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Biografía del Universo 24: La reionización




de 300 a los 900 millones de años desde el inicio

En la entrada anterior de esta serie sobre el Universo lo habíamos dejado en el momento del inicio de los procesos de fusión en las primeras protoestrellas gracias a los que había aparecido la luz, que es la portadora de toda la información. Gracias a ella, destripada por procedimientos de espectrometría, podemos saber mucho de esas épocas. Su importancia nos obligó a pensar un poco en modo “teórico” para explicar qué es eso de los espectros luminosos.

El espíritu de Newton pilotando con su prisma la riqueza de la espectroscopia aplicada al cosmos (Imagen, fair use)

Parece que definitivamente había finalizado la edad oscura, aunque la alegría se iba haciendo esperar. Los fotones ultravioleta recién nacidos en las nuevas estrellas inicialmente se encontraban con el hidrógeno neutro que llenaba el espacio, el cual, en general, tiene la habilidad de absorber la luz de todas las longitudes de onda. Sin embargo, la mayoría de éstas son emitidas de nuevo con posterioridad a excepción de la luz ultravioleta que es absorbida por completo quedando el hidrógeno ionizado.

Y eso es precisamente el caso de nuestros jóvenes fotones estelares de aquella época, los cuales disponían de la energía suficiente como para desestabilizar al electrón orbital de los abundantes átomos de hidrógeno neutro que se encontraban en las nubes de gases. No sólo les hacían subir de nivel energético en la estructura electrónica, sino que en algunos casos el choque era tan violento como para lanzar al electrón al vacío, con el resultado de que el hidrógeno quedaba ionizado de nuevo. No obstante, eran tiempos de tanteos e incertidumbres: aún se estaban viviendo los coletazos de la recombinación, por lo que todavía en algunas zonas los protones liberados eran capaces de emparejarse de nuevo con electrones.

Pero lo singular del momento fue que a medida que los gases de las estrellas se iban compactando y encendiendo, es decir, a medida que los procesos de fusión iban cobrando cuerpo, a su alrededor se iban generando unos crecientes espacios “esféricos” en donde el hidrógeno neutro había desaparecido para quedar iones de hidrógeno junto con los electrones libres. Estos últimos heredaban la energía de los fotones que habían ionizado al átomo, lo que incrementó la temperatura bariónica de la zona hasta cotas de 104 K. La mayor temperatura provocó la expansión de la materia lo que hizo que las burbujas ionizadas se fueran ampliando y fusionando hasta, a la larga, llenar prácticamente todo el espacio. Los fotones ultravioletas y del rango visible corrieron a sus anchas. Quizás fuera el momento real de ¡se hizo la luz! Había llegado para el Universo y sus habitantes la época de la reionización.

Resultado de la simulación mencionada en el párrafo siguiente del texto. Muestra la estructura a gran escala del gas, que se distribuye en filamentos y grumos. Las regiones rojas son calentadas por la luz ultravioleta de las galaxias (resaltadas en blanco) (Imagen: John Wise, Royal Astronomical Society, fair use)

Parece que las galaxias menores tuvieron una gran importancia. Un estudio teórico[1] apunta la posibilidad de que, a pesar de la densidad de rayos ultravioleta producidos en las galaxias mayores, las galaxias pequeñas, muy numerosas, fueron las principales responsables del proceso de reionización. En una de las simulaciones se ha podido observar cómo las galaxias más pequeñas y débiles, que contenían 1.000 veces menos estrellas y masa que la Vía Láctea y eran 30 veces más pequeñas, contribuyeron con un 30% de la radiación ultravioleta durante la reionización. La explicación a esta aparente contradicción está precisamente en su tamaño, que permitía a los fotones escapar con mayor facilidad al espacio intergaláctico.

Los fotones ionizantes que escapaban de las estrellas y de las galaxias se abrían camino a través de las regiones circundantes de alta densidad en donde los procesos de recombinación aún se estaban produciendo a un alto ritmo, formando una frontera de ionización que inducía cambios y ajustes en la materia bariónica, así que pasaba la ola, lo que se conoce como una onda de choque. Detrás quedaba el hidrógeno ionizado rodeando a los núcleos de las protoestrellas como si fuera una bola de niebla. A medida que avanzaba la onda, la densidad del gas con el que se encontraba era cada vez menor, lo que disminuía la probabilidad de ionización, incluso llegando a su práctica desaparición. Por fuera de ella la recombinación seguía su proceso conocido. En el medio intergaláctico, durante este período, se estaban diferenciando dos tipos de zonas caracterizadas unas como regiones altamente ionizadas separadas de otras, las regiones neutras, por los frentes atrapados de fotones UV. Se estaba viviendo el inicio de un nuevo Universo.

A esa fase inicial le siguió otra conocida como de “superposición” durante la que las crecientes regiones ionizadas, definidas por los frentes de ionización alrededor de las estrellas o galaxias, comenzaron a superponerse, fundirse y crecer de volumen, expandiéndose sobre las regiones exteriores de gas neutro. En ellas el gas intergaláctico quedaba expuesto a los fotones ionizantes de ambas fuentes lo que hizo que la intensidad ionizante en su interior aumentara rápidamente.

Al final de esa etapa de superposición la mayoría de las regiones del gas intergaláctico habían quedado sometidas al influjo de las múltiples fuentes luminosas, tal como comentamos, lo que hizo que se calentaran hasta temperaturas superiores a 104 K. Ya sabemos que esta circunstancia incrementaba el límite de las masas de Jeans necesarias para los futuros colapsos ¿y eso qué quiere decir? Como es evidente que los colapsos se produjeron, lo que simplemente quiere decir es que las galaxias de segunda generación fueron capaces de acrear más material bariónico y conseguir así alcanzar un tamaño mayor que el de las primeras. En consonancia con esa mayor depredación de materia impuesta por las grandes, las galaxias más tenues no tuvieron demasiado futuro ya que, al haber menos material para acrear, lógicamente disminuyó en ellas la capacidad de generar nuevas estrellas. Ese escenario marcaría el final de la fase de “superposición” fijando el hito que se conoce como el “momento de la reionización“. Momento en que todo este proceso había culminado.

Y como una imagen vale más que cien palabras en el croquis siguiente intento resumir lo que se estaba viviendo en aquellas épocas.[2]

Cuadro (1). Las primeras grandes nubes gaseosas aparecidas en regiones de alta densidad colapsaron en épocas que se correspondían con corrimientos al rojo entre 20 y 30, alrededor de hace unos 13.700 millones de años. Poco a poco se fueron fragmentando en galaxias aisladas y nuevas estrellas gracias al enfriamiento producido por el ventilador del hidrógeno molecular. Pronto este se iba a ir agotando por acción de la recién aparecida radiación UV.

Cuadro (2). Para seguir con la compactación y la fragmentación del halo necesaria para la generación de nuevas estrellas, una vez perdido el ventilador molecular se necesitó el atómico. En el capítulo 22 ya resaltamos la gran importancia de la temperatura de virialización de 104 K porque a partir de ella es cuando este último fenómeno refrigerador se hace muy eficaz. Eso quiere decir que era más probable el que las nuevas estrellas se formaran en los halos más masivos, aquellos que pudieran contener galaxias con temperaturas superiores a los 104 K. La mayor parte de la radiación que ionizó el universo tuvo que ser emitida desde esas galaxias. [3] Fue durante esta fase en la que en el medio intergaláctico tomaron cuerpo las dos fases claramente diferenciadas: unas regiones altamente ionizadas separadas por frentes de ionización de las regiones con hidrógeno neutro.

Cuadro (3). Durante la larga fase final los halos ionizados se fueron superponiendo hasta llegar a una situación que de forma muy intuitiva la han descrito, usando un símil lácteo, los físicos teóricos Abraham Loeb y Steven R. Furlanetto: “Durante la época en que el Universo tenía unos pocos cientos de millones de años, la distribución de hidrógeno se vio perforada con agujeros y parecía un queso suizo. Los agujeros fueron creados por la radiación ultravioleta de las primeras galaxias y agujeros negros que ionizaban el hidrógeno cósmico que se encontraba en su vecindario.”[3]

 

De hecho, aún quedaba una última fase (4) que se conoce como de “post-solape”. Recoge los momentos durante los cuales, y gracias a la falta de homogeneidad inicial de la densidad en el gas intergaláctico, incluso dentro de las burbujas ionizadas quedaban zonas de gas neutro que se resistían a ser ionizadas. Mientras el halo general fuera pequeño no tenía que pasar gran cosa ya que era muy fácil para la radiación UV el alcanzar la frontera de la onda de ionización sin encontrarse con una zona neutra en donde hubiera caído absorbida.  Pero la situación cambió cuando el frente de ionización hubo crecido mucho, incluso solapándose con otros halos ionizados, ya que entonces las burbujas neutras dentro de ellos también habrían crecido ofreciendo a los fotones UV una mayor superficie de colisión. Con ello se iba restando fotones a la población que se precisaba para la reionización eficiente del halo global. El resultado fue claro: dentro de esos halos ionizados las recombinaciones incrementaron su número lo que iba en favor de permitir mantener su equilibrio termodinámico: a la larga llegaría a producirse el mismo número de ionizaciones que de recombinaciones.

Se piensa que el proceso de reionización comenzó a tomar forma en el entorno de los trescientos millones de años después del Big Bang y podemos decir que fue bastante rápido a escala temporal cosmológica. Duró más o menos unos seiscientos millones de años más, años de continua expansión, tras los que el proceso de ionización se ralentizó lo suficiente debido a que las partículas se habían alejado mucho unas de otras. Se supone que a los 300 millones de años tras el Big Bang el universo estaba reionizado en un 20%; doscientos cincuenta millones de años después pasó a estarlo en un 50 % y en prácticamente su totalidad, porque aún quedan bolsas de hidrógeno neutro, a los 860 millones de años del Big Bang. Y así sigue hasta el día de hoy. Por supuesto que al helio le pasó igual, también se ionizó, pero en un momento diferente de nuestra historia, más tarde, lo más probable hace entre once y diez mil millones de años.

Es muy difícil estudiar directamente esta antigua época con los telescopios actuales. Las galaxias se resisten, escondidas en la niebla de la profundidad temporal del cosmos.[4] Pero podemos recurrir a modelos computacionales que intenten reproducir lo que pasaba. Uno de esos estudios es el realizado por Marcelo A. Álvarez et al. publicado en 2009.[5] Su objetivo era correlacionar el universo que observamos actualmente con el de la época de la reionización, ya que el Universo de hoy en día debe conservar aun las marcas de aquellos momentos. Desarrollaron un modelo que les permitió analizar y visualizar lo que pudo haber pasado y que queda reflejado en forma muy parcial en la serie de imágenes siguiente que corresponden, de izquierda a derecha, a épocas con desplazamientos al rojo cada vez menores, cubriendo un lapso temporal que va desde unos 300 millones de años tras el Big Bang hasta 650 millones de años, ya finalizando la reionización. Las regiones ionizadas son las azules y translúcidas los frentes de ionización son rojos y blancos; y las regiones neutras son las oscuras y opacas. La reionización todavía es bastante heterogénea en estas grandes escalas, con inmensas regiones ionizándose mucho antes que otras.

Visualización del progreso de la reionización resultante del cálculo realizado por el equipo de Marcelo A. Álvarez et al. mencionado en el texto. El campo analizado corresponde a un cubo con dimensión comóvil de aproximadamente 1,5 gigaparsec, aproximadamente 4,5 años luz. (Vídeo, Crédito: M. Alvarez, R. Kaehler y T. Abel,  CC BY 4.0 )

Una forma de determinar con más exactitud la época de la reionización es estudiando la polarización de los fotones de la radiación de fondo de microondas. Sabemos que en el plasma inicial radiación y electrones se dispersaban mutuamente. Una de las consecuencias fue la polarización de estos fotones reminiscentes de la recombinación, que podemos observar en la imagen de más abajo, tal como ya lo explicamos en el capítulo 19 dedicado a la radiación de fondo.

Os invito a imaginar. Desde nuestro puesto de lectura proyectemos nuestra mirada virtual hacia el infinito del Cosmos. Desde el fondo de nuestro canal de visión nos llegan los fotones polarizados de la radiación de fondo: llevan 13.400 millones de años de viaje. Desde nuestra posición de observadores nos sorprende el ver unas polarizaciones diferentes a las esperadas… aunque la sorpresa nos dura sólo unos instantes ¡sabemos que tienen que estar producidas por los choques con los electrones liberados durante la reionización que aún andan navegando por el vacío, en su largo camino hacia nosotros!

Visualización de la polarización de la radiación de fondo de microondas detectada por la misión Planck. El color representa la temperatura mientras que la textura tiene que ver con la dirección de la luz polarizada (Imagen: ESA/Planck Collaboration, uso libre no comercial)

Comparando el patrón de polarizaciones que observamos hoy en día con el que debió ser el inicial tras la recombinación hace 380.000 años, obtendremos información de lo que sucedió entremedias, información que tuvo que ver con la población de electrones surgidos de la reionización. A partir de ello podemos determinar el número de electrones intermedios que están en la columna de gas ionizado a la que estamos mirando, “carretera” de los fotones que nos vienen desde aquel momento inicial. Como conocemos la densidad de electrones en el universo, podemos deducir la longitud de esta columna y, por tanto, el momento de la reionización. Lo que permite conjeturar que el universo comenzó a reionizarse aproximadamente en z=11 y acabó en z=7. Según esto el proceso se extendió entre los años 420 y 770 millones tras el Big Bang.

Otra forma de estudiar el mismo fenómeno pasa por analizar los espectros de los primeros cuásares contemporáneos de la reionización.[6] Sus espectros suelen ser bastante uniformes, así que cualquier alteración que observemos desde nuestra posición tiene que ser debida a algo que hay interpuesto, átomos que interactúan con sus emisiones luminosas dejando su huella en los espectros que recibimos en forma de un determinado patrón de líneas de absorción. Una de las alteraciones que resultan más útiles para los cosmólogos es lo que se conoce como líneas de emisión Lyman-α. Vamos a intentar explicarlo.[7]

Para ello, recapitulemos un poco situándonos en los momentos iniciales tras la recombinación, cuando aún no había llegado la reionización. El espacio estaba lleno de mucho hidrógeno, un 93%, y hasta el 100 era casi todo helio. En este mundo hidrogeniano las nuevas estrellas comenzaron a emitir fotones en un variado espectro de frecuencias. Entre ellos los de 121,567 nanómetros de longitud de onda veían el mundo como un imposible, ya que pronto caían en las garras de los hidrógenos neutros. Y eso ¿por qué?

Esquema del átomo de hidrógeno con los posibles niveles donde puede situarse su electrón. Se indica también la serie de decaimientos de Lyman. Hacemos mención especial a la emisión Lyman-α que se produce al caer a n=1 un electrón que había pasado previamente a n=2 al ser excitado por un fotón.

Baste saber que en el mundo cuántico del átomo de hidrógeno la diferencia de energía permitida entre el orbital electrónico más bajo y el siguiente es exactamente la que corresponde a una onda de esta amplitud: 121,567 nanómetros.[8] Radiación ultravioleta. Dentro del espectro del hidrógeno se le conoce como la línea Lyman-α. Cuando los fotones de esta frecuencia salían de los procesos de fusión nuclear en las nuevas estrellas, se encontraban con los átomos de hidrógeno neutro que podían absorberlos, quedando anulados para el resto del universo. Mientras aún había hidrógeno neutro, el espectro de la luz de los cuásares allí presentes, vistos hoy en día, presentan una melladura negra, precisamente en la frecuencia de la línea Lyman-α, tanto más invisible cuanto más hidrógeno se interpusiera en su camino.

Llegó la reionización y desapareció el hidrógeno neutro ¿todo? Ya sabemos que no. En el Cosmos aún encontramos grandes nubes de gases en donde se ha refugiado siendo así que el hidrógeno neutro es un componente abundante en las galaxias. Y eso tiene su influencia, ya que con una pequeña cantidad de átomos de hidrógeno neutro en la población de partículas en el gas intergaláctico -incluso uno por cada 105 ionizados- ya se nota su efecto de absorción en el espectro de las estructuras luminosas distantes. Como la de los cuásares.

 

Las curvas de arriba son un esquema teórico del espectro de emisión de un hipotético cuásar en dos momentos cósmicos correlativos z1 y z2, en donde destaca una frecuencia, la f2, que fijamos como la Lyman-α. Debido a la expansión del Universo que alarga las longitudes de onda de los fotones mientras se acercan a nosotros los actuales observadores, todas las líneas de emisión del espectro a z1 se han desplazado hacia frecuencias “más rojas”. Y si particularizamos esos corrimiento en las longitudes de onda más cortas que la Lyman-α (por ejemplo, el pico f1), tenemos que pensar que en algún momento y en algún lugar z2, al “enrojecerse” alcanzarían el valor de la frecuencia Lyman-α (f2). Si esto último sucedía en unas regiones en las que hubiera hidrógeno neutro, con su tremenda capacidad de interactuar con este tipo de fotones, todas estas frecuencias del tipo f1 quedarían fuertemente absorbidas, o incluso anuladas.

De forma que en el tramo ultravioleta del espectro de la luz de los objetos que estamos analizando -por ejemplo, cuásares lejanos- se va a detectar hoy una atenuación de la luz sobre la teóricamente esperada debido a las absorciones intermedias causadas por el hidrógeno neutro. A este “desierto” de luz se le conoce como la depresión de Gunn-Peterson. En los espectros de los objetos luminosos lejanos que ya lucían antes de la reionización parece que debería observarse este efecto con mucha más contundencia que en los espectros más próximos de después de ella. Es más, la existencia de este “desierto” en un espectro se toma como el criterio para fijar el límite de la reionización.

Comparación de los espectros de dos cuásares, cada uno a cada lado de la frontera del fin de la reionización (Imagen: Robert H. Becker, fair use)

Las curvas de arriba corresponden al espectro real de dos cuásares. Uno de ellos -arriba- se encuentra en un corrimiento al rojo z= 5.80, mientras que el otro -abajo- está más lejos, a z=6.28. En cada uno de los dos el pico mayor corresponde a la frecuencia Lyman-α inicialmente 1216 Å, y podemos observar que están muy corridos al rojo, con longitudes de onda ocho o nueve veces mayores.[9] Si nos fijamos en ambos espectros en la altura de los picos que quedan a su izquierda, podemos comprobar que en el cuásar lejano prácticamente han desaparecido comparados con los del cercano. Es el efecto Gunn-Peterson que nos está diciendo: “por aquí anda la frontera del final de la reionización, en z=6, cuando el universo tenía más o menos 950 millones de años de antigüedad”. Si ahí acabó el proceso, los cosmólogos se atreven a postular que bien pudo comenzar en el momento z=10, cuando tenía 480 millones de años luz. Muy parecido a lo que nos dijo el estudio de las polarizaciones.

Un último método para estudiar el periodo temporal cubierto por la reionización. Ya lo anunciamos en el capítulo 24 al hablar de la espectroscopia de los fotones de longitud de onda 21 centímetros. Para la toma de información se necesitan antenas de radio ya que esta longitud de onda cae en ese entorno de frecuencias. Pensad que esos fotones nos llegan ahora estirados hasta una longitud de onda superior a los dos metros. Y claro está, desde cualquier punto del espacio con hidrógeno neutro susceptible de ese tipo de desexcitaciones, nos llegaran líneas de absorción o emisión con su correspondiente corrimiento al rojo.

Si imaginamos una línea de visión desde nosotros hasta la superficie de recombinación, podremos también imaginar que nos va a llegar información muy variada según sean las condiciones en cada punto de la columna. Nos llegarán líneas de absorción, nos llegarán líneas de emisión, con más o menos intensidad o… no nos llegará nada. Con esa información podemos montarnos una especie de espectro continuo en donde no hay diferentes frecuencias sino la misma, 1460 MHz corridos “continuamente” a su rojo, con una diferencia y es que conceptualmente dibujaremos la diferencia entre las intensidades recibidas y la del fondo de microondas particular desde donde nos viene la onda que vamos a considerar como nivel cero (ver curva siguiente). A este parámetros le llamamos el brillo y lo referenciamos como una temperatura.[10]

En cada punto de nuestro particular “espectro continuo” la intensidad de las emisiones o absorciones de la línea 21 cm del hidrógeno neutro dependen de varias cosas: Una, de las condiciones “estáticas” de la población bariónica, como puede ser su densidad (y dentro de ella el peso porcentual del hidrógeno neutro y la relación de las poblaciones “espines paralelos/opuestos” de ese último). Otra, de la temperatura del fondo de microondas referencia obligada para las emisiones/absorciones. Y además, de las condiciones “dinámicas” externas, aquellas que van a provocar en el paisaje anterior las excitaciones/desexcitaciones del hidrógeno neutro: la velocidad con que los bariones van a chocar, la energía de los fotones del fondo con los que puede interactuar y, una vez que se hubieron encendido las estrellas, y por los mismos motivos, la radiación UV (Lyman-α). Todo ello explica la forma de la curva “espectro continuo” siguiente.

Historia del Universo temprano según lo que nos dice los fotones 21 cm. BCM: radiación de fondo de microondas (Imagen, fair use)

Durante los primerísimos compases tras la recombinación aún se produciría el acople, vía interacciones Compton, entre la materia bariónica y el fondo de microondas. Ambas temperaturas eran iguales y por tanto no había potencial de excitación en los niveles hiperfinos del hidrógeno. Nuestro espectro se sitúa en el nivel 0, no hay señal diferencial. Pero con la expansión adiabática la temperatura bariónica disminuía a un ritmo (1+z)2 y la del fondo a (1+z), por lo que pronto se eliminó tal acople Compton quedando la excitación de los bariones en manos de los choques entre partículas que fijaban su temperatura promedio. Se estaba generando un potencial excitatorio en el sentido de la temperatura mayor, la del fondo, a la menor, la de los bariones: eso se tradujo en un periodo de absorción en la que la curva de brillo diferencial cae por debajo de cero. Con la continua expansión los bariones se van separando, los choques entre ellos van disminuyendo, pudiéndose acoplar su temperatura, de nuevo, a la que imponía la del fondo. Volvemos al nivel cero.

Hasta que se encienden las primeras estrellas que comienzan a emitir fotones UV (Lyman-α) con suficiente energía como para calentar y acelerar a los bariones y volver a acoplar el potencial excitatorio de la estructura hiperfina a los choques entre ellos. Con ello se indujo una nueva fase de absorciones más potente que la anterior. A medida que las primeras estrellas van muriendo, alguna deja tras de sí a un agujero negro emisor de potentes rayos X. Esos SI son capaces de calentar a los bariones a temperaturas muy superiores a la del fondo, provocando entonces el inicio de una senda de emisiones 21 cm. Ese recorrido se puede observar en nuestro particular “espectro” como un perfil de disminución de intensidad en las líneas de absorción, que llegarán a anularse, para transformarse en positivas cuando la temperatura bariónica supera a la del fondo: en esa recién estrenada fase de emisiones comienza el periodo de reionización del hidrógeno neutro. Situación que se prolonga en un continuo desangrado, hasta que todos esos átomos se ionicen y ya no haya posibilidad de más emisiones: fin del periodo de la reionización.[11]

Eso nos lo dice la teoría y las simulaciones. En la vida real aún no hemos llegado tan lejos. Aunque hay varios proyectos en marcha con resultados prácticos, como el MWA (Murchison Widefield Array) que es el que hoy por tiene la mayor ventana de observación: entre 80 y 300 MHz, que corresponden a z’s entre 5 y 20. Muy lejos aún de la época de reionización. En la actualidad se está desarrollando el proyecto SKA (Square Kilometer Array) que promete: “Una vez que esté en funcionamiento, el telescopio SKA-Low podrá tomar las mejores medidas posibles de las primeras fuentes de luz del Universo. También va a poder tomar instantáneas de las emisiones de hidrógeno antes, durante y después de la reionización.”.[12]

(Imagen modificada de S. G. Djorgovski et al., Caltech. Produced with the help of the Caltech Digital Media Center, CC BY-SA 4.0)

No quiero abandonar las excelencias de los trucos que se han inventado los cosmólogos usando la línea Lyman-α sin antes explicar de qué forma gracias a ella podemos sondear el espacio más profundo utilizando a los cuásares más lejanos. Lo hacemos con ellos por ser objetos con una tremenda intensidad de emisión de luz y además, al estar muy alejados, esa luz barre grandes distancias en el espacio-tiempo, lo que significa información de gran parte del Universo observable (ver una imagen de más arriba). En este espacio se distribuyen grandes nubes de gases en los que abunda el hidrógeno atómico. Y la luz de los cuásares en su camino hacia nuestros ojos las atraviesan. Inmediatamente tenemos que pensar que en estas regiones la magnitud de la absorción Lyman-α será importante… y así es. No es teoría… lo podemos detectar en las correspondientes gráficas espectroscópicas que nos dan, al contrario de los picos positivos de emisión, unos picos negativos de absorción, como podemos ver en la figura siguiente.

Comparación de los bosques Lyman-α en el espectro de la luz de dos cuásares, uno próximo y otro lejano (Imagen: a partir de Bill Keel, uso libre)

En ella claramente podemos ver los picos de sierra negativos de la izquierda correspondientes a las absorciones Lyman-α de la luz de los cuásares en las nubes de gas interpuestas. Generalmente, cuanto más alejado esté el cuásar, más nubes de hidrógeno neutro ha tenido que atravesar su luz antes de llegar a nuestro ojo y, por tanto, más picos negativos se ven. Al conjunto se le conoce como el “bosque Lyman-α”. Los árboles que ocultan la luz.

Pero… si cada “muesca” en la curva corresponde a la absorción Lyman-α causada por una nube de gas neutro en el espacio y, además, vemos el corrimiento al rojo con la que lo percibimos… tenemos una riquísima información como para hacer un mapa espacial de estas masas de gas. Y de algún cuerpo astronómico adicional que se interponga en el camino. Y así es, como vamos a explicarlo mediante la secuencia de imágenes que sigue.

Explicación teórica del espectro de un cuásar atendiendo a la densidad de masas de gas interpuestas o al efecto de otros cuerpos cósmicos (Imagen: a partir de “The Quasar Absorption Line Group” de la New Mexico State University, fair use)

La tres imágenes anteriores corresponden al mismo espectro de la luz que proviene de un cuásar del fondo del universo (en amarillo a la derecha), aunque en cada una hemos particularizado un aspecto. En los recuadros en azul aparece el simple cálculo que hay que hacer para realmente determinar la distancia a la que se encuentran las nubes de gas o el cuásar, ya que el dato que obtenemos de nuestras espectroscopias es la longitud de onda de las líneas a partir de las cuales obtenemos los corrimientos al rojo. Aunque es la incógnita, en nuestro ejemplo se ha optado por dibujar el cuásar en z=3 y su luz llega hasta el observador actual (en azul a la izquierda) atravesando varias nubes de hidrógeno neutro (en rojo) a distintas z y una galaxia (en verde). El espectro que medimos es el que dibuja la curva roja. En los cuadros numéricos podemos ver el cálculo que nos dice cuánto se ha corrido al rojo la línea Lyman-α de la luz del cuásar. Así, en el cuadro de la izquierda medimos 4863 Å como la longitud de onda que corresponde a la Lyman-α del cuásar -es el gran pico que se ve-, corrimiento al rojo que nos permite calcular que se encuentra en z=3. A medida que la luz del cuásar va atravesando las nubes de gas de hidrógeno neutro, éste absorbe los fotones de la excitación Lyman-α cuya longitud de onda aparecerá en el espectro corrida al rojo en una determinada magnitud dependiendo de la z de cada nube. Es el bosque de depresiones de la parte izquierda de la curva. Más allá hay una galaxia más joven en cuya composición hay elementos pesados que absorben también frecuencias de luz del cuásar. Son los pozos marcados como C IV (z=1) y Mg II (z=1). En resumen, la posición de picos y pozos nos están indicando el corrimiento al rojo y, en consecuencia, el lugar de las masas interpuestas y de la emisora.

Con eso damos por acabada la información acerca de la reionización acontecida en los primeros años de dominio de la materia en el Universo. Lo dejamos jugando los primeros compases de definición de sus estructuras, todo un mundo en evolución que seguiremos analizando en la siguiente entrada.

  1. The birth of a galaxy – III. Propelling reionization with the faintest galaxies de John H. Wise et al., publicado en la revista Monthly Notices de la Royal Astronomical Society, 26-junio-2014. []
  2. In the Beginning: The First Sources of Light and the Reionization of the Universe, figura 4, Rennan Barkana, mayo 2011. []
  3. The first Galaxies in the Universe”, página 5, Abraham Loeb y Steven R. Furlanetto, Princeton University Press, 2013. []
  4. Aunque los científicos siguen en la tarea. Gracias a los datos conjuntos del telescopio Hubble y del Gran Telescopio de Canarias, utilizando técnicas de lentes gravitatorias, se ha podido descubrir y estudiar una primigenia galaxia de 1.200 millones de años de antigüedad -A370-L57- con un núcleo de jóvenes estrellas en formación de unos 10 millones de años, cuyos descubridores aseguran “… sus propiedades hacen de ella una buena representante de la población de galaxias responsables de la reionización cósmica.” Lo podéis leer en el artículoSHARDS Frontier Fields: Physical properties of a low mass Lyman-alpha emitter at z=5.75” de Antonio Hernán-Caballero et al. (octubre 2017). Y aún anterior, a 600 millones de años tras el Big Bang: la galaxia UDFy-38135539 descubierta mediante el Very Large Telescope de ESO en el norte de Chile. Este es el enlace a la página de ESO que lo anunciaba: []
  5. Connecting Reionization to the Local Universe”, Marcelo A. Álvarez et al., 2009. []
  6. Los cuásares son objetos lejanos que emiten grandes cantidades de energía. Se suponen que son agujeros negros que capturan estrellas o gas interestelar formando una especie de galaxia, proceso en el que se emite su intensa radiación. La palabra cuásar es un acrónimo de “quasi stellar radio source” -fuentes de radio casi estelares-. []
  7. Para una mayor información de las líneas espectrales y saber a qué proceso físico corresponde eso de las emisiones Lyman-α, no os perdáis la entradaQué es la estructura hiperfina” del blog hermano “El Tamiz”: []
  8. Recordemos que ambos valores, energía y longitud de onda (frecuencia), se correlacionan según Planck de acuerdo con la siguiente ecuación: E = h.f = h/λ. []
  9. Å es igual a 10-10 metros. La longitud de onda visible roja está sobre los 7.000 Å. []
  10. La intensidad recibida de una onda de una determinada frecuencia no deja de ser más que una indicación de su energía integrada. Pero sabemos que la energía de una onda es igual a h.f o si consideramos que es parte de un todo “cuerpo negro” también tiene que ver con lo que nos dijo Boltzman, KB. T. Lo que nos permite conceptualizar una intensidad de una onda como una temperatura. []
  11. 21-cm Cosmology in the 21st Century”, Jonathan R. Pritchard y Abraham Loeb, Reports on Progress in Physics, julio 2012. []
  12. Página oficial del proyecto SKA (Square Kilometer Array []

Sobre el autor:

jreguart ( )

 

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