赤方偏移

物理学において、赤方偏移とは、電磁波（光など）の波長の増加と、それに伴う周波数および光子エネルギーの減少である。反対の変化、つまり波長の減少と周波数およびエネルギーの増加は、青方偏移、または負の赤方偏移として知られている。これらの用語は、可視光スペクトルの両端を形成する赤と青の色に由来している。天文学および宇宙論における電磁赤方偏移の主な原因は、相対論的ドップラー効果を引き起こす放射源の相対運動と、逃げる放射を重力によって赤方偏移させる重力ポテンシャルである。十分に遠い光源はすべて、地球からの距離に比例した遠ざかる速度に対応する宇宙赤方偏移を示し、これはハッブルの法則として知られ、宇宙が膨張していることを意味する。

すべての赤方偏移は、フレーム変換法則の傘の下で理解できます。光速で移動する重力波も、同じ赤方偏移現象の影響を受けます。^[1]赤方偏移の値は、波長の変化率に対応する文字z（赤方偏移の場合は正、青方偏移の場合は負）と、波長比1 + z（赤方偏移の場合は 1 より大きく、青方偏移の場合は 1 より小さい）で表されることがよくあります。

強い赤方偏移の例としては、ガンマ線がX線として知覚されたり、最初は可視光だったものが電波として知覚されたりすることが挙げられます。より微妙な赤方偏移は天体の分光観測で見られ、ドップラーレーダーやレーダーガンなどの地上技術で使用されています。

散乱や光学的効果など、電磁放射の周波数のシフトにつながる可能性のある他の物理プロセスも存在しますが、結果として生じる変化は（天文学的な）赤方偏移とは区別できるため、通常はそのようには呼ばれません（物理光学と放射伝達のセクションを参照）。

このテーマの歴史は、古典的な波動力学の発展とドップラー効果に関連する現象の探究とともに、19世紀に始まりました。この効果は、 1842年にこの現象に対する最初の物理的な説明を提示したオーストリアの数学者クリスティアン・ドップラーにちなんで名付けられました。 ^{[2] 1845年に、この仮説は}オランダの科学者クリストフォロス・バイス・バロットによって音波でテストされ、確認されました。^[3]ドップラーは、この現象がすべての波に当てはまると正しく予測し、特に、星のさまざまな色は地球に対する動きに起因する可能性があると示唆しました。^{[4]これが検証される前に、星の色は主に星の}温度によるものであり、動きによるものではないことが判明しました。ドップラーの正当性は、検証された赤方偏移の観測によって後になって初めて証明されました。^[要出典]

ドップラー赤方偏移は、1848年にフランスの物理学者イポリット・フィゾーによって初めて説明されました。フィゾーは、星に見られるスペクトル線の偏移がドップラー効果によるものであることを指摘しました。この効果は「ドップラー・フィゾー効果」と呼ばれることもあります。1868年、イギリスの天文学者ウィリアム・ハギンズが、この方法によって地球から遠ざかる星の速度を初めて決定しました。^{[5] 1871年、}フラウンホーファー線で現象が観測され、太陽の自転を利用して、約0.1Åの赤方偏移が観測されたときに、光学赤方偏移が確認されました。^[6] 1887年、フォーゲルとシャイナーは、地球の公転速度による、黄道付近にある星のドップラー偏移の年間変化である「年間ドップラー効果」を発見しました。^[7] 1901年、アリスタルク・ベロポルスキーは、回転ミラーシステムを使用して、実験室で光学赤方偏移を検証しました。^[8]

アーサー・エディントンは1923年にすでに「赤方偏移」という用語を使用していましたが^{[9] [10]、}この単語がハイフンなしで登場したのは1934年頃で、ウィレム・デ・シッターが使用したときでした^[11]。

1912 年の観測から、ヴェスト・スライファーは、当時は渦巻き星雲だと考えられていたほとんどの渦巻き銀河がかなりの赤方偏移を持っていることを発見しました。スライファーは、ローウェル天文台紀要の創刊号で初めてこの測定結果を報告しました。^[12] 3 年後、彼は雑誌「ポピュラー アストロノミー」にレビューを執筆しました。^[13]その中で彼は、「アンドロメダ大渦巻き銀河が -300 km/s という非常に例外的な速度を持っているという初期の発見は、渦巻き銀河のスペクトルだけでなく速度も調査できる当時の手段を示した」と述べています。^[14]

スライファーは、天球全体に広がる 15 個の渦巻き星雲の速度を報告したが、3 個を除くすべての星雲は観測可能な「正の」（つまり、後退する）速度を持っていた。その後、エドウィン・ハッブルは、そのような「星雲」の赤方偏移と距離のおおよその関係を発見し、ハッブルの法則を定式化した。^[15] ミルトン・ヒューマソンはハッブルとともにこれらの観測に取り組んだ。^[16]これらの観測は、アレクサンダー・フリードマンの 1922 年の研究を裏付けるものであり、フリードマン・ルメートル方程式を導出した。^{[17]これらは現在、}膨張宇宙とビッグバン理論の強力な証拠であると考えられている。^[18]

光源から発せられる光のスペクトル(右上の理想的なスペクトル図を参照) を測定することができます。赤方偏移を決定するには、吸収線、輝線、その他の光強度の変化などのスペクトルの特徴を探します。これらの特徴が見つかった場合は、地球上でその化合物が配置されている実験で見つかったさまざまな化合物のスペクトルの既知の特徴と比較できます。宇宙で非常に一般的な原子元素は水素です。

もともと特徴のない光のスペクトルが水素を透過すると、一定の間隔で特徴を持つ水素特有の特徴的なスペクトルが示されます。吸収線に限定すると、図 (右上) のようになります。同じ間隔のパターンが遠方の光源からの観測スペクトルに見られ、波長がずれている場合、これも水素であると特定できます。両方のスペクトルで同じスペクトル線が特定され、ただし波長が異なる場合は、下の表を使用して赤方偏移を計算できます。

この方法で物体の赤方偏移を決定するには、周波数または波長範囲が必要です。赤方偏移を計算するには、光源の静止フレームで放射される光の波長、つまり、光源に隣接して共動する観測者によって測定される波長を知る必要があります。天文学の用途では、この測定は直接行うことができません。なぜなら、そうすると、対象の遠方の星まで移動する必要があるからです。そのため、代わりにここで説明するスペクトル線を使用する方法が使用されます。静止フレーム周波数が不明な未確認の特徴を調べたり、特徴のないスペクトルやホワイトノイズ（スペクトルのランダムな変動）のスペクトルを調べたりして、赤方偏移を計算することはできません。 ^[20]

赤方偏移（および青方偏移）は、物体の観測波長（または周波数）と放射波長（または周波数）の相対的な差によって特徴付けられる。天文学では、この変化をzと呼ばれる無次元量で表すのが慣例となっている。λが波長、fが周波数（ λf = c、 cは光速）を表す場合、zは次の式で定義される。^[21]

z を測定すれば、赤方偏移と青方偏移の区別はzが正か負かというだけになります。たとえば、ドップラー効果による青方偏移 ( z < 0 ) は、物体が観測者に近づいて (近づいて)、光がより大きなエネルギーにシフトすることに関連しています。逆に、ドップラー効果による赤方偏移 ( z > 0 ) は、物体が観測者から遠ざかって (遠ざかって)、光がより低いエネルギーにシフトすることに関連しています。同様に、重力による青方偏移は、弱い重力場内にある光源から放射された光を、より強い重力場内から観測することに関連していますが、重力による赤方偏移はその逆の条件を意味します。

一般相対論では、次の表にまとめられているように、特定の特殊な時空構造における赤方偏移に関するいくつかの重要な特殊なケースの公式を導くことができる。すべてのケースにおいて、シフトの大きさ（zの値）は波長に依存しない。^[22]

光源が観測者から遠ざかる場合は赤方偏移（z > 0）が生じ、光源が観測者に向かって移動する場合は青方偏移（z < 0）が生じます。これはすべての電磁波に当てはまり、ドップラー効果によって説明されます。したがって、このタイプの赤方偏移はドップラー赤方偏移と呼ばれます。光源が観測者から速度 vで遠ざかる場合（これは光速（v ≪ c）よりはるかに遅い）、赤方偏移は次のように表されます 。

${\displaystyle z\approx {\frac {v}{c}}}$     （以来）${\displaystyle \gamma \approx 1}$

ここで、c は光の速度です。古典的なドップラー効果では、発生源の周波数は変化しませんが、遠ざかる動きによって周波数が低いという錯覚が生じます。

ドップラー赤方偏移をより完全に扱うには、光速に近い速度で移動する光源の運動に関連する相対論的効果を考慮する必要があります。この効果の完全な導出については、相対論的ドップラー効果に関する記事を参照してください。簡単に言うと、光速に近い速度で移動する物体は、特殊相対性理論による時間の遅れにより上記の式から逸脱しますが、これは次のように古典的なドップラー式にローレンツ因子γ を導入することで修正できます(視線方向のみの運動の場合)。

${\displaystyle 1+z=\left(1+{\frac {v}{c}}\right)\gamma .}$

この現象は、1938年にハーバート・E・アイブスとGR・スティルウェルが行ったアイブス・スティルウェル実験で初めて観察されました。^[24]

ローレンツ因子は速度の大きさにのみ依存するため、相対論的補正に関連する赤方偏移は、ソースの動きの方向とは無関係になります。対照的に、式の古典的な部分は、ソースの動きを視線に投影することに依存しており、方向によって結果が異なります。θ が、観測者のフレーム^[25]における相対運動の方向と放射の方向との間の角度である場合 (角度0は観測者からまっすぐ離れている場合)、相対論的ドップラー効果の完全な形式は次のようになります。

${\displaystyle 1+z={\frac {1+v\cos(\theta )/c}{\sqrt {1-v^{2}/c^{2}}}}}$

視線方向のみの動き（θ = 0°）の場合、この式は次のようになります。

${\displaystyle 1+z={\sqrt {\frac {1+v/c}{1-v/c}}}}$

光が観測者のフレーム内の相対運動の方向に対して直角（θ = 90° ）に移動している特殊なケースでは、 ^{[26]相対論的赤方偏移は}横方向赤方偏移と呼ばれ、赤方偏移は次のようになります。

${\displaystyle 1+z={\frac {1}{\sqrt {1-v^{2}/c^{2}}}}}$

物体が観測者から遠ざかっていなくても、赤方偏移が測定される。たとえ源が観測者に向かって動いている場合でも、その動きに横方向の成分があれば、膨張によって予想される青方偏移がちょうど打ち消される速度があり、より高速では接近する源は赤方偏移する。^[27]

20 世紀初頭、スライファー、ウィルツらは天の川銀河以外の銀河の赤方偏移と青方偏移を初めて測定した。彼らは当初、これらの赤方偏移と青方偏移はランダムな動きによるものと解釈したが、後にルメートル (1927) とハッブル (1929) は、以前のデータを使用して、銀河の赤方偏移の増加と銀河までの距離の間にほぼ線形の相関関係があることを発見した。ルメートルは、これらの観察が、アインシュタインの一般相対性方程式に対するフリードマンの解に見られる赤方偏移を生成するメカニズムによって説明できると考えた。赤方偏移と距離の相関関係は、すべての膨張モデルで発生する。^[18]

この宇宙赤方偏移は、膨張する空間を伝播する光子の波長の伸びに起因すると一般的に考えられている。しかし、この解釈は誤解を招く可能性がある。膨張する空間は座標の選択に過ぎず、物理的な結果をもたらすことはできない。宇宙赤方偏移は、遠方の物体の後退によって生じるドップラーシフトとして解釈する方が自然である。^[28]

この効果の観測結果は、均質かつ等方的な宇宙を記述する一般相対性理論の方程式を使用して導くことができる。したがって、宇宙の赤方偏移は、時間依存の宇宙スケール係数の関数として表すことができる。

${\displaystyle 1+z={\frac {a_{\mathrm {now} }}{a_{\mathrm {then} }}}}$

私たちが住んでいるような膨張宇宙では、スケール係数は時間の経過とともに単調に増加するため、z は正になり、遠方の銀河は赤方偏移しているように見えます。

宇宙の膨張モデルを用いると、赤方偏移は観測対象物の年齢と関連付けられ、いわゆる宇宙時間と赤方偏移の関係となる。密度比をΩ ₀と表すと、

${\displaystyle \Omega _{0}={\frac {\rho }{\rho _{\text{crit}}}}\ ,}$

ρ _critは、最終的に圧縮される宇宙と単純に膨張する宇宙を区別する臨界密度である。この密度は、空間1立方メートルあたり約3個の水素原子である。 ^{[29]大きな赤方偏移、} 1 + z > Ω ₀ ⁻¹では、次のことがわかる。

${\displaystyle t(z)\approx {\frac {2}{3H_{0}{\Omega _{0}}^{1/2}}}z^{-3/2}\ ,}$

ここでH0_は現在のハッブル定数、zは赤方偏移である。^{[30] [31]}

正確な計算にはほとんどのパラメータ値の数値積分が必要となるため、赤方偏移から様々な時間と距離を計算するウェブサイトがいくつかあります。^{[32] [33] [34] [35]}

宇宙赤方偏移がz < 0.01の場合、銀河同士の相対的な特異な動きによる追加のドップラー赤方偏移と青方偏移により、標準的なハッブルの法則から大きく外れます。^[36]結果として生じる状況は、宇宙の膨張を説明するためによく使われる宇宙論的アナロジーである「膨張するゴムシート宇宙」で説明できます。2 つの物体をボールベアリングで表し、時空を伸縮するゴムシートで表すと、ボールをシート上で転がして特異な動きをさせることでドップラー効果が発生します。宇宙赤方偏移は、ボールベアリングがシートにくっついてシートが伸びたときに発生します。^{[37] [38] [39]}

銀河の赤方偏移には、宇宙の膨張による遠ざかる速度に関連する成分と、固有運動（ドップラーシフト）に関連する成分の両方が含まれます。^[40]宇宙の膨張による赤方偏移は、宇宙の膨張を記述するために選択された宇宙論モデルによって決定される方法で遠ざかる速度に依存しますが、これはドップラー赤方偏移が局所的な速度に依存する方法とは大きく異なります。^[41]赤方偏移の宇宙膨張起源について、宇宙学者エドワード・ロバート・ハリソンは次のように述べている。「光は、その局所的空間領域で静止している銀河から発せられ、最終的には、自身の局所的空間領域で静止している観測者によって受信される。銀河と観測者の間で、光は膨張する空間の広大な領域を通過する。その結果、光の波長はすべて、空間の膨張によって引き伸ばされる。それは、それだけのことである...」^[42] スティーブン・ワインバーグは次のように明確にしている。「光の放出から吸収までの波長の増加は、放出または吸収時のa ( t ) [スケール係数] の変化率に依存するのではなく、放出から吸収までの全期間におけるa ( t )の増加に依存する。」 ^[43]

もし宇宙が膨張しているのではなく収縮しているのであれば、遠方の銀河は赤方偏移ではなく距離に比例した量だけ青方偏移しているはずです。^[44]

一般相対性理論では、重力の井戸の中では時間の遅れが存在します。これは重力赤方偏移またはアインシュタインシフトとして知られています。^[45]この効果の理論的導出は、アインシュタイン方程式のシュワルツシルト解に従っており、荷電されていない、回転しない、球対称の質量の重力場を移動する光子に関連する赤方偏移について次の式が得られます。

${\displaystyle 1+z={\frac {1}{\sqrt {1-{\frac {2GM}{rc^{2}}}}}},}$

どこ

• Gは重力定数であり、
• Mは重力場を作り出す物体の質量であり
• rは光源の半径座標（物体の中心からの古典的な距離に類似しているが、実際にはシュワルツシルト座標である）であり、
• c は光の速度です。

この重力赤方偏移の結果は特殊相対性理論と等価原理の仮定から導き出すことができ、一般相対性理論の完全な理論は必要ありません。^[46]

この効果は非常に小さいが、地球上ではメスバウアー効果を使って測定可能であり、パウンド・レプカ実験で初めて観測された。^{[47]しかし、}ブラックホールの近くでは顕著であり、物体が事象の地平線に近づくにつれて赤方偏移は無限大になる。また、これは宇宙マイクロ波背景放射における大きな角度スケールの温度変動の主な原因でもある（ザックス・ウォルフ効果を参照）。^[48]

天文学で観測される赤方偏移は、原子の放出スペクトルと吸収スペクトルが特徴的でよく知られており、地球上の実験室での分光実験から較正されているため、測定できる。単一の天体からのさまざまな吸収線と放出線の赤方偏移を測定すると、z は驚くほど一定であることがわかる。遠くの物体はわずかにぼやけ、線は広がるかもしれないが、それは光源の熱的または機械的運動によって説明できる範囲である。これらの理由とその他の理由から、天文学者の間では、観測される赤方偏移は、ドップラー効果のような赤方偏移の 3 つの確立された形式の組み合わせによるものであるというコンセンサスがある。疲れた光などの赤方偏移の代替仮説や説明は、一般的には妥当とは考えられていない。^[50]

測定法としての分光法は、特定のフィルターを通して天体の明るさを測定する単純な測光法よりもかなり難しい。^[51]測光データしか利用できない場合（ハッブル・ディープ・フィールドやハッブル・ウルトラ・ディープ・フィールドなど）、天文学者は測光赤方偏移を測定する技術に頼る。^[52]測光フィルターの波長範囲が広く、光源のスペクトルの性質について必要な仮定があるため、この種の測定の誤差は最大δ z = 0.5の範囲になる可能性があり、分光法による測定よりもはるかに信頼性が低い。^[53]

しかし、測光法では少なくとも赤方偏移の定性的な特徴付けは可能である。例えば、太陽のようなスペクトルの赤方偏移がz = 1の場合、黒体スペクトルのピークに関連する青緑 (500nm) 色ではなく、赤外線(1000nm)で最も明るくなり、フィルター内の光強度は 4 分の 1 (1 + z ) ²に減少する。光子計数率と光子エネルギーの両方が赤方偏移する。(赤方偏移の測光結果の詳細については、K 補正を参照。) ^[54]

近傍天体（天の川銀河内）では、観測される赤方偏移は、ほとんどの場合、観測対象天体の視線方向の速度と関連している。このような赤方偏移と青方偏移の観測により、天文学者は分光連星の速度を測定し、周回する恒星の質量をパラメータ化できるようになった。この方法は、1868年に英国の天文学者ウィリアム・ハギンズによって初めて採用された。^{[5]同様に、個々の恒星の分光測定で検出された小さな赤方偏移と青方偏移は、天文学者が他の恒星の周りの}惑星系の存在と特徴を診断および測定できる方法の1つであり、惑星通過中の赤方偏移の非常に詳細な差分測定を行って、正確な軌道パラメータを決定することさえできた。^[55]

赤方偏移の詳細な測定は、太陽の光球の正確な動きを決定するために日震学で使用されています。^[56]赤方偏移は、惑星の自転速度、^[57]星間雲の速度、^[58]銀河の自転、^[22]ドップラー赤方偏移と重力赤方偏移の両方を示す中性子星とブラックホールへの降着のダイナミクスの最初の測定にも使用されました。 ^[59]さまざまな放射および吸収物体の温度は、ドップラー広がり、つまり単一の放射線または吸収線上の赤方偏移と青方偏移を測定することによって取得できます。 ^{[60] 21センチメートルの}水素線の広がりとシフトをさまざまな方向で測定することにより、天文学者は星間ガスの後退速度を測定でき、それが私たちの天の川銀河の回転曲線を明らかにしました。^{[22]同様の測定は}アンドロメダなどの他の銀河でも行われています。^[22]診断ツールとして、赤方偏移測定は天文学で行われる最も重要な分光測定の1つです。

最も遠い天体は、宇宙のハッブル流に対応するより大きな赤方偏移を示す。最も遠く、最も過去に遡る最大の観測赤方偏移は、宇宙マイクロ波背景放射の赤方偏移である。その赤方偏移の数値は約z = 1089（z = 0は現在時刻に相当）であり、約138億年前の宇宙の状態を示している^{[61] 。これは、}ビッグバンの最初の瞬間から379,000年後である。^[62]

クエーサーの明るい点状の核は、望遠鏡の改良により他の高赤方偏移銀河が発見される前に発見された最初の「高赤方偏移」（z > 0.1 ）天体でした。 ^[要出典]

局部銀河群や近くのおとめ座銀河団よりも遠く、1000メガパーセク程度以内の銀河では、赤方偏移は銀河までの距離にほぼ比例する。この相関関係はエドウィン・ハッブルによって初めて観測され、ハッブルの法則として知られるようになった。ヴェスト・スライファーは1912年頃に初めて銀河の赤方偏移を発見し、ハッブルはスライファーの測定値と他の手段で測定した距離を相関させて自身の法則を定式化した。^{[63]ハッブルの法則は部分的には}コペルニクスの原理に従っている。^{[63]物体がどの程度}明るいかは通常はわからないため、赤方偏移を測定する方が距離を直接測定するよりも簡単であり、実際にはハッブルの法則を使用して赤方偏移を大まかな距離測定値に変換することがある。^[要出典]

銀河同士および銀河団間の重力相互作用により、ハッブル図の通常のプロットに大きなばらつきが生じる。銀河に関連する固有速度は、宇宙のビリアル化された物体の質量の大まかなトレースを重ね合わせる。この効果により、私たちが共通の重心に向かって落下するにつれて近くの銀河（アンドロメダ銀河など）が青方偏移を示す現象や、おおよそ球状に分布する固有速度のばらつきにより、銀河団の赤方偏移マップに神の指効果が表示されるなどの現象が発生する。 ^{[63]この追加された要素により、宇宙論者は}質量光度比（銀河の質量（太陽質量）と太陽光度での明るさの比）とは無関係に物体の質量を測定できるようになり、これは暗黒物質を測定するための重要なツールとなる。^{[64] [ページが必要]}

ハッブルの法則の距離と赤方偏移の線形関係は、宇宙の膨張率が一定であると仮定しています。しかし、宇宙がまだ若かった頃は、膨張率、つまりハッブル「定数」は現在よりも大きかったのです。そのため、光がずっと長い時間をかけて私たちのもとに届いている、より遠い銀河では、膨張率が一定であるという近似は成り立たず、ハッブルの法則は非線形積分関係となり、問題の銀河からの光が放射されてからの膨張率の履歴に依存します。したがって、赤方偏移と距離の関係の観測は、宇宙の膨張履歴、つまり物質とエネルギーの含有量を決定するために使用できます。^{[引用が必要]}

ビッグバン以来、宇宙の膨張率は継続的に減少していると長い間信じられてきましたが、1988年に始まったIa型超新星を用いた赤方偏移と距離の関係の観測により、比較的最近になって宇宙の膨張率が加速し始めたことが示唆されました。^[65]

現在、最も高い赤方偏移を持つ天体は、銀河とガンマ線バーストを発生する天体であることが知られています。^{[要出典]最も}信頼性の高い赤方偏移は分光データから得られ、^{[要出典]銀河の最も高い分光赤方偏移は、赤方偏移}z = 14.32のJADES-GS-z14-0で、ビッグバンから 2 億 9 千万年後に相当します。 ^[66]以前の記録は、赤方偏移z = 11.1のGN-z11 ^[67]と、赤方偏移z = 8.6のUDFy-38135539 ^​​[68]で、ビッグバンから 6 億年後に相当します。

ライマンブレークの赤方偏移はやや信頼性が低く、最も高いのはレンズ銀河A1689-zD1で赤方偏移z = 7.5 ^{[69] [70]}、次に高いのはz = 7.0 ^[71]。分光赤方偏移測定による最も遠方で観測されたガンマ線バーストはGRB 090423で、赤方偏移z = 8.2 ^[72]。最も遠方で知られているクエーサーULAS J1342+0928はz = 7.54にある。^{[73] [74]}最も赤方偏移が大きいことが知られている電波銀河（TGSS1530）は、赤方偏移z = 5.72にあります。[ ^75]また、最も赤方偏移が大きいことが知られている分子物質は、z = 6.42にあるクエーサーSDSS J1148 + 5251からのCO分子からの放射の検出です。^[76]

極端に赤い天体（ERO）は、電磁スペクトルの赤色および近赤外線部分のエネルギーを放射する天文放射線源です。これらは、介在する塵による赤化を伴う高い赤方偏移を持つスターバースト銀河である場合もあれば、より古い（したがってより赤い）恒星集団を持つ高度に赤方偏移した楕円銀河である場合もあります。 ^{[77] EROよりもさらに赤い天体は}、超極端に赤い天体（HERO）と呼ばれます。^[78]

宇宙マイクロ波背景放射の赤方偏移はz = 1089で、ビッグバンから約 379,000 年後の年齢、および460 億光年以上の固有距離に相当します。 ^[79]原子が最初に形成され、CMB がほぼ完全に吸収されなくなった直後の、最も古い種族 III の恒星からのまだ観測されていない最初の光は、 20 < z < 100の範囲の赤方偏移を持っている可能性があります。^[80]物理学によって予測されているが現在観測されていない他の高赤方偏移イベントには、ビッグバンの約 2 秒後に発生する宇宙ニュートリノ背景放射( z > 10 ¹⁰を超える赤方偏移) ^[81]と、インフレーションから直接放射され、 z > 10 ²⁵を超える赤方偏移を持つ宇宙重力波背景放射があります。^[82]

2015年6月、天文学者は、z = 6.60のコスモス赤方偏移7銀河に種族IIIの星の証拠を報告しました。このような星は、宇宙の非常に初期の段階（つまり、高赤方偏移）で存在していた可能性があり、後に惑星や生命の形成に必要な水素よりも重い化学元素の生成を開始した可能性があります。^{[83] [84]}

自動化された望遠鏡の出現と分光器の改良により、赤方偏移空間で宇宙を地図化する多くの共同研究が行われた。赤方偏移と角度位置データを組み合わせることで、赤方偏移調査は空の領域内の物質の3D分布を地図化する。これらの観測は、宇宙の大規模構造の特性を測定するために使用される。幅5億光年を超える巨大な銀河の超銀河団であるグレートウォールは、赤方偏移調査で検出できる大規模構造の劇的な例を提供している。^[85]

最初の赤方偏移調査はCfA 赤方偏移調査で、1977 年に開始され、最初のデータ収集は 1982 年に完了しました。^[86]最近では、2dF 銀河赤方偏移調査 が宇宙の 1 つのセクションの大規模構造を決定し、220,000 を超える銀河の赤方偏移を測定しました。データ収集は 2002 年に完了し、最終データセットは2003 年 6 月 30 日にリリースされました。 ^[87]スローンデジタル スカイ サーベイ(SDSS) は 2013 年現在進行中で、約 300 万個のオブジェクトの赤方偏移を測定することを目的としています。^{[88] SDSS は 0.8 もの銀河の赤方偏移を記録しており、} z = 6 を超えるクエーサーの検出にも使用されています。DEEP2赤方偏移調査では、新しい「DEIMOS」分光器を備えたケック望遠鏡を使用しています。 DEEP2はパイロットプログラムDEEP1のフォローアップとして、赤方偏移0.7以上の暗い銀河を測定するように設計されており、SDSSと2dFの高赤方偏移の補完を提供することが計画されている。^[89]

放射伝達と物理光学の主題でまとめられた相互作用と現象は、電磁放射の波長と周波数のシフトをもたらす可能性がある。そのような場合、シフトは、基準フレーム間の変換によるものではなく、物質または他の光子への物理的エネルギー伝達に対応する。そのようなシフトは、コヒーレンス効果や、荷電素粒子、微粒子、または無線ホイッスラーの無線現象で発生する誘電媒体の屈折率の変動による電磁放射の散乱などの物理現象から生じる可能性がある。[ 22 ]このよう^{な現象は「赤方偏移」や「青方偏移」と呼ばれることもあるが、天体物理学では、}放射場のエネルギーシフトをもたらす光物質相互作用は、通常、上記の効果のために予約されている用語である「赤方偏移」ではなく「赤化」と呼ばれる。^[22]

多くの場合、散乱によって放射が赤くなるのは、エントロピーのせいで低エネルギー光子が高エネルギー光子よりも優勢になる（総エネルギーは保存される）ためである。^[22]注意深く制御された条件下でない限り、散乱はスペクトル全体にわたって同じ相対的な波長変化を生じない。つまり、計算されたzは一般に波長の関数である。さらに、ランダム 媒体からの散乱は一般に多くの角度で発生し、zは散乱角の関数である。多重散乱が発生するか、散乱粒子が相対的に運動すると、一般にスペクトル線も歪む。^[22]

星間天文学では、散乱過程により可視スペクトルが赤く見えることがあり、これを星間赤化と呼ぶ^[22]。同様にレイリー散乱により、日の出や日の入りの太陽の大気が赤くなり、空の残りの部分が青くなる。この現象は赤方偏移とは異なり、赤くなった物体では分光線が他の波長にシフトせず、視線の内外で散乱される光子によって、この現象に伴う追加の減光と歪みが生じる。^[要出典]

赤方偏移の反対は青方偏移です。青方偏移とは、電磁波の波長が減少し（エネルギーが増加し）、それに応じて周波数が増加することです。可視光では、これにより色がスペクトルの青の端に向かってシフトします。

ドップラー偏移は、光源が観測者に向かって移動することによって発生します。この用語は、可視スペクトル外であっても、相対的な動きによって引き起こされる波長の減少と周波数の増加に適用されます。観測者に向かって相対論的な速度に近い速度で移動する物体のみが肉眼で明らかに青く見えますが、反射または放出された光子やその他の粒子の波長は移動方向に短くなります。^[90]

ドップラー青方偏移は天文学において相対的な動きを決定するために使用されます。

• アンドロメダ銀河は局部銀河群内で我々の天の川 銀河に向かって移動しており、地球から観測するとその光は青方偏移を起こしている。^[91]
• 連星系の構成要素は地球に向かって移動すると青方偏移する。
• 渦巻き銀河を観測すると、私たちに向かって回転している側は、私たちから離れて回転している側に比べてわずかに青方偏移します (タリー・フィッシャーの関係を参照)。
• ブレーザーは相対論的なジェットを我々の方向に推進し、青方偏移したように見えるシンクロトロン放射と制動放射線を放出することが知られている。^[要出典]
• バーナード星などの近くの星が地球に向かって移動しており、その結果、非常に小さな青方偏移が生じています。
• 高いzを持つ遠方の物体のドップラー青方偏移を、はるかに大きな宇宙赤方偏移から差し引くことで、膨張する宇宙の相対運動を決定することができる。^[92]

相対的なドップラー偏移は、光源が観測者に向かって移動することによって発生し、光子の受信角度に依存しますが、重力による青方偏移は絶対的なものであり、光子の受信角度に依存しません。

重力のある物体から抜け出す光子はエネルギーが低くなります。このエネルギーの損失は「赤方偏移」と呼ばれ、可視スペクトルの光子はより赤く見えるようになります。同様に、重力場に落ち込む光子はエネルギーが高まり、青方偏移を示します。...赤方偏移（青方偏移）効果の大きさは、光子の放射角度や受信角度の関数ではなく、光子がポテン​​シャル井戸からどれだけ半径方向に抜け出さなければならなかったか（ポテンシャル井戸に落ち込まなければならなかったか）によってのみ決まることに注意してください。^{[93] [94]}

これはエネルギー保存則と質量エネルギー等価性の自然な帰結であり、1959年にパウンド・レプカ実験で実験的に確認された。重力による青方偏移は、ザックス・ウルフ効果を介して宇宙マイクロ波背景放射（CMB）の異方性に寄与する。光子が通過中に重力井戸が発達すると、接近時の青方偏移の量は、光子がその領域を離れるときの重力による赤方偏移の量とは異なる。^[95]

遠く離れた活動銀河の中には、 [O III]輝線が青方偏移しているものがある。最も大きな青方偏移の1つは、相対速度が-1150 km/sの狭線クエーサー、PG 1543+489である。 ^[92] こうしたタイプの銀河は「ブルーアウトライアー」と呼ばれる。^[92]

暴走するビッグクランチ収縮を起こしている仮想の宇宙では、宇宙の青方偏移が観測され、遠くの銀河ほど青方偏移が進むことになる。これは、現在の膨張宇宙で実際に観測されている宇宙の赤方偏移と正反対である。^[要出典]

• 重力ポテンシャル
• 相対論的ドップラー効果

• Odenwald, S. & Fienberg, RT. 1993; 「Galaxy Redshifts Reconsidered」、Sky & Telescope 2003 年 2 月号、pp31–35 (この記事は、3 種類の赤方偏移とその原因を区別する上で役立つ参考資料です。)
• Lineweaver, Charles H. および Tamara M. Davis、「ビッグバンに関する誤解」、Scientific American、2005 年 3 月。(この記事は、宇宙の赤方偏移のメカニズムを説明するとともに、宇宙の膨張の物理学に関する誤解を解くのに役立ちます。)

• ヌスバウマー、ハリー。リディア・ビエリ(2009)。膨張する宇宙の発見。ケンブリッジ大学出版局。ISBN 978-0-521-51484-2。
• ビニー、ジェームズ、マイケル・メリフェルド（1998年）。銀河天文学。プリンストン大学出版局。ISBN 978-0-691-02565-0。
• キャロル、ブラッドリー W. & デール A. オストリー (1996)。現代天体物理学入門。アディソン・ウェズリー出版会社、ISBN 978-0-201-54730-6。
• ファインマン、リチャード; レイトン、ロバート; サンズ、マシュー (1989)。ファインマン物理学講義。第 1 巻。アディソン・ウェスレー。ISBN 978-0-201-51003-4。
• Grøn, オイヴィンド; Hervik、Sigbjørn (2007)。アインシュタインの一般相対性理論。ニューヨーク：スプリンガー。ISBN 978-0-387-69199-2。
• ハリソン、エドワード（2000年）。『宇宙論：宇宙の科学』（第2版）。ケンブリッジ大学出版局。ISBN 978-0-521-66148-5。
• クトナー、マーク（2003年）。『天文学：物理的観点』ケンブリッジ大学出版局。ISBN 978-0-521-52927-3。
• ミスナー、チャールズ; ソーン、キップ・S; ウィーラー、ジョン・アーチボルド (1973)。『重力』サンフランシスコ: WH フリーマン。ISBN 978-0-7167-0344-0。
• ピーブルズ、PJE (1993)。『物理宇宙論の原理』プリンストン大学出版局。ISBN 978-0-691-01933-8。
• テイラー、エドウィン F.、ホイーラー、ジョン アーチボルド(1992)。『時空物理学: 特殊相対論入門 (第 2 版)』。WH フリーマン。ISBN 978-0-7167-2327-1。
• ワインバーグ、スティーブン（1971）。重力と宇宙論。ジョン・ワイリー。ISBN 978-0-471-92567-5。
• 宇宙論的赤方偏移と重力的赤方偏移の応用については、物理宇宙論の教科書も参照してください。

• ネッド・ライトの宇宙論チュートリアル
• 赤方偏移に関する宇宙参考ガイドのエントリ
• Mike Luciuk の天文赤方偏移チュートリアル
• Wayne Hu による宇宙赤方偏移のアニメーション GIF
• Merrifield, Michael; Hill, Richard (2009). 「Z 赤方偏移」SIXTψ SYMBΦLS .ノッティンガム大学のBrady Haran .