تحليل الطيف باستخدام JWST NIRSpec للمجرة الساطعة المRemarkable GHZ2/GLASS-z12 عند انزياح أحمر 12.34 JWST NIRSpec Spectroscopy of the Remarkable Bright Galaxy GHZ2/GLASS-z12 at Redshift 12.34
نؤكد طيفياً الـالمجرة GHZ2/GLASS-z12 ستكون عند انزياح أحمر. تم اختيار المصدر من خلال قياسات الفوتومترية باستخدام NIRCam في بيانات GLASS-JWST ERS، مما يوفر أول دليل على وفرة غير متوقعة من المجرات الساطعة في يظهر طيف NIRSpec PRISM اكتشافات لخطوط N IV و C IV و He II و O III و C III و O II و Ne III، وأول اكتشاف عند انزياح أحمر عالٍ لخط فلوريسنس O III Bowen عندإطار الراحة. خط C IV البارز بعرض مكافئ في إطار الراحةيضع GHZ2 في فئة المنبعثات الشديدة C IV. يظهر GHZ2 خطوط UV مع عرض مكافئ (EWs) لا توجد إلا في النوى المجرية النشطة (AGNs) أو الأجسام المركبة عند الانزياحات الحمراء المنخفضة/المتوسطة. نسب شدة خطوط UV متوافقة مع كل من AGNs وتكوين النجوم في بيئة منخفضة المعدن، مع الحد الأدنى المنخفض على نسبة [Ne IV]/[N IV] الذي يفضل أصل نجمي للفوتونات المؤينة. نناقش سيناريو محتملاً حيث يكون الناتج المؤين العالي ناتجًا عن تكوين نجوم منخفضة المعدن في بيئة كثيفة. نحن نقدر المعدن.معامل تأين عالٍوفرة N/O تتراوح بين 4-5 أضعاف القيمة الشمسية،
وتحت الشمسنسبة مشابهة للفئة المكتشفة حديثًا من الأجسام المعززة بالنيتروجين. بالنظر إلى أنماط وفرتها وكثافة الكتلة النجمية العاليةGHZ2 هو موقع مثالي لتشكيل أسلاف تجمعات النجوم الكروية اليوم. إن السطوع الملحوظ لـ GHZ2 يجعله “حجر رشيد” لفهم فيزياء تشكيل المجرات بعد 360 مليون سنة فقط من الانفجار العظيم.
الكلمات الرئيسية: مجرات ليمان-كسر – إعادة التأين – المسوحات
1. المقدمة
البحث عن وتوصيف المجرات التي تتجاوز الانزياح الأحمرلقد كانت واحدة من المحركات لتطوير تلسكوب جيمس ويب الفضائي (JWST)، ولم تكن النتائج الأولى قصيرة من المفاجآت. كما يتضح من عدد من الاستطلاعات المختلفة، (مثل، كاستيلانو وآخرون 2022أ، 2023أ؛ فينكلشتاين وآخرون 2022، 2023أ،ب؛ هاريكان وآخرون 2023؛ بوانز وآخرون 2023؛ بيريز-غونزاليس وآخرون 2023؛ شيميرينسكا وآخرون 2023؛ مكلاود وآخرون 2024)، فإن كثافة المجرات (وبشكل خاص الأكثر سطوعًا منها) عندأكبر بكثير مما تم تقديره سابقًا من خلال استقراء الملاحظات ذات الانزياح الأحمر المنخفض وكذلك النماذج النظرية. تم اقتراح عدة سيناريوهات لشرح هذه النتائج، تتراوح بين كفاءة أعلى في تكوين النجوم، وتأثير تاريخ تكوين النجوم العشوائي، وانخفاض في انقراض الغبار، وزيادة في اللمعان بسبب مساهمة النوى المجرية النشطة (AGNs) أو النجوم ذات المعدن المنخفض، أو حتى نماذج كونية غير قياسية (على سبيل المثال، فيرارا وآخرون 2023؛ فيرارا 2023؛ ميسون وآخرون 2023؛ هاسلباور وآخرون 2022؛ كوهاندل وآخرون 2022؛ زيبارو وآخرون 2022؛ فيوري وآخرون 2023؛ ميليا 2023؛ بادمانابهان ولوبي 2023؛ ترينكا وآخرون 2024). إن الطيف المتابع للمرشحين الجدد ذوي الانزياح الأحمر العالي أمر أساسي لتأكيد “الزيادة” المقاسة مقارنة بالتنبؤات النظرية (على سبيل المثال، هاريكان وآخرون 2024) وفهم أصلها الفيزيائي. لقد قدمت الحملات الطيفية المبكرة التي أجريت باستخدام JWST NIRSpec دعمًا لصلابة الاختيارات الفوتومترية ومكنت من استكشاف الظروف الفيزيائية للمجرات عند انزياحات غير مسبوقة (على سبيل المثال، كورتيس-ليك وآخرون 2023؛ أرابال هارو وآخرون 2023أ، ب؛ بوييت وآخرون 2023؛ روبرتس-بورتساني وآخرون 2023؛ وانغ وآخرون 2023).
لقد وجدت النتائج الأولية اتجاهًا نحو انخفاض المعدنية وزيادة كفاءة الإثارة والأيونization مع زيادة الانزياح الأحمر (ترامب وآخرون 2023؛ تانغ وآخرون 2023؛ ناكاجيما وآخرون 2023؛ كيرتي وآخرون 2023أ)، على الرغم من أن معظم المصادر تظهر ظروفًا فيزيائية قابلة للمقارنة مع تلك الخاصة بنظائرها ذات الانزياح الأحمر المنخفض (على سبيل المثال، شاريه وآخرون 2022أ؛ كاميرون وآخرون 2023ب). لقد أظهرت عدد نسبي صغير من الأجسام ميزات لا توجد عادة في النظائر ذات الانزياح الأحمر المنخفض، والتي قد تكون ناتجة عن خصائص فيزيائية فريدة من نوعها في المراحل الأولى من تكوين النجوم وتجميع المجرات. مثال مثير هو المجرة الساطعة GNz11 عند (Oesch وآخرون 2016)، الذي طيفه NIRSpec يظهر دليلًا على وفرة النيتروجين التي هي أعلى من المتوقع بالنسبة لمعدنيته (بانكر وآخرون 2023؛ كاميرون وآخرون 2023أ). إن اكتشاف أشياء أخرى ذات غنى نيتروجيني مماثل (جونز وآخرون 2023ب؛ باسكال وآخرون 2023؛ إيسوبي وآخرون 2023أ؛ توبينغ وآخرون 2024) قد اقترح أننا قد نشهد تشكيل أسلاف العناقيد الكروية (دي أنطونا وآخرون 2023؛ بيكي وتسوجيموتو 2023؛ سينشينا وآخرون 2023؛ ماركيس-تشافيس وآخرون 2024؛ واتانابي وآخرون 2024). بدلاً من ذلك، فإن نسبة C/O العالية في المجرة GSz12 عندتم تفسيره على أنه بصمة من المواد المنبعثة من جيل سابق من نجوم السكان الثالث (D’Eugenio et al. 2023). كما تم اقتراح حدوث نسبة كبيرة بشكل مدهش من AGNs من خلال ملاحظات المتابعة باستخدام NIRSpec للأجسام ذات الانزياح الأحمر العالي (على سبيل المثال، Larson et al. 2023؛ Kokorev et al. 2023؛ Fujimoto et al. 2023؛ Maiolino et al. 2023a)، مع وجود مرشحين يصلون إلىوما بعد ذلك (على سبيل المثال، غولدينغ وآخرون 2023؛ بوغدان وآخرون 2024)، بما في ذلك GNz11 نفسه (مايولينو وآخرون 2023ب).
لذا من الأساسي دفع التحقيقات الطيفية إلى عينات أكبر وانزياحات حمراء أعلى لتحقيق فهم أعمق للظروف الفيزيائية لمناطق تكوين النجوم المبكرة وتقييم المساهمة المحتملة لاقتران AGN في الإشعاع فوق البنفسجي (UV) للمجرات البعيدة.
في هذه الورقة، نقدم التأكيد الطيفي والتوصيف للمجرة GHZ2/GLASS-z12“، تم اكتشافه في البداية كـ ” قويالمرشح من قبل كاستيلانو وآخرون (2022a، C22 فيما بعد) ونايدو وآخرون (2022) في مجال GLASS-JWST للعلوم المبكرة NIRCam (تريو وآخرون 2022) (انظر أيضًا بوانز وآخرون 2022؛ دونان وآخرون 2023؛ هاريكان وآخرون 2023؛ أتيك وآخرون 2023). قدم GHZ2 أول مثال على مجموعة غير متوقعة من المجرات الساطعة ذات الانزياح الأحمر العالي وتم استهدافها باستخدام طيف متعدد الأجسام NIRSpec من JWST من خلال البرنامج GO-3073 (PI م. كاستيلانو)، الذي يهدف إلى ملاحظات متابعة شاملة لـالمرشحون الذين تم اختيارهم بواسطة C22 وكاستيلانو وآخرون (2023a) في منطقة GLASS-JWST. تقدم ورقة مرافقة طيفية JWST MIRI لـ GHZ2 فيتحت البرنامج GO-3703 (المحقق J. Zavala) (Zavala وآخرون 2024). تم تقديم تحليل مشترك لمجموعتي البيانات في Calabro وآخرون (2024).
تنظم الورقة على النحو التالي. نصف الملاحظات وتقليل البيانات في القسم 2 ونناقش الميزات الرئيسية المكتشفة في طيف NIRSpec في القسم 3. في القسم 4 نحقق في مصدر الفوتونات المؤينة من خلال مقارنة GHZ2 بنماذج الإشعاع من AGN وتكوين النجوم. يقدم القسم 5 خصائص الجسم وسيناريو فيزيائي محتمل لـ GHZ2 في سياق تكوين النجوم عند الانزياح الأحمر العالي. نقوم بتلخيص النتائج ومناقشة الآفاق المستقبلية في القسم 6.
طوال الورقة، نتبنى مقادير AB (Oke & Gunn 1983)، ودالة الكتلة الأولية (IMF) لشابريه (2003)، ودرجة معدنية شمسية من (أسبلوند وآخرون 2009)، ونموذج التوافق ).
2. الملاحظات وتقليل البيانات
يتكون برنامج GO-3073 من نقطتين متداخلتين جزئيًا لنظام NIRSpec PRISM في مجال GLASS-JWST NIRCam. تم تقسيم ملاحظة كل نقطة إلى ثلاث زيارات لتمكين ملاحظات متوازية من NIRCam عبر ستة نطاقات في الحقول المجاورة. كل زيارة لها وقت تعرض قدره 6567 ثانية وتتبنى نمط قراءة NRSIRS2، مع “شقوق” قياسية من 3 غالق للأهداف الرئيسية، ونقطة تذبذب من 3 نقاط. تم ملاحظة النقطة الأولى في 24 أكتوبر 2023، مع جدولة النقطة الثانية في يونيو/يوليو 2024. للأسف، تأثرت موضعين من الثلاثة لموقع التذبذب في الزيارة الثالثة بقصير كهربائي ولا يمكن استخدامهما. وبالتالي، تستغل الورقة الحالية 7 ملاحظات متذبذبة لـ GHZ2 بإجمالي وقت ملاحظة قدره 15323 ثانية. ستقدم ورقة قادمة (Napolitano et al., قيد الإعداد) طيفية للأخرى.تمت ملاحظة المرشحين بالفعل.
تم تقليل البيانات كما هو موضح من قبل أرابال هارو وآخرون (2023أ) وأرابال هارو وآخرون (2023ب) باستخدام خط أنابيب المعايرة STScI.الإصدار 1.13.4. نقدم هنا وصفًا موجزًا للخطوات الرئيسية. يتم تقسيم وحدات خط الأنابيب إلى ثلاثة مكونات. باختصار، يقوم وحدة calwebb_detector1 بتصحيح بيانات الكاشف.الضوضاء، تطرح التيار المظلم والانحياز، وتولد خرائط معدل العد (CRMs) من الصور غير المعايرة. يقوم وحدة calwebb_spec2 بإنشاء قصاصات ثنائية الأبعاد (2D) من الشقوق، ويصحح لتسوية المجال، ويقوم بطرح الخلفية باستخدام نمط الثلاث نقاط، وينفذ المعايرات الفوتومترية ومعايرات الطول الموجي، ويعيد أخذ عينات من الطيف ثنائي الأبعاد لتصحيح تشوهات أثر الطيف. تجمع وحدة calwebb_spec3 الصور من الثلاث نقاط، باستخدام فتحات استخراج مخصصة لاستخراج الطيف أحادي الأبعاد (1D).
وجدنا أن 2 من أصل 7 ملاحظات متقطعة لـ GHZ2 من زيارتين مختلفتين تتضمن ثانوية ذات انزياح أحمر منخفض.الجسم في الجزء العلوي من الشق. عند إجراء عملية الطرح القياسية للخلفية،خط من
مصدر التلوث سيخلق ميزة امتصاص زائفة في طيف الهدف الرئيسي عند. لذلك قمنا بتغطية المناطق الملوثة ثنائية الأبعاد قبل تطبيق تقنية طرح الخلفية بنمط الثلاثة عقد. أيضًا، نظرًا لأن الزيارة الثالثة تحتوي على ديثير واحد قابل للاستخدام فقط، قمنا بتطبيق طرح خلفية مخصص من خلال تحديد نوافذ خلفية محلية عشوائية في الغالق الفارغ المجاور. بعد ذلك، تم فحص كل من الأطياف ثنائية الأبعاد وواحدية الأبعاد باستخدام أداة التصور Mosviz (المطورون وآخرون 2023) لتغطية البكسلات الساخنة المحتملة والعيوب في الأطياف. بعد تغطية عيوب الصورة، تم دمج بيانات ثلاث تسلسلات تعرض متتالية لإنتاج المنتجات الطيفية النهائية ثنائية الأبعاد وواحدية الأبعاد. لا توجد تلوثات بسبب المصدر الثانوي واضحة في الطيف العلمي النهائي. ومع ذلك، لن نأخذ في الاعتبار في التحليل التالي المنطقة من خط الكائن الثانوي الذي وُجد أنه يؤثر بشدة على طيف GHZ2 عند 1310-1330 Å في إطار الراحة عند إجراء تصحيح خلفية قياسي مع تذبذب.
نقوم بتصحيح خسائر الشق والفتحة المعتمدة على الطول الموجي من خلال مطابقة الطيف مع الفوتومترية العريضة لنظام NIRCam على النحو التالي. يتم أولاً حساب الفوتومترية الاصطناعية عن طريق دمج الطيف مع منحنيات النقل ذات الصلة في نطاقات F200W و F277W و F356W و F444W. ثم نقوم بتناسب علاقات خطية لكل من فوتومترية NIRCam الأصلية وفوتومترية NIRSpec الاصطناعية، ونستخدم النسبة المعتمدة على الطول الموجي بين الاثنين لتصحيح الطيف بعد كسر ليمان. يتراوح التصحيح من 1.19 عندإلى 1.78 عند. هذه القيم تتماشى مع عوامل التصحيح الموجودة لطيف المنشور الساطعالمجرات بواسطة أريبا هارو وآخرون (2023ب).
في هذا العمل، نستخدم قياسًا محدثًا لقياسات فوتومترية NIRCam في حقل A2744، والذي سيتم مناقشته بالتفصيل في ورقة قادمة (ميرلين وآخرون، قيد الإعداد). تستفيد القياسات الجديدة من أحدث تقليل لبيانات GLASS-JWST NIRCam بما في ذلك الملاحظات الجديدة التي تم الحصول عليها في يوليو 2023. كما تم مناقشته من قبل C22، وذُكر أعلاه، فإن GHZ2 قريب ( ) إلى مجرة في المقدمة تلوث أيضًا التدفق الكلي المقاس داخل إهليلجي كرون (كرون 1980). وبالتالي قمنا بتقدير تدفقها الكلي باستخدام برنامج TPHOT (ميرلين وآخرون 2015، 2016) باستخدام ملف الضوء GHZ2 في نطاق F277W كمرجع عالي الدقة قبل إعادة استخراج فوتومترية F444W، ووجدنا مقدارًا كليًا قدره تم قياس التدفقات في النطاقات الأخرى عن طريق تعديل التدفق الكلي المذكور وفقًا للألوان المقاسة على الصور المتطابقة مع دالة انتشار النقطة (PSF) باستخدام A-PHOT (ميرلين وآخرون 2019) في فتحة بقطر يساوي ضعف عرض PSF عند نصف الحد الأقصى من الكثافة (FWHM).0!28) (انظر أيضًا ميرلين وآخرون 2022؛ باريس وآخرون 2023).
أخيرًا، سنستنتج الخصائص الفيزيائية في إطار الراحة مع الأخذ في الاعتبار أن GHZ2 متأثر.
الشكل 1. طيف PRISM لنظام NIRSpec في بعدين (الأعلى) وبعد واحد (الأسفل) لـ GHZ2. في اللوحة السفلية، تُظهر الخطوط الرمادية مستوى الضوضاء RMS، وتبرز الخطوط الحمراء المتقطعة طول الموجة للميزات فوق البنفسجية التي تم مناقشتها في هذه الورقة.
من خلال تكبير العدسة المعتدلتم تقديرها على أساس النموذج الذي قدمه بيرغاميني وآخرون (2023). نسب الخطوط وعرض المعادلات (EWs) غير متأثرة بالتكبير.
3. الطيف فوق البنفسجي لـ GHZ2
3.1. تحديد الانزياح الأحمر، اكتشاف خطوط الانبعاث وقياس التدفق
طيف NIRSpec لـ GHZ2 (الشكل 1) يظهر كسر ليمان حاد وميزات انبعاث واضحة تتماشى معنحصل على قياس أولي لانزياحه الأحمرمن مركز الثقل لـ [Ne III]الانبعاث الذي يُقاس بخط واحد عند أعلى دقة طيفيةمن بين الذين تم اكتشافهم عند نسبة إشارة إلى ضوضاء عالية.
لقياس التدفق وعرض الخطوط الانبعاثية، نقوم بإجراء تكامل مباشر لطيف الطيف المخصوم من الخلفية في نافذة مركزة عند الطول الموجي المتوقع.ولها عرض، حيث هو الجذر التربيعي المتوسط المتوقع (RMS) لجملة تم ملاحظتها بدقة في حالة الخطوط الممزوجة جزئيًا، نقوم بتقييم أهمية مجمع الخطوط بالكامل والمكونات المختلفة في نوافذ أضيق بعرض. يتم قياس الاستمرارية كاستيفاء خطي للمناطق الخالية من الميزات المحتملة الأقرب إلى كل خط. للتأكد من أن الخطوط المفحوصة غير متأثرة بالعيوب غير المموهة، قمنا بفحص جميع الأطياف ذات التشتت الفردي والأطياف التي تم الحصول عليها من خلال دمج الزيارتين اللتين تم ملاحظتهما في ثلاث وضعيات تذبذب. نعتبر كل اكتشاف له نسبة إشارة إلى ضوضاء (SNR) كبيرة.حيث تأخذ عدم اليقين في الاعتبار الأخطاء في كل من التدفق المتكامل والاستمرارية المستنتجة عند موضع الخط.
ثم يتم إجراء ملاءمة غاوسية للفلور المخصوم من الاستمرارية لجميع ميزات الانبعاث المهمة باستخدام حزمة specutils من astropy. يتم التعامل مع الثنائيات والمجموعات غير المحلولة كملف غاوسي واحد، بينما يتم استخدام ملاءمة مزدوجة غاوسية للخطوط المدمجة جزئيًا (انظر الشكل 2). نسمح لمتوسط الغاوسي بالتغير وفقًا لـو الـ RMS الغاوسي داخلمن الاسميلأخذ في الاعتبار عدم اليقين في الانزياح الأحمر والنظر في عدم اليقين المحتمل في مركز الكتلة والانحراف المعياري لجماعات غير محلولة. نحن نبلغ في الجدول 1 عن التدفقات المقاسة، وعرض الخطوط، وأهمية الخطوط التي تم الحصول عليها من اختبار التكامل المباشر الموصوف أعلاه. تم الحصول على عدم اليقين من خلال محاكاة مونت كارلو مع الأخذ في الاعتبار الأخطاء في كل من الملاءمة الغاوسية والاستمرارية، وبالتالي فهي أكثر تحفظًا من نسبة الإشارة إلى الضوضاء المقاسة من خلال التكامل المباشر. في حالة الخطوط غير المهمة،تُبلغ الحدود التي تم الحصول عليها من خلال التكامل المباشر.
جميع الخطوط تعطي تقديرات الانزياح الأحمر التي تتوافق ضمن عدم اليقين المعني مع القيمة المستخلصة من [Ne III]خط. من متوسط مرجح لقياسات أفضل الخطوط المحللة بدقة، ذات نسبة إشارة إلى ضوضاء عالية (N IV] ، سي IV ، C III] “، و[ني III] )، نحصل على التي نعتمدها فيما بعد.
3.2. خطوط انبعاث الأشعة فوق البنفسجية
أبرز خط هو C IV غير المحلولة1551 دبلتالذي يقع بالقرب من N IV] غير المحلولة، 1488 دبلت. قمنا بقياس مركب C IV + N IV باستخدام ملاءمة مزدوجة غاوسية كما هو موضح أعلاه، وحصلنا على EW(C IV) و EW(N IV) . هذه EW هي أعلى بمرات من القيمة المتوسطة الموجودة في أنظمة انبعاث لامدا ألفا عند (Roberts-Borsani et al. 2024) ويضع GHZ2 في فئة المنبعثات C IV ذات الانزياح الأحمر العالي مثل RXCJ2248-ID في بالسترا وآخرون 2013؛ شميت وآخرون 2017؛ مينا لي وآخرون.
الشكل 2. من أعلى اليسار إلى أسفل اليمين: لقطات من طيف NIRSpec في مناطق بعرضإطار الراحة مركّز عند موقع C IV و N IV] ; هو II و O III]; N III] المؤقتةخط؛ ج III]; O III ، [ني IV] ; V ; [O II] و [Ne III]. جميع كثافات التدفق بوحدات تظهر المنطقة المظللة باللون الرمادي عدم اليقين في كل بكسل. تشير الخطوط الحمراء المتقطعة إلى الطول الموجي لجميع الميزات المحتملة في النطاق الطيفي المعني. تحدد الخطوط البرتقالية العمودية المنطقة التي يتم فيها تقييم نسبة الإشارة إلى الضوضاء (SNR) للميزة من التكامل المباشر. بالنسبة لجميع الخطوط المهمة، يتم عرض الملاءمة ذات الغاوس الواحد ذات الصلة باللون الأخضر. عندما تم استخدام ملاءمة ذات غاوس مزدوج، يتم عرض المكونين كمنحنيات خضراء وحمراء، ومجموع الاثنين باللون البرتقالي. تظهر الخط الأزرق في كل لوحة الاستمرارية فوق البنفسجية المقدرة.
2017؛ توبينغ وآخرون 2024) و A1703-zd6 عند، ستارك وآخرون 2015). لقد تحققنا من النطاق المكاني لخط C IV للبحث عن أدلة على التدفقات الخارجة المرتبطة بهذه السمة الانبعاثية القوية. قمنا بمقارنة الملف المكاني للخط، متوسطًا على نافذة طول موجي بعرض، إلى الملف المكاني للمتواصل المتوسط في نافذتين الأقرب خاليتين من ميزات الانبعاث. نجد أن ملفات الخط والمتواصل متسقة إحصائيًا، مما لا يوفر أي مؤشر على تدفقات C IV الممتدة مكانيًا. في الملحق أ، نناقش اكتشاف C IVخط في طيف VLT XSHOOTER، مما يشير إلى أن تدفقه يُنسب في الغالب إلى مكون له عرض نصف أقصى (FWHM). وبالمثل، اكتشفنا المركب الممزوج O III + He II وفصلنا بين المكونين باستخدام ملاءمة مزدوجة غاوسية، ووجدنا أن II ، مقارنة بأعلى القيم الموجودة عند الانزياحات الحمراء المنخفضة/المتوسطة (على سبيل المثال، بيرغ وآخرون 2019؛ ناناياكارا وآخرون 2019؛ ساكسانا وآخرون 2020). O III]الزوج لديه إجمالي EW، وهو أكثر سطوعًا بمقدار مرات من [O II]3729 الذي يتم اكتشافه بشكل هامشي فقط. النسبة بين خطي الأكسجين، بالإضافة إلى وجود [Ne III] بارزتشير الخطوط إلى تأين عالٍ وكمية معدنية منخفضة، كما سنناقش بمزيد من التفصيل في القسم 5.2. C III]يتم العثور على الخط أيضًا بأهمية عالية مع، في الطرف الأقصى من النطاق المقاس عند الانزياح الأحمر العالي (على سبيل المثال، ليفر وآخرون 2019؛ ليرينا وآخرون 2022). تقع GHZ2 بشكل ملحوظ فوق علاقة الانزياح الأحمر-عرض الخط (CIII) المستمدة من قبل روبرتس-بورتساني وآخرون (2024) للسكان العامين في الانزياح الأحمر العالي.في و استنتج لـ )، بشكل مشابه لـ المجرة GSz12 (D’Eugenio وآخرون 2023).
لم نكتشف بشكل كبير خطوط التأين العالي جداً [Ne IV] و [Ne V] معالحدود العليا لتدفقهم من و ، على التوالي.
3.3. الكشف المؤقت عن N III]خط
لقد حصلنا علىكشف (N III] غير المحلولة)المضاعف. هذه السطر مهم للغاية لتقييم نسبة N/O (القسم 5.2) وما إذا كانت GHZ2 تنتمي إلى فئة الأجسام المعززة بـ N التي تم مناقشتها في الأدبيات الحديثة (على سبيل المثال، بانكر وآخرون 2023؛ جونز وآخرون 2023ب؛ توبينغ وآخرون 2024). ومع ذلك، نلاحظ أن نسبة الإشارة إلى الضوضاء لهذه الاكتشاف تعتمد بشكل كبير على تقدير الاستمرارية المحلية، وهو ما يصعب قياسه بدقة عند دقة المنشور في منطقة خط N III]. في القياس الأساسي للخط، استخدمنا النوافذ الأقرب التي تبعد بما فيه الكفاية عن الميزات المحتملة، عند و إطار الراحة. كبديل، قمنا بتقدير استمرارية عالمية كملاءمة متعددة الحدود من الدرجة الثالثة لجميع المناطق في طيف GHZ2 التي تبعد عن الطول الموجي عند
الجدول 1. خطوط انبعاث الأشعة فوق البنفسجية في GHZ2
خط
( )
تدفق
يُو
نسبة الإشارة إلى الضوضاء
( )
لي
<8.5
<10
<3
N IV]
١٣
سي IV
43
هو الثاني
٥
O III]
9
ن III]
٧
ج III]
11
[ني IV]
<2.2
<16
<3
أو 3
9
V]
<3.1
<75
<3
[O II]
12
[ ني III] 73868
32
ملاحظة – يتم تقييم نسبة الإشارة إلى الضوضاء من تكامل التدفق المخصوم من الاستمرارية في منطقة مركزة على كل ميزة؛ يتم قياس التدفقات وعرض الخطوط باستخدام ملاءمات غاوسية. انظر القسم 3.1 للحصول على التفاصيل. جميع الحدود العليا هي عند. على الأقلمن أي خط انبعاث أو امتصاص محتمل. وجدنا أن استنتاجاتنا تظل دون تغيير لجميع الخطوط التي تم مناقشتها في القسم السابق، والأهم من ذلك، بالنسبة لـ N III]خط. ومع ذلك، وُجد أن الكشف ليس ذا دلالة، معالحد الأعلى منإذا اعتمدنا كتقدير للاستمرارية القيمة المتوسطة في النافذة الزرقاء عندبينما لا يعد هذا غير متوقع بالنظر إلى الشكل الحاد لاستمرارية الأشعة فوق البنفسجية لـ GHZ2، فإنه يعكس الطبيعة المؤقتة للاكتشاف؛ هناك حاجة إلى ملاحظات أعمق/أعلى دقة في المستقبل لتأكيده. في القسم 5.2، سنتناول تداعيات كل من حالة الاكتشاف والحد الأعلى المحافظ المذكور أعلاه.
3.4. الكشف عن O IIIخط انبعاث بوان
لقد اكتشفنا بشكل كبير (نسبة الإشارة إلى الضوضاءخط انبعاث عند، مما يتوافق مع إطار الراحة. الميزات المعروفة الوحيدة المتوافقة مع الطول الموجي المقاس هي خطوط O III عند و يتم إصدارها عبر تألق الرنين بوين (بوين 1934، 1947)، ولا يمكن أن تؤثر أي خطوط انبعاث محتملة أخرى على نطاق الطول الموجي المدروس. تنشأ خطوط انبعاث O III في بيئة شديدة التأين وكثيفة (على الرغم من أنه في حالة GHZ2، ليست كثيفة لدرجة تمنع تشكيل الخطوط المحظورة)، مع تدفق قوي من الأشعة فوق البنفسجية المؤينة. باختصار، هيليوم II لايالفوتونات المنبعثة من الغاز المؤين عند الطول الموجي الثابتيمكن أن يتم امتصاصه بواسطة O III عند طول موجي متقارب تقريبًا ( )، مثيرًا له المستوى. عندما تكون عمق O III البصري كبيرًا، فإن He II Ly تجد الفوتونات طريقها للخروج من الرنين من خلال سلسلة من الانتقالات الفلورية في الطيف المرئي والأشعة فوق البنفسجية، بما في ذلك خطوط 3123 و 3133 أنغستروم. خط O III عندهو الانتقال الأكثر سطوعًا والأكثر ملاحظة من هذا النوع، على الرغم من أن دقة طيف GHZ2 لا تسمح لنا باستبعاد بعض المساهمة من انتقال أو III بوين (الذي يكون عمومًا أضعف بكثير) فيفي الانبعاث المكتشف. لمناقشة مفصلة حول فيزياء هذه الانتقالات في سياقات فلكية مختلفة، انظر هارينجتون (1972)، ديغوتشي (1985)، ودجينيزه وآخرون (2003).
عادةً ما تُلاحظ خطوط بوان في الأنظمة المتناظرة والثنائية الأشعة السينية (مثل، شاختير وآخرون 1989، 1991؛ بيريرا وآخرون 1999؛ سيلفيلي وآخرون 2007)، السدم الكوكبية (مثل، ليو ودانزيجر 1993)، وبعض مجرات سايفرت ذات الانزياح الأحمر المنخفض (مثل، مالكان 1986؛ شاختير وآخرون 1990). تُظهر جميع نوى سايفرت 2 تقريبًا خطوط بوان، على الأقل خطوط ضعيفة، إذا كانت عينات مالكان (1986) وشاختير وآخرون (1990) تمثل الواقع؛ ومع ذلك، على الرغم من أنه يجب أن تحتوي نوى سايفرت 1 والكوازارات أيضًا على خطوط بوان (نيتزر وآخرون 1985)، فإن تلك التي تنتجها منطقة الخط العريض تكون أكثر صعوبة في الكشف عنها وقياسها لأنها تمتلك EW منخفض وتندمج مع الاستمرارية أو مع خطوط أخرى (مثل Fe II، إلخ). بينما تم ملاحظة الانتقالات الفلورية سابقًا عند انزياحات حمراء متوسطة بفضل عدسات الجاذبية القوية (فانزيلا وآخرون 2020)، فإن GHZ2 هو، على حد علمنا، أول كائن من عصر إعادة التأين يظهر O III.خاصية الانبعاث.
O IIIقد تشير السطر إلى أن GHZ2 هو نجم متغير نشط. ومع ذلك، فإن عدم اكتشاف خط [Ne V] يثير الحيرة؛ هذا الخط عادةًأكثر سطوعًا بمقدار مرات عديدة من خط O III في AGNs (مالكان 1986؛ شاختير وآخرون 1990؛ كرايمر وآخرون 1994؛ لانتزويزي وآخرون 2015)، مع الاستثناءات المعروفة الوحيدة وهي Mrk 42 (مالكان 1986) والأحداث التي تنتمي إلى فئة “ومضات الفلورية لبوان” التي تم تفسيرها على أنها حلقات زيادة في الانجذاب نحو ثقب أسود فائق الكتلة نشط بالفعل (تراختنبرات وآخرون 2019؛ ماكريجياني وآخرون 2023). نظرًا لأن إمكانيات التأين لـ، و على التوالي، و 126.2 إلكترون فولت، و فقط [Ne III]مرئي، من المحتمل أن تكون الفوتونات المؤينة ذات الطاقة العالية هيمن الممكن أيضًا أن يكون هناك وفرة منخفضة من النيون (على سبيل المثال، إيسوبي وآخرون 2023ب)، نظرًا لأن [Ne III]بشكل عامأقوى بمقدار مرات من O IIIفي AGNs ومع ذلك فهي أقوى بحوالي مرتين فقط في GHZ2.
ربما من الغريب أيضًا أنه لا يوجد دليل على هيليوم IIفي طيف GHZ2. هذا الخط عادةًقوة O IIIفي نوى سيفرت (مالكان 1986؛ شاختير وآخرون 1990)، لذا يجب أن يكون قابلاً للاكتشاف، وإن كان عند نسبة إشارة إلى ضوضاء منخفضة. ومع ذلك، يمكن أن تكون قوته أحيانًا منخفضة كما هو الحال فيذلك من O III; إذا كان هذا هو الحال في GHZ2، فلن يتم اكتشافه في البيانات الحالية. علاوة على ذلك، استنادًا إلى الجداول 2 و 3 من سيتون (1978)، هيليوم IIعادةً ما يكون أضعاف قوة الهيليوم IIفي الغازات مع و ; نظرًا لتدفق هيليوم II المقاسفي طيف GHZ2، قد لا يكون من المفاجئ أن هيليوم IIغير مكتشف.
يحتاج طيف GHZ2 ذو نسبة إشارة إلى ضوضاء أعلى للكشف عن هيليوم II وقياسه بدقة.، وبالتالي تكون قادراً على تحديد عائد بوان (نسبة الهيليوم IIتم تحويله إلى خطوط أو III بوين) من الكثافة النسبية للخطين؛ العلاقة ذات الصلة (شاختير وآخرون 1990) هييمكننا أيضًا استخدام He IIلتقدير عائد بوان; و (كما هو مذكور أعلاه) . ومع ذلك، فإن نسبة الكثافة المقاسةفي GHZ2 هوغير مؤكد إلى حد كبير. نتيجتنا الرسمية هي أن، حيث تشمل شريط الخطأ فقط عدم اليقين في، وليس التباين فيبين الغازات التي لها ظروف فيزيائية مختلفة. قيمةغير فيزيائي، ولكن في أي حال فإن نتيجتنا غير مؤكدة لدرجة أن عائد بوين غير مقيد أساسًا. علاوة على ذلك، هيليوم IIيفضل الخط على هيليوم IIعند تحديد عائد بوان، على الرغم من أن الأخير هو في جوهره عامل أقوى بـ 16-17 مرة من الأول، حيث أن النتيجة مع هيليوم IIمستقل عن الاحمرار.
3.5. الاستمرارية فوق البنفسجية والحدود على انبعاث ليا
أخيرًا، استغللنا الاستمرارية المقاسة في طيف NIRSpec لتقييد سطوع الأشعة فوق البنفسجية وانحدار GHZ2 خاليًا من الأنظمة التي أدخلتها خطوط الانبعاث. انحدار الأشعة فوق البنفسجيةتم قياسه عن طريق ملاءمة تدفق الاستمرارية مع قانون القوة بعد إخفاء جميع ميزات الانبعاث المحتملة. بينما يتم عادةً إجراء الملاءمة عندنطاق الإطار الزمني (Calzetti et al. 2000)، نقيد تحليلنا إلى نطاق 1400-2600 Å بسبب التأثير المحتمل لليزر المخففيمكن أن تؤثر أجنحة الامتصاص (DLA) على الاستمرارية عند الأطوال الموجية الأقصر (Heintz et al. 2024). استخدمنا emcee (Foreman-Mackey et al. 2013) لإجراء تحليل سلسلة ماركوف مونت كارلو (MCMC) لتحديد أفضل نموذج ملائم من خلال 100 سلسلة و100,000 خطوة. كشرط مسبق، فرضنا توزيعًا مسطحًا.ميل الأشعة فوق البنفسجيةتم قياسه، حيث أن القيمة الأفضل والتقدير المرتبط بها هما الوسيط والانحراف المعياري للتوزيع البعدي. في هذا الصدد، GHZ2 متسق مع أكثر المصادر سطوعًا في الأشعة فوق البنفسجية وذات الكتلة النجمية العالية في، التي تظهر تطورًا طفيفًا بين ١١ ( إلى -2.5)، مما يدل على أنظمة فقيرة في الغبار في الغالب (روبرتس-بورتساني وآخرون 2024). ثم استخرجنا مقدار الأشعة فوق البنفسجية المطلقمن التدفق المستمر المتوسط للقانون القوة الملائم في النطاقإطار الراحة، بعد تصحيح التكبير. من المثير للاهتمام أننا نحصل على ميل أزرق في الأشعة فوق البنفسجية.عن طريق تركيب NIR-
الشكل 3. موقع GHZ2 (مربع مملوء باللون البرتقالي مع قضبان خطأ سوداء) في مخططات التشخيص في الأشعة فوق البنفسجية التي تميز بين تكوين النجوم وAGN كمصدر رئيسي للإيونات: C III]/He II مقابل O III]/He II (في الأعلى، الخطوط السوداء تقسم المخطط وفقًا لمعايير الاختيار من Mingozzi et al. 2023) وC IV/C III] مقابل (C IV+C III])/He II (في الأسفل). تم عرض نماذج AGN وتكوين النجوم من Feltre et al. (2016) وGutkin et al. (2016) (الألواح اليسرى) ومن Nakajima & Maiolino (2022) (الألواح اليمنى) باللونين الأحمر والأزرق، على التوالي. يتم عرض مواقع الكائنات المرجعية عندما تكون البيانات ذات الصلة متاحة: GNz11 (سداسي أرجواني)، GSz12 (سداسي أخضر)، وRXCJ2248-ID (مثلث بنفسجي) باستخدام قياسات من Bunker et al. (2023)، D’Eugenio et al. (2023)، وTopping et al. (2024)، على التوالي.
قياس كام في نطاقات F200W و F277W و F356W بسبب تأثير خطوط الانبعاث في.
قياس ليالإشعاع في طيف PRISM يمثل تحديًا بسبب ضعف الدقة وتأثيرات الامتصاص بين النجوم وبين المجرات عند كسر ليمان.
اتبعنا الإجراء الموصوف بالتفصيل من قبل جونز وآخرون (2023أ) ونابوليتانو وآخرون (2024) لاستنتاج حد على إطار الراحة للي. EW على أساس الانزياح الأحمر المقاس، دقة الأداة عند خط ليمانطول الموجة وتدفق الاستمرارية وعدم اليقين نحو الأحمر من لامدا. يتم استقراء الاستمرارية على أساس ميل الأشعة فوق البنفسجية المقاس كما هو موضح أعلاه. لقد استخلصنا حد منتم العثور على حد ثابت عند استخدام الاستمرارية المقدرة باستخدام ملاءمة متعددة الحدود من الدرجة الثالثة لمناطق خالية من الخطوط (القسم 3.3).
4. مصدر الفوتونات المؤينة: تشكيل النجوم أم نواة المجرة النشطة؟
الشكل 4. مخططات تشخيصية تعتمد على عرض الخطوط فوق البنفسجية بما في ذلك، حيثما كان متاحًا، مناطق الاختيار من هيرشمان وآخرون (2019). النماذج من ناكاجيما ومايولينو (2022). المقارنة مع المصادر المرصودة كما في الشكل 3، ولكن تشمل في الزاويتين العلويتين اليمنى والسفلية اليسرى هنا أيضًا الأجسام J2229+2727 (ماس أزرق داكن؛ إيزوتوف وآخرون 2024) وA1703-zd6 (مثلث بنفسجي؛ ستارك وآخرون 2015). يعتبر عرض الخط (O III]) لجسم A1703-zd6 حدًا أعلى لأنه تم قياس أحد مكوني الثنائي فقط.
تشير خطوط الانبعاث البارزة المكتشفة في طيف GHZ2، بما في ذلك الانتقالات عالية التأين مثل C IV وN IV]، بوضوح إلى وجود مصدر تأين قوي. من أجل التمييز بين ما إذا كان مصدر التأين السائد في GHZ2 هو نجم نشط (AGN) أو انبعاث من تجمعات نجمية شابة، قمنا باختبار عدة تشخيصات تستغل النسب وEWs لخطوط الأشعة فوق البنفسجية (على سبيل المثال، Feltre et al. 2016؛ Nakajima et al. 2018؛ Hirschmann et al. 2019، 2023؛ Mingozzi et al. 2023). في ما يلي، نقارن GHZ2 بمجموعتين مختلفتين من النماذج التي تم بناؤها من خلال معالجة انبعاث النجوم أو AGN باستخدام كود التأين الضوئي CLOUDY (Ferland et al. 2013). نحن نعتبر نماذج للمجرات التي تشكل النجوم من قبل غوتكين وآخرون (2016، G16 فيما بعد) استنادًا إلى أحدث إصدار من نماذج تركيب السكان النجمي لبروزوال وشارلوت (2003) (انظر فيدال-غارسيا وآخرون 2017، للتفاصيل)، ونماذج AGN ذات الخطوط الضيقة من قبل فيلتري وآخرون (2016، F16 فيما بعد). نقارن أيضًا مع نماذج تشكيل النجوم من النوع الثاني (استنادًا إلى SEDs من BPASS v2.2.1، ستانووي وإلدريدج 2018) ونماذج AGN من قبل ناكاجيما ومايولينو (2022، NM22 فيما بعد). نشير إلى القارئ إلى الأوراق المذكورة أعلاه لوصف مفصل لإجراءات النمذجة والافتراضات. بينما تشمل النماذج المدروسة نطاقًا واسعًا من القيم لـ
الشكل 5. موقع GHZ2 و GNz11 في مستوى O III]/He II مقابل [Ne IV]/N IV] مقارنة بالنماذج من Feltre et al. (2016) و Gutkin et al. (2016) (اللوحة اليسرى) ومن Nakajima & Maiolino (2022) (اللوحة اليمنى). الرموز كما في الشكل 3.
المعدنية، معامل التأين، و(في حالة F16 وG16) أيضًا نسبة C/O وكثافة الغاز، اخترنا عدم تقييد المقارنة بأي نطاق محدد مسبقًا من القيم نظرًا للطبيعة غير المعروفة لـ GHZ2. عند الإمكان، نقارن GHZ2 بأجسام مرجعية ذات طيف موصوف بشكل جيد: GNz11 (; بانكر وآخرون 2023؛ مايولينو وآخرون 2023ب)، GSz12 (; د. يوجينيو وآخرون 2023)، فإن مصادر الإشعاع C IV ذات الانزياح الأحمر العالي مع EW>30Å RXCJ2248-ID (; توبينغ وآخرون 2024) و A1703-zd6 (; ستارك وآخرون 2015)، والوحيد المعروف من الأمثلة المماثلة عند الانزياح الأحمر المنخفض، المجرة J2229+2727 (; إيزوتوف وآخرون 2024).
للمقارنة، نستغل مجموعة واسعة من نسب خطوط الانبعاث التي تم الإبلاغ عنها في الشكل 3. في جميع هذه الحالات، يقع GHZ2 عادةً في المنطقة التي تميل فيها نماذج تكوين النجوم ونماذج AGN إلى التداخل. ومن الجدير بالذكر أن التقييم يعتمد بشكل كبير على النموذج. GHZ2 أكثر توافقًا مع تكوين النجوم وفقًا لنماذج F16 و G16 في كل من مخططات C III]/He II مقابل O III]/He II و C IV/C III] مقابل (C IV + C III])/He II. بدلاً من ذلك، تمتد نماذج AGN من NM22 إلى المنطقة التي يوجد فيها GHZ2. كما أن موقع GHZ2 في مخطط C III]/He II مقابل O III]/He II متوافق أيضًا مع الانبعاث الناتج عن الصدمات وفقًا لمعايير الاختيار التي وضعها مينغوزي وآخرون (2023). تُظهر المقارنة مع أشياء أخرى ذات انزياح أحمر مرتفع مع خطوط انبعاث بارزة تشابهًا ملحوظًا بين GHZ2 و RXCJ2248-ID في جميع المخططات. GHZ2 قريب جدًا أيضًا من GNz11 في مخطط C III]/He II مقابل O III]/He II، بينما C IV الأضعف بكثير.الانبعاث في GNz11 يميز المصدرين في المخططات الأخرى. ربما يكون الاستمرارية المؤينة أضعف في GNz11، مما قد يساعد أيضًا في تفسير غياب خطوط الفلورسنت بوان في طيفه. نجد أنه في حالة نماذج F16/G16 و NM22، فإن نسب الخطوط المقاسة في GHZ2 هي نموذجية للمعادن المنخفضة. ) ومعامل تأين مرتفع في كل من حالة تشكيل النجوم وحالة AGN. في الواقع، يمكن تفسير الاختلافات بين مجموعتي النماذج على الأرجح من خلال نماذج NM22 التي تسمح بمعامل تأين مرتفع يصل إلى بينما تقتصر طائرات F16 و G16 علىاستنادًا إلى هذه المقارنات، ومع الأخذ في الاعتبار الفروق الكبيرة بين النماذج المختلفة، نستنتج أنه من الصعب تحديد مصدر الإشعاع المؤين بشكل قاطع استنادًا فقط إلى نسب الخطوط. نظهر في الشكل 4 المخططات التشخيصية المستندة إلى قيم عرض الخطوط (EWs) لخطوط الأشعة فوق البنفسجية المقترحة من قبل ناكاجيما وآخرين (2018) مقارنةً بنماذج NM22 (الوحيدة التي توفر معلومات عن EW). قيم EW في إطار الراحة لخطوط الأشعة فوق البنفسجية GHZ2 تتوافق دائمًا مع انبعاث AGN أو مع انبعاث مركب من كل من تكوين النجوم والاندماج. سيتم تصنيف GHZ2 كـ AGN وفقًا للحدود المقترحة من قبل ناكاجيما وآخرين (2018)، وكـ AGN أو مركب وفقًا لمعايير الاختيار من قبل هيرشمان وآخرين (2019). تظهر المصادر الأخرى لخط C IV توافقًا مشابهًا مع قيم EW ونسب الخطوط النموذجية لـ AGN؛ على وجه الخصوص، RXCJ2248-ID قريب بشكل ملحوظ من GHZ2 في جميع المخططات المعنية، مشابهًا لحالة تشخيصات نسب الخطوط التي تم مناقشتها أعلاه.
أخيرًا، تحققنا مما إذا كانت عدم اكتشاف خطوط التأين العالي جدًا [Ne IV] و [Ne V] يميز بين الانبعاث الناتج عن AGN والانبعاث الناتج عن تكوين النجوم في حالة GHZ2. هذه الخطوط لها طاقات تأين أعلى من أي من ميزات الانبعاث فوق البنفسجي الأخرى المكتشفة في GHZ2، وبشكل خاص، [Ne V]بطاقة تأين قدرهاهو علامة قوية تراكم المادة على ثقب أسود فائق الكتلة (على سبيل المثال، شميت وآخرون 1998؛ جيلي وآخرون 2010). نجد أن حدود عرض الخط لدينا ليست صارمة بما يكفي لاستبعاد انبعاث AGN في GHZ2. الحد على عرض الخط ([Ne V]) في GHZ2 أعلى بكثير من القيم النموذجية المقاسة في كل من الخطوط الضيقة ( ) وAGN ذات الخطوط العريضة ( ) في (Mignoli وآخرون 2013). بالمثل، AGNs المختارة بواسطة CIV في لدي EW الرابع (Mignoli وآخرون 2019)، أقل من حد 16نقيس بوحدات GHZ2. من ناحية، يظهر GHZ2 خصائص مشابهة لهذه AGNs الم obscured، التي لديها خصائص نموذجيةالرابع، و III من ناحية أخرى، تقع موضع GHZ2 على مستوى C IV/He II مقابل C IV/C III] خارج المنطقة التي تشغلها معظم AGNs المذكورة أعلاه، والتي يتم وصفها بشكل جيد بواسطة نماذج AGN النقية (الشكل 5 في Mignoli et al. 2019).
تتوافق هذه النتائج مع الاختبارات الموضحة في الأشكال 3 و 4، ولا تحل الغموض حول طبيعة GHZ2. بدلاً من ذلك، يمكن أن توفر تشخيصات نسبة الخطوط باستخدام خطوط عالية التأين جدًا قيودًا أكثر صرامة. استكشفنا عدة تركيبات، ووجدنا أن الرسم البياني الأكثر فائدة يستغل نسب O III]/He II مقابل [Ne IV]/N IV] التي تتوافق فقط مع تكوين النجوم وفقًا للنماذج التي قدمها F16 و G16 (الشكل 5). ومع ذلك، لا يمكننا اعتبار هذا الاختبار حاسمًا، حيث لا يزال GHZ2 متوافقًا بشكل هامشي مع نماذج AGN التي قدمها NM22 ولديه نسب تتوافق مع تلك الخاصة بـ GNz11 التي تظهر ميزات AGN (مايولينو وآخرون 2023ب). كما استكشفنا تشخيصات أخرى تعتمد على نسب [Ne IV]/C III] أو [Ne V]/C III] (شولتز وآخرون 2023)، وعلى Ne53. III (كليري وآخرون 2023)، حيث وجدوا أنها ليست حاسمة لأن الحدود المتاحة لـ GHZ2 متوافقة مع إما تجمعات نجمية ذات معدنية منخفضة جداً أو AGNs. على وجه الخصوص، GHZ2 لديهفي، و ) (زافالا وآخرون 2024؛ كالا برو وآخرون 2024) متوافق مع المنطقة “المركبة” التي حددها كليري وآخرون (2023). O III قد تشير خط الفلورية إلى أن GHZ2 هو AGN شبيه بسيرفرت. ومع ذلك، كما ذُكر بالفعل في القسم 3.4، فإن عدم اكتشاف خط [Ne V] يثير الحيرة في هذا الصدد.
لتلخيص الأمر، فإن البيانات المتاحة لا تسمح لنا بتحديد ما إذا كانت مصدر التأين السائد داخل GHZ2 هو تكوين النجوم أو تراكم AGN. من ناحية، تشير القيم العالية لخطوط الكربون والأكسجين إلى مساهمة AGN. من ناحية أخرى، فإن نسب الخطوط القابلة للقياس، وخاصة [Ne IV]/N IV]، تفضل حالة تكوين النجوم وفقًا لنماذج F16 وG16، لكنها متوافقة مع كلا السيناريوهين وفقًا لنماذج NM22.
5. سيناريو تشكيل النجوم لـ GHZ2
إن عدم اكتشاف خطوط التأين العالي جدًا والتشابه بين GHZ2 وغيرها من مصادر إشعاع C IV من حيث نسب خطوط الأشعة فوق البنفسجية يحفزنا لاستكشاف الظروف الفيزيائية المحتملة-
الجدول 2. الخصائص الفيزيائية لـ GHZ2
ميل الأشعة فوق البنفسجية
تم قياس ميل الأشعة فوق البنفسجية والقدر من الاستمرارية في طيف NIRSpec (القسم 3.5). تم تقدير المعدنية ومعامل التأين من خطوط انبعاث الأشعة فوق البنفسجية وفقًا لـ Curti et al. (2023b) و Mingozzi et al. (2022) على التوالي (القسم 5.2). تم الحصول على جميع الكميات الأخرى من خلال ملاءمة SED باستخدام BAGPIPES (القسم 5.1). الإشارات المتعلقة بـ GHZ2 تحت فرضية أن مناطق تكوين النجوم هي المصدر الرئيسي للفوتونات المؤينة.
5.1. الخصائص العالمية من الفوتومترية
نشتق أولاً الخصائص العالمية لـ GHZ2 من خلال إجراء ملاءمة توزيع الطاقة الطيفية (SED) للقياسات الفوتومترية الملاحظة باستخدام BAGPIPES الإصدار 1.0.3 (كارنل وآخرون 2018، 2019). القوالب تعتمد على نماذج BPASS الإصدار 2.2.1 النجمية مع حد أعلى للكتلة في دالة الكتلة الأولية. (ستانواي وإلدريدج 2018)، وانبعاث السديم المحسوب بشكل ذاتي مع CLOUDY (فيرلاند وآخرون 2013) كما وصفه كارنال وآخرون (2018). نفترض تاريخ تشكيل نجمي ذو قانون قوة مزدوج، ونموذج تضعيف الغبار لشارلو وفل (2000) مع مؤشر قانون القوة.
بعد تصحيح التكبير، نجد معدل تشكيل النجوم (SFR) لـ وكتلة نجمية مما يعني معدل تكوين نجوم محددوفقًا للانحدار الأزرق للأشعة فوق البنفسجية المقاسة، وُجد أن GHZ2 لديه انقراض غباري منخفض جدًا. ). بينما يتم الحصول على هذه القيم فقط على أساس الفوتومترية ونؤجل التناسب الطيفي المفصل إلى عمل مستقبلي، نلاحظ أن نطاق التناسب الأفضل لـ إلى -1.4 و المعدنية ( ) تتفق بشكل مطمئن مع التقديرات المستندة إلى خطوط الانبعاث التي ستتم مناقشتها أدناه. ومع ذلك، نود أن نحذر من أن الملاحظات ذات النطاق العريض في إطار الراحة البصرية ستكون مطلوبة للحصول على قيود أقوى على الكتلة النجمية التي قد تكون عرضة للأنظمة بسبب النطاق الواسع لـ القيم (سانتيني وآخرون 2023). بشكل مريح إلى حد ما، كما تم مناقشته في زافالا وآخرون (2024)، تم إجراء ملاءمة مشتركة على الفوتومترية وطيفية MIRI يقدم قيمًا متسقة لكتلة النجوم ومعدل تكوين النجوم، وتقديرًا للعمر الموزون بالكتلة ( ) الذي يكون مقيدًا بشكل سيء عند استخدام التصوير الضوئي للأشعة فوق البنفسجية ذات النطاق الواسع فقط.
GHZ2 له حجم صغير للغاية، مع نصف قطر فعال من (مصحح للتكبير، يانغ وآخرون 2022). نصف قطر أصغر حتى (تم قياسه بواسطة أونو وآخرون (2023)، الذين أظهروا أن شكله يمكن أيضًا أن يتناسب مع نموذج مكونين مع PSF-like بالإضافة إلى مدمج.ملف تعريف المجرة (بعد إزالة العدسة). من خلال اعتماد التقدير بحذر من يانغ وآخرون (2022)، نحصل على و بينما يتم الحصول على قيم أكبر بمقدار مرات باستخدام القيم المقدرة من قبل أونو وآخرون (2023) للتناسبات ذات المكونين والمكون الواحد، على التوالي.
خصائص المصدر ملخصة في الجدول 2.
5.2. الخصائص المعدنية وخصائص التأين
يتطلب النمذجة التفصيلية لظروف السديم قياس نسب الخطوط الثنائية الحساسة لدرجة الحرارة أو الكثافة (على سبيل المثال، بيرغ وآخرون 2019؛ كيويلي وآخرون 2019) والتي لا يمكن حلها بواسطة منشور NIRSpec. ومع ذلك، تم اقتراح العديد من علاقات القياس والمعايير في الأدبيات لتوفير تقديرات للمعادن وظروف التأين من خطوط الانبعاث فوق البنفسجية عندما لا يكون النمذجة الشاملة ممكنة. في الواقع، فإن C IV القوي الانبعاث في GHZ2 يوحي على الفور بانخفاض المعدنية، حيث أن هذه السطر يُلاحظ فقط في المجرات التي تشكل النجوم مع (Mingozzi وآخرون 2023). نحصل على تقييم كمي باستخدام III II مؤشر يُعتبر مؤشراً جيداً لوفرة الأكسجين (على سبيل المثال، مايونينو وآخرون 2008). نحن نتبنى العلاقة التي قدمها كيرتي وآخرون (2023ب) والتي تمتد إلى المعدنية.الحصول على، مما يتوافق معالعلاقة الأكثر تحفظًا بين Ne 3 O 2 والفلزية التي قدمها بيان وآخرون (2018) تعطي قيمة أكبر قليلاً تبلغ 12.بالنظر إلى أن مؤشر Ne 3 O 2 قد يتأثر بتخفيض الطاقة الناتج عن التصادم لـ [OII] عند الكثافة العالية، استكشفنا مؤشرات أخرى. ومن المطمئن أن نفس نطاق المعدنية يتم الحصول عليه مع المعايرات التي قدمها مينغوزي وآخرون (2023) بناءً على نسبة C III/O III. ) و EW(C III) ( ). من المحتمل أن يكون التباين بين مقدرات مختلفة ناتجًا عن التدهورات الجوهرية بين وفرة الأكسجين وعناصر أخرى والظروف الفيزيائية للغاز المنبعث. ومع ذلك، يمكننا أن نفترض بأمان وجود معدنية لـ GHZ2 في النطاق .
عند النظر في المعدنية التي تم الحصول عليها باستخدام Ne 3 O 2 وفقًا لـ Curti et al. (2023b)، نجد انحرافًا كبيرًا عن علاقات الكتلة-المعدنية (MZR) المقاسة عند انزياحات حمراء مختلفة (الشكل 6، اللوحة اليسرى)، بما في ذلك النطاق (كرتي وآخرون 2023أ). ومع ذلك، فإن GHZ2 سوف لا يزال متسقًا مع MZR وفقًا للتقدير الأكثر تحفظًا لـتم العثور على انحراف أكثر أهمية مقارنة بالعلاقة الأساسية للمعادن (FMR؛ مانوكي وآخرون 2010). كما هو موضح في اللوحة اليمنى من الشكل 6، فإن GHZ2 متباين بـديكس من FMR بواسطة كيرتي وآخرون (2023a) مع الأخذ في الاعتبار جميع تقديرات المعدنية المذكورة أعلاه. في الواقع، بالنظر إلى كتلته ومعدل تكوين النجوم، من المتوقع أن يكون لدى GHZ2 معدنية تبلغإذا كان يتبع FMR.
أخيرًا، يمكننا استنتاج معامل التأين بناءً على العلاقات بينوخصائص الخطوط التي تم قياسها بواسطة مينغوزي وآخرون (2023) على عينة CLASSY. من بين المعادلات المقترحة من قبل مينغوزي وآخرون (2023)، نستغل المعادلة المستندة إلى نسبة C IV/C III، والتي تم معايرتها مقابل [O III] II] نسبة تتبع منطقة التأين المتوسطة/العالية. تتمتع نسبة C IV/C III بميزة أن حالات التأين المتتالية لنفس العنصر أقل عرضة للتحيزات المحتملة بسبب اختلاف الوفرة في GHZ2 ومصادر CLASSY. نجد أن هناك معلمة تأين عالية،، حيث تشمل عدم اليقين التشتت في معادلة التناسب المبلغ عنها من قبل مينغوزي وآخرون (2023). تحليل ملاحظات MIRI لـ GHZ2 يؤدي إلى تقديرات لكل من المعدنية ( ) ومعامل التأين ( متسقة مع نتائجنا (Zavala et al. 2024).
تتميز مصادر انبعاث C IV القوية بوجود معدنية منخفضة ومعامل تأين مرتفع. بالمقارنة، فإن RXCJ2248ID لديها معدنيةالشمسية (Topping et al. 2024)، مع وفرة أكسجين أقل حتى لـ A1703-zd6 (; ستارك وآخرون 2015) و J2229+2727 (~ 2.5%; إيزوتوف وآخرون 2024). وبالمثل، فإن معايير التأين لديهم متطرفة، تتراوح من إلى و RXCJ2248-ID). تم قياس قيم أقل تطرفًا، ولكن لا تزال قابلة للمقارنة في GNz11 (“; بانكر وآخرون 2023). بدلاً من ذلك، يبدو أن المصدر المعزز بالكربون GSz12 أكثر غنى بالمعادن.; د. يوجينيو وآخرون 2023) ومع معامل تأين أقل بشكل ملحوظ (من نسبة C IV/C III، مع الأخذ في الاعتبارحد أعلى على خط C IV).
5.3. هل GHZ2 معزز بالكربون أم بالنيتروجين؟
استخدمنا PyNeb (Luridiana وآخرون 2012، 2015) لتقدير و الـ نسب الوفرة، مع المهمة getIonAbundance. بالنسبة لكثافة الإلكترون، نأخذ في الاعتبار القيم المنفصلة، و وبالنسبة لدرجة حرارة الإلكترون نعتبر 1.5، 2، 2.5، 3. نلاحظ أن كثافة الإلكترونات عاليةيفضل من خلال التحليل المشترك لبيانات MIRI وملاحظات ALMA لـ GHZ2 من باكس وآخرون (2023) (زابالا وآخرون 2024). من أجل، نفترض أنه يمكن استنتاجه منالنسبة التي نطبق عليها عامل تصحيح التأين (ICF). باستخدام المعايرة التي قام بها بيرغ وآخرون.
الشكل 6. اليسار: موقع GHZ2 وأشياء أخرى على مستوى الغاز-الفلزية مقابل الكتلة النجمية (الرموز كما في الشكل 3) مقارنة بعلاقات الكتلة-الفلزية عند (خط أسود؛ كيرتي وآخرون 2020)، (أحمر فاتح)، و (أحمر داكن) من لي وآخرون (2023)، (سماوي؛ ناكاجيما وآخرون 2023) و (الأزرق؛ كيرتي وآخرون 2023a). تشير الأسهم البرتقالية إلى الحد الأعلى من المعدنية لـلـ GHZ2، وهو الأعلى بين التقديرات المتاحة. تشير النقاط الزرقاء والسماوية إلى مصادر فردية عندمن Curti وآخرون (2023a) و Nakajima وآخرون (2023)، على التوالي. المناطق المظللة تحيط بالتشتت حول العلاقات الأفضل ملاءمة. اليمين: الانحراف عن العلاقة الأساسية للمعادن بواسطة Curti وآخرون (2023a) كدالة لكتلة النجوم لـ GHZ2 والمصادر الفردية الأخرى بنفس الرموز كما في اللوحة اليسرى.
(2019)، الذي يعتمد على معامل التأين، وللتركیب المعدنينجد أن معامل التكامل الداخلي (ICF) هو 1.2. نستخدم نسبة الخط C III III وشبكة كثافات الإلكترونات ودرجات الحرارة لتقدير الإجمالي. لكل درجة حرارة مفترضة، قمنا بإجراء 1000 محاكاة مونت كارلو مع تغيير التدفقات المرصودة وفقًا لعدم اليقين المقابل لها. نحصل على قيم تتراوح من (لـ و ) إلى (لـ و ). تشير هذه التقديرات إلى أن GHZ2 لديه وفرة كربون دون الشمس إلى -0.27 دكس (بافتراضمن Asplund وآخرون 2009.
نستكشف نسبة وفرة النيتروجين إلى الأكسجين معتمدين علىالكشف الفيدوسي لـ N III]الخط ويفترض أن وفرة الأكسجين تهيمن عليهاالدولة والإجمالي N/O مشتق كـ N/O. نستخدم نسب الخطوط N IV] III] و N III] III] ، ونفس شبكة كثافات الإلكترونات ودرجات الحرارة كما هو مذكور أعلاه. في جميع الحالات المدروسة، يتجاوز N/O المستمد القيمة الشمسية، ويتراوح من (لـ ) إلى (لـ ); هذه هي عامل من أعلى من وفرة الشمس“; أسپلوند وآخرون 2009). ومع ذلك، فإن وفرة النيتروجين المقاسة تعتمد على اكتشاف N III]خط يحتاج، كما تم مناقشته في القسم 3، إلى تقييم إضافي نظرًا لانخفاض نسبة الإشارة إلى الضوضاء واعتماده على مستوى الاستمرارية المقدر. في الواقع، عند النظر في الحذرالحد الأعلى المذكور أعلاه بدلاً من الكشف عن N III]نحصل على حد أعلى من.
تشير التقديرات المذكورة أعلاه إلى تشابه ملحوظ بين GHZ2 والفئة المكتشفة حديثًا من الأجسام المعززة بالنيتروجين. في الواقع، يتمتع كل من GNz11 و RXCJ2248ID بوفرة نيتروجين تفوق الشمس وC/O دون مستوى الشمس (Senchyna et al. 2023; Topping et al. 2024)، وحالات مشابهة من الارتفاع.تمت مناقشة النسب أيضًا من قبل إيسوبي وآخرون (2023ب).
5.4. السيناريو المقترح لدينا: مصادر الإشعاع المؤين بشدة في بيئة كثيفة
افتراض أصل الإشعاع المؤين من تكوين النجوم داخل GHZ2، يشير الوفرة العنصرية الموضحة أعلاه إلى ظروف تختلف بشكل كبير عن الحالات النموذجية للمجرات ذات الانزياح الأحمر المنخفض والمتوسط. في الواقع، تكافح النماذج المتاحة في إعادة إنتاج الزيادة العالية في خطوط الأشعة فوق البنفسجية الملاحظة في GHZ2 ومصادر أخرى (على سبيل المثال، ناناياكارا وآخرون 2019؛ ساكسانا وآخرون 2020؛ أوليفييه وآخرون 2022). قد تشمل مصادر إضافية للفوتونات المؤينة أنظمة ثنائية الأشعة السينية (شاريه وآخرون 2019؛ غاروفالي وآخرون 2024)، والنجوم الضخمة جداً (ليكروا وآخرون 2024؛ أوبادهيايا وآخرون 2024)، والأشعة السينية الناعمة المنبعثة من الغاز الساخن داخل تجمعات النجوم الشابة (أوسكينوفا وشاريه 2022)، وغاز مؤين بالصدمات (جاسكوت ورافيندرناث 2016).
في هذا السياق، O IIIيمكن أن يوفر خط الفلورية المكتشف في GHZ2 رؤى حول المصادر عالية التأين المسؤولة عن انبعاث هيليوم II و EW الشديد لخطوط الكربون. بينما يتجاوز النمذجة التفصيلية لهذه الميزة الانبعاث غير العادية نطاق العمل الحالي، يجب التأكيد على أنها تشير إلى وجود غاز كثيف وعالي التأين داخل الجسم (على سبيل المثال، ديغوتشي). 1985). تتطلب آلية انبعاثها كمية كبيرة من الفوتونات المؤينة للهليوم (إعادة التركيب إلى هيليوم II لايخط في، وهو ما لا يثير الدهشة في حالتنا بالنظر إلى اكتشاف هيليوم II بالمر-خط فيمع.
توفر وفرة الكربون والنيتروجين علامة على إثراء مبكر يهيمن عليه احتراق الهيدروجين من خلال دورة CNO (على سبيل المثال، إيزوبي وآخرون 2023ب). بشكل خاص، يمكن تفسير إثراء النيتروجين في نفس السياق مثل “الزيادة” في الفوتونات المؤينة من خلال وجود نجوم ضخمة للغاية في بيئة كثيفة التجمع (شاربونيل وآخرون 2023؛ سينشينا وآخرون 2023؛ فينك 2023؛ ماركيس شافيس وآخرون 2024).
أنماط الوفرة في GHZ2 ومصادر مشابهة أخرى تتوافق مع كونها مواقع تشكيل للسكان النجميين الذين سينتهي بهم المطاف في العناقيد الكروية وبيئات كثيفة جداً أخرى تم دراستها في الكون المحلي والتي تظهر فائضاً مشابهاً من النيتروجين (على سبيل المثال، D’Antona وآخرون 2023). في هذا الصدد، من الجدير بالذكر أن GHZ2 يحتوي على كل من ارتفاعوارتفاع، مما يجعل هذا الجسم مضيفًا مثاليًا لمجموعات النجوم المرتبطة جاذبيًا. وقد تم ملاحظة ظروف كثيفة مماثلة من خلال عدسات الجاذبية في، على سبيل المثال، Sunburst (فانزيلا وآخرون 2022)، Sunrise (فانزيلا وآخرون 2023)، وFirefly Sparkle (موولا وآخرون 2024)، جنبًا إلى جنب مع الاكتشافات الحديثة الجواهر الكونية (أدامو وآخرون 2024) التي تظهر تجمعات نجمية كثيفة للغاية تقع ضمن منطقة فيزيائية تبلغ 50 فرسخًا. في هذا السيناريو، يمكن تفسير سطوع وكثافة GHZ2 بوجود تجمعات نجمية شابة ضخمة في ذروة تكوينها، حيث يتم حصر الغالبية منها ضمن مقياس 100 فرسخ بالكاد يمكن حله (على سبيل المثال، أدامو وآخرون 2024). وفقًا للانغروودي وهجورث (2023)، يمكن أن يفسر الحجم المضغوط لـ GHZ2 أيضًا انحرافه الكبير عن علاقة الكتلة الضوئية في سيناريو يتم فيه إشعال تكوين النجوم المركزية بواسطة تدفق الغاز النقي (انظر أيضًا تاكشيلا وآخرون 2023).
بينما يعتبر RXCJ2248-ID أكثر تطرفًا من حيث معدل تكوين النجوم وكثافة الكتلة النجمية مقارنة بـ GHZ2، فإن أوجه التشابه مع GHZ2 أيضًا لافتة للنظر. تمتلك الكائنان نسب خطوط وEWs متشابهة جدًا، وهما كائنان كثيفان وعاليان التأين مع معدنية وأنماط وفرة قابلة للمقارنة. تشير هذه النتائج إلى أن GHZ2 ينتمي إلى مجموعة من الكائنات ذات الانزياح الأحمر العالي جدًا التي تمر بمرحلة مكثفة من تكوين النجوم في حجم كثيف ومضغوط. من المغري التكهن بأن بقايا هذه المرحلة ستنتهي في بيئات نجمية كثيفة عند الانزياح الأحمر المنخفض.
خصائصه، جنبًا إلى جنب مع الميل الأزرق للأشعة فوق البنفسجية – 2.39 مقاسة من الطيف (الذي يشير إلى قلة تعتيم الغبار)، هل تلك متوقعة في السيناريوهات التي تمر فيها الأجسام التي تشغل الطرف الساطع من دالة اللمعان فوق البنفسجي بمرحلة “الوحش الأزرق” التي تؤثر بشكل فعال دفع الغبار المتكون سابقًا من خلال الرياح المدفوعة بالإشعاع (فيرارا 2023؛ فيوري وآخرون 2023).
يمكن أن تسهم الأجسام في نفس المرحلة التطورية مثل GHZ2 بشكل كبير في إعادة تأين الكون. تُظهر تحليل إيزوتوف وآخرون (2023) علاقة بين انخفاض المعدنات، وارتفاع نسبة N/O، وانخفاض نسبة C/O، وتسرب كبير لفوتونات ليمان المستمرة (LyC). بالإضافة إلى ذلك، وجد شيرر وآخرون (2022ب) وكرامارينكو وآخرون (2024) ارتباطًا بين نسبة C IV/C III العالية ونسبة الهروب غير الصفرية لفوتونات التأين: GHZ2 لديها C IV/C III.، أعلى من العتبة البالغة 0.75 التي تميز المتسربين القويين من الإشعاع المؤين وفقًا للتحليل المذكور أعلاه. كما تم العثور على مؤشر لنسبة هروب كبيرة من الفوتونات المؤينة فيفي مصادر الإشعاع من النوع C IV بواسطة ماسيا وآخرون (2023)، حيث تتمتع هذه الأجسام (ومصادر الخطوط القوية بشكل عام، مثل كاستيلانو وآخرون 2023ب) أيضًا بكفاءة عالية في إنتاج الفوتونات. في هذا الصدد، ستتمكن الأطياف الأعمق والأعلى دقة لـ GHZ2 من دراسة نسبة الهروب الخاصة بها من خلال تحليل MgII.زوج (على سبيل المثال، تشيشولم وآخرون 2020)، والذي لم يتم اكتشافه حاليًا إلى حدالذي يمنع هذا النوع من القيود.
6. الاستنتاجات
نحن نبلغ هنا عن التأكيد الطيفي فيمن GHZ2/GLASS-z12. يتوافق الانزياح الأحمر الطيفي بشكل ملحوظ مع التقديرات المستمدة من فوتومترية NIRCam (على سبيل المثال، كاستيلانو وآخرون 2022a؛ نايدو وآخرون 2022؛ هاريكان وآخرون 2023)، مما يدعم دقة اختيارات الفوتومترية المعتمدة على JWST للنجوم عالية الانزياح الأحمر، على الأقل فيما يتعلق بالأجسام الساطعة. مع النتائج المماثلة التي تم الحصول عليها من الطيفية المتابعة باستخدام NIRSpec (على سبيل المثال، أرابال هارو وآخرون 2023b)، يوفر هذا تأكيدًا حاسمًا على الكثافة الكبيرة نسبيًا للنجوم الساطعة فيحقيقي ويستحق تحقيقًا مفصلًا لفهم المراحل الأولى من تكوين المجرات والهياكل.
طيف GHZ2 يظهر خطوط انبعاث قوية من N IV و C IV و He II و O III و C III و O II و Ne III. الخط البارز C IV يضع GHZ2 في فئة المنبعثين الأقوياء من C IV (Stark et al. 2015؛ Izotov et al. 2024). في الواقع، GHZ2 هو العضو الأكثر بعدًا والأكثر سطوعًا والأكثر كتلة في هذه الفئة المكتشفة حديثًا من الأجسام. يُعرف أن تقييم المصدر الرئيسي للفوتونات المؤينة من الطيف فوق البنفسجي يمثل تحديًا، خاصة بالنسبة للأجسام ذات الانزياح الأحمر العالي التي من المحتمل أن تهيمن عليها تجمعات نجمية شابة ومنخفضة المعدن. في الواقع، مقارناتنا الموسعة مع النماذج النظرية التي تغطي نطاقًا واسعًا من المعدن ومعامل التأين كانت غير حاسمة إلى حد ما. نجد أنه، على غرار المنبعثين الآخرين من C IV والأجسام ذات الانزياح الأحمر العالي جدًا، فإن القيم الكبيرة لـ EWs لخطوط UV الموجودة في GHZ2 تبدو وكأنها تشير إلى طيف مؤين شبيه بـ AGN، بينما نسب خطوط UV تتوافق بشكل عام. قابلية كل من انبعاث AGN وتكوين النجوم في بيئة ذات معدنية منخفضة جداً.
بينما لا يمكن استخلاص استنتاج قاطع من الاختبارات المذكورة أعلاه، نعتبر أن حالة تكوين النجوم مفضلة قليلاً في ضوء نسبة [Ne IV]/N IV] المنخفضة، ومقارنة مع مصادر C IV التي تعتبر أكثر احتمالاً أن تكون مجرات تتكون فيها النجوم. في الواقع، نسب الخطوط في GHZ2 مشابهة بشكل ملحوظ لتلك الموجودة في RXCJ2248-ID، التي لا تظهر طيفها أي علامات على وجود AGN (Topping et al. 2024)، وكذلك A1703-zd6 وJ2229+2727 التي يتم تمثيلها بشكل جيد بواسطة تجمعات نجمية عالية التأين (Stark et al. 2015؛ Izotov et al. 2024).
بغض النظر عن طبيعة التدفق الأيوني السائد، وجدنا أن GHZ2 لديه معدنية منخفضة جداً (أقل منالشمسية) ومعامل تأين مرتفع (تم العثور على وفرة N/O مرات القيمة الشمسية، بينما هو تحت الشمس، مشابه لعدد من الأجسام ذات الانزياح الأحمر العالي التي تم اكتشافها مؤخرًا (توبينغ وآخرون 2024؛ إيسوبي وآخرون 2023ب). نظرًا لنصف القطر الفعال الصغير له (GHZ2 لديه مستوى عالٍ منوكثافة كتلة نجمية عالية مشابهة للعناقيد النجمية المرتبطة جاذبيًا؛ من المثير للاهتمام أن نتخيل أن GHZ2 يمر بمرحلة من تكوين النجوم المكثف في تكوين كثيف قد يتطور إلى تجمعات نجمية معززة بالنيتروجين في العناقيد الكروية وغيرها من البيئات الكثيفة التي تُلاحظ عند الانزياحات الحمراء المنخفضة.
أصل الكميات الكبيرة من الفوتونات المؤينة في أشياء مثل GHZ2 غير معروف حاليًا، ولكن السيناريوهات المتعلقة بتشكل النجوم الكثيف عند انخفاض المعدن للغاية، بما في ذلك النجوم العملاقة الفائقة والثنائيات السينية عالية الكتلة، لديها القدرة أيضًا على تفسير أنماط الوفرة غير العادية والطيف عالي التأين. تحقيق مفصل في الكشف النادر عن O IIIيمكن أن يوفر خط الفلورية في GHZ2 مزيدًا من الرؤية حول مصادر الفوتونات المؤينة وبيئتها المحلية. إن نسبة C IV/C III العالية وأنماط الوفرة في GHZ2 تشير أيضًا إلى نسبة هروب عالية للفوتونات المؤينة. يمكن أن تكشف عملية البحث الشاملة عن المصادر في هذه المرحلة التطورية ما إذا كانت تلعب دورًا مهمًا في إعادة تأين الوسط بين المجرات.
نحن نحذر، مع ذلك، من أن الدراسات المتعمقة ستكون ضرورية لتدعيم السيناريو المقترح. يجب تقييم نسبة N/O بناءً على اكتشاف قوي لخط N III في طيف عالي الدقة مع الأخذ في الاعتبار الاعتماد القوي لقياسنا على مستوى الاستمرارية المستنتج عند موقعه. وبالمثل، هناك حاجة إلى طيف عالي الدقة لتقدير كثافة ودرجة حرارة الغاز المؤين، لتأكيد وجود مكونات عريضة بسبب AGNs أو رياح نجمية، وللفصل بين المساهمات السديمية والنجمية في انبعاث C IV.
السطوع الملحوظ لـ GHZ2 يجعله متاحًا لثروة من استراتيجيات المتابعة، كما يتضح من النتائج الموصوفة في هذه الورقة ومن اكتشاف MIRI الذي تم مناقشته في ورقة مرافقة (Zavala et al. 2024). وبالتالي، فإن GHZ2 لديه القدرة على أن يصبح كائنًا مرجعيًا لفهم تشكيل المجرات بعد 360 مليون سنة فقط من الانفجار العظيم.
نشكر المحكم على التعليقات البناءة التي ساعدتنا في تحسين المخطوطة. نشكر K. Nakajima و A. Feltre على تزويدنا بلطف بجداول محدثة لنماذج انبعاث الخطوط الخاصة بهم، و A. Carnall على الملاحظات المفيدة حول ملاءمة BAGPIPES SED. نشكر E. Giallongo و E. Piconcelli على المناقشات المثيرة للاهتمام. نشكر توني رومان (منسق البرنامج) وغلين والجرين (مراجع NIRSpec) على المساعدة في إعداد ملاحظات GO-3073. يعتمد هذا العمل على الملاحظات التي تم إجراؤها باستخدام تلسكوب جيمس ويب الفضائي (JWST) التابع لناسا/وكالة الفضاء الأوروبية/وكالة الفضاء الكندية. تم الحصول على بيانات JWST المقدمة في هذه المقالة من أرشيف ميكولسكي لتلسكوبات الفضاء (MAST) في معهد علوم تلسكوبات الفضاء. الملاحظات المحددة التي تم تحليلها مرتبطة بالبرنامج JWST-GO-3073 ويمكن الوصول إليها عبر DOI. نعترف بالدعم المالي من ناسا من خلال منحة JWST-ERS-1342. تم تقديم الدعم أيضًا من مشروع PRIN 2022 MUR 2022CB3PJ3 – الضوء الأول وتجميع المجرات (FLAGS) الممول من الاتحاد الأوروبي – الجيل القادم من الاتحاد الأوروبي، ومن منحة INAF الصغيرة “إعادة التأين وعلم الكونيات الأساسي مع المجرات عالية الانزياح الأحمر.” A.V.F. ممتن للدعم المالي من صندوق كريستوفر ر. ريدليش والعديد من المانحين الآخرين. C.G. و P.R. يعترفون بالدعم من خلال منحة MIUR2020 SKSTHZ. CM يعترف بالدعم من VILLUM FONDEN بموجب منحة 37459 ومن مؤسسة كارلسبرغ بموجب منحة CF22-1322. يتم تمويل مركز dawn الكوني (DAWN) من قبل مؤسسة الأبحاث الوطنية الدنماركية بموجب منحة DNRF140. K.G. و T.N. يعترفون بالدعم من مجلس الأبحاث الأسترالي من خلال زمالة FL180100060.
المرافق: تلسكوب جيمس ويب الفضائي، تلسكوب فيلاي الكبير: كويين
الشكل 7. الأعلى: طيف X-SHOOTER ثنائي الأبعاد لـ GHZ2 مع تسليط الضوء على المواقع المتوقعة لـ Lyو ن فوموقع C IV المكتشفةالسطر. الأسفل: الطيف أحادي الأبعاد المستخرج عند موضع C IV الانبعاث (الخط الأزرق المنقط). الخط الأحمر المنقط يشير إلى الموقع المتوقع لـ C IV مكون.
أ. طيفية VLT X-SHOOTER
تمت ملاحظة GHZ2 بواسطة X-SHOOTER تحت البرنامج 110.244H. 001 (المحقق E. Vanzella). تم إجراء الملاحظات في وضع التذبذب معشقوق و900 ثانية لكل تعرض فردي في الذراع القريبة من الأشعة تحت الحمراء. كان إجمالي وقت المراقبة 37 ساعة، مما يتوافق مع وقت تعرض على الهدف قدره 30 ساعة.
تم إجراء تقليل البيانات كما هو موضح في Castellano et al. (2022b) باستخدام خط أنابيب XSHOOTER الرسمي (Modigliani et al. 2010)، الإصدار 3.3.5، باستخدام المعايرات الخام المرتبطة من أرشيف ESO. تم إجراء طرح السماء باستخدام استراتيجية تذبذب XSHOOTER، حيث تم دمج الإطارات الملتقطة في موقعين مختلفين في السماء لكل تنفيذ OB. تم استخدام نافذة ثابتة لاستخراج الهدف من الطيف ثنائي الأبعاد المصحح، لضمان أن الهدف تم تحديده بشكل صحيح على طول الشق (extractmethod=LOCALIZATION و localizemethod=MANUAL في وصفة خط الأنابيب xsh_scired_slit_nod).
تم تصحيح الأطياف المستخرجة من 1D إلى إطار مرجعي مركزي في الفراغ ودمجها مع حزمة تحليل البيانات Astrocook (Cupani et al. 2020). تم إعادة تجميع الأطياف المدمجة إلى دقةلكل بكسل.
نحن نكتشف عند نسبة الإشارة إلى الضوضاءميزة انبعاث عند، والذي يتوافق مع أحد المكونين من C IVتم الكشف عن الانبعاث باستخدام NIRSpec (الشكل 7). نحن نفسره على أنه C IVالخط الذي هو السمة الأكثر سطوعًا في الزوج، مما يوحي، متسق مع الانزياح الأحمر لنظام NIRSpec. التدفق المقاس هوونحن نقدر عرض نصف القمةإطار الراحة. هذه التقديرات أقل من تلك التي لوحظت في AGNs ذات الخطوط العريضة (على سبيل المثال، شين وآخرون 2011) وهي متوافقة مع أصل الرياح النجمية للخط (على سبيل المثال، تشيشولم وآخرون 2019). ومع ذلك، فإن نسبة الإشارة إلى الضوضاء المنخفضة في الكشف تمنع بوضوح أي تقييم ثابت لملف الخط الذي سيتطلب طيفية JWST عالية الدقة.
تشير نسبة الإشارة إلى الضوضاء إلى حد من للمكون الثاني، مما يترك النسبة بين الاثنين غير محددة بشكل جيد. وفقًا لما ذكره ليموكس وآخرون (2009)، نتوقع أن تكون خسائر الشق في طيف X-SHOOTER صغيرة () بناءً على أبعاد الشق، وحجم المصدر المضغوط ()، ومتوسط الرؤية (). بالنظر إلى أن إجمالي تدفق C IV المكتشف في طيف NIRSpec (بعد تصحيح الفتحة) هو ، فإن تدفق خط C IV يشير إلى نسبة مرتفعة نسبيًا بين المكونين من الثنائي (كما في، على سبيل المثال، A1703-zd6؛ ستارك وآخرون 2015) و/أو وجود مكون عريض إضافي (على سبيل المثال، بيرغ وآخرون 2019؛ ليرينا وآخرون 2022) والذي لا يمكن اكتشافه في طيف X-SHOOTER وسيتم التحقيق فيه باستخدام طيفية NIRSpec عالية الدقة.
لم يتم العثور على ميزات أخرى في الموضع المتوقع لخطوط الانبعاث الأخرى، متوافقة مع التدفقات المقاسة في طيف NIRSpec ومستوى الضوضاء في طيف X-SHOOTER. من المثير للاهتمام أن الدقة الأعلى لطيف X-SHOOTER تمكن
القياسات القريبة من كسر ليمان، والذي يتأثر بشدة بامتصاص جناح التخميد عند دقة PRISM مما يؤدي إلى حد أعلى على N V من .
REFERENCES
Adamo, A., Bradley, L. D., Vanzella, E., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2401.03224, doi: 10.48550/arXiv.2401.03224
Arrabal Haro, P., Dickinson, M., Finkelstein, S. L., et al. 2023a, ApJL, 951, L22, doi: 10.3847/2041-8213/acdd54
—. 2023b, Nature, 622, 707, doi: 10.1038/s41586-023-06521-7
Asplund, M., Grevesse, N., Sauval, A. J., & Scott, P. 2009, ARA&A, 47, 481, doi: 10.1146/annurev.astro.46.060407.145222
Astropy Collaboration, Robitaille, T. P., Tollerud, E. J., et al. 2013, A&A, 558, A33, doi: 10.1051/0004-6361/201322068
Astropy Collaboration, Price-Whelan, A. M., Sipőcz, B. M., et al. 2018, AJ, 156, 123, doi: 10.3847/1538-3881/aabc4f
Astropy Collaboration, Price-Whelan, A. M., Lim, P. L., et al. 2022, ApJ, 935, 167, doi: 10.3847/1538-4357/ac7c74
Atek, H., Chemerynska, I., Wang, B., et al. 2023, MNRAS, 524, 5486, doi: 10.1093/mnras/stad1998
Bakx, T. J. L. C., Zavala, J. A., Mitsuhashi, I., et al. 2023, MNRAS, 519, 5076, doi: 10.1093/mnras/stac3723
Balestra, I., Vanzella, E., Rosati, P., et al. 2013, A&A, 559, L9, doi: 10.1051/0004-6361/201322620
Bekki, K., & Tsujimoto, T. 2023, MNRAS, 526, L26, doi: 10.1093/mnrasl/slad108
Berg, D. A., Erb, D. K., Henry, R. B. C., Skillman, E. D., & McQuinn, K. B. W. 2019, ApJ, 874, 93, doi: 10.3847/1538-4357/ab020a
Bergamini, P., Acebron, A., Grillo, C., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2303.10210, doi: 10.48550/arXiv.2303.10210
Bian, F., Kewley, L. J., & Dopita, M. A. 2018, ApJ, 859, 175, doi: 10.3847/1538-4357/aabd74
Bogdán, Á., Goulding, A. D., Natarajan, P., et al. 2024, Nature Astronomy, 8, 126, doi: 10.1038/s41550-023-02111-9
Bouwens, R. J., Illingworth, G. D., van Dokkum, P. G., et al. 2022, ApJ, 927, 81, doi: 10.3847/1538-4357/ac4791
Bouwens, R. J., Stefanon, M., Brammer, G., et al. 2023, MNRAS, 523, 1036, doi: 10.1093/mnras/stad1145
Bowen, I. S. 1934, PASP, 46, 146, doi: 10.1086/124435
—. 1947, PASP, 59, 196, doi: 10.1086/125951
Boyett, K., Trenti, M., Leethochawalit, N., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2303.00306, doi: 10.48550/arXiv.2303.00306
Calabro, A., Castellano, M., Zavala, J. A., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2403.12683, doi: 10.48550/arXiv.2403.12683
Calzetti, D., Armus, L., Bohlin, R. C., et al. 2000, ApJ, 533, 682, doi: 10.1086/308692
Cameron, A. J., Katz, H., Rey, M. P., & Saxena, A. 2023a, MNRAS, 523, 3516, doi: 10.1093/mnras/stad1579
Cameron, A. J., Saxena, A., Bunker, A. J., et al. 2023b, A&A, 677, A115, doi: 10.1051/0004-6361/202346107
Carnall, A. C., McLure, R. J., Dunlop, J. S., & Davé, R. 2018, MNRAS, 480, 4379, doi: 10.1093/mnras/sty2169
Carnall, A. C., McLure, R. J., Dunlop, J. S., et al. 2019, MNRAS, 490, 417, doi: 10.1093/mnras/stz2544
Castellano, M., Fontana, A., Treu, T., et al. 2022a, ApJL, 938, L15, doi: 10.3847/2041-8213/ac94d0
Castellano, M., Pentericci, L., Cupani, G., et al. 2022b, A&A, 662, A115, doi: 10.1051/0004-6361/202243348
Castellano, M., Fontana, A., Treu, T., et al. 2023a, ApJL, 948, L14, doi: 10.3847/2041-8213/accea5
Castellano, M., Belfiori, D., Pentericci, L., et al. 2023b, A&A, 675, A121, doi: 10.1051/0004-6361/202346069
Chabrier, G. 2003, PASP, 115, 763, doi: 10.1086/376392
Charbonnel, C., Schaerer, D., Prantzos, N., et al. 2023, A&A, 673, L7, doi: 10.1051/0004-6361/202346410
Charlot, S., & Fall, S. M. 2000, ApJ, 539, 718, doi: 10.1086/309250
Chemerynska, I., Atek, H., Furtak, L. J., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2312.05030, doi: 10.48550/arXiv.2312.05030
Chisholm, J., Prochaska, J. X., Schaerer, D., Gazagnes, S., & Henry, A. 2020, MNRAS, 498, 2554,
doi: 10.1093/mnras/staa2470
Chisholm, J., Rigby, J. R., Bayliss, M., et al. 2019, ApJ, 882, 182, doi: 10.3847/1538-4357/ab3104
Cleri, N. J., Olivier, G. M., Hutchison, T. A., et al. 2023, ApJ, 953, 10, doi: 10.3847/1538-4357/acde55
Cupani, G., D’Odorico, V., Cristiani, S., et al. 2020, in Society of Photo-Optical Instrumentation Engineers (SPIE) Conference Series, Vol. 11452, Society of Photo-Optical Instrumentation Engineers (SPIE) Conference Series, 114521U, doi: 10.1117/12.2561343
Curti, M., Mannucci, F., Cresci, G., & Maiolino, R. 2020, MNRAS, 491, 944, doi: 10.1093/mnras/stz2910
Curti, M., Maiolino, R., Curtis-Lake, E., et al. 2023a, arXiv e-prints, arXiv:2304.08516, doi: 10.48550/arXiv.2304.08516
Curti, M., D’Eugenio, F., Carniani, S., et al. 2023b, MNRAS, 518, 425, doi: 10.1093/mnras/stac2737
Curtis-Lake, E., Carniani, S., Cameron, A., et al. 2023, Nature Astronomy, doi: 10.1038/s41550-023-01918-w
D’Antona, F., Vesperini, E., Calura, F., et al. 2023, A&A, 680, L19, doi: 10.1051/0004-6361/202348240
Deguchi, S. 1985, ApJ, 291, 492, doi: 10.1086/163090
D’Eugenio, F., Maiolino, R., Carniani, S., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2311.09908, doi: 10.48550/arXiv.2311.09908
Developers, J., Averbukh, J., Bradley, L., et al. 2023, Jdaviz, 3.2.0, Zenodo, doi: 10.5281/zenodo. 7504710
Djeniže, S., Bukvić, S., & Srećković, A. 2003, A&A, 411, 637, doi: 10.1051/0004-6361:20031359
Donnan, C. T., McLeod, D. J., McLure, R. J., et al. 2023, MNRAS, 520, 4554, doi: 10.1093/mnras/stad471
Feltre, A., Charlot, S., & Gutkin, J. 2016, MNRAS, 456, 3354, doi: 10.1093/mnras/stv2794
Ferland, G. J., Porter, R. L., van Hoof, P. A. M., et al. 2013, Revista Mexicana de Astronomía y Astrofísica, 49, 137. https://arxiv.org/abs/1302.4485
Ferrara, A. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2310.12197, doi: 10.48550/arXiv.2310.12197
Ferrara, A., Pallottini, A., & Dayal, P. 2023, MNRAS, 522, 3986, doi: 10.1093/mnras/stad1095
Finkelstein, S. L., Bagley, M. B., Arrabal Haro, P., et al. 2022, ApJL, 940, L55, doi: 10.3847/2041-8213/ac966e
Finkelstein, S. L., Bagley, M. B., Ferguson, H. C., et al. 2023a, ApJL, 946, L13, doi: 10.3847/2041-8213/acade4
Finkelstein, S. L., Leung, G. C. K., Bagley, M. B., et al. 2023b, arXiv e-prints, arXiv:2311.04279, doi: 10.48550/arXiv.2311.04279
Fiore, F., Ferrara, A., Bischetti, M., Feruglio, C., & Travascio, A. 2023, ApJL, 943, L27, doi: 10.3847/2041-8213/acb5f2
Foreman-Mackey, D., Hogg, D. W., Lang, D., & Goodman, J. 2013, PASP, 125, 306, doi: 10.1086/670067
Fujimoto, S., Wang, B., Weaver, J., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2308.11609, doi: 10.48550/arXiv.2308.11609
Garofali, K., Basu-Zych, A. R., Johnson, B. D., et al. 2024, ApJ, 960, 13, doi: 10.3847/1538-4357/ad0a6a
Gilli, R., Vignali, C., Mignoli, M., et al. 2010, A&A, 519, A92, doi: 10.1051/0004-6361/201014039
Goulding, A. D., Greene, J. E., Setton, D. J., et al. 2023, ApJL, 955, L24, doi: 10.3847/2041-8213/acf7c5
Gutkin, J., Charlot, S., & Bruzual, G. 2016, MNRAS, 462, 1757, doi:
Harikane, Y., Nakajima, K., Ouchi, M., et al. 2024, ApJ, 960, 56, doi: 10.3847/1538-4357/ad0b7e
Harikane, Y., Ouchi, M., Oguri, M., et al. 2023, ApJS, 265, 5, doi: 10.3847/1538-4365/acaaa9
Harrington, J. P. 1972, ApJ, 176, 127, doi: 10.1086/151615
Haslbauer, M., Kroupa, P., Zonoozi, A. H., & Haghi, H. 2022, ApJL, 939, L31, doi: 10.3847/2041-8213/ac9a50
Heintz, K. E., Brammer, G. B., Watson, D., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2404.02211, doi: 10.48550/arXiv.2404.02211
Hirschmann, M., Charlot, S., Feltre, A., et al. 2019, MNRAS, 487, 333, doi: 10.1093/mnras/stz1256
—. 2023, MNRAS, 526, 3610, doi:
Hunter, J. D. 2007, Computing in Science and Engineering, 9, 90, doi: 10.1109/MCSE.2007.55
Isobe, Y., Ouchi, M., Nakajima, K., et al. 2023a, ApJ, 956, 139, doi: 10.3847/1538-4357/acf376
Isobe, Y., Ouchi, M., Tominaga, N., et al. 2023b, ApJ, 959, 100, doi: 10.3847/1538-4357/ad09be
Izotov, Y. I., Schaerer, D., Guseva, N. G., Thuan, T. X., & Worseck, G. 2024, MNRAS, 528, L10, doi:
Izotov, Y. I., Schaerer, D., Worseck, G., et al. 2023, MNRAS, 522, 1228, doi: 10.1093/mnras/stad1036
Jaskot, A. E., & Ravindranath, S. 2016, ApJ, 833, 136, doi: 10.3847/1538-4357/833/2/136
Jones, G. C., Bunker, A. J., Saxena, A., et al. 2023a, arXiv e-prints, arXiv:2306.02471, doi: 10.48550/arXiv.2306.02471
Jones, T., Sanders, R., Chen, Y., et al. 2023b, ApJL, 951, L17, doi: 10.3847/2041-8213/acd938
Kewley, L. J., Nicholls, D. C., & Sutherland, R. S. 2019, ARA&A, 57, 511, doi: 10.1146/annurev-astro-081817-051832
Kohandel, M., Ferrara, A., Pallottini, A., et al. 2022, arXiv e-prints, arXiv:2212.02519. https://arxiv.org/abs/2212.02519
Kokorev, V., Fujimoto, S., Labbe, I., et al. 2023, ApJL, 957, L7, doi: 10.3847/2041-8213/ad037a
Kraemer, S. B., Wu, C.-C., Crenshaw, D. M., & Harrington, J. P. 1994, ApJ, 435, 171, doi: 10.1086/174803
Kramarenko, I. G., Kerutt, J., Verhamme, A., et al. 2024, MNRAS, 527, 9853, doi: 10.1093/mnras/stad3853
Kron, R. G. 1980, ApJS, 43, 305, doi: 10.1086/190669
Langeroodi, D., & Hjorth, J. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2307.06336, doi: 10.48550/arXiv.2307.06336
Lanzuisi, G., Perna, M., Delvecchio, I., et al. 2015, A&A, 578, A120, doi: 10.1051/0004-6361/201526036
Larson, R. L., Finkelstein, S. L., Kocevski, D. D., et al. 2023, ApJL, 953, L29, doi: 10.3847/2041-8213/ace619
Le Fèvre, O., Lemaux, B. C., Nakajima, K., et al. 2019, A&A, 625, A51, doi: 10.1051/0004-6361/201732197
Lecroq, M., Charlot, S., Bressan, A., et al. 2024, MNRAS, 527, 9480, doi: 10.1093/mnras/stad3838
Lemaux, B. C., Lubin, L. M., Sawicki, M., et al. 2009, ApJ, 700, 20, doi: 10.1088/0004-637X/700/1/20
Li, M., Cai, Z., Bian, F., et al. 2023, ApJL, 955, L18, doi: 10.3847/2041-8213/acf470
Liu, X.-W., & Danziger, J. 1993, MNRAS, 261, 465, doi: 10.1093/mnras/261.3.465
Llerena, M., Amorín, R., Cullen, F., et al. 2022, A&A, 659, A16, doi: 10.1051/0004-6361/202141651
Luridiana, V., Morisset, C., & Shaw, R. A. 2012, IAU Symposium, 283, 422, doi: 10.1017/S1743921312011738
—. 2015, A&A, 573, A42, doi: 10.1051/0004-6361/201323152
Mainali, R., Kollmeier, J. A., Stark, D. P., et al. 2017, ApJL, 836, L14, doi: 10.3847/2041-8213/836/1/L14
Maiolino, R., Nagao, T., Grazian, A., et al. 2008, A&A, 488, 463, doi: 10.1051/0004-6361:200809678
Maiolino, R., Scholtz, J., Curtis-Lake, E., et al. 2023a, arXiv e-prints, arXiv:2308.01230, doi: 10.48550/arXiv.2308.01230
Maiolino, R., Scholtz, J., Witstok, J., et al. 2023b, arXiv e-prints, arXiv:2305.12492, doi: 10.48550/arXiv.2305.12492
Makrygianni, L., Trakhtenbrot, B., Arcavi, I., et al. 2023, ApJ, 953, 32, doi: 10.3847/1538-4357/ace1ee
Malkan, M. A. 1986, ApJ, 310, 679, doi: 10.1086/164718
Mannucci, F., Cresci, G., Maiolino, R., Marconi, A., & Gnerucci, A. 2010, MNRAS, 408, 2115, doi: 10.1111/j.1365-2966.2010.17291.x
Marques-Chaves, R., Schaerer, D., Kuruvanthodi, A., et al. 2024, A&A, 681, A30, doi: 10.1051/0004-6361/202347411
Mascia, S., Pentericci, L., Saxena, A., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2301.09328, doi: 10.48550/arXiv.2301.09328
Mason, C. A., Trenti, M., & Treu, T. 2023, MNRAS, 521, 497, doi: 10.1093/mnras/stad035
McLeod, D. J., Donnan, C. T., McLure, R. J., et al. 2024, MNRAS, 527, 5004, doi: 10.1093/mnras/stad3471
Melia, F. 2023, MNRAS, 521, L85, doi: 10.1093/mnrasl/slad025
Merlin, E., Fontana, A., Ferguson, H. C., et al. 2015, A&A, 582, A15, doi: 10.1051/0004-6361/201526471
Merlin, E., Bourne, N., Castellano, M., et al. 2016, A&A, 595, A97, doi: 10.1051/0004-6361/201628751
Merlin, E., Fortuni, F., Torelli, M., et al. 2019, MNRAS, 490, 3309, doi: 10.1093/mnras/stz2615
Merlin, E., Bonchi, A., Paris, D., et al. 2022, arXiv e-prints, arXiv:2207.11701. https://arxiv.org/abs/2207.11701
Mignoli, M., Vignali, C., Gilli, R., et al. 2013, A&A, 556, A29, doi: 10.1051/0004-6361/201220846
Mignoli, M., Feltre, A., Bongiorno, A., et al. 2019, A&A, 626, A9, doi: 10.1051/0004-6361/201935062
Mingozzi, M., James, B. L., Arellano-Córdova, K. Z., et al. 2022, ApJ, 939, 110, doi: 10.3847/1538-4357/ac952c
Mingozzi, M., James, B. L., Berg, D. A., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2306.15062, doi: 10.48550/arXiv.2306.15062
Modigliani, A., Goldoni, P., Royer, F., et al. 2010, in Society of Photo-Optical Instrumentation Engineers (SPIE) Conference Series, Vol. 7737, Observatory Operations: Strategies, Processes, and Systems III, ed. D. R. Silva, A. B. Peck, & B. T. Soifer, 773728, doi: 10.1117/12.857211
Mowla, L., Iyer, K., Asada, Y., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2402.08696, doi: 10.48550/arXiv.2402.08696
Naidu, R. P., Oesch, P. A., van Dokkum, P., et al. 2022, ApJL, 940, L14, doi: 10.3847/2041-8213/ac9b22
Nakajima, K., & Maiolino, R. 2022, MNRAS, 513, 5134, doi: stac 1242
Nakajima, K., Ouchi, M., Isobe, Y., et al. 2023, ApJS, 269, 33, doi: 10.3847/1538-4365/acd556
Nakajima, K., Schaerer, D., Le Fèvre, O., et al. 2018, A&A, 612, A94, doi: 10.1051/0004-6361/201731935
Nanayakkara, T., Brinchmann, J., Boogaard, L., et al. 2019, A&A, 624, A89, doi: 10.1051/0004-6361/201834565
Napolitano, L., Pentericci, L., Santini, P., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2402.11220, doi: 10.48550/arXiv.2402.11220
Netzer, H., Elitzur, M., & Ferland, G. J. 1985, ApJ, 299, 752, doi: 10.1086/163741
Oesch, P. A., Brammer, G., van Dokkum, P. G., et al. 2016, ApJ, 819, 129, doi: 10.3847/0004-637X/819/2/129
Oke, J. B., & Gunn, J. E. 1983, ApJ, 266, 713, doi: 10.1086/160817
Olivier, G. M., Berg, D. A., Chisholm, J., et al. 2022, ApJ, 938, 16, doi: 10.3847/1538-4357/ac8f2c
Ono, Y., Harikane, Y., Ouchi, M., et al. 2023, ApJ, 951, 72, doi: 10.3847/1538-4357/acd44a
Oskinova, L. M., & Schaerer, D. 2022, A&A, 661, A67, doi: 10.1051/0004-6361/202142520
Padmanabhan, H., & Loeb, A. 2023, ApJL, 953, L4, doi: 10.3847/2041-8213/acea7a
Paris, D., Merlin, E., Fontana, A., et al. 2023, ApJ, 952, 20, doi: 10.3847/1538-4357/acda8a
Pascale, M., Dai, L., McKee, C. F., & Tsang, B. T. H. 2023, ApJ, 957, 77, doi: 10.3847/1538-4357/acf75c
Pereira, C. B., de Araújo, F. X., & Landaberry, S. J. C. 1999, MNRAS, 309, 1074, doi: 10.1046/j.1365-8711.1999.02934.x
Pérez-González, P. G., Costantin, L., Langeroodi, D., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2302.02429, doi: 10.48550/arXiv.2302.02429
Roberts-Borsani, G., Treu, T., Chen, W., et al. 2023, Nature, 618, 480, doi: 10.1038/s41586-023-05994-w
Roberts-Borsani, G., Treu, T., Shapley, A., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2403.07103. https://arxiv.org/abs/2403.07103
Santini, P., Fontana, A., Castellano, M., et al. 2023, ApJL, 942, L27, doi: 10.3847/2041-8213/ac9586
Saxena, A., Pentericci, L., Mirabelli, M., et al. 2020, A&A, 636, A47, doi: 10.1051/0004-6361/201937170
Schachter, J., Filippenko, A. V., & Kahn, S. M. 1989, ApJ, 340, 1049, doi: 10.1086/167457
—. 1990, ApJ, 362, 74, doi: 10.1086/169244
Schachter, J., Filippenko, A. V., Kahn, S. M., & Paerels, F. B. S. 1991, ApJ, 373, 633, doi: 10.1086/170083
Schaerer, D., Fragos, T., & Izotov, Y. I. 2019, A&A, 622, L10, doi: 10.1051/0004-6361/201935005
Schaerer, D., Marques-Chaves, R., Barrufet, L., et al. 2022a, A&A, 665, L4, doi: 10.1051/0004-6361/202244556
Schaerer, D., Izotov, Y. I., Worseck, G., et al. 2022b, A&A, 658, L11, doi: 10.1051/0004-6361/202243149
Schmidt, K. B., Huang, K. H., Treu, T., et al. 2017, ApJ, 839, 17, doi: 10.3847/1538-4357/aa68a3
Schmidt, M., Hasinger, G., Gunn, J., et al. 1998, A&A, 329, 495, doi: 10.48550/arXiv.astro-ph/9709144
Scholtz, J., Maiolino, R., D’Eugenio, F., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2311.18731, doi: 10.48550/arXiv.2311.18731
Seaton, M. J. 1978, MNRAS, 185, 5P, doi: 10.1093/mnras/185.1.5P
Selvelli, P., Danziger, J., & Bonifacio, P. 2007, A&A, 464, 715, doi: 10.1051/0004-6361:20066175
Senchyna, P., Plat, A., Stark, D. P., & Rudie, G. C. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2303.04179, doi: 10.48550/arXiv.2303.04179
Shen, Y., Richards, G. T., Strauss, M. A., et al. 2011, ApJS, 194, 45, doi: 10.1088/0067-0049/194/2/45
Stanway, E. R., & Eldridge, J. J. 2018, MNRAS, 479, 75, doi: 10.1093/mnras/sty1353
Stark, D. P., Walth, G., Charlot, S., et al. 2015, MNRAS, 454, 1393, doi: 10.1093/mnras/stv1907
Tacchella, S., Johnson, B. D., Robertson, B. E., et al. 2023, MNRAS, 522, 6236, doi: 10.1093/mnras/stad1408
Tang, M., Stark, D. P., Chen, Z., et al. 2023, MNRAS, 526, 1657, doi: 10.1093/mnras/stad2763
Topping, M. W., Stark, D. P., Senchyna, P., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2401.08764, doi: 10.48550/arXiv.2401.08764
Trakhtenbrot, B., Arcavi, I., Ricci, C., et al. 2019, Nature Astronomy, 3, 242, doi: 10.1038/s41550-018-0661-3
Treu, T., Roberts-Borsani, G., Bradac, M., et al. 2022, ApJ, 935, 110, doi: 10.3847/1538-4357/ac8158
Trinca, A., Schneider, R., Valiante, R., et al. 2024, MNRAS, doi: 10.1093/mnras/stae651
Trump, J. R., Arrabal Haro, P., Simons, R. C., et al. 2023, ApJ, 945, 35, doi: 10.3847/1538-4357/acba8a
Upadhyaya, A., Marques-Chaves, R., Schaerer, D., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2401.16165, doi: 10.48550/arXiv.2401.16165
Vanzella, E., Caminha, G. B., Calura, F., et al. 2020, MNRAS, 491, 1093, doi:
Vanzella, E., Castellano, M., Bergamini, P., et al. 2022, A&A, 659, A2, doi: 10.1051/0004-6361/202141590
Vanzella, E., Claeyssens, A., Welch, B., et al. 2023, ApJ, 945, 53, doi: 10.3847/1538-4357/acb59a
Vidal-García, A., Charlot, S., Bruzual, G., & Hubeny, I. 2017, MNRAS, 470, 3532, doi: 10.1093/mnras/stx 1324
Vink, J. S. 2023, A&A, 679, L9, doi: 10.1051/0004-6361/202347827
Wang, B., Fujimoto, S., Labbé, I., et al. 2023, ApJL, 957, L34, doi: 10.3847/2041-8213/acfe07
Watanabe, K., Ouchi, M., Nakajima, K., et al. 2024, ApJ, 962, 50, doi: 10.3847/1538-4357/ad13ff
Yang, L., Morishita, T., Leethochawalit, N., et al. 2022, ApJL, 938, L17, doi: 10.3847/2041-8213/ac8803
Zavala, J. A., Castellano, M., Akins, H. B., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2403.10491, doi: 10.48550/arXiv.2403.10491
Ziparo, F., Ferrara, A., Sommovigo, L., & Kohandel, M. 2022, arXiv e-prints, arXiv:2209.06840. https://arxiv.org/abs/2209.06840
The two discovery papers appeared on arXiv the same day, and named the galaxy GHZ2 (Castellano et al. 2022a) and GLASS-z12 (Naidu et al. 2022). In the remainder of the paper, we refer to it only as GHZ2 for conciseness.
We spectroscopically confirm the galaxy GHZ2/GLASS-z12 to be at redshift . The source was selected via NIRCam photometry in GLASS-JWST ERS data, providing the first evidence of a surprising abundance of bright galaxies at . The NIRSpec PRISM spectrum shows detections of N IV, C IV, He II, O III, C III, O II, and Ne III lines, and the first detection at high-redshift of the O III Bowen fluorescence line at rest-frame. The prominent C IV line with rest-frame equivalent width puts GHZ2 in the category of extreme C IV emitters. GHZ2 displays UV lines with EWs that are only found in active galactic nuclei (AGNs) or composite objects at low/intermediate redshifts. The UV line-intensity ratios are compatible both with AGNs and star formation in a low-metallicity environment, with the low limit on the [Ne IV]/[N IV] ratio favoring a stellar origin of the ionizing photons. We discuss a possible scenario in which the high ionizing output is due to low metallicity stars forming in a dense environment. We estimate a metallicity , a high ionization parameter , a N/O abundance 4-5 times the solar value,
and a subsolar ratio similar to the recently discovered class of nitrogen-enhanced objects. Considering its abundance patterns and the high stellar mass density ( ), GHZ2 is an ideal formation site for the progenitors of today’s globular clusters. The remarkable brightness of GHZ2 makes it a “Rosetta stone” for understanding the physics of galaxy formation within just 360 Myr after the Big Bang.
The search for and characterization of galaxies beyond redshift has been one of the drivers for the development of the James Webb Space Telescope (JWST), and the earliest results have not been short of surprises. As demonstrated by a number of different surveys, (e.g., Castellano et al. 2022a, 2023a; Finkelstein et al. 2022, 2023a,b; Harikane et al. 2023; Bouwens et al. 2023; Pérez-González et al. 2023; Chemerynska et al. 2023; McLeod et al. 2024), the density of galaxies (and in particular of the brightest ones) at is significantly larger than previously estimated by extrapolation of lower redshift observations as well as theoretical models. Several scenarios have been proposed to explain these findings, ranging from a higher starformation efficiency, the effect of stochastic star-formation histories, a lower dust extinction, an increased luminosity owing to the contribution of active galactic nuclei (AGNs) or of low-metallicity stars, or even nonstandard cosmological models (e.g., Ferrara et al. 2023; Ferrara 2023; Mason et al. 2023; Haslbauer et al. 2022; Kohandel et al. 2022; Ziparo et al. 2022; Fiore et al. 2023; Melia 2023; Padmanabhan & Loeb 2023; Trinca et al. 2024). Follow-up spectroscopy of the newly discovered high-redshift candidates is fundamental both to confirm the measured “excess” compared to theoretical predictions (e.g., Harikane et al. 2024) and to understand its physical origin. Early spectroscopic campaigns carried out with JWST NIRSpec have already provided support to the robustness of photometric selections and enabled the exploration of the physical conditions of galaxies at unprecedented redshifts (e.g., Curtis-Lake et al. 2023; Arrabal Haro et al. 2023a,b; Boyett et al. 2023; Roberts-Borsani et al. 2023; Wang et al. 2023).
Early results have found a trend of decreasing metallicity and increasing excitation and ionization efficiency with increasing redshift (Trump et al. 2023; Tang et al. 2023; Nakajima et al. 2023; Curti et al. 2023a), although most of the sources show physical conditions comparable to those of low-redshift analogs (e.g., Schaerer et al. 2022a; Cameron et al. 2023b). A relatively small number of objects have shown features that are not usually found in low-redshift counterparts and which may be due to physical properties unique to the first phases of star formation and galaxy assembly. A tantalizing example is the bright galaxy GNz11 at (Oesch et al. 2016), whose NIRSpec spectrum
shows evidence of a nitrogen abundance which is higher than expected for its metallicity (Bunker et al. 2023; Cameron et al. 2023a). The discovery of other objects with a comparable nitrogen enrichment (Jones et al. 2023b; Pascale et al. 2023; Isobe et al. 2023a; Topping et al. 2024) has suggested that we may be witnessing the formation of globular-cluster progenitors (D’Antona et al. 2023; Bekki & Tsujimoto 2023; Senchyna et al. 2023; Marques-Chaves et al. 2024; Watanabe et al. 2024). Instead, a high C/O ratio in galaxy GSz12 at has been interpreted as the imprint of ejecta from a previous generation of Population III stars (D’Eugenio et al. 2023). A suprisingly large incidence of AGNs has also been suggested by NIRSpec follow-up observations of highredshift objects (e.g., Larson et al. 2023; Kokorev et al. 2023; Fujimoto et al. 2023; Maiolino et al. 2023a), with candidates reaching and beyond (e.g., Goulding et al. 2023; Bogdán et al. 2024), including GNz11 itself (Maiolino et al. 2023b).
It is thus fundamental to push spectroscopic investigations to larger samples and higher redshifts to achieve a deeper understanding of the physical conditions of early star-forming regions and to assess the potential contribution of AGN accretion to the ultraviolet (UV) emission of distant galaxies.
In this paper, we present the spectroscopic confirmation and characterization of galaxy GHZ2/GLASS-z12 , initially discovered as a robust candidate by Castellano et al. (2022a, C22 hereafter) and Naidu et al. (2022) in the GLASS-JWST Early Release Science NIRCam field (Treu et al. 2022) (see also Bouwens et al. 2022; Donnan et al. 2023; Harikane et al. 2023; Atek et al. 2023). GHZ2 provided the first example of an unexpected population of highredshift bright galaxies and was targeted with JWST NIRSpec multi-object spectroscopy through Program GO-3073 (PI M. Castellano), which is aimed at extensive follow-up observations of the candidates selected by C22 and Castellano et al. (2023a) in the GLASS-JWST region. A companion paper presents JWST MIRI spectroscopy of GHZ2 at under program GO-3703 (PI J. Zavala) (Zavala et al. 2024). A combined analysis of the two datasets is presented in Calabro et al. (2024).
The paper is organized as follows. We describe observations and data reduction in Sec. 2 and discuss the main features detected in the NIRSpec spectrum in Sec. 3. In Sec. 4 we investigate the source of ionizing photons by comparing GHZ2 to models of AGN and star-formation emission. Sec. 5 presents the properties of the object and a potential physical scenario for GHZ2 in the context of high-redshift star formation. We summarize the results and discuss future prospects in Sec. 6.
Throughout the paper we adopt AB magnitudes (Oke & Gunn 1983), a Chabrier (2003) initial mass function (IMF), a solar metallicity of (Asplund et al. 2009), and a flat concordance model ( ).
2. OBSERVATIONS AND DATA REDUCTION
Program GO-3073 comprises two partially overlapping NIRSpec PRISM pointings on the GLASS-JWST NIRCam field. The observation of each pointing is divided into three visits to enable six-band coordinated parallel NIRCam observations on flanking fields. Each visit has an exposure time of 6567 s and adopts a NRSIRS2 readout pattern, standard 3 -shutter “slits” for the primary targets, and a 3 -point nodding. The first pointing was observed on 2023 Oct. 24, with the second pointing being scheduled for 2024 June/July. Unfortunately, two of the three nodding positions of the third visit were affected by an electric short and are unusable. The present paper thus exploits 7 dithered observations of GHZ2 for a total observing time of 15323 s . A forthcoming paper (Napolitano et al., in prep.) will present spectroscopy of the other candidates already observed.
The data were reduced as outlined by Arrabal Haro et al. (2023a) and Arrabal Haro et al. (2023b) with the STScI Calibration Pipeline version 1.13.4. We provide here a brief description of the main steps. The pipeline modules are divided into three components. In summary, the calwebb_detector1 module corrects for detector noise, subtracts dark current and bias, and generates count-rate maps (CRMs) from the uncalibrated images. The calwebb_spec2 module creates two-dimensional (2D) cutouts of the slitlets, corrects for flat-fielding, performs background subtraction using the three-nod pattern, executes photometric and wavelength calibrations, and resamples the 2D spectra to correct distortions of the spectral trace. The calwebb_spec3 module combines images from the three nods, utilizing customized extraction apertures to extract the one-dimensional (1D) spectra.
We found that 2 out of 7 dithered observations of GHZ2 from 2 different visits include a secondary, low-redshift object in the upper part of the slit. When performing the standard background subtraction, the line of the
contaminating source would create a spurious absorption feature in the main target spectrum at . We therefore masked the contaminated 2D regions before applying the three-nod pattern background subtraction. Also, since the third visit has only one usable dither, we applied a custom master background subtraction by defining local ad hoc background windows in the adjacent empty shutters. Subsequently, both 2D and 1D spectra were examined with the Mosviz visualization tool (Developers et al. 2023) to mask potential remaining hot pixels and artifacts in the spectra. Following the masking of image artifacts, data from three consecutive exposure sequences were consolidated to produce the final 2D and 1D spectral products. No contamination due to the secondary source is apparent in the final science spectrum. Nonetheless, we will not consider in the following analysis the region of the line of the secondary object which was found to severely affect the GHZ2 spectrum at 1310-1330 Å rest-frame when performing a standard nodded background correction.
We correct for wavelength-dependent slit and aperture losses by matching the spectrum to the NIRCam broadband photometry as follows. Synthethic photometry is first computed by integrating the spectrum with the relevant transmission curves in the F200W, F277W, F356W, and F444W bands. We then fit linear relations to both the original NIRCam and the synthetic NIRSpec photometry, and use the wavelength-dependent ratio of the two to correct the spectrum longward of the Lyman break. The correction ranges from 1.19 at to 1.78 at . These values are consistent with the correction factors found for prism spectra of bright galaxies by Arrabal Haro et al. (2023b).
In this work we use an updated measurement of the NIRCam photometry in the A2744 field which will be discussed in detail in a forthcoming paper (Merlin et al., in prep.). The new measurements exploit the latest reduction of the GLASS-JWST NIRCam data including new observations acquired in July 2023. As discussed by C22, and stated above, GHZ2 is close ( ) to a foreground galaxy that also contaminates the total flux measured within the Kron ellipse (Kron 1980). We thus estimated its total flux with the TPHOT software (Merlin et al. 2015, 2016) using the GHZ2 light profile in the F277W band as high resolution prior to re-extracting the F444W photometry, finding a total magnitude of . Fluxes in the other bands were measured by scaling the aforementioned total flux according to colors measured on point-spread-function (PSF) matched images with A-PHOT (Merlin et al. 2019) in an aperture with a diameter two times the PSF full width at half-maximum intensity (FWHM 0!28) (see also Merlin et al. 2022; Paris et al. 2023).
Finally, throughout the work we will derive rest-frame physical properties taking into account that GHZ2 is affected
Figure 1. Observed 2D (top) and 1D (bottom) NIRSpec PRISM spectra of GHZ2. In the bottom panel the gray line shows the noise RMS, and red dashed lines highlight the wavelength of the UV features discussed in the present paper.
by moderate lensing magnification ( ) estimated on the basis of the model by Bergamini et al. (2023). Line ratios and equivalent widths (EWs) are unaffected by lensing.
3. UV SPECTRUM OF GHZ2
3.1. Redshift determination, emission-line detection and flux measurement
The NIRSpec spectrum of GHZ2 (Fig. 1) shows a sharp Lyman break and clear emission features consistent with . We obtain a first measurement of its redshift from the centroid of the [Ne III] emission which is the single line measured at the highest spectral resolution among those detected at high SNR.
To measure the flux and EW of all the emission lines, we perform a direct integration of the continuum-subtracted spectrum in a window centred at the expected wavelength and having a width , where is the expected Gaussian root-mean-square (RMS) of a line observed at resolution . In the case of partially blended lines we assess the significance of the entire line complex and of the different components in narrower windows with width . The continuum is measured as a linear interpolation of the regions free of potential features closest to each line. To make sure that the examined lines are not affected by unmasked artefacts, we inspected all the single-dithered spectra and the spectra obtained by separately combining the two visits that were observed at three nodding positions. We consider as significant every detection with SNR , where the uncertainty takes into account errors in both the integrated flux and the extrapolated continuum at the line position.
A Gaussian fit of the continuum-subtracted flux is then performed for all significant emission features using the specutils package of astropy. Unresolved doublets and multiplets are treated as a single Gaussian profile, while a
double-Gaussian fit is used for partially blended lines (see Fig. 2). We let the mean of the Gaussian vary according to a and the Gaussian RMS within of the nominal to account for the uncertainty in the redshift and considering the potential uncertainty in the centroid and RMS of unresolved multiplets. We report in Table 1 the measured fluxes, EWs, and the significance of the lines obtained from the direct integration test described above. The uncertainties are obtained through a Monte Carlo simulation taking into account errors in both the Gaussian fit and the continuum, and are thus more conservative than the SNR measured through direct integration. In the case of not significant lines, the limits obtained through direct integration are reported.
All lines yield redshift estimates that are consistent within the relevant uncertainty with the value obtained from the [Ne III] line. From a weighted average of the measurements of the best resolved, high-SNR lines (N IV] , C IV , C III] , and [Ne III] ), we obtain , which we adopt hereafter.
3.2. UV emission lines
The most prominent line is the unresolved C IV , 1551 doublet which is at close separation from the unresolved N IV] , 1488 doublet. We measured the C IV + N IV complex with a double-Gaussian fit as described above, obtaining EW(C IV) and EW(N IV) . This EW is times higher than the average value found in Ly-alpha emitting systems at (Roberts-Borsani et al. 2024) and places GHZ2 in the class of high-redshift C IV emitters such as RXCJ2248-ID at , Balestra et al. 2013; Schmidt et al. 2017; Mainali et al.
Figure 2. From top left to bottom right: snapshots of the NIRSpec spectrum in regions with width of rest-frame centered at the position of C IV and N IV] ; He II and O III] ; the tentative N III] line; C III] ; O III , [Ne IV] ; V ; [O II] and [Ne III] . All flux densities are in units of . The gray shaded area shows the uncertainty in each pixel. Red dashed lines indicate the wavelength of all potential features in the relevant spectral range. The vertical orange lines enclose the region where the signal-to-noise ratio (SNR) of the feature is evaluated from direct integration. For all significant lines the relevant single-Gaussian fit is shown in green. When a double-Gaussian fit was used, the two components are shown as green and red curves, and the sum of the two in orange. The blue line in each panel shows the estimated UV continuum.
2017; Topping et al. 2024) and A1703-zd6 at , Stark et al. 2015). We have checked the spatial extent of the C IV line to search for evidence of outflows associated to this strong emission feature. We compared the spatial profile of the line, averaged over a wavelength window with width , to the spatial profile of the continuum averaged in the two closest windows free of emission features. We find that the line and continuum profiles are statistically consistent, providing no indication of spatially extended C IV outflows. In Appendix A, we discuss the detection of the C IV line in a VLT XSHOOTER spectrum, suggesting that its flux is mostly attributed to a component with FWHM . Similarly, we detected the blended O III + He II complex and separated the two components with a double-Gaussian fit, finding an II , comparable to the highest values found at low/intermediate redshifts (e.g., Berg et al. 2019; Nanayakkara et al. 2019; Saxena et al. 2020). The O III] doublet has a total EW , and it is times brighter than [O II] , 3729 which is only marginally detected. The ratio between the two oxygen lines, as well as the presence of a prominent [Ne III] line, points to a high ionization and low metallicity, as we will discuss in more detail in Sec. 5.2. The C III] line is also found at high significance with , at the extreme end of the range measured at high redshift (e.g., Le Fèvre et al. 2019; Llerena et al. 2022). GHZ2 lies significantly above the redshift-EW(CIII) relation derived by Roberts-Borsani et al. (2024) for the general highz population at and inferred for ), similarly to the galaxy GSz12 (D’Eugenio et al. 2023).
We did not significantly detect the very high-ionization lines [Ne IV] and [Ne V] , with upper limits on their flux of and , respectively.
3.3. Tentative detection of the N III] line
We obtained a detection of the (unresolved) N III] multiplet. This line is extremely important to assess the N/O ratio (Sec. 5.2) and whether GHZ2 belongs to the class of N -enhanced objects discussed in the recent literature (e.g., Bunker et al. 2023; Jones et al. 2023b; Topping et al. 2024). However, we note that the SNR of this detection is heavily dependent on the estimate of the local continuum, which is challenging to measure at the resolution of the prism in the region of the N III] line. In the baseline measurement of the line we used the closest windows that are distant enough from potential features, at and rest-frame. As an alternative, we estimated a global continuum as a third-degree polynomial fit of all regions in the GHZ2 spectrum that are at a distance in wavelength of at
Table 1. UV emission lines in GHZ2
Line
( )
Flux
EW
SNR
( )
Ly
<8.5
<10
<3
N IV]
13
C IV
43
He II
5
O III]
9
N III]
7
C III]
11
[Ne IV]
<2.2
<16
<3
O III
9
V]
<3.1
<75
<3
[O II]
12
[ Ne III] 73868
32
Note-The SNR is evaluated from the integration of the continuum-subtracted flux in a region centered on each feature; fluxes and EWs are measured with Gaussian fits. See Sect. 3.1 for details. All upper limits are at .
least from any potential emission or absorption line. We found that our conclusions remain unchanged for all the lines discussed in the previous section and, most importantly, for the N III] line. However, the detection is found not to be significant, with a upper limit of , if we adopt as an estimate of the continuum the median value in the blueward window at . While this is not unexpected considering the steep shape of the UV continuum of GHZ2, it reflects the tentative nature of the detection; future deeper/higher resolution observations are needed to confirm it. In Sec. 5.2, we will address the implications of both the case of a detection and of the conservative upper limit mentioned above.
3.4. Detection of the O III Bowen fluorescence line
We significantly detected (SNR ) an emission line at , corresponding to rest-frame. The only known features compatible with the measured wavelength are the O III lines at and emitted via Bowen resonance fluorescence (Bowen 1934, 1947), no other potential emission lines can affect the examined wavelength range. These O III emission lines arise in a highly ionized and dense environment (though in the case of GHZ2, not so dense as to inhibit the formation of forbidden lines), with strong UV ionizing flux. Briefly, He II Ly photons emitted by the ionized gas at rest-wavelength can be absorbed by O III at a nearly coincident wavelength
( ), exciting its level. When the O III optical depth is large, the He II Ly photons find a way out of resonance through a cascade of fluorescent transitions in the optical and UV, including the 3123 and 3133 Å lines. The O III line at is the brightest and most commonly observed Bowen transition of this kind, although the resolution of the GHZ2 spectrum does not allow us to exclude some contribution from the (generally much weaker) O III Bowen transition at in the detected emission. For a detailed discussion of the physics of these transitions in different astrophysical contexts, see Harrington (1972), Deguchi (1985), and Djeniže et al. (2003).
The Bowen lines are usually observed in symbiotic and Xray binaries (e.g., Schachter et al. 1989, 1991; Pereira et al. 1999; Selvelli et al. 2007), planetary nebulae (e.g., Liu & Danziger 1993), and some low-redshift Seyfert galaxies (e.g., Malkan 1986; Schachter et al. 1990). Nearly all Seyfert 2 nuclei exhibit Bowen lines, at least weak ones, if the samples of Malkan (1986) and Schachter et al. (1990) are representative; however, although Seyfert 1 nuclei and quasars should also have Bowen lines (Netzer et al. 1985), those produced by the broad-line region are much more difficult to detect and quantify because they have low EW and merge with the continuum or with other lines ( Fe II, etc.). While fluorescent transitions have been previously observed at intermediate redshifts thanks to strong gravitational lensing (Vanzella et al. 2020), to our knowledge GHZ2 is the first reionizationera object showing the O III emission feature.
The O III line might suggest that GHZ2 is an AGN. However, the nondetection of the [ Ne V ] line is puzzling; this line is generally times brighter than the O III line in AGNs (Malkan 1986; Schachter et al. 1990; Kraemer et al. 1994; Lanzuisi et al. 2015), with the only known exceptions being Mrk 42 (Malkan 1986) and events belonging to the class of “Bowen fluorescence flares” interpreted as enhanced accretion episodes onto an already active supermassive black hole (Trakhtenbrot et al. 2019; Makrygianni et al. 2023). Since the ionization potentials of , and are (respectively) , and 126.2 eV , and only [Ne III] is visible, it is likely that the highestenergy ionizing photons are . A low abundance of Ne is also possible (e.g., Isobe et al. 2023b), given that [Ne III] is generally times stronger than O III in AGNs yet is only about twice as strong in GHZ2.
It is perhaps also curious that there is no sign of He II in the spectrum of GHZ2. This line is typically the strength of O III in Seyfert nuclei (Malkan 1986; Schachter et al. 1990), so it should be detectable, albeit at low SNR. However, its strength can sometimes be as low as that of O III ; if this is the case in GHZ2, then it would not be detected in the current data. Moreover, based on Tables 2 and 3 of Seaton (1978), He II is usually times the strength of He II in gases with and ; given the measured flux of He II in the spectrum of GHZ2, it thus might not be surprising that He II is undetected.
A higher-SNR spectrum of GHZ2 is needed to detect and measure accurately He II , and thus be able to determine the Bowen yield ( , the fraction of He II converted to O III Bowen lines) from the relative intensity of the two lines; the relevant relation (Schachter et al. 1990) is . We can also use He II to estimate the Bowen yield; and (as noted above) . However, the measured intensity ratio in GHZ2 is , quite uncertain. Our formal result is that , where the error bar includes only the uncertainty in , not the variation in among gases having different physical conditions. A value is unphysical, but in any case our result is so uncertain that the Bowen yield is essentially unconstrained. Moreover, He II line is preferred over He II when determining the Bowen yield, even though the latter is intrinsically a factor of 16-17 stronger than the former, since the result with He II is independent of reddening.
3.5. UV continuum and limits on Lya emission
Finally, we exploited the continuum measured in the NIRSpec spectrum to constrain the UV magnitude and slope of GHZ2 free of the systematics introduced by emission lines. The UV slope was measured by fitting the continuum flux with a power law after masking all potential emission features. While the fit is usually performed at restframe (Calzetti et al. 2000), we restrict our analysis to the 1400-2600 Å range because the potential impact of damped Ly absorption (DLA) wings can affect the continuum at shorter wavelengths (Heintz et al. 2024). We employed emcee (Foreman-Mackey et al. 2013) to perform a Markov Chain Monte Carlo (MCMC) analysis identifying the best-fitting model free parameters through 100 chains and 100,000 steps. As a prior, we imposed a flat distribution . A UV slope of was measured, where the best-fit value and its uncertainty are the median and standard deviation of the posterior distribution. In this respect, GHZ2 is consistent with the most UV-luminous and high stellar mass sources at , which show little evolution between 11 ( to -2.5 ), indicative of mostly dust-poor systems (Roberts-Borsani et al. 2024). We then derived a UV absolute magnitude from the average continuum flux of the fitted power law in the range restframe, after correcting for magnification. Interestingly, we obtain a bluer UV slope by fitting the NIR-
Figure 3. The position of GHZ2 (orange-filled square with black error bars) in the UV line diagnostic diagrams discriminating between star formation and an AGN as the main ionizing source: C III]/He II versus O III]/He II (top, the black lines divide the diagram according to the selection criteria from Mingozzi et al. 2023) and C IV/C III] versus (C IV+C III])/He II (bottom). The AGN and star-forming models from Feltre et al. (2016) and Gutkin et al. (2016) (left panels) and from Nakajima & Maiolino (2022) (right panels) are shown in red and blue, respectively. The positions of reference objects are shown when relevant data are available: GNz11 (purple hexagon), GSz12 (green hexagon), and RXCJ2248-ID (magenta triangle) using measurements from Bunker et al. (2023), D’Eugenio et al. (2023), and Topping et al. (2024), respectively.
Cam photometry in the F200W, F277W and F356W bands due to the impact of the emission lines at .
The measurement of Ly emission in PRISM spectra is challenging owing to the poor resolution and to the effects of interstellar and intergalactic absorption at the Lyman break.
We followed the procedure described in detail by Jones et al. (2023a) and Napolitano et al. (2024) to derive a limit on the rest-frame Ly EW on the basis of the measured redshift, the resolution of the instrument at the Ly wavelength,
and the continuum flux and uncertainty redward of Ly . The continuum is extrapolated on the basis of the UV slope measured as described above. We derived a limit of . A consistent limit is found when using the continuum estimated using a third-degree polynomial fit of line-free regions (Sec. 3.3).
4. SOURCE OF IONIZING PHOTONS: STAR FORMATION OR AGN?
Figure 4. Diagnostic diagrams based on the EW of UV lines including, where available, the selection regions from Hirschmann et al. (2019). Models are from Nakajima & Maiolino (2022). The comparison with observed sources is as in Fig. 3, but including in the top-right and bottom-left panels here also objects J2229+2727 (dark cyan diamond; Izotov et al. 2024) and A1703-zd6 (purple triangle; Stark et al. 2015). The EW(O III]) for object A1703-zd6 is considered an upper limit because only one of the two components of the doublet is measured.
The prominent emission lines detected in the GHZ2 spectrum, including high-ionization transitions such as C IV and N IV], clearly suggest the presence of a hard ionizing source. In order to discriminate whether the dominant ionization source of GHZ2 is an AGN or emission from young stellar populations, we tested several diagnostics exploiting ratios and EWs of UV lines (e.g., Feltre et al. 2016; Nakajima et al. 2018; Hirschmann et al. 2019, 2023; Mingozzi et al. 2023). In the following, we compare GHZ2 to two different sets of models built by processing stellar or AGN emission with the photoionization code CLOUDY (Ferland et al. 2013). We
consider models for star-forming galaxies by Gutkin et al. (2016, G16 hereafter) based on the most recent version of the Bruzual & Charlot (2003) stellar population synthesis models (see Vidal-García et al. 2017, for details), and the narrow-line AGN models by Feltre et al. (2016, F16 hereafter). We also compare with Pop II star-forming models (based on BPASS v2.2.1 SEDs, Stanway & Eldridge 2018) and AGN models by Nakajima & Maiolino (2022, NM22 hereafter). We refer the reader to the above-mentioned papers for a detailed description of the modeling procedures and assumptions. While the considered models encompass a large range of values for
Figure 5. The position of GHZ2 and GNz11 in the O III]/He II versus [Ne IV]/N IV] plane compared with models from Feltre et al. (2016) and Gutkin et al. (2016) (left panel) and from Nakajima & Maiolino (2022) (right panel). Symbols as in Fig. 3.
metallicity, ionization parameter, and (in the case of F16 and G16) also C/O ratio and gas density, we chose not to restrict the comparison to any predefined range of values considering the unknown nature of GHZ2.
When possible, we compare GHZ2 to reference objects with well-characterized spectra: GNz11 ( ; Bunker et al. 2023; Maiolino et al. 2023b), GSz12 ( ; D’Eugenio et al. 2023), the high-redshift C IV emitters with EW>30Å RXCJ2248-ID ( ; Topping et al. 2024) and A1703-zd6 ( ; Stark et al. 2015), and the only similar example known at low redshift, galaxy J2229+2727 ( ; Izotov et al. 2024).
For the comparison we exploit a wide range of emissionline ratios that are reported in Fig. 3. In all these cases, GHZ2 usually falls in the region where star-forming and AGN models tend to overlap. Notably, the assessment is extremely model-dependent. GHZ2 is more compatible with star formation according to the models by F16 and G16 in both the C III]/He II versus O III]/He II and the C IV/C III] versus (C IV + C III])/He II diagrams. Instead, the AGN models by NM22 extend to the region where GHZ2 is found. The position of GHZ2 in the C III]/He II versus O III]/He II diagram is also compatible with emission by shocks according to the selection criteria by Mingozzi et al. (2023). A comparison with other high-redshift objects with prominent emission lines shows a remarkable similarity between GHZ2 and RXCJ2248-ID in all diagrams. GHZ2 is also very close to GNz11 in the C III]/He II versus O III]/He II plot, while the much weaker C IV emission in GNz11 differentiates the two sources in the other diagrams.Perhaps the ionizing continuum is weaker in GNz11, which could also help explain the absence of obvious Bowen fluorescence lines in
its spectrum. We find that both in the case of F16/G16 and NM22 models, the line ratios measured in GHZ2 are typical of low metallicities ( ) and a high ionization parameter both in the star-formation and AGN case. In fact, differences between the two model sets can be likely explained by the NM22 models allowing for a ionization parameter as high as , while the F16 and G16 ones are limited to . On the basis of these comparisons, and considering the significant differences between the various models, we conclude that it is hard to conclusively identify the source of ionizing radiation based only on the line ratios.
We show in Fig. 4 the diagnostic diagrams based on the EWs of the UV lines proposed by Nakajima et al. (2018) compared to the NM22 models (the only ones that provide EW information). The rest-frame EWs of GHZ2 UV lines are always consistent with AGN emission or with composite emission from both star formation and accretion. GHZ2 would be classified as an AGN according to the thresholds proposed by Nakajima et al. (2018), and either an AGN or composite according to the selection criteria by Hirschmann et al. (2019). The other C IV emitters show a similar agreement with the typical AGN EWs and line ratios; in particular, RXCJ2248-ID is remarkably close to GHZ2 in all considered diagrams, similar to the case of the line-ratio diagnostics discussed above.
Finally, we checked whether the non-detection of the very high-ionization lines [Ne IV] and [Ne V] discriminates between AGN and star-formation powered emission in the case of GHZ2. These lines have ionization potentials that are higher than those of any of the other UV emission features detected in GHZ2, and, in particular, [Ne V] with a ionization energy of is a robust marker
of accretion onto a SMBH (e.g., Schmidt et al. 1998; Gilli et al. 2010). We find that our EW limits are not stringent enough to rule out AGN emission in GHZ2. The limit on EW([Ne V]) in GHZ2 is much higher than the typical values measured in both narrow-line ( ) and broad-line AGN ( ) at (Mignoli et al. 2013). Similarly, CIV-selected AGNs at have EW IV (Mignoli et al. 2019), lower than the limit of 16 we measure in GHZ2. On the one hand, GHZ2 shows properties similar to these obscured AGNs, that have typical IV , and III . On the other hand, the position of GHZ2 on the C IV/He II versus C IV/C III] plane falls just outside the region occupied by most of the aforementioned AGNs, which is well described by pure AGN models (Fig. 5 in Mignoli et al. 2019).
These findings are consistent with the tests shown in Figs 3 and 4, and do not resolve the ambiguity on the nature of GHZ2. Instead, line-ratio diagnostics using very highionization lines lines can provide more stringent constraints. We explored several combinations, finding that the most useful diagram exploits the O III]/He II versus [Ne IV]/N IV] ratios which are compatible only with star formation according to the models by F16 and G16 (Fig. 5). However, we cannot consider this test to be conclusive, since GHZ2 is still marginally compatible with the AGN models by NM22 and it has ratios consistent with those of GNz11 which shows AGN features (Maiolino et al. 2023b). We also explored other diagnostics based on the [Ne IV]/C III] or [Ne V]/C III] ratios (Scholtz et al. 2023), and on Ne53 III (Cleri et al. 2023), finding that they are not conclusive because the available limits for GHZ2 are compatible with either very low-metallicity stellar populations or AGNs. In particular, GHZ2 has at , and ) (Zavala et al. 2024; Calabro et al. 2024) compatible with the “composite” zone defined by Cleri et al. (2023). The O III fluorescence line may point to GHZ2 being a Seyfert-like AGN. However, as already mentioned in Sec. 3.4, the nondetection of the [ Ne V ] line is puzzling in this respect.
To summarize, the available data do not allow us to ascertain whether the dominant ionization source within GHZ2 is star formation or AGN accretion. On the one hand, the high EWs of carbon and oxygen lines point to an AGN contribution. On the other hand, the measurable line ratios, and in particular [Ne IV]/N IV], favor the star-formation case according to the F16 and G16 models, but are compatible with both scenarios according to the NM22 models.
5. A STAR-FORMATION SCENARIO FOR GHZ2
The nondetection of very high-ionization lines and the similarity between GHZ2 and other C IV emitters in terms of UV line ratios motivate us to explore the possible physical condi-
Table 2. Physical properties of GHZ2
UV slope
UV slope and magnitude measured from the continuum in the NIRSpec spectrum (Sect. 3.5). Metallicity and ioniziation parameter estimated from UV emission lines following Curti et al. (2023b), and Mingozzi et al. (2022), respectively (Sect. 5.2). All other quantities obtained through SED-fitting using BAGPIPES (Sect. 5.1).
tions of GHZ2 under the hypothesis that star-forming regions are the main source of ionizing photons.
5.1. Global properties from photometry
We first derive global properties of GHZ2 by performing spectral energy distribution (SED) fitting of the observed photometry with BAGPIPES v. 1.0.3 (Carnall et al. 2018, 2019). The templates are based on BPASS v. 2.2.1 stellar models with an upper-mass cutoff of the IMF of (Stanway & Eldridge 2018), and nebular emission computed self-consistently with CLOUDY (Ferland et al. 2013) as described by Carnall et al. (2018). We assume a double power law star-formation history, and a Charlot & Fall (2000) dust attenuation model with power-law index .
After correcting for magnification, we find a starformation rate (SFR) of and a stellar mass , implying a specific starformation rate . In agreement with the measured blue UV slope, GHZ2 is found to have very low dust extinction ( ). While these values are obtained solely on the basis of photometry and we defer a detailed spectrophotometric fitting to future work, we note that the best-fit range for to -1.4 and metallicity ( ) are in reassuring agreement with the estimates based on emission lines that will be discussed below. We caution, however that broad-band observations of the optical rest-frame will be needed to obtain stronger constraints on the stellar mass which may be subject to systematics due to the large range of the values (Santini et al. 2023). Somewhat reassuringly, as discussed in Zavala et al. (2024), a fit performed jointly on photometry and MIRI spectroscopy
yields consistent values for the stellar mass and SFR, and an estimate of the mass-weighted Age ( ) which is poorly constrained when using only the broad-band UV photometry.
GHZ2 has an extremely small size, with an effective radius of (corrected for magnification, Yang et al. 2022). An even smaller radius ( , delensed) was measured by Ono et al. (2023), who have shown that its morphology can also be fitted with a two-component model with a PSF-like plus compact ( , delensed) galaxy profile. By conservatively adopting the estimate from Yang et al. (2022), we obtain and , while times larger values are obtained using the values estimated by Ono et al. (2023) for the two- and single-component fits, respectively.
The properties of the source are summarized in Table. 2.
5.2. Metallicity and ionization properties
Detailed modeling of the nebular conditions requires measuring line ratios of doublets sensitive to temperature or density (e.g., Berg et al. 2019; Kewley et al. 2019) which are unresolved by the NIRSpec prism. Nonetheless, several scaling relations and criteria have been proposed in the literature to provide estimates of metallicity and ionizing conditions from UV emission lines when a thorough modeling is not possible. In fact, the strong C IV emission in GHZ2 is immediately suggestive of low metallicity, as this line is only observed in star-forming galaxies with (Mingozzi et al. 2023). We obtain a quantitative evaluation using the III II index which is considered a good proxy for oxygen abundance (e.g., Maiolino et al. 2008). We adopt the relation by Curti et al. (2023b) which extends to metallicity , obtaining , corresponding to . The more conservative Ne 3 O 2 versus metallicity relation by Bian et al. (2018) yields a slightly larger value of 12 . Considering that the Ne 3 O 2 index might be affected by collisional deexcitation of [OII] at high density, we explored other indicators. Reassuringly, the same metallicity range is obtained with the calibrations by Mingozzi et al. (2023) based on the C III/O III ratio ( ) and EW(C III) ( ). The variance among different estimators is likely due to the intrinsic degeneracies among the abundance of oxygen and other elements and the physical conditions of the emitting gas. Nonetheless, we can safely assume a metallicity for GHZ2 in the range .
When considering the metallicity obtained with Ne 3 O 2 following Curti et al. (2023b), we find a significant offset from the mass-metallicity relations (MZR) measured at different redshifts (Fig. 6, left panel), including the range (Curti et al. 2023a). However, GHZ2 would
still be consistent with the MZR according to the more conservative estimate of . A more significant deviation is found compared to the fundamental metallicity relation (FMR; Mannucci et al. 2010). As shown in the right panel of Fig. 6, GHZ2 is offset by dex from the FMR by Curti et al. (2023a) considering all aforementioned metallicity estimates. In fact, given its mass and SFR, GHZ2 would be expected to have a metallicity of if following the FMR.
Finally, we can infer the ionization parameter on the basis of the relations between and line properties measured by Mingozzi et al. (2023) on the CLASSY sample. Among the equations proposed by Mingozzi et al. (2023), we exploit the one based on the C IV/C III ratio, which is calibrated against the [O III] II] ratio that traces the intermediate/high-ionization zone. The C IV/C III ratio has the advantage that consecutive ionization states of the same element are less prone to potential biases owing to different abundances in GHZ2 and the CLASSY sources. We find a high ionization parameter, , where the uncertainty includes the scatter in the fitting equation reported by Mingozzi et al. (2023). The analysis of MIRI observations of GHZ2 yields to estimates for both the metallicity ( ) and the ionization parameter ( ) consistent with our findings (Zavala et al. 2024).
A low metallicity and a high ionization parameter are typical of strong C IV emitters. As a comparison, RXCJ2248ID have a metallicity solar (Topping et al. 2024), with even lower oxygen abundances for A1703-zd6 ( ; Stark et al. 2015) and J2229+2727 (~ 2.5%; Izotov et al. 2024). Similarly, their ionization parameters are extreme, ranging from to and RXCJ2248-ID). Less extreme, but still comparable values have been measured in GNz11 ( ; Bunker et al. 2023). Instead, the carbon-enhanced source GSz12 appears to be both more metal enriched ( ; D’Eugenio et al. 2023) and with a significantly lower ionization parameter ( from the C IV/C III ratio, considering a upper limit on the C IV line).
5.3. Is GHZ2 carbon- or nitrogen-enhanced?
We used PyNeb (Luridiana et al. 2012, 2015) to estimate the and the abundance ratios, with the task getIonAbundance. For electron density we consider the discrete values , and , and for the electron temperature we consider 1.5, 2, 2.5, 3 . We note that a high electron density is favoured by the combined analysis of the MIRI data and of the ALMA observations of GHZ2 from Bakx et al. (2023) (Zavala et al. 2024). For , we assume it can be inferred from the ratio to which we apply an ionization correction factor (ICF). Using the calibration by Berg et al.
Figure 6. Left: the position of GHZ2 and other objects on the gas-metallicity versus stellar-mass plane (symbols as in Fig. 3) compared to the mass-metallicity relations at (black line; Curti et al. 2020), (light red), and (dark red) from Li et al. (2023), (cyan; Nakajima et al. 2023) and (blue; Curti et al. 2023a). The orange arrows indicate the upper limit on metallicity of for GHZ2, which is the highest among available estimates. Blue and cyan points indicate single sources at from Curti et al. (2023a) and Nakajima et al. (2023), respectively. The shaded regions enclose the scatter around the best-fit relations. Right: deviation from the fundamental metallicity relation by Curti et al. (2023a) as a function of stellar mass for GHZ2 and the other single sources with the same symbols as in the left panel.
(2019), which depends on the ionization parameter, and for a metallicity , we find an ICF of 1.2. We use the line ratio C III III and the grid of electron densities and temperatures to estimate the total . For each assumed temperature we performed 1000 Monte Carlo simulations perturbing the observed fluxes by their corresponding uncertainties. We obtain values ranging from (for and ) to (for and ). These estimates imply that GHZ2 has a subsolar carbon abundance of to -0.27 dex (assuming from Asplund et al. 2009).
We explore the N/O abundance ratio adopting our fiducial detection of the N III] line and assuming that the oxygen abundance is dominated by the state and the total N/O is derived as N/O . We use the line ratios N IV] III] and N III] III] , and the same grid of electron densities and temperatures as above. In all considered cases the derived N/O exceeds the solar value, ranging from (for ) to (for ); these are a factor of higher than the solar abundance ; Asplund et al. 2009). However, the measured nitrogen abundance relies on the detection of the N III] line which, as discussed in Sec. 3, needs further assessment considering the low SNR and the dependence on the estimated continuum level. In fact, when considering the conservative upper limit discussed above in place of a detection for N III] , we get an upper limit of .
The above-mentioned estimates indicate a remarkable similarity between GHZ2 and the recently discovered class of nitrogen-enhanced objects. In fact, GNz11 and RXCJ2248ID have both a supersolar nitrogen abundance and a subsolar C/O (Senchyna et al. 2023; Topping et al. 2024), and similar cases of high ratios are also discussed by Isobe et al. (2023b).
5.4. Our proposed scenario: highly ionizing radiation sources in a dense environment
Assuming a star-forming origin of the ionizing radiation inside GHZ2, the elemental abundance described above hints to conditions that are significantly different from the typical cases of low- and intermediate-redshift galaxies. In fact, available models struggle at reproducing the high EW of UV lines observed in GHZ2 and in other sources (e.g., Nanayakkara et al. 2019; Saxena et al. 2020; Olivier et al. 2022). Additional sources of ionizing photons may include X-ray binaries (Schaerer et al. 2019; Garofali et al. 2024), very massive stars (Lecroq et al. 2024; Upadhyaya et al. 2024), soft X-rays emitted by hot gas within young stellar clusters (Oskinova & Schaerer 2022), and shock-ionized gas (Jaskot & Ravindranath 2016).
In this context, the O III fluorescence line detected in GHZ2 may provide insights into the highly ionizing sources responsible for the He II emission and the extreme EW of the carbon lines. While detailed modeling of this uncommon emission feature is beyond the scope of the present work, it must be stressed that it indicates the presence of dense, highly ionized gas within the object (e.g., Deguchi
1985). Its emission mechanism requires a large amount of He-ionizing photons ( ) recombining into the unobservable He II Ly line at , which is not surprising in our case considering the detection of the He II Balmer- line at with .
The C and N abundances provide a signature of early enrichment dominated by burning of hydrogen through the CNO cycle (e.g., Isobe et al. 2023b). In particular, the nitrogen enrichment can be explained in the same context as the “excess” of ionizing photons by the presence of supermassive stars in a densely clustered environment (Charbonnel et al. 2023; Senchyna et al. 2023; Vink 2023; MarquesChaves et al. 2024).
The abundance patterns in GHZ2 and other similar sources are compatible with them being formation sites of the stellar populations that will end up in globular clusters and other very dense environments studied in the local universe showing similar nitrogen excess (e.g., D’Antona et al. 2023). In this respect, it is notable that GHZ2 has both a high and a high , making this object an ideal host of gravitationally bound stellar clusters. Similar dense conditions have been observed through gravitational lensing at , e.g., the Sunburst (Vanzella et al. 2022), Sunrise (Vanzella et al. 2023), and Firefly Sparkle (Mowla et al. 2024), along with the recently discovered Cosmic Gems (Adamo et al. 2024) which shows extremely dense stellar clusters located within a 50 pc physical region. In this scenario, the luminosity and density of GHZ2 can be explained by the presence of young massive stellar clusters at the peak of their formation, the majority of them confined within a barely resolved 100 pc scale (e.g., Adamo et al. 2024). Following Langeroodi & Hjorth (2023), the compact size of GHZ2 can also explain its significant deviation from the FMR in a scenario where centrally concentrated star formation is ignited by infall of pristine gas (see also Tacchella et al. 2023).
While RXCJ2248-ID is more extreme in terms of SFR and stellar mass density than GHZ2, the similarities with GHZ2 are also striking. The two objects have very similar line ratios and EWs, and are both dense and highly ionized objects with comparable metallicity and abundance patterns. These findings suggest that GHZ2 belongs to a population of very high-redshift objects that are undergoing an intense phase of star formation in a dense and compact volume. It is tempting to speculate that the remnants of this phase will end up in dense stellar environments at low redshift.
Its characteristics, combined with the blue UV slope – 2.39 measured from the spectrum (which suggests little dust opacity), are those expected in scenarios in which the objects populating the bright end of the UV luminosity function have undergone a “blue monster” phase that effectively
pushed away the previously formed dust through radiation driven winds (Ferrara 2023; Fiore et al. 2023).
Objects in the same evolutionary phase as GHZ2 may also significantly contribute to cosmic reionization. The analysis of Izotov et al. (2023) shows a relation between low metallicity, high N/O, low C/O, and significant leakage of Lyman continuum (LyC) photons. In addition, Schaerer et al. (2022b) and Kramarenko et al. (2024) found a correlation between a high C IV/C III ratio and a nonzero escape fraction of ionizing photons: GHZ2 has C IV/C III , higher than the threshold of 0.75 characterizing strong LyC leakers according to the aforementioned analysis. Indication of a significant escape fraction of ionizing photons has also been found at in C IV emitters by Mascia et al. (2023), with these objects (and strong-line emitters in general, e.g., Castellano et al. 2023b) also having a high photon production efficiency. In this respect, deeper and higher resolution spectra of GHZ2 will be able to investigate its escape fraction through the analysis of the MgII doublet (e.g., Chisholm et al. 2020), which is currently undetected to a limit that prevents this kind of constraints.
6. CONCLUSIONS
We report here the spectroscopic confirmation at of GHZ2/GLASS-z12. The spectroscopic redshift is in remarkable agreement with the estimates obtained from NIRCam photometry (e.g., Castellano et al. 2022a; Naidu et al. 2022; Harikane et al. 2023), lending support to the accuracy of JWST-based photometric selections of high-redshift galaxies, at least as far as bright objects are concerned. Together with similar results obtained from NIRSpec follow-up spectroscopy (e.g., Arrabal Haro et al. 2023b), this provides a crucial confirmation that the relatively large density of bright galaxies at is real and deserves detailed investigation in order to understand the earliest phases of galaxy and structure formation.
The spectrum of GHZ2 shows strong N IV, C IV, He II, O III, C III, O II, and Ne III emission lines. The prominent C IV line puts GHZ2 in the category of strong C IV emitters (Stark et al. 2015; Izotov et al. 2024). In fact, GHZ2 is the most distant, brightest, and most massive member of this recently discovered class of objects. Assessing the main source of ionizing photons from UV spectroscopy is known to be challenging, in particular for high-redshift objects likely dominated by young, low-metallicity stellar populations. In fact, our extended comparisons with theoretical models spanning a large range in metallicity and ionization parameter are somewhat inconclusive. We find that, similarly to other C IV emitters and other very-high-redshift objects, the large EWs of UV lines found in GHZ2 seem to imply an AGN-like ionizing spectrum, while the UV line ratios are broadly compat-
ible both with AGN emission and with star formation in a very low-metallicity environment.
While it is not possible to draw a firm conclusion from the aforementioned tests, we consider the star-forming case slightly favoured in light of the low [Ne IV]/N IV] ratio, and of the comparison with C IV emitters which are considered to be most likely star-forming galaxies. In fact, the line ratios of GHZ2 are remarkably similar to those of RXCJ2248-ID, whose spectrum shows no AGN signatures (Topping et al. 2024), and of A1703-zd6 and J2229+2727 that are well reproduced by highly ionizing stellar populations (Stark et al. 2015; Izotov et al. 2024).
Regardless of the nature of the dominant ionizing flux, we found that GHZ2 has a very low metallicity (below solar) and a high ionization parameter ( ). The N/O abundance is found to be times the solar value, while the is subsolar, similar to a number of recently discovered high-redshift objects (Topping et al. 2024; Isobe et al. 2023b). Given its small effective radius ( ), GHZ2 has a high and a high stellar mass density similar to gravitationally bound stellar clusters; it is intriguing to speculate that GHZ2 is undergoing a phase of intense star formation in a dense configuration that may evolve into the nitrogen-enhanced stellar populations of globular clusters and other dense environments that are observed at low redshifts.
The origin of the copious amounts of ionizing photons in objects such as GHZ2 is currently unknown, but scenarios of dense star formation at very low metallicity including supermassive stars and high-mass X-ray binaries have the potential to also explain the atypical abundance patterns and the high-ionization spectra. A detailed investigation of the rare detection of the O III fluorescence line in GHZ2 can provide further insight into its sources of ionizing photons and their local environment. The high C IV/C III ratio and the abundance patterns of GHZ2 are also suggestive of a high escape fraction of ionizing photons. A comprehensive search for sources in this evolutionary stage can reveal if they play a significant role in the reionization of the inter-galactic medium.
We caution, however, that in-depth studies will be needed to consolidate the proposed scenario. The N/O ratio needs to be assessed on the basis of a robust detection of the N III line in a higher-resolution spectrum considering the strong dependence of our measurement on the extrapolated continuum level at its position. Similarly, a high-resolution spectrum is needed to estimate the density and temperature of the ionized gas, to ascertain the presence of broad components due to AGNs or stellar winds, and to separate nebular and stellar contributions to the C IV emission.
The remarkable brightness of GHZ2 makes it accessible to a wealth of follow-up strategies, as showcased by the results described in this paper and by the MIRI detection discussed in a companion paper (Zavala et al. 2024). As such, GHZ2 has the potential to become a reference object for understanding galaxy formation at only 360 Myr after the Big Bang.
We thank the referee for the constructive comments that helped us improve the manuscript. We thank K. Nakajima and A . Feltre for kindly providing updated tables of their line-emission models, and A. Carnall for the useful feedback on BAGPIPES SED fitting. We thank E. Giallongo and E. Piconcelli for the interesting discussions. We thank Tony Roman (Program Coordinator) and Glenn Wahlgren (NIRSpec reviewer) for the assistance in the preparation of GO-3073 observations. This work is based on observations made with the NASA/ESA/CSA James Webb Space Telescope (JWST). The JWST data presented in this article were obtained from the Mikulski Archive for Space Telescopes (MAST) at the Space Telescope Science Institute. The specific observations analyzed are associated with program JWST-GO-3073 and can be accessed via DOI. We acknowledge financial support from NASA through grant JWST-ERS-1342. Support was also provided by the PRIN 2022 MUR project 2022CB3PJ3 – First Light And Galaxy aSsembly (FLAGS) funded by the European Union – Next Generation EU, and by INAF Mini-grant “Reionization and Fundamental Cosmology with High-Redshift Galaxies.” A.V.F. is grateful for financial assistance from the Christopher R. Redlich Fund and numberous other donors. C.G. and P.R. acknowledge support through grant MIUR2020 SKSTHZ. CM acknowledges support by the VILLUM FONDEN under grant 37459 and the Carlsberg Foundation under grant CF22-1322. The Cosmic Dawn Center (DAWN) is funded by the Danish National Research Foundation under grant DNRF140. K.G. and T.N. acknowledge support from Australian Research Council Laureate Fellowship FL180100060.
Facilities: JWST, VLT:Kueyen
Software: A-PHOT (Merlin et al. 2019), Astropy (Astropy Collaboration et al. 2013, 2018, 2022), BAGPIPES (Carnall et al. 2018, 2019), JWST Calibration Pipeline version 1.13.4 (Bushouse et al. 2024), Matplotlib (Hunter 2007), PyNeb (Luridiana et al. 2012, 2015), Specutils (https: //specutils.readthedocs.io/en/stable/), T-PHOT (Merlin et al. 2015, 2016)
Figure 7. Top: the 2D X-SHOOTER spectrum of GHZ2 with highlighted the expected positions of Ly and N V , and the position of the detected C IV line. Bottom: the extracted 1D spectrum at the position of the C IV emission (blue dashed line). The red dotted line indicates the expected position of the C IV component.
A. VLT X-SHOOTER SPECTROSCOPY
GHZ2 was observed by X-SHOOTER under program 110.244H. 001 (PI E. Vanzella). The observations were performed in nodding mode with slits and 900 s per single exposure in the near-infrared arm. The total observing time was 37 hrs , corresponding to an on-target exposure time of 30 hrs .
Data reduction was performed as by Castellano et al. (2022b) with the official XSHOOTER pipeline (Modigliani et al. 2010), v. 3.3.5, using the associated raw calibrations from the ESO archive. Sky subtraction was done using the XSHOOTER nodding strategy, combining frames acquired at two different positions in the sky for each OB execution. A fixed boxcar window was used to extract the target on the rectified 2D spectra, to ensure that the target was correctly localized along the slit (extractmethod=LOCALIZATION and localizemethod=MANUAL in pipeline recipe xsh_scired_slit_nod).
The 1D extracted spectra were corrected to the barycentric reference frame in vacuum and combined with the data-analysis package Astrocook (Cupani et al. 2020). The combined spectra were rebinned to a resolution of per pixel.
We detect at SNR an emission feature at , which is compatible with one of the two components of the C IV emission detected with NIRSpec (Fig. 7). We interpret it as the C IV line which is the brightest component of the doublet, implying , consistent with the NIRSpec redshift. The measured flux is , and we estimate a FWHM rest-frame. This estimate is lower than observed in broad-line AGNs (e.g., Shen et al. 2011) and it is consistent with a stellar wind origin of the line (e.g., Chisholm et al. 2019). However, the low SNR of the detection clearly prevents any firm assessment of the line profile which will require higher resolution JWST spectroscopy.
The SNR implies a limit of for the second component, which leaves the ratio between the two poorly constrained. Following Lemaux et al. (2009), we expect slit losses in the X-SHOOTER spectrum to be small ( ) on the basis of the slit dimension, the compact size of the source ( ), and the median seeing ( ). Considering that the total C IV flux detected in the (aperture-corrected) NIRSpec spectrum is , the flux of the C IV line implies a relatively high ratio between the two components of the doublet (as in, e.g., A1703-zd6; Stark et al. 2015) and/or the presence of an additional broad component (e.g., Berg et al. 2019; Llerena et al. 2022) which is not detectable in the X-SHOOTER spectrum and shall be investigated with NIRSpec high-resolution spectroscopy.
No other features are found at the expected position of other emission lines, consistent with the fluxes measured in the NIRSpec spectrum and the noise level in the X-SHOOTER one. Interestingly, the higher resolution of the X-SHOOTER spectrum enables
measurements close to the Lyman break, which is severely affected by damping wing absorption at the PRISM resolution yielding to a upper limit on N V of .
REFERENCES
Adamo, A., Bradley, L. D., Vanzella, E., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2401.03224, doi: 10.48550/arXiv.2401.03224
Arrabal Haro, P., Dickinson, M., Finkelstein, S. L., et al. 2023a, ApJL, 951, L22, doi: 10.3847/2041-8213/acdd54
—. 2023b, Nature, 622, 707, doi: 10.1038/s41586-023-06521-7
Asplund, M., Grevesse, N., Sauval, A. J., & Scott, P. 2009, ARA&A, 47, 481, doi: 10.1146/annurev.astro.46.060407.145222
Astropy Collaboration, Robitaille, T. P., Tollerud, E. J., et al. 2013, A&A, 558, A33, doi: 10.1051/0004-6361/201322068
Astropy Collaboration, Price-Whelan, A. M., Sipőcz, B. M., et al. 2018, AJ, 156, 123, doi: 10.3847/1538-3881/aabc4f
Astropy Collaboration, Price-Whelan, A. M., Lim, P. L., et al. 2022, ApJ, 935, 167, doi: 10.3847/1538-4357/ac7c74
Atek, H., Chemerynska, I., Wang, B., et al. 2023, MNRAS, 524, 5486, doi: 10.1093/mnras/stad1998
Bakx, T. J. L. C., Zavala, J. A., Mitsuhashi, I., et al. 2023, MNRAS, 519, 5076, doi: 10.1093/mnras/stac3723
Balestra, I., Vanzella, E., Rosati, P., et al. 2013, A&A, 559, L9, doi: 10.1051/0004-6361/201322620
Bekki, K., & Tsujimoto, T. 2023, MNRAS, 526, L26, doi: 10.1093/mnrasl/slad108
Berg, D. A., Erb, D. K., Henry, R. B. C., Skillman, E. D., & McQuinn, K. B. W. 2019, ApJ, 874, 93, doi: 10.3847/1538-4357/ab020a
Bergamini, P., Acebron, A., Grillo, C., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2303.10210, doi: 10.48550/arXiv.2303.10210
Bian, F., Kewley, L. J., & Dopita, M. A. 2018, ApJ, 859, 175, doi: 10.3847/1538-4357/aabd74
Bogdán, Á., Goulding, A. D., Natarajan, P., et al. 2024, Nature Astronomy, 8, 126, doi: 10.1038/s41550-023-02111-9
Bouwens, R. J., Illingworth, G. D., van Dokkum, P. G., et al. 2022, ApJ, 927, 81, doi: 10.3847/1538-4357/ac4791
Bouwens, R. J., Stefanon, M., Brammer, G., et al. 2023, MNRAS, 523, 1036, doi: 10.1093/mnras/stad1145
Bowen, I. S. 1934, PASP, 46, 146, doi: 10.1086/124435
—. 1947, PASP, 59, 196, doi: 10.1086/125951
Boyett, K., Trenti, M., Leethochawalit, N., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2303.00306, doi: 10.48550/arXiv.2303.00306
Calabro, A., Castellano, M., Zavala, J. A., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2403.12683, doi: 10.48550/arXiv.2403.12683
Calzetti, D., Armus, L., Bohlin, R. C., et al. 2000, ApJ, 533, 682, doi: 10.1086/308692
Cameron, A. J., Katz, H., Rey, M. P., & Saxena, A. 2023a, MNRAS, 523, 3516, doi: 10.1093/mnras/stad1579
Cameron, A. J., Saxena, A., Bunker, A. J., et al. 2023b, A&A, 677, A115, doi: 10.1051/0004-6361/202346107
Carnall, A. C., McLure, R. J., Dunlop, J. S., & Davé, R. 2018, MNRAS, 480, 4379, doi: 10.1093/mnras/sty2169
Carnall, A. C., McLure, R. J., Dunlop, J. S., et al. 2019, MNRAS, 490, 417, doi: 10.1093/mnras/stz2544
Castellano, M., Fontana, A., Treu, T., et al. 2022a, ApJL, 938, L15, doi: 10.3847/2041-8213/ac94d0
Castellano, M., Pentericci, L., Cupani, G., et al. 2022b, A&A, 662, A115, doi: 10.1051/0004-6361/202243348
Castellano, M., Fontana, A., Treu, T., et al. 2023a, ApJL, 948, L14, doi: 10.3847/2041-8213/accea5
Castellano, M., Belfiori, D., Pentericci, L., et al. 2023b, A&A, 675, A121, doi: 10.1051/0004-6361/202346069
Chabrier, G. 2003, PASP, 115, 763, doi: 10.1086/376392
Charbonnel, C., Schaerer, D., Prantzos, N., et al. 2023, A&A, 673, L7, doi: 10.1051/0004-6361/202346410
Charlot, S., & Fall, S. M. 2000, ApJ, 539, 718, doi: 10.1086/309250
Chemerynska, I., Atek, H., Furtak, L. J., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2312.05030, doi: 10.48550/arXiv.2312.05030
Chisholm, J., Prochaska, J. X., Schaerer, D., Gazagnes, S., & Henry, A. 2020, MNRAS, 498, 2554,
doi: 10.1093/mnras/staa2470
Chisholm, J., Rigby, J. R., Bayliss, M., et al. 2019, ApJ, 882, 182, doi: 10.3847/1538-4357/ab3104
Cleri, N. J., Olivier, G. M., Hutchison, T. A., et al. 2023, ApJ, 953, 10, doi: 10.3847/1538-4357/acde55
Cupani, G., D’Odorico, V., Cristiani, S., et al. 2020, in Society of Photo-Optical Instrumentation Engineers (SPIE) Conference Series, Vol. 11452, Society of Photo-Optical Instrumentation Engineers (SPIE) Conference Series, 114521U, doi: 10.1117/12.2561343
Curti, M., Mannucci, F., Cresci, G., & Maiolino, R. 2020, MNRAS, 491, 944, doi: 10.1093/mnras/stz2910
Curti, M., Maiolino, R., Curtis-Lake, E., et al. 2023a, arXiv e-prints, arXiv:2304.08516, doi: 10.48550/arXiv.2304.08516
Curti, M., D’Eugenio, F., Carniani, S., et al. 2023b, MNRAS, 518, 425, doi: 10.1093/mnras/stac2737
Curtis-Lake, E., Carniani, S., Cameron, A., et al. 2023, Nature Astronomy, doi: 10.1038/s41550-023-01918-w
D’Antona, F., Vesperini, E., Calura, F., et al. 2023, A&A, 680, L19, doi: 10.1051/0004-6361/202348240
Deguchi, S. 1985, ApJ, 291, 492, doi: 10.1086/163090
D’Eugenio, F., Maiolino, R., Carniani, S., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2311.09908, doi: 10.48550/arXiv.2311.09908
Developers, J., Averbukh, J., Bradley, L., et al. 2023, Jdaviz, 3.2.0, Zenodo, doi: 10.5281/zenodo. 7504710
Djeniže, S., Bukvić, S., & Srećković, A. 2003, A&A, 411, 637, doi: 10.1051/0004-6361:20031359
Donnan, C. T., McLeod, D. J., McLure, R. J., et al. 2023, MNRAS, 520, 4554, doi: 10.1093/mnras/stad471
Feltre, A., Charlot, S., & Gutkin, J. 2016, MNRAS, 456, 3354, doi: 10.1093/mnras/stv2794
Ferland, G. J., Porter, R. L., van Hoof, P. A. M., et al. 2013, Revista Mexicana de Astronomía y Astrofísica, 49, 137. https://arxiv.org/abs/1302.4485
Ferrara, A. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2310.12197, doi: 10.48550/arXiv.2310.12197
Ferrara, A., Pallottini, A., & Dayal, P. 2023, MNRAS, 522, 3986, doi: 10.1093/mnras/stad1095
Finkelstein, S. L., Bagley, M. B., Arrabal Haro, P., et al. 2022, ApJL, 940, L55, doi: 10.3847/2041-8213/ac966e
Finkelstein, S. L., Bagley, M. B., Ferguson, H. C., et al. 2023a, ApJL, 946, L13, doi: 10.3847/2041-8213/acade4
Finkelstein, S. L., Leung, G. C. K., Bagley, M. B., et al. 2023b, arXiv e-prints, arXiv:2311.04279, doi: 10.48550/arXiv.2311.04279
Fiore, F., Ferrara, A., Bischetti, M., Feruglio, C., & Travascio, A. 2023, ApJL, 943, L27, doi: 10.3847/2041-8213/acb5f2
Foreman-Mackey, D., Hogg, D. W., Lang, D., & Goodman, J. 2013, PASP, 125, 306, doi: 10.1086/670067
Fujimoto, S., Wang, B., Weaver, J., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2308.11609, doi: 10.48550/arXiv.2308.11609
Garofali, K., Basu-Zych, A. R., Johnson, B. D., et al. 2024, ApJ, 960, 13, doi: 10.3847/1538-4357/ad0a6a
Gilli, R., Vignali, C., Mignoli, M., et al. 2010, A&A, 519, A92, doi: 10.1051/0004-6361/201014039
Goulding, A. D., Greene, J. E., Setton, D. J., et al. 2023, ApJL, 955, L24, doi: 10.3847/2041-8213/acf7c5
Gutkin, J., Charlot, S., & Bruzual, G. 2016, MNRAS, 462, 1757, doi:
Harikane, Y., Nakajima, K., Ouchi, M., et al. 2024, ApJ, 960, 56, doi: 10.3847/1538-4357/ad0b7e
Harikane, Y., Ouchi, M., Oguri, M., et al. 2023, ApJS, 265, 5, doi: 10.3847/1538-4365/acaaa9
Harrington, J. P. 1972, ApJ, 176, 127, doi: 10.1086/151615
Haslbauer, M., Kroupa, P., Zonoozi, A. H., & Haghi, H. 2022, ApJL, 939, L31, doi: 10.3847/2041-8213/ac9a50
Heintz, K. E., Brammer, G. B., Watson, D., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2404.02211, doi: 10.48550/arXiv.2404.02211
Hirschmann, M., Charlot, S., Feltre, A., et al. 2019, MNRAS, 487, 333, doi: 10.1093/mnras/stz1256
—. 2023, MNRAS, 526, 3610, doi:
Hunter, J. D. 2007, Computing in Science and Engineering, 9, 90, doi: 10.1109/MCSE.2007.55
Isobe, Y., Ouchi, M., Nakajima, K., et al. 2023a, ApJ, 956, 139, doi: 10.3847/1538-4357/acf376
Isobe, Y., Ouchi, M., Tominaga, N., et al. 2023b, ApJ, 959, 100, doi: 10.3847/1538-4357/ad09be
Izotov, Y. I., Schaerer, D., Guseva, N. G., Thuan, T. X., & Worseck, G. 2024, MNRAS, 528, L10, doi:
Izotov, Y. I., Schaerer, D., Worseck, G., et al. 2023, MNRAS, 522, 1228, doi: 10.1093/mnras/stad1036
Jaskot, A. E., & Ravindranath, S. 2016, ApJ, 833, 136, doi: 10.3847/1538-4357/833/2/136
Jones, G. C., Bunker, A. J., Saxena, A., et al. 2023a, arXiv e-prints, arXiv:2306.02471, doi: 10.48550/arXiv.2306.02471
Jones, T., Sanders, R., Chen, Y., et al. 2023b, ApJL, 951, L17, doi: 10.3847/2041-8213/acd938
Kewley, L. J., Nicholls, D. C., & Sutherland, R. S. 2019, ARA&A, 57, 511, doi: 10.1146/annurev-astro-081817-051832
Kohandel, M., Ferrara, A., Pallottini, A., et al. 2022, arXiv e-prints, arXiv:2212.02519. https://arxiv.org/abs/2212.02519
Kokorev, V., Fujimoto, S., Labbe, I., et al. 2023, ApJL, 957, L7, doi: 10.3847/2041-8213/ad037a
Kraemer, S. B., Wu, C.-C., Crenshaw, D. M., & Harrington, J. P. 1994, ApJ, 435, 171, doi: 10.1086/174803
Kramarenko, I. G., Kerutt, J., Verhamme, A., et al. 2024, MNRAS, 527, 9853, doi: 10.1093/mnras/stad3853
Kron, R. G. 1980, ApJS, 43, 305, doi: 10.1086/190669
Langeroodi, D., & Hjorth, J. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2307.06336, doi: 10.48550/arXiv.2307.06336
Lanzuisi, G., Perna, M., Delvecchio, I., et al. 2015, A&A, 578, A120, doi: 10.1051/0004-6361/201526036
Larson, R. L., Finkelstein, S. L., Kocevski, D. D., et al. 2023, ApJL, 953, L29, doi: 10.3847/2041-8213/ace619
Le Fèvre, O., Lemaux, B. C., Nakajima, K., et al. 2019, A&A, 625, A51, doi: 10.1051/0004-6361/201732197
Lecroq, M., Charlot, S., Bressan, A., et al. 2024, MNRAS, 527, 9480, doi: 10.1093/mnras/stad3838
Lemaux, B. C., Lubin, L. M., Sawicki, M., et al. 2009, ApJ, 700, 20, doi: 10.1088/0004-637X/700/1/20
Li, M., Cai, Z., Bian, F., et al. 2023, ApJL, 955, L18, doi: 10.3847/2041-8213/acf470
Liu, X.-W., & Danziger, J. 1993, MNRAS, 261, 465, doi: 10.1093/mnras/261.3.465
Llerena, M., Amorín, R., Cullen, F., et al. 2022, A&A, 659, A16, doi: 10.1051/0004-6361/202141651
Luridiana, V., Morisset, C., & Shaw, R. A. 2012, IAU Symposium, 283, 422, doi: 10.1017/S1743921312011738
—. 2015, A&A, 573, A42, doi: 10.1051/0004-6361/201323152
Mainali, R., Kollmeier, J. A., Stark, D. P., et al. 2017, ApJL, 836, L14, doi: 10.3847/2041-8213/836/1/L14
Maiolino, R., Nagao, T., Grazian, A., et al. 2008, A&A, 488, 463, doi: 10.1051/0004-6361:200809678
Maiolino, R., Scholtz, J., Curtis-Lake, E., et al. 2023a, arXiv e-prints, arXiv:2308.01230, doi: 10.48550/arXiv.2308.01230
Maiolino, R., Scholtz, J., Witstok, J., et al. 2023b, arXiv e-prints, arXiv:2305.12492, doi: 10.48550/arXiv.2305.12492
Makrygianni, L., Trakhtenbrot, B., Arcavi, I., et al. 2023, ApJ, 953, 32, doi: 10.3847/1538-4357/ace1ee
Malkan, M. A. 1986, ApJ, 310, 679, doi: 10.1086/164718
Mannucci, F., Cresci, G., Maiolino, R., Marconi, A., & Gnerucci, A. 2010, MNRAS, 408, 2115, doi: 10.1111/j.1365-2966.2010.17291.x
Marques-Chaves, R., Schaerer, D., Kuruvanthodi, A., et al. 2024, A&A, 681, A30, doi: 10.1051/0004-6361/202347411
Mascia, S., Pentericci, L., Saxena, A., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2301.09328, doi: 10.48550/arXiv.2301.09328
Mason, C. A., Trenti, M., & Treu, T. 2023, MNRAS, 521, 497, doi: 10.1093/mnras/stad035
McLeod, D. J., Donnan, C. T., McLure, R. J., et al. 2024, MNRAS, 527, 5004, doi: 10.1093/mnras/stad3471
Melia, F. 2023, MNRAS, 521, L85, doi: 10.1093/mnrasl/slad025
Merlin, E., Fontana, A., Ferguson, H. C., et al. 2015, A&A, 582, A15, doi: 10.1051/0004-6361/201526471
Merlin, E., Bourne, N., Castellano, M., et al. 2016, A&A, 595, A97, doi: 10.1051/0004-6361/201628751
Merlin, E., Fortuni, F., Torelli, M., et al. 2019, MNRAS, 490, 3309, doi: 10.1093/mnras/stz2615
Merlin, E., Bonchi, A., Paris, D., et al. 2022, arXiv e-prints, arXiv:2207.11701. https://arxiv.org/abs/2207.11701
Mignoli, M., Vignali, C., Gilli, R., et al. 2013, A&A, 556, A29, doi: 10.1051/0004-6361/201220846
Mignoli, M., Feltre, A., Bongiorno, A., et al. 2019, A&A, 626, A9, doi: 10.1051/0004-6361/201935062
Mingozzi, M., James, B. L., Arellano-Córdova, K. Z., et al. 2022, ApJ, 939, 110, doi: 10.3847/1538-4357/ac952c
Mingozzi, M., James, B. L., Berg, D. A., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2306.15062, doi: 10.48550/arXiv.2306.15062
Modigliani, A., Goldoni, P., Royer, F., et al. 2010, in Society of Photo-Optical Instrumentation Engineers (SPIE) Conference Series, Vol. 7737, Observatory Operations: Strategies, Processes, and Systems III, ed. D. R. Silva, A. B. Peck, & B. T. Soifer, 773728, doi: 10.1117/12.857211
Mowla, L., Iyer, K., Asada, Y., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2402.08696, doi: 10.48550/arXiv.2402.08696
Naidu, R. P., Oesch, P. A., van Dokkum, P., et al. 2022, ApJL, 940, L14, doi: 10.3847/2041-8213/ac9b22
Nakajima, K., & Maiolino, R. 2022, MNRAS, 513, 5134, doi: stac 1242
Nakajima, K., Ouchi, M., Isobe, Y., et al. 2023, ApJS, 269, 33, doi: 10.3847/1538-4365/acd556
Nakajima, K., Schaerer, D., Le Fèvre, O., et al. 2018, A&A, 612, A94, doi: 10.1051/0004-6361/201731935
Nanayakkara, T., Brinchmann, J., Boogaard, L., et al. 2019, A&A, 624, A89, doi: 10.1051/0004-6361/201834565
Napolitano, L., Pentericci, L., Santini, P., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2402.11220, doi: 10.48550/arXiv.2402.11220
Netzer, H., Elitzur, M., & Ferland, G. J. 1985, ApJ, 299, 752, doi: 10.1086/163741
Oesch, P. A., Brammer, G., van Dokkum, P. G., et al. 2016, ApJ, 819, 129, doi: 10.3847/0004-637X/819/2/129
Oke, J. B., & Gunn, J. E. 1983, ApJ, 266, 713, doi: 10.1086/160817
Olivier, G. M., Berg, D. A., Chisholm, J., et al. 2022, ApJ, 938, 16, doi: 10.3847/1538-4357/ac8f2c
Ono, Y., Harikane, Y., Ouchi, M., et al. 2023, ApJ, 951, 72, doi: 10.3847/1538-4357/acd44a
Oskinova, L. M., & Schaerer, D. 2022, A&A, 661, A67, doi: 10.1051/0004-6361/202142520
Padmanabhan, H., & Loeb, A. 2023, ApJL, 953, L4, doi: 10.3847/2041-8213/acea7a
Paris, D., Merlin, E., Fontana, A., et al. 2023, ApJ, 952, 20, doi: 10.3847/1538-4357/acda8a
Pascale, M., Dai, L., McKee, C. F., & Tsang, B. T. H. 2023, ApJ, 957, 77, doi: 10.3847/1538-4357/acf75c
Pereira, C. B., de Araújo, F. X., & Landaberry, S. J. C. 1999, MNRAS, 309, 1074, doi: 10.1046/j.1365-8711.1999.02934.x
Pérez-González, P. G., Costantin, L., Langeroodi, D., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2302.02429, doi: 10.48550/arXiv.2302.02429
Roberts-Borsani, G., Treu, T., Chen, W., et al. 2023, Nature, 618, 480, doi: 10.1038/s41586-023-05994-w
Roberts-Borsani, G., Treu, T., Shapley, A., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2403.07103. https://arxiv.org/abs/2403.07103
Santini, P., Fontana, A., Castellano, M., et al. 2023, ApJL, 942, L27, doi: 10.3847/2041-8213/ac9586
Saxena, A., Pentericci, L., Mirabelli, M., et al. 2020, A&A, 636, A47, doi: 10.1051/0004-6361/201937170
Schachter, J., Filippenko, A. V., & Kahn, S. M. 1989, ApJ, 340, 1049, doi: 10.1086/167457
—. 1990, ApJ, 362, 74, doi: 10.1086/169244
Schachter, J., Filippenko, A. V., Kahn, S. M., & Paerels, F. B. S. 1991, ApJ, 373, 633, doi: 10.1086/170083
Schaerer, D., Fragos, T., & Izotov, Y. I. 2019, A&A, 622, L10, doi: 10.1051/0004-6361/201935005
Schaerer, D., Marques-Chaves, R., Barrufet, L., et al. 2022a, A&A, 665, L4, doi: 10.1051/0004-6361/202244556
Schaerer, D., Izotov, Y. I., Worseck, G., et al. 2022b, A&A, 658, L11, doi: 10.1051/0004-6361/202243149
Schmidt, K. B., Huang, K. H., Treu, T., et al. 2017, ApJ, 839, 17, doi: 10.3847/1538-4357/aa68a3
Schmidt, M., Hasinger, G., Gunn, J., et al. 1998, A&A, 329, 495, doi: 10.48550/arXiv.astro-ph/9709144
Scholtz, J., Maiolino, R., D’Eugenio, F., et al. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2311.18731, doi: 10.48550/arXiv.2311.18731
Seaton, M. J. 1978, MNRAS, 185, 5P, doi: 10.1093/mnras/185.1.5P
Selvelli, P., Danziger, J., & Bonifacio, P. 2007, A&A, 464, 715, doi: 10.1051/0004-6361:20066175
Senchyna, P., Plat, A., Stark, D. P., & Rudie, G. C. 2023, arXiv e-prints, arXiv:2303.04179, doi: 10.48550/arXiv.2303.04179
Shen, Y., Richards, G. T., Strauss, M. A., et al. 2011, ApJS, 194, 45, doi: 10.1088/0067-0049/194/2/45
Stanway, E. R., & Eldridge, J. J. 2018, MNRAS, 479, 75, doi: 10.1093/mnras/sty1353
Stark, D. P., Walth, G., Charlot, S., et al. 2015, MNRAS, 454, 1393, doi: 10.1093/mnras/stv1907
Tacchella, S., Johnson, B. D., Robertson, B. E., et al. 2023, MNRAS, 522, 6236, doi: 10.1093/mnras/stad1408
Tang, M., Stark, D. P., Chen, Z., et al. 2023, MNRAS, 526, 1657, doi: 10.1093/mnras/stad2763
Topping, M. W., Stark, D. P., Senchyna, P., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2401.08764, doi: 10.48550/arXiv.2401.08764
Trakhtenbrot, B., Arcavi, I., Ricci, C., et al. 2019, Nature Astronomy, 3, 242, doi: 10.1038/s41550-018-0661-3
Treu, T., Roberts-Borsani, G., Bradac, M., et al. 2022, ApJ, 935, 110, doi: 10.3847/1538-4357/ac8158
Trinca, A., Schneider, R., Valiante, R., et al. 2024, MNRAS, doi: 10.1093/mnras/stae651
Trump, J. R., Arrabal Haro, P., Simons, R. C., et al. 2023, ApJ, 945, 35, doi: 10.3847/1538-4357/acba8a
Upadhyaya, A., Marques-Chaves, R., Schaerer, D., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2401.16165, doi: 10.48550/arXiv.2401.16165
Vanzella, E., Caminha, G. B., Calura, F., et al. 2020, MNRAS, 491, 1093, doi:
Vanzella, E., Castellano, M., Bergamini, P., et al. 2022, A&A, 659, A2, doi: 10.1051/0004-6361/202141590
Vanzella, E., Claeyssens, A., Welch, B., et al. 2023, ApJ, 945, 53, doi: 10.3847/1538-4357/acb59a
Vidal-García, A., Charlot, S., Bruzual, G., & Hubeny, I. 2017, MNRAS, 470, 3532, doi: 10.1093/mnras/stx 1324
Vink, J. S. 2023, A&A, 679, L9, doi: 10.1051/0004-6361/202347827
Wang, B., Fujimoto, S., Labbé, I., et al. 2023, ApJL, 957, L34, doi: 10.3847/2041-8213/acfe07
Watanabe, K., Ouchi, M., Nakajima, K., et al. 2024, ApJ, 962, 50, doi: 10.3847/1538-4357/ad13ff
Yang, L., Morishita, T., Leethochawalit, N., et al. 2022, ApJL, 938, L17, doi: 10.3847/2041-8213/ac8803
Zavala, J. A., Castellano, M., Akins, H. B., et al. 2024, arXiv e-prints, arXiv:2403.10491, doi: 10.48550/arXiv.2403.10491
Ziparo, F., Ferrara, A., Sommovigo, L., & Kohandel, M. 2022, arXiv e-prints, arXiv:2209.06840. https://arxiv.org/abs/2209.06840
The two discovery papers appeared on arXiv the same day, and named the galaxy GHZ2 (Castellano et al. 2022a) and GLASS-z12 (Naidu et al. 2022). In the remainder of the paper, we refer to it only as GHZ2 for conciseness.
