Astronomie

Pourquoi N$_2$ est une espèce non absorbante dans le spectre de la Terre ?

Pourquoi N$_2$ est une espèce non absorbante dans le spectre de la Terre ?


We are searching data for your request:

Forums and discussions:
Manuals and reference books:
Data from registers:
Wait the end of the search in all databases.
Upon completion, a link will appear to access the found materials.

Le spectre de transmission de l'atmosphère terrestre est le suivant (Kaltenegger & Traub 2009) :

Comme vous pouvez le voir, vous pouvez trouver de nombreuses raies d'absorption liées à certains composants de l'atmosphère terrestre : H$_2$oh, oh$_2$, CO$_2$, ô$_3$, CH$_4$… Mais l'azote, N$_2$, n'est détecté nulle part dans le spectre. Pourquoi N$_2$ n'est pas détecté, mais O$_2$, par exemple, est?


Comme votre question est basée sur le tracé que vous avez posté, je vous suggère de rechercher une plage de longueurs d'onde inférieure de l'absorption électromagnétique atmosphérique. Une recherche rapide dans google m'a donné ce papier, qui dit:

L'importance de l'azote moléculaire en tant qu'espèce la plus abondante dans l'atmosphère terrestre est évidente. Les fortes bandes d'absorption comprises entre 80 et 100 nm protègent la surface de la Terre de la partie ultraviolette extrême (XUV) du rayonnement solaire.

Comme vous pouvez le voir, les bandes d'absorption de l'azote diatomique résident dans le <1000 nm, qui se trouve à l'extrême gauche de votre tracé, ombragé par son échelle (1 micromètre = 1000 nanomètres).


Spectres en laboratoire

Chaque élément chimique a une « signature » unique qui peut être révélée en analysant la lumière qu'il dégage. Cela se fait en répartissant la lumière dans un spectre - en gros, un arc-en-ciel.

Il peut sembler remarquable que nous puissions en apprendre davantage sur la composition des étoiles lointaines en étudiant la lumière qu'elles émettent. En fait, nous pouvons en apprendre beaucoup, non seulement sur les éléments chimiques présents, mais aussi sur les conditions physiques. La clé est de répartir la lumière par couleur, produisant un spectre comme celui illustré à la figure 1. Ce laboratoire explore certaines des idées de base utilisées pour analyser les spectres.

Fig. 1. Un spectre. La lumière - dans ce cas, d'une ampoule ordinaire - a été répartie en différentes couleurs. Les échelles au-dessus et au-dessous du spectre seront expliquées ci-dessous.

ATOMES ET PHOTONS

La nature de la matière a été débattue pendant des milliers d'années. Supposons que vous ayez un morceau d'or, par exemple, et que vous commenciez à le couper en morceaux de plus en plus petits. Peux-tu toujours couper n'importe quel morceau, même un très petit, en deux petits morceaux d'or ? Ou y a-t-il une taille minimale qu'une pièce d'or peut avoir ? Nous connaissons la réponse - le le plus petit pièce possible ne contient qu'un atome d'or. Les atomes sont les éléments constitutifs de la matière. Il y a environ cent sortes d'atomes différents dans l'univers - ils sont connus sous le nom d'atomes chimiques éléments.

La nature de la lumière posait une question très similaire : la lumière est-elle composée d'ondes ou de particules ? Si la lumière est constituée d'ondes, alors on peut toujours réduire la quantité de lumière en affaiblissant les ondes, tandis que si la lumière est constituée de particules, il y a une quantité minimale de lumière que vous pouvez avoir -- une seule « particule » de lumière. En 1905, Einstein trouva la réponse : la lumière est tous les deux! Dans certaines situations, il se comporte comme des ondes, tandis que dans d'autres, il se comporte comme des particules. Cela peut sembler étrange et mystique, mais cela décrit très bien la nature de la lumière.

Une onde de lumière a un longueur d'onde, défini comme la distance d'une crête de la vague à la suivante, et écrit à l'aide du symbole . Les longueurs d'onde de la lumière visible sont assez petites : entre 400 nm et 650 nm, où 1 nm = 10 -9 m est un « nanomètre » -- un milliardième d'un mètre. Sur la figure 1, l'échelle en bas montre les longueurs d'onde en nanomètres comme vous pouvez le voir, la lumière rouge a de longues longueurs d'onde, tandis que la lumière bleue a des longueurs d'onde courtes.

Une particule de lumière, connue sous le nom de photon, a une énergie E. L'énergie d'un seul photon de lumière visible est infime, à peine suffisante pour perturber un atome. Nous utilisons des unités d'« électron-volts », abrégées en eV, pour mesurer l'énergie des photons. Sur la figure 1, l'échelle du haut montre les énergies en électron-volts des photons de lumière rouge ont de faibles énergies, tandis que les photons de lumière bleue ont des énergies élevées.

La relation entre l'énergie E et la longueur d'onde est l'une des équations les plus fondamentales de la physique quantique :

Ici c est la vitesse de la lumière et h est connue sous le nom de constante de Planck. Tous les deux c et h sont des constantes de la nature, ils jamais monnaie. De notre point de vue, la signification de cette équation est que l'énergie E et la longueur d'onde sont inversement proportionnel l'un à l'autre, et la relation entre eux est la même dans un laboratoire sur Terre et dans les étoiles et galaxies les plus lointaines.

SIGNATURES DES ÉLÉMENTS

Au fur et à mesure du développement de la physique quantique, les physiciens ont commencé à comprendre une autre énigme. La lumière émise par les atomes dans un gaz dilué chaud ne forme pas un spectre de toutes les couleurs comme sur la figure 1, à la place, seules quelques couleurs sont présentes et chaque élément produit un motif unique, comme le montre la figure 2. les atomes se comportent de cette façon? La réponse implique deux idées clés : d'abord, chaque atome contient un ou plusieurs électrons en orbite autour d'un centre noyau deuxièmement, dans les atomes d'un élément donné, seules certaines orbites sont autorisées, et une quantité très spécifique d'énergie est impliquée lorsqu'un électron saute d'une orbite à une autre.

La figure 3 illustre cela pour l'hydrogène, qui n'a qu'un seul électron. Les orbites autorisées d'un électron dans un atome d'hydrogène peuvent être numérotées à l'aide du symbole m, avec m = 1 pour l'orbite la plus proche du noyau, m = 2 pour le suivant, et ainsi de suite. Pour orbite m, la quantité d'énergie nécessaire pour séparer complètement l'électron du noyau est

Cette quantité Em est le niveau d'énergie d'orbite m. Par exemple, un électron en orbite m = 2 nécessite de l'énergie E2 = 3,4 eV à séparer du noyau, alors qu'un électron en orbite m = 3 nécessite seulement E3 = 1,51 eV donc, orbite m = 3 est moins étroitement lié au noyau que l'orbite m = 2. Quand un électron saute de l'orbite m = 3 en orbite m = 2, il dégage de l'énergie E = E2 - E3 = 1,89 eV. C'est exactement l'énergie des photons qui composent la ligne rouge de l'hydrogène sur la figure 2. De même, les électrons sautant de l'orbite m = 4 en orbite m = 2 produisent la ligne bleu-vert, et les électrons sautant de l'orbite m = 5 en orbite m = 2 produisent la ligne bleu foncé. Lorsqu'un électron passe d'une orbite à numéro élevé à une orbite à numéro faible, l'atome émet un photon.

Fig. 3. Niveaux d'énergie (lignes horizontales) et sauts vers le bas (flèches) de l'hydrogène. Les flèches ondulées en couleur représentent les photons produits lorsqu'un électron saute d'une orbite à une autre. Pour gagner de la place, le niveau le plus bas (m = 1) n'est pas affiché.

Que se passe-t-il lorsqu'un électron dans un atome d'hydrogène saute en haut vers une orbite plus haute ? Cela prend de l'énergie, qui doit venir de quelque part. Une façon de fournir l'énergie est avec un photon, mais le photon doit avoir exactement la bonne quantité d'énergie - ni plus, ni moins. Par exemple, un électron en orbite m = 2 peuvent sauter en orbite m = 3 s'il absorbe un photon avec de l'énergie E = E2 - E3 = 1,89 eV.

Des processus similaires d'émission et d'absorption se produisent dans les atomes d'autres éléments. Pour les atomes avec plus d'un électron, la physique devient beaucoup plus complexe, mais l'idée de base selon laquelle les électrons n'ont que certaines orbites autorisées tient toujours. Chaque élément a un ensemble différent d'orbites autorisées, de sorte que chaque élément émet ou absorbe des photons avec des énergies différentes - et donc des longueurs d'onde différentes. C'est juste ce que l'on voit sur la figure 2 !

Les molécules produisent également des raies spectrales, mais leurs spectres sont beaucoup plus complexes que les spectres d'atomes simples, et montrent généralement de larges bandes au lieu de lignes étroites, comme dans la Fig. 4.

Fig. 4. Un spectre de l'air. Les bandes lumineuses sont dues à l'oxygène moléculaire (O2), l'azote moléculaire (N2) et d'autres molécules.

TYPES DE SPECTRES

L'examen de différents types de lumière avec un spectroscope révèle une grande variété de spectres. L'apparition d'un spectre nous renseigne sur les conditions physiques qui produisent la lumière.

Par exemple, un spectre continu, comme celui en haut de la figure 5, est un arc-en-ciel de couleurs sans relief. Ce type de spectre est la marque du rayonnement du « corps noir » (ainsi appelé parce qu'un objet noir, chauffé jusqu'à ce qu'il brille, émet ce type de lumière). Un gaz solide, liquide ou très dense chaud produit un spectre continu alors qu'une large gamme de longueurs d'onde est toujours présente, la couleur globale de la lumière dépend de la température. Par exemple, une barre de fer chauffée dans un feu brille d'un rouge terne si elle est chauffée davantage, elle devient orange, et si elle est chauffée bien au-delà de son point de fusion, elle brille d'une brillante lumière bleu-blanc.

En revanche, un Spectre d'émission, comme celui du milieu de la figure 5, se compose de lignes ou de bandes lumineuses sur un fond sombre. Les spectres d'émission sont produits lorsque les atomes d'un gaz dilué sont "excités" - en fait, chauffés - par un courant électrique, un rayonnement ultraviolet ou une autre source d'énergie. Les atomes excités ont des électrons sur des orbites hautes, et ceux-ci émettent des photons avec des longueurs d'onde spécifiques lorsqu'ils redescendent vers des orbites plus basses (comme expliqué ci-dessus). Les enseignes au néon produisent des spectres d'émission, de même que des objets comme la nébuleuse de la lagune (M8) et la nébuleuse de l'anneau (M57).

Enfin, un spectre d'absorption, comme le spectre de la lumière solaire illustré au bas de la figure 5, se compose de lignes ou de bandes sombres au-dessus d'un spectre continu. Les spectres d'absorption sont produits lorsque la lumière d'un objet chaud traverse un gaz plus froid et dilué. Lorsqu'un photon avec exactement la bonne longueur d'onde rencontre un atome du gaz froid, il est absorbé et son énergie utilisée pour envoyer un électron sur une orbite plus élevée si suffisamment d'atomes de gaz sont présents, tous les photons de cette longueur d'onde sont absorbés, tandis que les photons avec d'autres longueurs d'onde passent à travers . Les atmosphères des étoiles produisent des spectres d'absorption.

Un élément produit des lignes claires et sombres avec le même longueurs d'onde. Par exemple, l'hydrogène a trois lignes proéminentes avec des longueurs d'onde de 434 nm, 486 nm et 656 nm, elles apparaissent sombres si l'hydrogène absorbe la lumière et brillantes s'il émet de la lumière, mais les trois mêmes longueurs d'onde sont visibles dans les deux cas.

Dans certaines situations, on trouve des spectres qui mélangent différents types de caractéristiques : par exemple, un spectre continu avec des raies d'émission lumineuses superposées. Certaines étoiles, en vieillissant, produisent des spectres continus avec des raies d'absorption sombres et raies d'émission lumineuses, c'est généralement un signe que l'étoile éjecte du gaz dans un vent stellaire.

EXPÉRIENCES AVEC SPECTRA

Au laboratoire, nous expliquerons comment utiliser le spectroscope et comment l'ajuster pour pouvoir mesurer les longueurs d'onde avec précision. Vous aurez alors la possibilité de visualiser différents types de spectres.

Nous allons mettre en place plusieurs tubes à décharge différents, dans lesquels divers éléments sont excités électriquement. Il vous sera demandé d'identifier ces éléments en observant la lumière qu'ils produisent à l'aide de votre spectroscope. Les éléments en question seront parmi ceux présentés dans la Fig. 2.

Nous allons également mettre en place une source lumineuse qui produit une raie spectrale brillante, et vous demander de mesurer la longueur d'onde de cette raie. Une fois cela fait, vous pouvez identifier l'élément impliqué en consultant le tableau imprimé sur votre spectromètre.

Enfin, vous devriez emporter le spectroscope chez vous pendant une semaine pour observer diverses sources lumineuses et esquisser leurs spectres. Dans chaque cas, classez le type de spectre (continu, d'émission, d'absorption ou mixte) et mesurez les longueurs d'onde de toutes les raies claires ou sombres que vous pouvez voir. Tu devrais regarder :

  1. une lumière fluorescente
  2. la lumière du soleil réfléchie par les nuages ​​à midi (ne pas pointez le spectroscope directement vers le Soleil !)
  3. lumière du soleil réfléchie par les nuages ​​au coucher du soleil (comparer avec la lumière du soleil à midi)
  4. une enseigne "néon" (indice : recherchez émission lignes, et essayez un autre signe si vous ne les voyez pas)
  5. un lampadaire
  6. une (ou plusieurs) sources lumineuses de votre choix.

RESSOURCES WEB

Utilisez ce tableau pour esquisser des spectres de différentes sources lumineuses. Si vous voyez des lignes ou d'autres caractéristiques, placez-les à la longueur d'onde appropriée à l'aide de l'échelle et répertoriez les longueurs d'onde que vous mesurez.


Tableau des propriétés taxonomiques

Classer mg II SALUT C IV Fe II
DLA/HI-Riche La vitesse de saturation du fond noir s'étend de la même manière que les classiques - plage étroite de 40 à 60 km/s. Très grand W(Lya), certains dus à l'amortissement des ailes, d'autres sur une partie logarithmique de la courbe de croissance, tous n'ont pas N(HI)>2e20. En moyenne, ils ne sont pas déficients en CIV, mais moins que les Classics en phase d'ionisation séparée et plus élevée qui est petite par rapport aux Classics (peut-être en raison de la cinématique). Saturation du fond noir W(FeII) et W(MgII) à peu près égales et grandes.
Double W(MgII) large, mais inférieur à celui des DLA, large diffusion cinématique avec un niveau élevé de complexité et une gamme de tailles de nuages. En moyenne, W(Lya) plus grand que pour les Classiques en raison de l'élargissement cinématique, apparaissant souvent dans une phase d'ionisation plus élevée. Très grande par rapport à toutes les autres classes corrélées à la propagation cinématique de MgII se produit dans une phase d'ionisation séparée et plus élevée. En moyenne, plus fort que pour les classiques apparaît dans les nuages ​​MgII les plus forts.
Classique Le W(MgII) moyen et la cinématique ont souvent de petits nuages ​​à grande vitesse. Moyenne W(Lya) presque toujours un système de limite de Lyman Le W(CIV) moyen apparaît souvent dans une phase d'ionisation élevée séparée (pas dans l'équilibre de photoionisation dans les nuages ​​de MgII). W(FeII) moyen corrélé à W(MgII) avec une grande dispersion.
C IV - déficient Similaire aux classiques non marqués par de petits nuages ​​à grande vitesse. Similaire aux classiques Certains sont des systèmes de limites Lyman, d'autres non. En moyenne, 2 sigma en dessous de la moyenne des Classiques manquent apparemment d'un cinématiquement élargi, phase d'ionisation élevée séparée. Similaire aux classiques.
Célibataire/Faible Nuages ​​uniques, étroits et non résolus. (À CTÉ : apparemment non associé aux galaxies normales et brillantes.) En moyenne, W(Lya) plus petit que les classiques et CIV déficient, mais grande variation due à la présence d'une phase d'ionisation séparée et plus élevée avec C IV dans certains. Aucun n'est un système limite de Lyman. Moyenne inférieure aux classiques, mais montre une gamme complète en W(CIV), mais aucune aussi grande que pour Doubles présence de CIV et de FeII dans le même nuage en raison de phases d'ionisation séparées. Environ la moitié de la population a N(FeII) à peu près égal à N(MgII), bien que petit Signifie une faible ionisation (haute densité), de petits (10s de pc!) Des nuages.

Nous avertissons que le schéma de classification présenté ci-dessus ne doit pas être interprété comme suggérant que les absorbeurs de Mg II se regroupent en classes discrétisées. La discrétisation est un sous-produit de l'analyse de clustering. En effet, les fonctions de distribution des largeurs équivalentes sont caractérisées par des modes simples et des queues décroissantes. Les exceptions sont les largeurs équivalentes Mg I, Fe II et Lyman-alpha, qui sont bimodales en raison de la classe DLA/HI-Rich. En tant que telle, toute propriété d'absorption unique, vue de cette manière univariée, est distribuée en continu. Cependant, du point de vue d'une analyse multivariée, il est clair que les propriétés globales des absorbeurs Mg II se regroupent dans des régions bien définies d'un "espace multidimensionnel". L'interprétation des résultats du clustering doit finalement être liée à la question de savoir s'il existe un lien systématique avec les environnements dans lesquels les différentes classes apparaissent.

La forte corrélation entre la largeur équivalente C IV, W(CIV), et la diffusion cinématique et la complexité de l'absorption du Mg II est illustrée dans la figure ci-dessous, qui est le plan W(CIV) vs. W(MgII), mais avec le Profils Mg II 2796 (HIRES/Keck) tracés à leurs emplacements respectifs W(CIV) - W(MgII). De plus, la large plage de W(CIV) pour les systèmes simple/faible et la plus petite W(CIV) pour les systèmes DLA/HI-Rich sont visibles. Ce chiffre est à comparer avec ( panneau c ) de la figure inférieure dans la section intitulée "Comment l'absorption C IV est-elle corrélée avec la cinématique du Mg II ?".

On voit ici que W(CIV) n'est pas autant lié à W(MgII) qu'à la "morphologie" cinématique de l'absorption de Mg II. Un ingrédient clé à l'origine de la présence de grands W(CIV) semble être la présence de petits nuages ​​à de grandes vitesses. Notez, par exemple, comment les systèmes DLA/HI-Rich ont un grand W(MgII) mais présentent une cinématique simple (saturation à fond arrière et pas de matériau à plus grande vitesse). Si la corrélation W(CIV) avec la cinématique du Mg II est liée à la présence de petits nuages ​​W(MgII) à des vitesses plus élevées, on pourrait en déduire que ces nuages ​​"aberrants" sont fortement ionisés [c'est le petit W(MgII) et le grand W(CIV)]. En d'autres termes, que le fort C IV est dû à l'équilibre d'ionisation dans les nuages ​​qui s'étalent en vitesse. Cependant, lorsque les modèles de photoionisation NUAGEUX de ces systèmes sont étudiés, le grand W(CIV) ne peut pas être pris en compte même en supposant que le gaz est aussi fortement ionisé que le permettent les contraintes des données de faible ionisation (principalement Fe II et Mg II). Les largeurs équivalentes de ces petits nuages ​​sont trop petites pour apparaître dans un gaz à haute ionisation sous l'hypothèse de métallicités solaires ou subsolaires dans les nuages. Voir Churchill et al. (1999, ApJS, 120, 51), Churchill & Charlton (1999, AJ, 118, 59), et Churchill et al. (1999b, ApJ, soumis) pour plus de détails.

Par conséquent, il est conclu que la majeure partie du gaz C IV apparaît dans une phase d'ionisation supérieure physiquement distincte de celle donnant lieu à l'absorption du Mg II. Cela suggère un lien physique entre la présence de ces petits nuages ​​dans l'environnement d'une galaxie et une structure à forte ionisation, peut-être une structure corona qui n'est pas sans rappeler celle observée autour de la Voie lactée.

Légende: Le "plan W(CIV) vs. W(MgII)" avec le profil Mg II 2796 (HIRES/Keck) de chaque système tracé à son emplacement dans ce plan. Les cinq classes taxonomiques (voir ci-dessus) se séparent sur ce plan et sont identifiées par les cases de contour codées par couleur. Adapté de Churchill et al. (1999b, ApJ, soumis). Le système entouré de jaune en haut à droite est un système de redshift supérieur (seul z = 0,4 - 1,4 est représenté ici). Plusieurs très grands systèmes W(MgII) à des décalages vers le rouge plus élevés ont cette morphologie de profil. Puisque ces systèmes évoluent de z=2 à z=1, cela suggère qu'il y a une évolution sur le plan W(CIV) vs. W(MgII) et que cela est également lié à la cinématique Mg II.


Tout assembler (en construction)

  • quel type de sélection d'absorption sélectionnera un échantillon complet, uniforme et non fondé de galaxies (c'est-à-dire couvrant une large gamme de masses, de types et d'environnements de galaxies)
  • quel type fournira des contraintes d'observation directes sur une plage de décalage vers le rouge aussi large que possible et sur la ou les plages où l'évolution devrait être la plus prononcée (c'est-à-dire cinématique, ionisation et évolution chimique).
  • celles dont la largeur équivalente est supérieure à 0,3 Ang sont connues pour être directement associées aux galaxies (Bergeron & Boisse' 1991, A&A, 243, 344 Steidel, Dickinson, & Persson 1994, ApJ, 437, L75 Churchill, Steidel, & Vogt 1996, ApJ , 471, 164) et/ou des environnements subgalactiques enrichis en métaux (Yanny 1992, PASP, 104, 840 Yanny & York, 1992, ApJ, 391, 569) et puisque le magnésium est un élément du processus alpha produit par les supernovae de type II , on s'attend à ce que l'association maintienne les décalages vers le rouge les plus élevés
  • ils surviennent dans des structures ayant une gamme de densités de colonnes HI de cinq décennies, y compris les systèmes limites sub-Lyman (Churchill et al. 1999 ApJS, 120, 51), les systèmes limites Lyman (par exemple Steidel & Sargent 1992, ApJS, 80, 1), et les systèmes Lyman-alpha amortis (par exemple Le Brun et al. 1997 A&A, 321, 733 Rao & Turnshek 1998, ApJ, 500, L115 Boisse' et al. 1998, A&A, 333, 841), ce qui signifie qu'une large gamme de les environnements galactiques seront échantillonnés
  • à z 2 (par exemple Lilly et al. 1996, ApJ, 460, L1 Connolly et al. 1997, ApJ, 486, L11 Steidel et al. 1999, ApJ, 519, 1).
  • Pour 0 0,5 galaxies plus bleues qu'une galaxie Sbc de l'époque actuelle évolue fortement ( Guillemin & Bergeron 1997, A&A, 328, 499). Ce résultat est cohérent avec les résultats du Canada--France Redshift Survey (CFRS Lilly et al. 1995, ApJ, 455, 108), qui est un échantillon de galaxies sélectionné dans la bande I.

Il existe plusieurs modèles d'évolution globale des galaxies et chacun fournit un scénario à peu près similaire pour l'évolution des galaxies à partir des décalages vers le rouge les plus élevés (maintenant jusqu'à z

4). Un joli modèle heuristique a été présenté par Pei, Fall et Hauser (1999, ApJ, 522, 604), et nous utilisons ce modèle pour motiver la prochaine section sur la compréhension de l'évolution des galaxies du point de vue de la raie d'absorption.

Comme le montre la figure ci-dessous, Pei et. Al. identifier trois phases de l'évolution des galaxies : une période de croissance d'apport gazeux à z > 3, a Période de travail marqué par des niveaux plus élevés de formation d'étoiles à partir de 1 période de retraite lorsque la formation d'étoiles diminue car le gaz n'est plus réapprovisionné dans les galaxies à z période de retraite , à partir de z = 1, comprend plus de 50% de l'époque de l'évolution des galaxies. Il est important de noter que le scénario n'est pas bien contraint par les données pour z > 3. Il se pourrait que le période de croissance se termine à un redshift plus élevé.

Légende: INCOMPLET. Notre base de connaissances actuelle sur l'absorption du Mg II s'arrête à z = 2,2 et c'est à un niveau de sensibilité relativement faible dans les spectres à basse résolution. La cinématique et la division de la vitesse des nuages ​​n'ont été observées qu'à partir de 0,4

Après avoir motivé les systèmes sélectionnés par absorption Mg II comme les mieux adaptés pour fournir une base de données de raies d'absorption pour les modèles contraignants d'évolution des galaxies (voir ci-dessus), nous pouvons maintenant ruminer sur ce que seront les signatures des raies d'absorption dans le contexte de modèles tels que celui présenté par Pei, Fall et Hauser (1999, ApJ, 522, 604).

le période de croissance serait l'époque où les galaxies accumulaient du gaz véritablement intergalactique et/ou des amas proto-galactiques (PGC) [par ex. Rauch, Haehnelt et Steinmetz (1997, ApJ, 481, 601)]. Notez que ce régime de décalage vers le rouge et cette époque d'évolution des galaxies restent inexplorés dans l'absorption de Mg II !

le Période de travail serait l'époque où les galaxies se sont découplées du flux filamentaire et les PGC n'étaient plus abondants en tant que blocs de construction fondamentaux, mais les galaxies continuent d'accréter de la matière locale à des taux de transfert de masse élevés [c'est-à-dire les objets "satellites" liés (York et al. 1986, ApJ, 311, 610) fournissent donc du matériel pour la formation continue d'étoiles]. Cette période se distinguerait alors par la présence d'une grande fraction d'absorbeurs de Mg II avec des profils similaires à ceux présentés dans la région ombrée en jaune à l'extérieur du coin supérieur droit du plan W(CIV) vs W(MgII) (illustré ci-dessus). Notez que la moitié supérieure de ce régime de décalage vers le rouge et de cette époque d'évolution des galaxies reste inexplorée dans l'absorption de Mg II et est pratiquement inexplorée à haute résolution !

le période de retraite , qui correspond à peu près à la plage inférieure du régime de décalage vers le rouge intermédiaire étudié avec ce travail, serait l'époque où le nombre de fusions de galaxies et d'accrétions de satellites a diminué au point que le taux de formation d'étoiles cosmiques diminue. Les profils d'absorption complexes du Mg II avec de multiples divisions de vitesse et des profondeurs optiques totales plus faibles seraient alors le reflet de la masse de gaz réduite. Cela impliquerait qu'une majorité de galaxies se transforment en systèmes d'autorégulation par z

1 et commencent à évoluer de manière plus isolée et dans une direction dépendante de leur capacité à continuer à former des étoiles. Les galaxies riches en gaz et capables de former un grand nombre de nuages ​​moléculaires dans leur milieu interstellaire (c'est-à-dire les galaxies de type tardif) continueraient à former des étoiles et présenteraient une évolution, tandis que les moins capables ne présenteraient aucune évolution discernable. Un tel scénario est cohérent avec l'évolution de la luminosité différentielle rapportée par Lilly et al. (1995, ApJ, 455, 108).

Pourquoi, nous sortons et observons l'absorption de Mg II sur toute la gamme d'évolution du redhsift, bien sûr ! EN CONSTRUCTION.


1. Introduction

DC interstellaire3N a été découvert pour la première fois dans le nuage noir TMC-1 (Taurus Molecular Cloud 1) grâce à l'observation en émission de sa transition rotationnelle J = 5 − 4 située à près de 42,2 GHz (Langer et al., 1980) . Par la suite, le cyanoacétylène deutéré a été largement observé dans les nuages ​​moléculaires froids, tels que L1498, L1544, L1521B, L1400K et L1400G (Howe et al., 1994), ainsi que dans les noyaux chauds des régions de formation d'étoiles de masse élevée. Orion KL et Sagittaire B2(N) (Esplugues et al., 2013 Belloche et al., 2016). Récemment, DC3N a été utilisé pour étudier le stade évolutif des régions de formation d'étoiles massives : Rivilla et al. (2020) a détecté l'émission de DC3N (transition J = 11 − 10) dans un échantillon de 15 sources contenant à la fois des noyaux froids et chauds de formation d'étoiles de masse élevée, et a acquis la première carte d'émission de DC3N dans le proto-cluster de masse élevée IRAS 05358�.

La pertinence astrophysique de DC3N est lié à la fois à la présence ubiquitaire de son espèce parente (HC3N) dans l'Espace et à sa deutération. En effet, l'étude des molécules interstellaires contenant du D fournit des informations importantes sur les propriétés et l'évolution des régions de formation d'étoiles (voir, par exemple, Ceccarelli et al., 2014, et les références qui s'y trouvent), et est un outil clé pour suivre l'évolution chimique. histoire des matériaux qui finissent par entrer dans la composition des corps planétaires.

De manière générale, l'identification d'une molécule interstellaire est réalisée grâce à la détection de ses caractéristiques spectrales rotationnelles et/ou vibrationnelles (McGuire, 2018). Ces dernières années, les observations de molécules dans le milieu interstellaire (ISM) ont prospéré grâce au développement de nouveaux télescopes à haute sensibilité fonctionnant dans une gamme de longueurs d'onde allant du centimètre au micromètre. L'Atacama Large Millimeter/sub-millimeter Array (ALMA) est l'une des meilleures installations pour l'observation des signatures moléculaires dans une variété d'objets astrophysiques, y compris les galaxies et les planètes éloignées. Avec dix bandes différentes (de 0,32 à 3,6 mm) ALMA couvre une fenêtre spectrale dans laquelle tombent la plupart des transitions rotationnelles, permettant de sonder une multiplicité de conditions chimiques (molécules légères et moyennes) et d'excitation (température du gaz).

D'autre part, l'observation des signatures vibrationnelles des molécules interstellaires est comparativement plus difficile en raison de la transparence limitée de l'atmosphère terrestre dans les régions de l'infrarouge moyen et lointain. Malgré le fait qu'un certain nombre de télescopes puissants soient équipés de spectrographes infrarouges à haute résolution (R > 50 000) de pointe (par exemple, CRIRES à l'ESO Very Large Telescope, TEXES à l'installation du télescope infrarouge de la NASA), toujours l'identification des caractéristiques vibrationnelles d'espèces différentes des principaux traceurs (H2O, CH4, HCN, NH3, etc.) reste difficile en raison d'une combinaison de faiblesse du signal, de chevauchement de lignes et de contamination par les lignes OH stratosphériques. Dans ce contexte, une future contribution importante est attendue du télescope spatial James Webb (JWST), qui sera lancé en octobre 2021 en tant que mission de suivi du télescope spatial Hubble. Situé en dehors de l'atmosphère terrestre, JWST permettra l'observation de spectres infrarouges à large bande à haute sensibilité avec ses spectrographes infrarouges embarqués. L'instrument à infrarouge moyen (MIRI) couvre en continu la région 5 & 0201328 μm à moyenne résolution (R∼ 3 000) avec quatre bandes (Banks et al., 2008), tandis que NIRSPEC est conçu pour localiser la longueur d'onde la plus courte. plage (1,8𠄵.2 μm). De telles installations fourniront une vue d'ensemble spectrale complète des sources, permettant ainsi d'échantillonner simultanément la variété vibrationnelle complète des cibles moléculaires : c'est-à-dire la région de courbure en dessous de 12 & #x02009 K ) , et la région d'étirement CH autour de 3 μm, caractérisée par des énergies d'excitation élevées ( E / k ∼ 4 000   K ) et utile pour sonder les parties internes (de taille AU) de proto- disques planétaires et les atmosphères des exoplanètes chaudes.

Les connaissances spectroscopiques en laboratoire de DC3N sur toute la gamme spectrale d'intérêt pour l'astronomie n'est cependant pas homogène. Alors que le spectre de rotation de DC3N a été étudié avec précision et il est bien adapté pour guider les observations astronomiques à des longueurs d'onde millimétriques, une connaissance détaillée de son spectre infrarouge est limitée à la gamme spectrale comprise entre 200 et 1 100''0cm'' (Melosso et al., 2020). A des fréquences plus élevées, seules des données spectroscopiques de faible précision sont disponibles dans la littérature (Mallinson et Fayt, 1976). Il en va de même pour le spectre MIR de HC3N au-dessus de 1 000਌m 𢄡 , pour lequel les bandes ro-vibratoires ont été enregistrées soit à basse résolution de 0,025 et 0,050਌m 𢄡 (Mallinson et Fayt, 1976) soit dans un intervalle spectral étroit (Yamada et al ., 1980 Yamada et Winnewisser, 1981 Yamada et al., 1983). Ces résultats inégaux étaient principalement dus au type d'instrumentation utilisé, c'est-à-dire les spectromètres de type Ebert et à diode laser. Actuellement, ces limitations sont facilement surmontées par les spectromètres infrarouges à transformée de Fourier (FTIR), qui offrent la possibilité d'enregistrer des spectres ro-vibrationnels à haute résolution dans une large gamme de fréquences.

Pour combler le manque d'informations décrit ci-dessus, dans ce travail, nous rapportons une étude complète des spectres MIR haute résolution de DC3N et HC3N, obtenu par spectroscopie FTIR. De plus, les spectres de rotation pure dans certains états excités vibrationnels de DC3N ont été enregistrés afin de déterminer des paramètres spectroscopiques très précis. Les nouvelles affectations des spectres IR et des ondes millimétriques ont été combinées en un seul ajustement global à partir duquel un ensemble cohérent de constantes spectroscopiques a été déterminé. L'analyse de DC3N fournit un catalogue de fréquences de repos très précis, utile pour les observations astronomiques.


Discussion

Les modes de sélection indépendants de la séquence du génome sont étroitement liés au contenu G + C de la séquence du génome. Par conséquent, le contenu G + C est une expression de règles d'évolution de séquence. Il est connu que la teneur en G + C n'est pas uniforme et se regroupe toujours dans les séquences d'ADN. En analysant la distribution du contenu en G + C dans les séquences d'ADN, nous pouvons révéler les états d'évolution des segments d'ADN locaux ou les états d'évolution de différentes séquences, telles que les séquences codant pour les protéines, les introns et les séquences d'îlots CpG, etc. Cela nous est utile. comprendre en profondeur les relations d'origine et d'évolution des différentes séquences.

L'évolution du génome est un processus continu. Bien que le phénomène de sélection indépendante de TA ait essentiellement disparu dans les génomes de primates et de rongeurs, la trace de la sélection indépendante de TA existe toujours et les éléments fonctionnels correspondants sont toujours réservés. Par exemple, en raison de la banalisation des règles de codage dans les séquences codant pour les protéines, la trace de sélection indépendante de TA doit être héritée dans les séquences codant pour les protéines des génomes humains et de rongeurs. Pour vérifier cela, les spectres de trois sous-ensembles de motifs TA et trois CG de séquences codant pour des protéines dans les génomes humains et murins ont été présentés dans le fichier supplémentaire 5 : Figure S2. Bien que la sélection indépendante de CG soit évidente, on peut voir que la sélection indépendante de TA est également évidente dans les séquences codant pour des protéines de génomes humains et de rongeurs.

A partir du mécanisme d'évolution des génomes, il est possible de résoudre les énigmes rencontrées dans l'étude des relations évolutives des génomes. Les fréquences K-mer de la séquence du génome comprennent les informations de la séquence du génome entière au niveau de la composition de la séquence. Lorsque nous utilisons les fréquences k-mer totales pour étudier les relations d'évolution du génome, cela évite l'inconvénient d'utiliser des informations sur les séquences partielles au lieu des informations sur la séquence complète du génome. Because some researchers did not know what kinds of k-mers are sensitive to genome evolution, they had to filter out some k-mers in total k-mer set to obtain the acceptable phylogenetic trees, such as filtering the k-mers with the highest or lowest frequencies. Filtering out some k-mers destroys the integrity of genomic information. Since the selected k-mer number has no theoretical support and has a certain degree of arbitrariness, it cannot obtain a consistent evolutionary relationship of species, and it cannot be used as a standard for species identification. Independent selection laws show that there are three types of independent k-mers and the spectra of the k-mers containing CG or TA dinucleotide are sensitive to genome evolution and the spectra of CG0/TA0 k-mers reflect the basic structures of a genome sequence. Thus, the three types of k-mers contribute differently to genome evolution. If we can consider the weighting factors of the three types of k-mers and do not filter any k-mer, we thought it is the most reasonable method to construct the evolutionary relationship among species genomes.

Our results have important guiding significance for biological information mining of nucleotide sequences. The independent selection laws reveal the composition rule of nucleotide sequences. It shows that the three kinds of CG motifs and the three kinds of TA motifs have evolutionary independence, and the k-mers containing CG and TA dinucleotides are functional motifs. That is to say, any nucleotide sequence is composed by the six kinds of motifs. The proportion of these motifs and their distribution forms in a nucleotide sequence determine its biological functions. If biological information mining in nucleotide sequences is considered in this way, the problem will become clear and simple. Our proposal may provide us with a new idea from theory to sequence.

Our results showed that the living habits of species are closely related to the independent selection mode adopted by species genomes. We can study further the interaction relationships between different species from the perspective of the independent selections of genome sequences. Such as, why some bacteria infect plants and why some others only infect animals.

The CG and TA independent selection laws and their mutual inhibition relationships in genome sequences have been revealed by studying the intrinsic laws of k-mer spectra of genome sequences. But the relations between the sequence structure of each k-mer and its occurrence frequency in genome sequence are not clear. Just as the atomic structure was revealed by studying the laws of atomic spectra, we believe that the mechanism of the composition and the evolution of genome sequences will be improved further by studying the structures and usage of all k-mers in genome sequences.


Thermal Ramping of the Target Ice and Observation of the Long-Lived N ( 2 D)

The target ice was then subjected to a series of temperature variations and concurrently recorded emission spectra labeled “Em-1” to “Em-3,” of which temporal and spectral profiles of the α-line from N ( 2 D) are shown in Figs. 2B and 4, respectively. Sequentially, we raised the temperature of the icy sample from 3.5 to 15 K over a period of 8.5 min and maintained it at 15 K for 45 min (Em-1), raised from 15 to 20 K over a period of 5 min and maintained it at 20 K over a period of 15 min (Em-2), cooled to 3.5 K again for 20 min, and raised from 3.5 to 20 K over a period of 16.5 min and maintained it at 20 K for 20 min (Em-3).

From spectra Em-1 to Em-3, the observation of N α-line emission indicated that some portion of N was still in state 2 D and not all in ground state as previously supposed. After elimination of je-N3, we waited until no emission of the α-line was measurable as “iEm-2” in Fig. 2 this result indicates that no N was in state 2 D. But, the temporal profiles of Em-1 to “Em-3” in Fig. 2 recorded the α line, the results indicate that the target ice still contained N in an excited state 2 D which might be different from N ( 2 D) in emissions of “iEm-1” and iEm-2. To distinguish the N ( 2 D) with a lifetime of 25 s, we thus label this long-lived state as N ( 2 Dlong).

After the thermal ramping and recording visible spectra Em-1 to Em-3, we then recorded the IR spectrum “IR-4” in Fig. 5, in which the absorption of je-N3 appeared again at 1,657.8 cm −1 , but notably corresponding to only 1 site, whereas, the other site of feature absorption at 1,652.6 cm −1 is absent here. Considering the nascent threshold wavelengths of je-N3 and N to be 145.6 nm, we reasonably suppose that je-N3 was synthesized from N2 combining with atomic N that might be in an excited state. First considering N2, no trace of N2 (A) was found as the A-X emission was not observed it is hence reasonable to exclude the effect of N2 (A) in further formation of je-N3 and thermal warming. For atomic N, emissions of series of N α-lines were observed. N might hence be present in configuration 2s 2 2p 3 with 4 S, 2 D, or other terms. According to a calculation of Galvão (29), a synthesis of je-N3 has a greater probability from N ( 2 D) than from N ( 4 S). We thus suggest that the formation of je-N3 at 1,657.8 cm −1 in the warming process follows Eq. 4. N ( D long 2 ) + N 2 ( X ) → l - N 3 ( X 2 Π g 1,657.8 ) . [4]


4 Proposed Mechanisms Based on Ice-Sheet Feedbacks

This section discusses different feedback mechanisms that have been proposed as (contributing) causes of the MPT that mainly focus on ice sheets (ice-climate feedbacks, basal conditions, ice-dynamical instabilities, etc.). Mechanisms involving sea ice, ocean circulation, and the carbon cycle, will be discussed in Section 5.

4.1 A Framework of Ice-Sheet Stability Thresholds

Several different mechanisms that have been proposed to explain the so-called 100-kyr Late Pleistocene glacial cycles involve nonlinear feedback mechanisms between ice sheets and the global climate, the solid Earth, and other Earth system components (Abe-Ouchi et al., 2013 Bintanja & van de Wal, 2008 Clark & Pollard, 1998 Oerlemans, 1980 Pollard, 1983 Raymo, 1997 ). Here, we propose a framework, where the sensitivity of an ice sheet to changes in insolation and climate is separated into three size regimes, separated by two thresholds (Figure 4). In the “small” regime, the ice sheet is too small to survive an insolation maximum, leading to the nearly linear response of ice volume to the 41-kyr variations of ISI visible in reconstructions for the Early Pleistocene (Bintanja & van de Wal, 2008 Köhler & van de Wal, 2020 ). The “small” regime is separated from the “medium” regime by a threshold ice-sheet size. Above this threshold, certain positive feedbacks in the ice-sheet – climate system, such as the ice-albedo and elevation-temperature feedbacks, create enough self-sustained ice-sheet growth to allow the ice sheet to survive an insolation maximum. The “medium” regime is separated from the “large” regime by a second threshold. Above this second threshold, different physical mechanisms, such as the bedrock-mass-balance feedback and calving, lead to the ice sheet becoming unstable or more vulnerable. An insolation maximum will then trigger a self-sustained retreat, leading to the rapid disintegration of the ice sheet. We will show that the majority of studies that propose different ice-dynamical processes as explanations for the MPT, fit within this two-threshold framework. All of these studies explain the MPT as the result of a slow, global cooling trend throughout the Pleistocene. Before the MPT, they suggest, global temperatures were warm enough that, during insolation minima, the ice sheet size never reached the first threshold. This implied that ice sheets were too small to survive an insolation maximum, consequently leading to a near-linear response of land ice volume to insolation, and a periodicity in ice-sheet size that is similar to that of the relevant incoming insolation (here 41 kyr). The MPT marks the point in time when temperatures became cold enough for the ice sheets to reach the size of the first threshold, thus surviving the next insolation maximum and continuing their growth through the next cycle of insolation or obliquity. This is repeated until the growing ice sheet crosses the second size threshold and becomes unstable. The next insolation maximum then triggers a deglaciation (or termination), moving the world to an interglacial state. The right-hand panel of Figure 4 shows how an extremely simple zero-dimensional model (see Appendix A) of such a two-threshold system, forced with a simple sinusoid insolation plus a linear cooling term, can reproduce the basic features of the MPT. Paillard ( 1998 , 2001 ) showed that a similar three-regime model can, after some careful tuning, produce an ice volume history that closely matches the observed benthic δ 18 O record in terms of the timing, duration, and relative magnitude of glacial cycles.

(a) The two-threshold framework. In the “small” regime, ice sheets are sensitive to changes in insolation, and react linearly. In the “medium” regime, self-sustained growth reduces melt during insolation maxima, resulting in a lower sensitivity. In the “large” regime, ice sheets become highly sensitive again, so that an insolation maximum can trigger a termination. (b) Ice-sheet size over time, from an extremely simple zero-dimensional model of this two-threshold system. The model is forced with a 41-kyr sinusoid insolation, plus a small linear cooling term.

4.2 Positive Feedbacks for Ice-Sheet Growth

The existence of the lower threshold in ice sheet size in our framework has been linked to both the ice-albedo and elevation-temperature feedbacks. As an ice sheet advances, the bare soil and rock of the adjacent tundra become snow-covered for increasing parts of the year, until it gets covered by the ice sheet itself. Since the albedo of snow and ice is much higher than that of rock and soil, this locally reinforces the cooling that caused the initial ice-sheet advance, and also reduces the sensitivity of the local climate to changes in insolation. This effect has been known for a long time in the scientific literature (e.g., Budyko, 1969 Milankovic, 1941 Sellers, 1969 ), and several studies have been able to capture it in ice-sheet models without requiring full dynamic coupling to General Circulation Models (GCMs) (Abe-Ouchi et al., 2013 Berends et al., 2018 ). The elevation-temperature feedback (Weertman, 1961 ) is a basic atmospheric property based on adiabatic cooling as a parcel of air moves up, the pressure drops, causing the air to both expand and cool. Since the mass balance of an ice sheet, and in particular the melt, strongly depends on temperature, this leads to a positive feedback, where ice-sheet growth leads to a surface cooling, reducing melt and enhancing the growth. Using a relatively simple one-dimensional (1-D) ice-sheet model, Clark and Pollard ( 1998 ) show how the elevation-temperature feedback can allow a large enough ice sheet to remain cold enough to prevent a complete retreat, even during an insolation maximum. At the same time, the presence of a large ice sheet affects atmospheric circulation on the local, regional, and global level. Orographic forcing of precipitation, where air masses moving up the flank of an ice sheet cool down and precipitate their moisture content, results in increased precipitation near the ice-sheet margin, while the interior of the ice sheet becomes a plateau desert (Roe, 2002 Roe & Lindzen, 2001 ). This does not greatly affect the net mass balance over the entire ice sheet, only the spatial distribution of accumulation. Relatively simple models describing these effects have been shown to produce ice sheets that agree reasonably well with geomorphological evidence of ice-sheet extent (Berends et al., 2018 van den Berg et al., 2008 ).

Another proposed mechanism for enhanced ice-sheet growth above the lower size threshold involves the topography of North America. Geomorphological evidence indicates that, during the last deglaciation, the North American ice sheet complex separated into the Cordilleran and Laurentide ice sheets (Dyke, 2004 ). The Laurentide subsequently separated into the Labrador, Keewatin, and Baffin ice sheets, all of which disappeared within a few millennia. Although geomorphological evidence for locations of inception is scarce, model studies (Bahadory et al., 2021 Berends et al., 2018 Calov et al., 2005 Choudhury et al., 2020 de Boer et al., 2013 ) indicate that glacial inception also occurred separately at all four locations. These models show that, while the Labrador, Keewatin and Baffin ice sheets quickly merged into the Laurentide, the Laurentide and Cordilleran likely did not merge until much later. Bintanja and van de Wal ( 2008 ) and Gregoire et al. ( 2012 ) suggest that the merging of these two ice sheets presents a strong positive feedback, or even an instability Bintanja and van de Wal ( 2008 ) propose that their merging led to a rapid increase in ice volume with no substantial change in climatic forcing, while Gregoire et al. ( 2012 ) show that their separation during the deglaciation led to a rapid retreat. Bintanja and van de Wal ( 2008 ) propose that this feedback, and the resulting rapid increase in ice volume, was triggered for the first time during the MPT, when a long-term Pleistocene cooling trend finally resulted in Laurentide and Cordilleran ice sheets that grew large enough to touch, and subsequently merge.

The ice-albedo and elevation-temperature feedbacks are gradual in nature for these mechanisms, the first size threshold marks the point where the effects of these positive feedbacks become strong enough to negate the melt from an insolation maximum. The merging ice-dome feedback is more abrupt in nature in this case, the first size threshold directly corresponds to the geographic size required for the separate domes to touch, which is around 45 m of sea level equivalent in North America. Whereas the ice-albedo and elevation-temperature feedbacks are essentially universal, the merging ice-dome feedback is rather a result of the particular topography of the North American continent, making schematic experiments for studying this effect less straightforward.

4.3 Regolith: Basal Sliding and Dust

Clark and Pollard ( 1998 ) proposed that the disappearance of the regolith cover beneath the North American and Eurasian ice sheets can explain the MPT. In their theory, before the onset of the Pleistocene glacial cycles, these continents were entirely covered by the thick (10–50 m) layer of regolith that is still found today in the lower-latitude regions that have never been covered by ice sheets. They propose that a regolith substrate easily deforms under the driving stress of an ice sheet, leading to much higher basal velocities than an ice sheet lying on top of hard bedrock. This would lead to the ice sheet being thinner and wider than would be the case under present-day circumstances, in agreement with sparse geological evidence that the pre-MPT Laurentide ice sheet reached a substantially larger extent than during the Last Glacial Maximum (LGM) (Balco & Rovey, 2010 Balco et al., 2005 Boellstorf, 1978 ). The more gentle surface slopes of this thinner, wider ice sheet would have resulted in a larger ablation zone, which is more sensitive to changes in surface climate. This means that the first size threshold, above which an ice sheet can survive an insolation maximum, lies much higher. They propose that, during the Early Pleistocene, this threshold was never reached, and every insolation maximum led to a deglaciation. However, as the regolith deforms and erodes, it is advected along the direction of ice flow, moving away from the central parts of the glaciated areas. In their theory, the MPT marks the moment when all the regolith was eroded away, and the bare bedrock underneath became exposed. The decrease in basal sliding resulted in ice sheets that were both thicker (providing more stability through the altitude-temperature feedback) and narrower (making them less sensitive to changes in insolation), essentially lowering the first threshold. The ice sheet volume that could be formed during a single insolation cycle was now large enough to survive an insolation maximum, thus creating the 82/123 kyr glacial cycles of the Late Pleistocene.

Using a coupled ice-sheet – climate – carbon cycle model, Willeit et al. ( 2019 ) showed that 100-kyr cycles can occur both with and without a prescribed regolith cover, but that the combination of both a prescribed global cooling trend, and a prescribed gradual removal of regolith during the Pleistocene, gave them the best fit to the observed δ 18 O record. However, they still find a maximum ice-sheet extent that is substantially smaller pre-MPT than post-MPT, at odds with the (sparse) geomorphological evidence (Balco & Rovey, 2010 Balco et al., 2005 Boellstorf, 1978 ).

Regolith erosion has been suggested to influence glacial dynamics not only through reduced basal sliding, but also through its impact on dust fluxes. During the LGM, regolith erosion by the North American ice-sheet complex resulted in increased amounts of atmospheric dust (Kohfeld & Harrison, 2001 McGee et al., 2010 ). Different studies have suggested that, as some of this dust precipitated onto the ice sheet, the resulting decrease in albedo could have accelerated the retreat of the ice sheet (Peltier & Marshall, 1995 Willeit et al., 2019 ). In this theory, the MPT is the result of the disappearance of regolith over an increasingly large area of the North American continent, resulting in an increasingly larger ice-sheet size that is required to produce the necessary glaciogenic dust. Proxy data from the North Atlantic support a largely increased glacial dust source from the North American continent starting at 2.7 Myr ago (Naafs et al., 2012 ). This would be in line with the idea that ice sheets have an impact on dust fluxes. Although the viability of including sediment transport (or tracer tracking in general) in an ice-sheet model has long been demonstrated (Lhomme et al., 2005 Melanson et al., 2013 ), this has not yet become common practice. Willeit et al. ( 2019 ) included glaciogenic dust (using a prescribed regolith mask rather than a transport model), and its effect on both ice-sheet albedo and oceanic productivity, in their coupled ice-sheet – climate – carbon cycle model, but did not explicitly investigate the magnitude of these effects.

4.4 Mechanisms for Increased Sensitivity of Very Large Ice Sheets

The existence of an ice-sheet size threshold required for triggering a termination was already suggested by Raymo ( 1997 ). Different mechanisms have been proposed to explain why ice sheets could become more sensitive to changes in insolation when their size exceeds this threshold. Model studies by Abe-Ouchi et al. ( 2013 ), Clark and Pollard ( 1998 ), and Pollard ( 1983 ) suggest that calving might be an important factor. The massive Late Pleistocene ice sheets in North America and Eurasia created deep depressions in the Earth's crust, which, either through oceanic incursion or through the accumulation of meltwater in proglacial lakes, could have resulted in a large portion of the ice-sheet margin becoming marine-based. Clark and Pollard ( 1998 ) find that prescribing a sizable calving flux for these marine margins is crucial for achieving a complete deglaciation in their 1-D ice-sheet model. Abe-Ouchi et al. ( 2013 ) included, but did not investigate the effect of, a prescribed calving flux in their three-dimensional ice-sheet model. Instead, they suggested that the effect of bedrock depression on the surface mass balance, through the elevation-temperature feedback, is what causes a larger ice sheet to retreat more rapidly. All of these studies prescribed a fixed calving rate for ice margins lying below (local) sea level, implying that calving only occurs when their modeled ice sheet grows large enough to depress the bedrock below sea level or grows off the continental shelf during inception. Furthermore, all of these studies used shallow-ice models, which do not simulate floating ice shelves that might serve as an amplifying factor for ice sheet retreat.

Another proposed mechanism for the reduced stability of large ice sheets involves the thermodynamics of the ice sheet. Bintanja and van de Wal ( 2008 ) and Marshall and Clark ( 2002 ) propose that the build-up of geothermal heat at the base of an ice-sheet, combined with the insulative properties of the ice, lead to basal temperatures that increase with ice-sheet size. While during the inception phase, the ice sheets are thin enough to remain frozen to the bedrock, they might get thick enough during the glacial highstand to reach pressure melting point at the base, yielding increased basal sliding and rapid thinning of the ice sheet. Clark and Pollard ( 1998 ) and Pollard ( 1983 ) do not include thermodynamics in their ice-sheet modes, while Abe-Ouchi et al. ( 2013 ) include thermodynamics but do not use the resulting basal temperatures to adjust basal friction, such that this feedback process is not present in their models.


Discussion

First encouraging results were obtained after 7 hours of irradiation at 89.2 nm with a flux estimated at about 2 × 10 10 photons s −1 cm −2 . In spite of the precautions taken, the mass spectrum analysis highlights the presence of oxygen species coming from the slow but inevitable micro-leaks with the closed cell reactor, which prevents us from being too affirmative in the results put forward in this paper. Despite this, complex species comprising several carbon and nitrogen atoms were found through extensive statistical analysis without any insertion of oxygen atoms 64 . Their formation can be explained simply by some reactions resulting from the photochemistry initiated by the photons with the initial gas mixture (N2 and CH4). These species will now be placed in the context of Titan’s atmospheric chemistry in order to highlight the interest of these first promising results.

The detection of heavy hydrocarbons with several carbon atoms demonstrates the feasibility of the reactor to initiate a molecular growth similar to that of Titan’s upper atmosphere despite the wavelength selectivity of this experiment 65 . Small molecules such as acetylene (C2H2) and ethylene (C2H4) support the experiment’s ability to trigger Titan’s complex chemical network from the photolysis of methane and nitrogen because they are abundant products in Titan’s chemistry 66 . C2H4 is formed in the upper atmosphere and diffuses downwards while being photolysed and is the main source of C2H2 in the bulk of the atmosphere. In Titan’s upper atmosphere, C2H4 is responsible for the growth of hydrocarbons with, in particular, the formation of propyne (CH3C2H) and allene (CH2CCH2) isomers. However, in our reactor the statistical analysis found only one of the two isomers although both FPs are present in the database. This absence comes from the fact that CH2CCH2 tends to be easily isomerized to CH3C2H. The abundance of CH3CCH2H is therefore self-sustaining while CH2CCH2 tends to disappear but both isomers are likely to be formed in the reactor. The fact that our statistical analysis finds only one of the two isomers, shows us its sensitivity to be able to discriminate the presence of molecule with the same raw formula once the respective FPs are known.

On the opposite, butane (C4H10) is formed via a different formation pathway than in Titan’s atmosphere. In Titan’s atmosphere, C4H10 is formed from propylene (C3H6) which itself is derived from C2H6 15 . However, the formation of C2H6 is not optimum at 89.2 nm, due to the fact that the main reaction involves two CH3 radicals. At 89.2 nm the photolysis branching ratios of CH4 favour the formation of (<< m>>_<4>^<+>) and CH before that of CH3 . Consequently, not enough CH3 are produced to react together as it occurs on Titan at λ below 100nm. In the reactor the formation of C4H10 is via C2H4 which, by means of ion-molecule reactions and dissociative recombination, makes it possible to form the intermediate C3H7 necessary for the formation of C4H10. These reactions are much more efficient than the neutral pathways initially mentioned for the formation of C4H10.

Thus, despite wavelength selectivity, this work demonstrates that it is possible to form complex hydrocarbons similar to those found on Titan but via different formation pathways. The analysis also identified two even higher hydrocarbons methyl vinylacetylene (C5H6) and ethyl vinylacetylene (C6H8) which have not yet been officially detected in Titan’s atmosphere but have been found in thermal degradation studies of Titan aerosol analogues 67 . However, the detection of these species is to be taken with caution because their dominant peaks, which is above mass 60, does not appear. These molecules are formed via the dissociative recombination of heavy ions ( (<< m>>_<3><< m>>_<4>^<+>) , (<< m>>_<3><< m>>_<5>^<+>) ) which form new hydrocarbon radicals (C3H, C3H3, C3H5, C4H3) that will react with the radicals coming from the photolysis of methane. This work proposes efficient pathways to form new heavy hydrocarbons whose respective masses are observed in the Ion and Neutral Mass Spectrometer (INMS) spectra of the Cassini probe but which remain unassigned 21 .

As far as the formation of nitrogen species is concerned, it is initiated by the dissociation of molecular nitrogen above 600 km in Titan and for wavelengths below 100 nm, like the one used in this work, which produce both atoms in their ground and excited state. A few nitrogenous species were detected in this work, including hydrogen cyanide (HCN) which is the smallest molecule observed and a very stable molecule well known from Titan’s atmospheric chemistry due to its C ≡ N triple bond that is difficult to break 68 . Its main route of formation in Titan and the reactor is via the reaction between nitrogen atoms and methylene-amidogen (H2CN) radicals and constitutes building blocks to build up more complex nitrile species through proton-transfer reactions with ions, whose associated neutrals have a lower proton affinity. Similarly, acetonitrile (CH3CN) once formed will protonate in Titan’s atmosphere and comes mainly from the reaction between N( 2 D) and C2H4. However in our reactor C2H4 is mostly photodissociated or ionized and it is likely that a larger source of CH3CN comes from the reaction between CH and methanimine (CH2NH), a reaction that is not mentioned in the photochemical models of Titan although it would be an efficient source of CH3CN. Although this product was not found in the reactor because its fragmentation pattern is not known, there is every reason to believe that it is present because of the detection of the two isomers: cyanamide (HNCNH) and diazomethane (H2CNN) which are the products of the reaction of CH2NH with nitrogen atoms. The detection of these two isomers is a very interesting result because current photochemical models, although taking into account nitriles to model nitrogen chemistry, only contain species with a single nitrogen atom. There are no diazo and triazo species taken into account although their involvement is necessary to explain the formation of observed nitrogen-rich aerosols in Titan’s atmosphere. Laboratory analysis of aerosol analogues identified nitrogen-rich aromatic species for which cyanamide was presented as a possible heteroaromatic structure to explain the observed N = N patterns along with other CN2H2 isomers 69,70,71,72 . Referring to the importance of anion chemistry on the growth of aerosols in the atmosphere of Titan 8 , recent experimental results have identified new negatively charged di- and tri-nitrogen species ( (<< m>>_<2>^<->) , (<< m>>_<2>^<->) , (<< m>>_<2><< m>>_<2>^<->) ) in a plasma of N2/CH4, suggesting that a growth in nitrogen chemistry would pass through the anions 73 . The isomers of CH2N2 have been evoked as precursors to the formation of these anions via (dissociative) electronic attachment reactions. Notably the reaction involving HCN and ammonia (NH3) has been suggested as a route of formation to cyanamide. However, the presence of cyanamide in this work is unlikely because cyanamide is in the solid phase at room temperature. Therefore, if cyanamide had formed during the experiment, it would likely have deposited on the chamber wall as a solid and would not condense in the cold trap. Deconvolutions of the mass spectrum by removing cyanamide from the database show that only the relative abundances of ketene and diazomethane are affected. The results show an increase in the abundance of ketene at 1.1 ppm (1σ = 130%) and diazomethane at 3.5 ppm (1σ = 91%). It is therefore interesting to see that the results of the algorithm are robust and that the elimination of cyanamide reinforces the presence of a diazotized compound, as diazomethane. This work highlights here simple alternative formation pathways involving N( 2 D) and CH2NH, which has been experimentally proven in the past to form easily 74 . These CH2N2 isomers should be taken into account in the photochemical models. This work supports the results of Dubois et al. 75 and studies on the chemical composition of aerosol analogues, by showing that complex nitrogen species, with several nitrogen atoms, can form easily in photochemical environments containing N2 and CH4.

Finally the detection of dimethyldiazene (CH3NNCH3) and 2-propanamine ((CH3)2CHNH2) is consistent with the high nitrogen incorporation observed by the Huygens probe aerosol collector pyrolysis instrument, which identified NH3 and HCN as fingerprints of the chemical structure of the complex nitrogenated organic compounds that make up the aerosol nucleus. 76 . These are the largest masses produced in the present experiment after 7 hours of irradiation at 89.2 nm and are a very encouraging result on the path of formation of photochemical aerosol analogues in the laboratory. Once again the detection of these molecules demonstrates with a single wavelength, the feasibility of producing complex molecules with several nitrogen atoms that are absent from Titan’s photochemical models.

In conclusion, our results highlight a photochemistry at 89.2 nm close to the atmospheric chemistry of Titan with large hydrocarbons especially nitrogen-rich organic compounds, up to 2 nitrogen atoms. Among these nitrogen compounds, new species that have not been observed in situ corroborate previous experimental measurements during laboratory simulations on similar gas mixtures and on the chemical composition of aerosol analogues. This work represents an important step in the use of a closed cell chamber for the generation of Titan-type photochemical aerosol analogues to better constrain the nitrogen fixation processes in Titan’s atmosphere and its relevance to the evolution of primitive life. This project is the first step in a long-term strategy to exploit various VUV sources. This paper highlights the potential of the HHG as a source of VUV for planetary atmospheric studies. Current limitations due to contamination from slow but unavoidable micro-leaks and residual water that introduce oxygen into the chemical system will require improvements such as the use of a higher EUV flux to reduce the irradiation time. This new type of high repetition rate EUV sources (above 200 kHz) has recently been optimised 41 , paving the way for shorter irradiation time and therefore oxygen-free experiments. The cold trap could also be used before performing the experiment in order to minimize the water signal in the chamber. Developments are also under way to house the reactor in a secondary containment with the possibility of heating the entire facility. This secondary containment would be filled with dry N2, to avoid micro-leaks that lead to the introduction of water and oxygen into the reactor, even over long irradiation periods.


Worked example 4: Absorption

I have an unknown gas in a glass container. I shine a bright white light through one side of the container and measure the spectrum of transmitted light. I notice that there is a black line (absorption line) in the middle of the visible red band at ( ext<642>) ( ext). I have a hunch that the gas might be hydrogen. If I am correct, between which 2 energy levels does this transition occur? (Hint: look at Figure 12.7 and the transitions which are in the visible part of the spectrum.)

What is given and what needs to be done?

We have an absorption line at ( ext<642>) ( ext). This means that the substance in the glass container absorbed photons with a wavelength of 642 nm. We need to calculate which 2 energy levels of hydrogen this transition would correspond to. Therefore we need to know what energy the absorbed photons had.

Calculate the energy of the absorbed photons

The absorbed photons had an energy of ( ext <3,1> imes ext<10>^<- ext<19>>) ( ext).

Find the energy of the transitions resulting in radiation at visible wavelengths

Figure 12.7 shows various energy level transitions. The transitions related to visible wavelengths are marked as the transitions beginning or ending on Energy Level 2. Let us find the energy of those transitions and compare with the energy of the absorbed photons we have just calculated.

Energy of transition (absorption) from Energy Level 2 to Energy Level 3:

Therefore the energy of the photon that an electron must absorb to jump from Energy Level 2 to Energy Level 3 is ( ext <3,1> imes ext<10>^<- ext<19>>) ( ext). (NOTE: The minus sign means that absorption is occurring.)

This is the same energy as the photons which were absorbed by the gas in the container! Therefore, since the transitions of all elements are unique, we can say that the gas in the container is hydrogen. The transition is absorption of a photon between Energy Level 2 and Energy Level 3.

The energy of the photon does not correspond to the energy of an energy level, it corresponds to the difference in energy between two energy levels.

Applications of emission and absorption spectra (ESCQV)

The study of spectra from stars and galaxies in astronomy is i called spectroscopy. Spectroscopy is a tool widely used in astronomy to learn different things about astronomical objects.

Identifying elements in astronomical objects using their spectra

Measuring the spectrum of light from a star can tell astronomers what the star is made of. Since each element emits or absorbs light only at particular wavelengths, astronomers can identify what elements are in the stars from the lines in their spectra. From studying the spectra of many stars we know that there are many different types of stars which contain different elements and in different amounts.

Determining velocities of galaxies using spectroscopy

You have already learnt in Chapter 9 about the Doppler effect and how the frequency (and wavelength) of sound waves changes depending on whether the object emitting the sound is moving towards ou alors away from you. The same thing happens to electromagnetic radiation (light). If the object emitting the light is moving towards us, then the wavelength of the light appears shorter (called blueshifted). If the object is moving away from us, then the wavelength of its light appears stretched out (called redshifted).

The Doppler effect affects the spectra of objects in space depending on their motion relative to us on the earth. For example, the light from a distant galaxy that is moving away from us at some velocity will appear redshifted. This means that the emission and absorption lines in the galaxy's spectrum will be shifted to a longer wavelength (lower frequency). Knowing where each line in the spectrum would normally be if the galaxy was not moving and comparing it to the redshifted position, allows astronomers to precisely measure the velocity of the galaxy relative to the Earth.

Global warming and greenhouse gases

The sun emits radiation (light) over a range of wavelengths that are mainly in the visible part of the spectrum. Radiation at these wavelengths passes through the gases of the atmosphere to warm the land and the oceans below. The warm earth then radiates this heat at longer infrared wavelengths. Carbon dioxide (one of the main greenhouse gases) in the atmosphere has energy levels that correspond to the infrared wavelengths that allow it to absorb the infrared radiation. It then also emits at infrared wavelengths in all directions. This effect stops a large amount of the infrared radiation from getting out of the atmosphere, which causes the atmosphere and the earth to heat up. More radiation is coming in than is getting back out.

So increasing the amount of greenhouse gases in the atmosphere increases the amount of trapped infrared radiation and therefore the overall temperature of the earth. The earth is a very sensitive and complicated system upon which life depends and changing the delicate balances of temperature and atmospheric gas content may have disastrous consequences if we are not careful.


4. Conclusions

[45] This work has demonstrated that the latest photochemistry can accurately account for the N2 + , NO + , O2 + , and N + density measurements on the AE-C satellite. In particular, the earlier problem with the models overestimating the N2 + density by a factor of 2 appears to have been resolved by the latest laboratory reaction rate measurements, solar EUV irradiances, and photoelectron fluxes.

[46] The agreement between the photochemical model and measurement is remarkable when it is considered that the calculations involve multiple quantities such as densities, reaction rates, and photoionization rates that may have uncertainties as large as 30%. Nevertheless, the agreement within the statistical errors for so many ion densities provides confidence in our ability to successfully model the ionospheric photochemical system.


Voir la vidéo: Cuántas Especies de Humanos Existieron? (Décembre 2022).