eff существенно изменит предполагаемую скорость ионизации.Кривая, наилучшим образом подходящая к данным, выглядит так: (9) где x ₅ ( z ) = [- 1,44, −1,61, −1,68] при z = [2, 3, 4].

Рис. 5

Зависимость Γ ₋₁₂ от эффективной оптической глубины при разных красных смещениях для нашей реперной модели с нашими реперными значениями T ₀ и γ. Символами обозначены значения τ _eff , цитируемые разными авторами. Τ _eff от Tytler et al.(2004) для z = 1,9. Заштрихованные кружки обозначают наши контрольные значения параметров, а оценочная погрешность показана горизонтальной линией.

Рис. 5

Зависимость Γ ₋₁₂ от эффективной оптической глубины при разных красных смещениях для нашей реперной модели с нашими реперными значениями T ₀ и γ. Символами обозначены значения τ _eff , цитируемые разными авторами. Τ _eff от Tytler et al. (2004) для z = 1.9. Заштрихованные кружки обозначают наши контрольные значения параметров, а расчетная погрешность показана горизонтальной линией.

4 Сравнение с предыдущими оценками моделирования

4.1 Гидродинамические коды

В этом разделе мы проведем прямое сравнение наших данных с результатами других авторов. Во-первых, мы рассматриваем два моделирования, которые похожи на модели ΛCDM и SCDM, проанализированные Раухом и др. (1997). Моделирование имеет идентичные космологические параметры, размер ящика и разрешение.Наша модель ΛCDM отличается от модели, проанализированной Раухом и др., Поскольку мы используем код SPH, а не код сетки Эйлера. Мы пытаемся аппроксимировать различные температуры моделей, увеличивая скорость фотонагрева в 3,3 раза по сравнению со значением HM96 для нашего моделирования ΛCDM. Это приводит к температурам, аналогичным тем, которые даны Rauch et al. на z = 2 (это единственное красное смещение, для которого была опубликована температура). Оптические глубины наших искусственных спектров масштабируются, чтобы соответствовать среднему потоку, используемому Раухом и др.с поправкой на континуум: 〈 F 〉 _obs = [0,848, 0,670, 0,414] и [0,846, 0,655, 0,383] при z = [2, 3, 4] для моделей ΛCDM и SCDM соответственно . Подражая Rauch et al., Мы изменяем масштаб Γ ₋₁₂ на коэффициент (Ω _b h ² ) ² , устанавливая Ω _b h ² = 0,024. В отличие от остальной части статьи, мы не исправляли наши данные с учетом численных эффектов и не масштабировали температуры, чтобы они соответствовали нашим исходным значениям T ₀ и γ.

На рис. 6 показана зависимость Γ ₋₁₂ от красного смещения, полученная из моделей ΛCDM и SCDM, в виде ромбов и треугольников соответственно. Сплошными линиями показаны наши данные, а данные Rauch et al. данные нанесены пунктирными линиями. Rauch et al. сделать вывод, что большая разница между Γ ₋₁₂ , полученная с использованием моделей ΛCDM и SCDM, в первую очередь связана с разными температурами газа в соответствующих имитациях. Температура газа при средней плотности в их модели SCDM примерно вдвое меньше, чем в модели ΛCDM при z = 2.Мы предполагаем, что значения Ω _м , σ ₈ и γ, используемые в каждом из симуляций, также изменят Γ ₋₁₂ . Различные величины, на которые масштабируются оптические глубины искусственных спектров, также будут давать небольшую разницу в Γ ₋₁₂ , но это изменение будет незначительным по сравнению с влиянием других параметров. В наших симуляциях меньшая температура симуляции SCDM противодействует влиянию различных Ω _m и σ ₈ , и мы находим довольно похожие значения для обоих симуляций.Значения для нашего моделирования ΛCDM больше, чем у Rauch et al. в то время как для моделирования SCDM меньше. К сожалению, единственная информация о тепловом состоянии газа, предоставленная Rauch et al. находится на z = 2, что затрудняет точное сравнение. Хотя мы пытаемся согласовать температуру газа в наших моделях при z = 2 с теми, которые были даны Раухом и др., Это согласие, вероятно, не очень хорошее для больших красных смещений, особенно для модели ΛCDM. Температуры газа по данным Rauch et al.модели являются результатом разных историй реионизации, а не искусственно увеличенной скорости фотонагрева. УФ-фон их модели ΛCDM ионизирует He ii на z ≃ 3, что может снизить показатель политропы γ. Γ в Rauch et al. Таким образом, моделирование ΛCDM могло быть ниже, чем в наших расчетах. Это уменьшит расхождение.

Рисунок 6

Сравнение скорости ионизации, полученной с помощью гаджета-2, с полученной на основе моделирования, использованного в Rauch et al.(1997). Ромбы и треугольники представляют модели ΛCDM и SCDM соответственно. Результаты для гаджета 2 показаны сплошными линиями, в то время как результаты Rauch et al. показаны пунктирными линиями.

Рисунок 6

Сравнение скорости ионизации, полученной с помощью гаджета-2, с полученной на основе моделирования, использованного в Rauch et al. (1997). Ромбы и треугольники представляют модели ΛCDM и SCDM соответственно. Результаты для гаджета 2 показаны сплошными линиями, в то время как результаты Rauch et al.показаны пунктирными линиями.

Schaye et al. (2003) использовали гидродинамическое моделирование, основанное на модифицированной версии кода SPH hydra (Couchman, Thomas & Pearce, 1995), для исследования металличности IGM. Их модель состоит из периодического ящика из 12- ч ⁻¹ , сопутствующих Мпк с 256 ³ частицами темной материи и 256 ³ частицами газа. Они принимают параметры: Ω _м = 0,3, Ω _b h ² = 0.019, h = 0,65, σ ₈ = 0,9 и n = 1,0 с УФ-фоном, разработанным для воспроизведения эффективного уравнения состояния, ограниченного Schaye et al. (2000). Оптические глубины искусственных спектров Lyα масштабируются, чтобы соответствовать тому же среднему потоку, что и наш. Они находят, что Γ ₋₁₂ , необходимое для согласования со средним потоком леса Lyα на z = [2, 3, 4], составляет Γ ₋₁₂ = [0,87, 0,54, 0,36]. Изменение масштаба значений нашей реперной модели Γ ₋₁₂ = [1.29, 0.86, 0.97], чтобы соответствовать космологическим параметрам, используемым Schaye et al. уменьшает наши значения примерно на 40% до Γ ₋₁₂ = [0,80, 0,53, 0,57]. Мы убираем поправку на размер окна и разрешение из этих значений, чтобы обеспечить справедливое сравнение. Они согласуются с данными Schaye et al. (2003), учитывая неизвестные различия между точным тепловым состоянием газа с низкой плотностью в двух симуляциях. Theuns, Schaye & Haehnelt (2000) также провели моделирование с использованием гидры для изучения уширения линий поглощения Lyα в спектрах QSO.Их эталонная модель состоит из 64 ³ частиц темной материи и 64 ³ частиц газа в периодическом прямоугольнике 2,5- ч ⁻¹ сопутствующих Мпк с теми же космологическими параметрами, которые использовались Шай и др. и УФ-фон, указанный Haardt & Madau (1996). Это дает температуру Тл ₀ ≃ 11750 К при средней космической плотности. Чтобы воспроизвести эффективную оптическую толщину τ _eff = 0,33 при z = 3, им требуется Γ ₋₁₂ = 0.87, исходя из стоимости A , указанной в их статье. Масштабирование наших реперных данных для соответствия их параметрам уменьшает наше значение на 10 процентов до Γ ₋₁₂ = 0,79. Хотя массовое разрешение наших симуляций сравнимо, мы получаем меньшее значение из-за большего размера нашего симуляционного блока.

Совсем недавно Tytler et al. (2004) провели подробный анализ леса Lyα на z = 1.9, используя набор из 77 спектров QSO среднего разрешения и сравнив его с большим прогоном гидродинамического моделирования с помощью кода Эйлера enzo.Включая неопределенности значений σ ₈ , Ω _b и τ _eff , они находят совместное ограничение Γ ₋₁₂ = 1,44 ± 0,36. Они используют гидродинамическое моделирование на сетке 1024 ³ в сопутствующем боксе 54,528- ч ⁻¹ Mpc, с Ω _м = 0,27, Ω _b h ² = 0,022, h = 0,71, σ ₈ = 0,9 и n = 1,0 и УФ-фон, указанный Мадау и др. (1999) с искусственно увеличенной скоростью фотонагрева He II.Наш исходный результат при z = 2 масштабирован для соответствия космологическим параметрам и τ _eff = 0,126 при z = 1,9, принятому Титлером и др. дает Γ ₋₁₂ = 1,17. Это значение находится в разумном согласии с Tytler et al. результат, опять же с учетом разницы между точными температурами газа и численным методом. Однако обратите внимание, что Tytler et al. нашел другое масштабирование Γ ₋₁₂ с σ ₈ (подробности см. в разделе 3.4).

4.2 Псевдогидродинамические коды

Некоторые авторы также рассматривали эту проблему, используя псевдогидродинамические коды (например, Gnedin 1998; Gnedin & Hui 1998; Meiksin & White 2003, 2004). Эти приблизительные методы приносят в жертву точность ради скорости, позволяя исследовать гораздо большее пространство параметров. При условии, что точность этих приближений и диапазоны параметров, которые они эффективно моделируют, хорошо контролируются, они могут предоставить альтернативный метод моделирования IGM. Гнедин (1998) приходит к выводу, что наблюдательные ограничения на распределение плотности колонн леса Lyα согласуются с интенсивностью УФ-фона, остающейся постоянной в диапазоне красных смещений z ∼ 2–4.Meiksin & White (2004) при исследовании флуктуаций УФ-фона обнаружили, что средний поток IGM воспроизводится с Γ ₋₁₂ = [0,88 ^+0,14 _−0,12 , 0,76 ^+0,12 _−0,11 ] при z = [3, 4]. Они принимают Ω _м = 0,3, Ω _b h ² = 0,020, h = 0,70, σ ₈ = 1,0 и n = 1,0 и налагают эффективное уравнение состояния с . T ₀ = 20000 К и γ = 1.5. Meiksin & White (2001) обнаружили, что спектральные свойства леса Lyα, полученные из их кода, воспроизводятся с точностью до 10 процентов от тех, которые были обнаружены с помощью полностью гидродинамического моделирования. Таким образом, можно считать, что эти результаты согласуются с нашими.

5 Скорость метагалактической ионизации водорода

5.1 Бюджет ошибки

Теперь перейдем к наложению общих ограничений на скорость ионизации метагалактического водорода, используя независимые оценки для нескольких космологических и астрофизических параметров.Мы принимаем значения, перечисленные в таблице 3. Значения T ₀ и γ основаны на результатах Schaye et al. (2000), и мы предполагаем, что эффективная оптическая толщина Lyα, предложенная Schaye et al. (2003). Космологические параметры согласуются с результатами Spergel et al. (2003) на основе анализа анизотропии космического микроволнового фона. Используя наши соотношения масштабирования, мы оцениваем ошибку в значениях Γ ₋₁₂ из нашего реперного моделирования с поправкой на размер блока и разрешение.Общая ошибка рассчитывается путем сложения индивидуальных вкладов в квадратуре, при этом процентная ошибка в Γ ₋₁₂ вносится каждым параметром, указанным в таблице 4. Мы делаем консервативное предположение о дополнительной числовой неопределенности в 10 процентов, чтобы принять во внимание численная сходимость и скромные отличия от численного моделирования других авторов. Общие процентные ошибки в Γ ₋₁₂ составляют [± ⁶² ₃₆ , ± ³⁹ ₃₀ , ± ⁴⁹ ₃₄ ] процентов при z = [2, 3, 4] , с наибольшим вкладом из-за неопределенности температуры газа.Также большой вклад вносит неопределенность в эффективной оптической толщине, особенно при z = 2. Интересно, что неопределенность в Ω _м также дает существенный вклад в общий бюджет ошибок. Это в первую очередь связано с чувствительностью Γ ₋₁₂ к Ω _м из-за изменений среднеквадратичных флуктуаций плотности газа по шкале Джинса. Другие погрешности менее важны, в частности Ω _b h ² , σ ₈ и h .Это контрастирует с выводом Титлера и др., Который обнаружил, что σ ₈ является самым большим вкладом в неопределенность в Γ ₋₁₂ . Однако они находят более сильную зависимость Γ ₋₁₂ от σ ₈ , чем мы, и не исследуют вклад неопределенностей в Ω _m или T в эту ошибку. Также обратите внимание, что неоднородности в УФ-фоне могут увеличить оценки Γ ₋₁₂ до 20 процентов, если УФ-фон преобладает за счет излучения QSO (Гнедин и Гамильтон 2002; Крофт 2004; Мейксин и Уайт 2004).В разделе 5.2 мы сделаем вывод, что QSO вносят менее половины ионизирующего УФ-фона. Поэтому мы не будем учитывать возможную ошибку из-за неоднородностей УФ-фона. Используя нашу реперную модель, мы находим, что эффективная оптическая толщина Lyα IGM на z = [2, 3, 4] воспроизводится как Γ ₋₁₂ = [1,29 ± ^0,80 _0,46 , 0,86 ± ^0,34 _0,26 , 0,97 ± ^0,48 _0,33 ].

Таблица 3

Значения исходных параметров и оценки их неопределенности.Значения температуры газа при средней плотности T ₀ и эффективной оптической толщине τ _eff приведены для z = [2, 3, 4].

Таблица 3

Значения контрольных параметров и оценки их неопределенности. Значения температуры газа при средней плотности T ₀ и эффективной оптической толщине τ _eff приведены для z = [2, 3, 4].

Таблица 4

Бюджет ошибки в процентах для Γ ₋₁₂ из оценок различных космологических и астрофизических параметров, перечисленных приблизительно в порядке важности.Полная ошибка получается путем сложения отдельных ошибок s в квадратуре.

Таблица 4

Бюджет ошибки в процентах для Γ ₋₁₂ из оценок различных космологических и астрофизических параметров, перечисленных приблизительно в порядке важности. Полная ошибка получается путем сложения отдельных ошибок s в квадратуре.

5.2 Сравнение с другими оценками наблюдений

Сравним наши результаты с другими наблюдательными оценками Γ ₋₁₂ на рис.7. Наши оценки представлены в виде закрашенных ромбов, а граница ошибки показана темно-серой заштрихованной областью. Заштрихованные треугольники показывают скорость ионизации метагалактического водорода, рассчитанную на основе обновленной модели УФ-фона Madau et al. (1999, далее MHR99) (Франческо Хаардт, частное сообщение). Приведенные здесь значения более чем в два раза меньше, чем представленные в работе HM96, в первую очередь из-за различных предположений об излучательной способности ионизирующих источников и, в меньшей степени, из-за предполагаемой космологии.Скорости основаны на функции оптической светимости QSO Бойла и др. (2000), с эволюцией красного смещения, аналогичной MHR99, за исключением более крутой эволюции для z > 3, чтобы соответствовать данным обзора SDSS (Fan et al. 2001). Эти значения вычисляются с учетом текущей космологической модели соответствия, а также включают вклад диффузного излучения от повторной обработки IGM (например, HM96). Наши данные кажутся несовместимыми с ионизацией IGM с помощью QSO на z ≤ 4.Для сравнения, заштрихованные квадраты дают Γ ₋₁₂ , вычисленное с использованием указанной выше скорости QSO, плюс дополнительный источник в виде молодых звездообразующих галактик (YSFG). Коэффициенты YSFG основаны на моделях Bruzual и Charlot (1993), предполагая ММП Солпитера, постоянную скорость звездообразования, возраст 500 млн лет, Z = 0,2 Z _⊙ и историю звездообразования, как в MHR99. . Предполагается, что очень неопределенная доля утечки равна f _esc = 0,1. Обратите внимание, что при низком красном смещении наблюдаемое значение меньше половины этого (Leitherer et al.1995; Фернандес-Сото, Лансетта и Чен 2003).

Рис. 7

Сравнение нашей наилучшей оценки для Γ ₋₁₂ при z = [2, 3, 4] с ограничениями из наблюдений. Наши данные показаны заштрихованными ромбиками, а серая заштрихованная область показывает границы ошибок. Заштрихованные квадраты и треугольники показывают предполагаемый вклад в скорость метагалактической ионизации только от QSO + галактик и QSO, основанный на оценках обновленной модели Madau et al.(1999), включая УФ-фотоны от повторной обработки IGM. Заштрихованный прямоугольник дает ограничение на Γ ₋₁₂ из-за эффекта близости (Скотт и др., 2000), а оценка по галактикам с разломом Лаймана, предполагающая глобальный спектральный индекс α = 1,8, изображена с закрашенным кружком (Steidel et al. 2001). Точка данных была смещена от z = 3 для ясности, и верхний предел погрешности не показан. Звездочка показывает наилучшую оценку Γ ₋₁₂ при z = 1,9 из Tytler et al.(2004), включая их ошибки из-за неопределенности τ _eff , σ ₈ и Ω _b .

Рис. 7

Сравнение нашей наилучшей оценки для Γ ₋₁₂ при z = [2, 3, 4] с ограничениями из наблюдений. Наши данные показаны заштрихованными ромбиками, а серая заштрихованная область показывает границы ошибок. Заштрихованные квадраты и треугольники показывают предполагаемый вклад в скорость метагалактической ионизации только от QSO + галактик и QSO, основанный на оценках обновленной модели Madau et al.(1999), включая УФ-фотоны от повторной обработки IGM. Заштрихованный прямоугольник дает ограничение на Γ ₋₁₂ из-за эффекта близости (Скотт и др., 2000), а оценка по галактикам с разломом Лаймана, предполагающая глобальный спектральный индекс α = 1,8, изображена с закрашенным кружком (Steidel et al. 2001). Точка данных была смещена от z = 3 для ясности, и верхний предел погрешности не показан. Звездочка показывает наилучшую оценку Γ ₋₁₂ при z = 1,9 из Tytler et al.(2004), включая их ошибки из-за неопределенности τ _eff , σ ₈ и Ω _b .

Эти скорости ионизации хорошо согласуются с нашими результатами, предполагая, что, по-видимому, требуется существенный вклад галактик на всех красных смещениях. Однако обратите внимание, что все еще существуют существенные неточности в оценках скорости ионизации из-за QSO и галактик. Hunt et al. (2004), Croom et al. (2004) и Barger et al. (2004) все предполагают, что слабый конечный наклон функции светимости оптически и УФ-ярких КЗО меньше, чем экстраполяция из Boyle et al.данные, которые могут еще больше снизить ожидаемый вклад QSO. С другой стороны, Скотт и др. (2004) обнаружили, что УФ-спектр КЗО с низкой светимостью значительно жестче, чем у ярких КЗО, что может несколько увеличить их вклад в УФ-фон. Основная неопределенность в оценке скорости ионизации из-за УФ-излучения галактик — это доля вылета ионизирующих фотонов. Однако улучшенные оценки излучательной способности QSO настолько низки, что теперь не должно быть никаких сомнений в том, что УФ-фон не может быть доминирующим для QSO во всем диапазоне красных смещений 2 < z <4.Aguirre et al. (2004) пришли к аналогичным выводам в своем исследовании отношения Si iv / C iv связанного поглощения металлов в лесных спектрах Lyα.

Ограничения на Γ ₋₁₂ из измерений эффекта близости Скотта и др. (2000) показаны заштрихованной рамкой на основе набора из 99 спектров QSO среднего разрешения. Аналогичные результаты были получены Cooke et al. (1997). Учтены вариации спектральных индексов QSO и различия в системных красных смещениях, измеренных по линии [O iii] или Mg ii и эмиссии Lyα.Наши результаты согласуются с нижней границей этих оценок. Заштрихованный кружок обозначает Γ ₋₁₂ , которое мы вычисляем, предполагая, что спектральный индекс α = 1,8, используя интенсивность метагалактического ионизирующего излучения Дж _ν (912 Å), полученную по галактикам с разломом Лаймана (LBG) (Steidel et al. 2001). Steidel et al. цитата J _ν (912 Å) ≃ 1,2 ± 0,3 × 10 ⁻²¹ эрг с ⁻¹ см ⁻² Гц ⁻¹ sr ⁻¹ при z ∼ 3 на основе наблюдения за самыми синими 25% LBG.Мы смещаем точку данных от z = 3 для ясности, а верхний предел ошибки выходит за пределы диапазона графика. Мы оцениваем максимальную ошибку в этом результате в четыре раза, чтобы учесть возможность того, что 75% более красных LBG могут вносить незначительный вклад в УФ-фон. Обратите внимание, что Giallongo et al. (2002) обнаружили верхний предел фракции ускользания от двух ярких LBG, который примерно в четыре раза ниже, чем измеренный Steidel et al. Есть и другие неопределенности из-за длины свободного пробега ионизирующих фотонов, принятой Steidel et al.и принятый нами спектральный индекс.

Наконец, мы также наносим на график значение Γ ₋₁₂ , полученное Tytler et al. (2004) в своем исследовании леса Lyα на z = 1.9. Планки погрешностей включают погрешности в τ _eff , σ ₈ и Ω _b , основанные на масштабировании из их гидродинамического моделирования.

6 Выводы

Мы исследовали зависимость скорости ионизации одного атома водорода от космологических и астрофизических параметров с помощью гидродинамического моделирования.Это первый раз, когда все эти параметры были изучены с использованием полностью гидродинамического моделирования SPH с высоким разрешением в больших прямоугольниках. Мы обнаружили, что температура газа, эффективная оптическая толщина τ _eff и массовая доля Ω _m оказывают заметное влияние на скорость ионизации водорода, помимо доли барионов Ω _b , σ ₈ , γ и постоянная Хаббла. Мы находим, что Γ ₋₁₂ масштабируется вокруг нашей реперной модели как (10), где мы заносим в таблицу индексы уравнения (10) в Таблице 5.Мы подчеркиваем, что это масштабное соотношение, вероятно, будет в некоторой степени зависеть от модели и не должно применяться к моделям с параметрами, сильно отличающимися от нашей реперной модели без дополнительных проверок. Тем не менее, он дает четкую картину вырождения, которое существует между Γ ₋₁₂ и другими параметрами в рамках нашего моделирования, и не зависит от предположений о распределении газа, эффективном уравнении состояния и доле ионизированного газа в IGM с низкой плотностью. . В частности, оптическая толщина Lyα при фиксированной среднеквадратичной амплитуде флуктуаций σ ₈ более сильно зависит от Ω _м , чем предполагает FGPA, из-за изменений в распределении плотности газа.Термическое расширение также вызывает отклонение от шкалы FGPA для температуры, хотя это изменение гораздо менее драматично. Следовательно, мы призываем к осторожности при использовании соотношения масштабирования FGPA, особенно при сравнении моделей с разным сопротивлением _м . Мы находим хорошее согласие с оценками Γ ₋₁₂ по непрозрачности леса Lyα другими авторами, если учесть различия в предполагаемых космологических, астрофизических и численных параметрах.

Таблица 5

Индексы, зависящие от красного смещения из нашего масштабного соотношения Γ ₋₁₂ с несколькими космологическими и астрофизическими параметрами.

Таблица 5

Индексы, зависящие от красного смещения из нашего масштабного соотношения Γ ₋₁₂ с несколькими космологическими и астрофизическими параметрами.

В последние годы убедительные данные наблюдений привели к принятию стандартной космологической модели, которая является плоской, имеет низкую плотность вещества и значительный вклад темной энергии в общую плотность энергии. В рамках этой «согласованной» космологической модели текущее поколение гидродинамических симуляций предсказывает значения скорости метагалактической ионизации водорода, необходимые для воспроизведения эффективной оптической толщины Lyα IGM в диапазоне z = 2–4, что примерно в два раза меньше. на четыре больше, чем в модели Эйнштейна – де Ситтера, с той же среднеквадратичной амплитудой флуктуаций плотности σ ₈ .Скорости ионизации, оцененные на основе непрозрачности леса Lyα, более чем в два раза больше, чем оценки на основе интегрированного потока только наблюдаемых оптически / УФ ярких КЗО. Это расхождение увеличивается с увеличением красного смещения. Мы подтверждаем выводы Tytler et al. (2004) на z ∼ 1,9 видно, что оценки скорости ионизации из моделирования модели согласования ΛCDM находятся в разумном согласии с оценками интегрального ионизирующего потока от наблюдаемых QSO плюс значительный вклад галактик, как в модели MHR99.Модель, в которой в УФ-фоне преобладает излучение от QSO, по-видимому, несовместима с данными леса Lyα в полном диапазоне красных смещений 2 < z <4. Оценки скорости ионизации также согласуются с нижним пределом диапазона диапазон оценок от эффекта близости.

Остается еще много проблем, которые необходимо решить. В частности, требуются более строгие ограничения на тепловую историю IGM. Дополнительная физика, такая как перенос излучения, галактическая обратная связь и обогащение металлов, возможно, потребуется включить в моделирование более реалистичным образом.Однако наша оценка ошибок в Γ ₋₁₂ , скорее всего, объясняет умеренные изменения, ожидаемые от этих процессов, предполагая, что мы получили постоянное ограничение на скорость ионизации метагалактического водорода.

Благодарности

Мы благодарны Франческо Хаардту за предоставленную нам обновленную модель УФ-фона. Это исследование было проведено в сотрудничестве с SGI / Intel с использованием суперкомпьютера COSMOS Altix 3700 на факультете прикладной математики и теоретической физики в Кембридже и на кластере Sun Linux в Институте астрономии в Кембридже.COSMOS — это учреждение UK-CCC, поддерживаемое HEFCE и PPARC. Мы также признательны за поддержку Исследовательской и учебной сети Европейского сообщества «Физика межгалактической среды». Это исследование было частично поддержано Национальным научным фондом в рамках гранта № PHY99-07949. JSB, MGH и MV благодарят PPARC за финансовую поддержку. Мы также благодарим рефери Джупа Шайе за полезный отчет.

Список литературы

,

1997

,

New Astron.

,

2

,

181

,

2004

, препринт (astro-ph / 0410527)

и другие. ,

2003

,

AJ

,

125

,

32

и другие. ,

2001

,

ApJ

,

122

,

2833

,

1996

,

ApJ

,

461

,

20

(HM96)

,

1999

,

ApJ

,

585

,

34

(MHR99)

,

1999

, в , ред.,

Astrophys.И Космические науки. Lib., Vol. 240: Численная астрофизика

.

Springer

, Берлин, стр.

19

,

2003

, препринт (astro-ph / 0301265)

и другие. ,

1997

,

ApJ

,

489

,

7

и другие. ,

2003

,

ApJS

,

148

,

175

,

2001

,

New Astron.

,

6

,

79

и другие. ,

2004

,

ApJ

,

617

,

1

,

1997

, в , ред., Proc. 13-я конференция IAP,

Структура и эволюция межгалактической среды

.