“再电离”，重新改变的是气体中的电子状态
早期宇宙曾经很热，气体中的许多电子处于自由状态。随后宇宙膨胀、冷却，电子与原子核结合，大量氢成为中性原子。最早一批发光天体出现后，高能光子又把电子从原子中打出来，这个大范围过程称为再电离。1
变化不需要从所有地方同时开始。星系里先产生辐射，光子逃入星系之间的气体，在周围形成较高电离程度的区域。新的来源陆续出现，已有区域继续扩大，部分区域相遇并连通。
所谓电离“气泡”，并不是没有物质的空洞。气体仍在那里，只是其中氢的电离比例、温度和对辐射的响应变了。密集的中性团块也可能保留在较大电离区内部。
其中还有一个容易混淆的光子区别。电离基态氢需要约13.6 eV以上的能量；莱曼α光子的能量约为10.2 eV，本身不足以完成这一步。莱曼α之所以重要，是因为它容易被中性氢散射，能够帮助我们追踪光源与沿途环境，而不是因为它就是电离基态氢的那批光子。
发光很多，还要有足够多的光子逃出去
对星系外的电离过程，至少要把三件事分开：星系能产生多少电离光子，多少被星系内部吸收，以及多少真正到达周围介质。
常用的数量关系是：
这里$\dot N_{\mathrm{esc}}$是每秒逃向星系外的电离光子数；$f_{\mathrm{esc,LyC}}$是电离辐射的逃逸比例；$\xi_{\mathrm{ion}}$把内禀紫外连续谱光度换算为电离光子产生率。这里采用的$\xi_{\mathrm{ion}}$单位为Hz/erg，与有些文献中“每个恒星重子产生多少光子”的同名参数不同。2
相同紫外光度下，不同恒星年龄、金属丰度、恒星质量分布或黑洞吸积活动，可能给出不同的电离光子率。星际气体是否有低密度通道，又会改变逃逸比例。
还有第二种逃逸比例：莱曼α光有多少能离开星系，并最终到达我们这一方向。它与电离光子的逃逸比例不是同一个量，因为两类光子的吸收和散射方式不同。
这会造成一个有意思的配合问题。在简化的复合发射情形中，电离光子若被星系内部吸收，可以经原子复合与后续跃迁产生莱曼α；若大量逃出去，则能帮助扩大外部电离区，提高莱曼α穿过周围介质的机会。固定总光子产量时，内部发射与外部透光不能各自任意调大。23
电离区怎样长大：新增原子与反复维持要同时付账
先用一个容易看清的模型。假设周围氢密度固定，区域内部接近完全电离，边缘近似清楚；暂时忽略宇宙膨胀、复杂气流和光源变化，那么体积$V$的收支可以写成：
左边是在新增长的体积中，需要电离的氢原子数率。右边第一项是光子供给；第二项是抵消复合所需的供给。电子与质子重新结合之后，需要后续光子帮助维持电离。
$\alpha_B$是这里采用的净复合系数，包含常用的局部再吸收近似；$C$用来近似表示所选电离气体中的密度不均匀。这个因子也不是一项放到所有尺度都通用的常数。16
如果最初复合还不重要，那么电离原子总数大致随累计逃逸光子数增加。均匀气体中，体积随之增加，而球形等效半径只按体积的三次方根增加：
所以，八倍光子供给对应的可能只是两倍半径。把半径、体积与光子数混为一谈，会夸大某个来源的作用。
本篇取红移13附近的平均氢密度，使用自选固定光子率和10,000 K复合系数，实际计算了不同$C$下的增长，并核对“已电离原子＋累计复合消耗＝累计供给”的收支：
在这个例子里，$C=3$对应的复合时间约78百万年，$C=10$约23百万年；在较长时段里，更多光子要用于维持已经电离的气体，半径增长因而放缓。
这些数字属于固定密度、温度与来源的示意条件。原始星系研究采用的温度和宇宙膨胀处理不同，不能把本例的时间常数直接当成它的测量结果。计算也忽略了起始阶段的光传播延迟，只从较晚时刻展示曲线。
密集区域，既有更多来源，也可能有更多消耗
早期星系倾向于在较高密度的结构中形成。同一片区域里聚集多个发光源，可以共同供给电离光子，较早建立相连的电离环境。
但气体密度高，也意味着需要电离更多原子。复合率还与电子和离子密度的乘积有关，在简化情形下近似随密度平方增加。因此，“星系更多”并不自动意味着在相同比例下更容易形成更大的透明区域。
致密气体还可能自我屏蔽：外层先吸收光，内层仍保持较高中性比例。辐射加热后，部分团块逐渐膨胀或蒸发，吸收能力再发生变化。光子的传播条件因而也有历史，不能总用一个不变的复合系数或平均自由程概括。
Cain等的辐射输运研究比较了不同的小尺度吸收处理。在较亮星系贡献较多的模型中，适当的平均修正可以近似一些空间形态；当大量较暗来源占主导时，更细的吸收结构可能更重要。6
这项结果强调的是来源与消耗要一起比较。作者也说明，有限小体积模拟可能缺少稀有的大质量吸收体，部分自我屏蔽气体还可能被重复计算吸收；不能把某个模拟参数直接当成精确的宇宙光子总账。
一个真实例子：红移约13的莱曼α光来自哪里
2025年Witstok等报告了星系JADES-GS-z13-1-LA的深度光谱。在约1.7微米处看到发射线，同时存在符合高红移天体的连续谱断裂。2
若按莱曼α静止波长换算，2025年报告的线心1.7084微米对应红移约13.05。但由于莱曼α会发生共振散射，谱线峰值不一定精确代表整个星系的系统红移。连续谱、其他谱线或更高分辨率观测，能够提供额外约束。
本篇取得作者公开的合成光谱与协方差矩阵，按原文波长区间对四个波长格做积分，重算得到信噪比约6.43，与首次论文的6.4一致。
这里不能把相邻波长格当成独立测量。如果只使用协方差矩阵的对角部分，会把本例的信噪比抬高到约9.60。保留相关误差后，证据仍然支持发射线，但强度不会被不恰当地放大。
这一复算针对公开的合成数据，未重做单次曝光合成、额外光度校正或完整谱拟合。谱线存在的证据，与它来自何种光源、周围电离区多大，是后续不同层次的问题。
2026年的更深观测，确认了现象，也扩大了解释空间
2026年3月的OASIS后续研究预印本加入了新观测，并结合完成后的JADES数据，总PRISM曝光达到56小时。莱曼α线和很蓝的紫外连续谱得到再次确认；按该研究统一的连续谱扣除与积分方法，合并谱线信噪比约9。3
这与上一节6.43的口径不完全相同：曝光、积分窗口和连续谱处理都变了，不能把两个数字当作同一种算法的简单升级。本篇没有重新处理2026年的新光谱。
后续研究给出的莱曼α静止系等效宽度约为$66_{-9}^{+10}$ Å。它支持这个来源能高效产生电离辐射的解释，但谱线和连续谱仍需要同时经过介质与仪器模型解释。
尤其值得注意的是，研究比较了单个来源建立约0.2 pMpc电离区，与多个来源共同建立较大区域的情形。允许约0.5 pMpc的共同电离环境后，目标星系自身需要承担的电离光子效率可以降低。
研究还找到16个附近的测光候选，并有另一颗红移相近的已确认星系作为环境线索。但这些候选的三维距离与红移尚未全部确证，不能直接当成16个已经确认的共同供能者。作者也强调，较大区域的解释依赖较高逃逸率、较高产光效率等条件，而且更高气体密度会增加复合消耗。
此外，JADES与OASIS谱线峰值的微小偏移，不宜直接读成光源活动或高速运动变化。后续论文重点讨论了低分辨率与微快门位置带来的波长校准差异；更高分辨率谱线尚未提供一个清楚的独立系统红移。3
距离单位也要看清。pMpc指当时的物理距离，cMpc指共动距离。在红移13处，0.2 pMpc相当于约2.8 cMpc，不能把不同论文里的两种“Mpc”直接按数字比较。
为什么较大的电离区会帮助莱曼α穿过周围气体
中性氢对接近莱曼α共振频率的光具有很强作用。光子在较大的电离环境中传播一段距离时，可以通过宇宙膨胀进一步红移。等它遇到更中性的外部介质，已更远离共振，受到的散射可能较弱。
光在离开星系时也可能已经偏向谱线红侧，例如气体运动和内部散射改变了线形。因此，电离区的大小与光子最初的红侧偏移，会共同影响可见性。25
用一个远离共振的阻尼翼近似，可以把这种配合写成：
这里$K$概括所选中性介质的吸收强度，$\Delta v$是初始红侧速度偏移，$H R$是穿过电离区获得的近似哈勃速度差。这只适用于所选均匀背景和远红翼，不包含整个谱线的卷积、局部吸收系统或完整气体速度场。
本篇选取$H=2000$ km/s/Mpc与$K=600$ km/s，实际比较了两种情况：0.1 pMpc配合300 km/s，和0.2 pMpc配合100 km/s。两者的$\Delta v+HR$都为500 km/s，因此在这个近似里具有相同的透射比例，约0.30。
这演示的是某个频率分量的简并，不是证明两种真实星系的完整光谱一定相同。实际观测还取决于内禀谱线、尘埃、近邻中性吸收系统，以及不同方向的气体结构。
所以，一条可见莱曼α线可以约束环境，却不能独自把全部未知量拆开。
单个极端来源，也不能独自确定全宇宙已经电离多少
一个星系可能因较大的周围电离区而容易被看到，也可能因为它本身发射特别强、光谱特别偏红，或者两者共同作用。
Cohon等使用不同再电离历史的辐射输运模型研究这个目标，发现对光源性质的判断与对外界中性比例的假定相互影响。若坚持它与较低红移的普通发射线星系相似，就需要更有利的外部透射；若允许更极端的吸积源，则可以在更不透明的环境里解释部分观测。7
该研究还给出条件性的AGN概率，但这些概率使用了来源群体先验和简化的AGN发射分布。例如，模型把普通星形成星系的等效宽度分布放大后用作AGN的近似，并将其他样本的AGN比例用于先验。它们对应所用首次光谱与模型假设，也没有在这里以OASIS的56小时光谱重新计算，不能当成直接检测到黑洞活动的概率读数。
因此，当前比较需要保留非常热的恒星、特殊恒星族、吸积活动、邻近星系共同供给，以及介质几何等可能性。弱谱线候选、很蓝的连续谱或较高模型概率，都不能单独代替更多独立诊断。
区域接上了，不等于同一时刻多电离了一遍
随着来源数量和电离体积增加，原本分开的区域会相遇。连通性可以在较小的新体积变化下大幅改变：只要补上一段连接，两个较大的区域就成为同一个连通区。
但合并本身不会把已经电离的原子再计为新的电离。计算全局进展时，重叠部分不能重复相加；计算“最大区域有多大”时，合并却可以立刻造成很大的变化。
本篇用三维格网做了一个纯几何例子。两种布局都放27个来源，并刻意使被标记的电离体积同为约10%。来源分散时，有27个独立连通区；来源聚集时，这些体积已经形成一个连通区。
这个例子控制的是体积，不是让两种布局具有相同的真实发光历史。它说明：全局电离比例与电离区的连接方式提供不同信息。
在真实宇宙中，电离比例还可以按体积或按原子数加权。致密中性团块占的体积可能很小，却含有较多原子并消耗许多光子。平均电离比例、透明程度和最大连通区，也因此不是同一个指标。
合并树怎样整理模拟，又省略了什么
Jamieson等在2025年利用THESAN辐射流体模拟，追踪电离区的扩张与合并。他们在给定模拟与定义下识别出早期局部扩张、合并增多，以及一个主要连通区占据越来越多电离体积的阶段。4
这项工作提供的是空间历史分析，而不是直接观测到的宇宙合并录像。几个定义尤其影响其含义：
- 每个格子的“再电离时刻”，取局部电离比例最后一次从下方越过0.5的时刻。因此，短暂电离、复合后再次电离的过程被压缩成一个最终时间标签。
- 主要算法把三维格子的面、边和角相邻都计入，共26个邻居；论文另比较了只按6个面邻居的版本，并测试分辨率、平滑尺度与电离阈值。
- 小区域并入大区域后，其独立分支停止增长。因此，最终彩色分区保留的是不同历史分支，不代表最后时刻仍有那么多互相隔开的气泡。
- 算法收尾会把剩余格子加入最终大组，连模拟结束时仍中性的格子也按最终红移登记。因此，最后只剩一个覆盖全盒的大组，不能单独当成已经物理电离了每一格的独立证据。
在这些条件下，研究仍有实质信息：最大的连通区可以在全局尚未完成再电离时就占据大部分已电离体积；来源分布与逃逸设定会改变阶段时点，而较大的平滑尺度会推迟或合并一些早期小区域。
同时，盒子大小限制了最大的结构，等效球半径也不意味着真实形状是一只球。本篇没有重跑THESAN或合并树，使用的是原文方法和适用边界。
光谱怎样与模拟中的区域大小接起来
2026年Neyer等进一步研究THESAN模拟中的莱曼α发射体，尝试把可见光谱性质与周围电离环境联系起来。5
其方法同时包含内禀发射、不同方向的星系际介质透射，以及用于描述未充分分辨的尘埃和外流的经验模型。经验部分先匹配特定红移的观测光度函数，再研究较早时期的谱线与区域尺度关系。
这里的一个重要尺度，是沿某条视线到较中性气体的距离。它与用总体积计算的等效球半径不同。一个形状不规则的连通区，可以让同一星系在一些方向容易被看到，在另一些方向仍受到强烈吸收。
模型中，较早阶段的莱曼α可见性与视线区域尺度有统计联系；随着许多区域连通，原先部分明亮与暗弱来源之间的差异会减弱。因此，一条在再电离早期有用的经验关系，也不一定适用于结束阶段。
该模型在较低红移的发射体比例上仍有偏差，并依赖小尺度逃逸和线形校准。大量视线也不是大量独立星系。它与2025年的合并研究使用同一个模拟家族，不能把两个分析自动当作两次独立的宇宙验证。
接下来什么证据最能减少不确定性
更高分辨率、较少受共振散射影响的谱线，可以更好确定系统红移和气体运动。更多波段与谱线组合，可以约束恒星和吸积来源。对邻近候选的光谱确认，则能帮助判断是否确有共同供能的星系聚集。
这些信息需要与介质统计联合使用。多个来源的莱曼α、类星体吸收和21厘米空间信号各自敏感于不同环节；它们共同约束，才更有机会分开光子供给、吸收结构与连通历史。
再电离是分散来源持续改造周围气体的过程：光子先要到达，电离需要维持，区域随后按真实空间结构相遇。 新观测正在把这条过程链变得更具体，但局部可见的光还不能单独给出整个宇宙的完整电离地图。