الفلك

المقياس المحوري في علم الكونيات ، مراقبة CMB

المقياس المحوري في علم الكونيات ، مراقبة CMB

ما هو المقياس المحوري والتردد المحوري بشكل عام وخاصة في علم الكونيات؟ لا أفهم الفكرة.

في كل مكان تقريبًا وجدت نفس الجملة "نأخذ القيمة القياسية للمقياس المحوري ك = 0.05 دولار MPC$^{-1}$ لتردد بلانك و بيفوت $ f_ {cmb} = (c / 2 pi) k $". ماذا يعني ذلك؟

(على سبيل المثال في https://www.cosmos.esa.int/documents/387566/387653/Planck_2018_results_L10.pdf)


الفرق بين علم الفلك وعلم الكونيات هو؟

يتعامل علم الكونيات مع هيكل وهندسة الكون على نطاق واسع - تاريخه ، وكيف تطور. إنها بشكل عام الجسيمات والماكياج الكيميائي وكيف تطور ذلك. عمره.
في الوقت الحاضر لدينا علم الكون النظري والمراقب. كان أحد الأسباب الرئيسية لوضع تلسكوب هابل الفضائي هو التحديد الدقيق لمعدل التمدد. وغيرها من معلمات كوزمو. سيكون قياس معلمة كبيرة الحجم ، مثل الانحناء الكلي أو معدل التوسع ، علم الكون القائم على الملاحظة.

عادةً ما يضم قسم علم الفلك في إحدى الجامعات بعض الأشخاص المتخصصين في علم الكونيات (يدرسون الشكل العام للكون وتاريخه) وبعض الأشخاص الذين يقومون بالفيزياء الفلكية (كيف تتشكل النجوم ، وكيف تتغير بمرور الوقت ، وكيف تنفجر ، وكيف تعمل الكوازارات ، ما الذي يجعل الأشعة الكونية وما إلى ذلك)

في الوقت الحاضر تحصل على الفيزياء الفلكية النظرية والرصدية - وتعني النظرية صنع نماذج رياضية (لنجم على سبيل المثال) وتعني الملاحظة التحقق من النماذج مقابل الواقع لمعرفة ما إذا كانت تتطابق.

وكما قلت ، تحصلون أيضًا على علم الكونيات النظري والرصدي. من المدخلات الكبيرة لعلم الكونيات الرصدية رسم خرائط CMB (الخلفية الكونية الميكروية) وأيضًا تعداد المجرات أو مسوحات الانزياح الأحمر ، حيث يحسبون عدد المجرات الموجودة على مسافات مختلفة لاكتشاف التموجات واسعة النطاق في تركيز المادة. أوبس. يبحث الأشخاص الكونيون عن أنماط كبيرة جدًا وبنية واسعة النطاق ويحاولون أن يصمموا كيف تشكلت ، وما يقوله عن التقلبات والتوسع في الكون المبكر.

كما قال ماركوس ، هناك علماء فلك وعلماء فلك نظريون ورصديون (مع وجود العديد من الأشخاص في مكان ما بينهما في كل من طيف المراقب النظري وعلم الفلك وعلم الكونيات).

الطريقة التي أود أن أصفها هي أن الفلكي بشكل عام يريد أن ينظر إلى فئة معينة من الكائنات للتعرف عليها من أجل التعرف عليها. لذلك سيستخدم عالم الفلك الذي يعمل على النجوم التلسكوبات للنظر إليها و / أو القيام بنمذجة نظرية لها بهدف نهائي لفهم المزيد عن النجوم. الأمر نفسه ينطبق على الأشخاص الذين يدرسون المجرات أو النجوم النابضة أو أي شيء آخر.

من ناحية أخرى ، يحتاج علماء الكونيات إلى استخدام الثروة الهائلة من المعرفة التي طورها علماء الفلك حول طبيعة الأشياء (النجوم ، المجرات ، إلخ) في الكون ، لكنهم يستخدمون هذه المعرفة لمعالجة أسئلة أوسع حول الكون. هناك الكثير من التداخل ، على سبيل المثال لاستخدام المجرات للقيام بعلم الكونيات ، تحتاج إلى القيام بالكثير من التفكير التفصيلي حول طبيعة المجرات ، وبالتالي غالبًا ما يتم إجراء عمليات المحاكاة أو الاستطلاعات القائمة على الملاحظة مع مجموعات كبيرة من الأشخاص ، وبعضهم يريدون في النهاية دراسة المجرات بأنفسهم ، بينما يريد الآخرون فقط فهم جزء المجرة حتى يتمكنوا من استخدام النتائج لاستنتاج أشياء عن علم الكونيات.

من ناحية أخرى ، غالبًا ما يتعين عليك افتراض علم الكونيات عندما تريد أن تقول شيئًا ما على سبيل المثال عن تطور المجرات. يسير الاثنان جنبًا إلى جنب وهي إلى حد ما حالة ضوضاء شخص ما هي إشارة أخرى.


15.1: ملاحظات طيف CMB

يتحدث بعض الطلاب عن درجة حرارة الكون ، سواء كان باردًا أو ساخنًا ، وكيف يمكن أن يتغير بمرور الوقت.

  • أودري: & quot. رأيت على التلفزيون أن الفضاء بارد حقًا. & quot
  • برادفورد: أعتقد أن درجة حرارة الكون تزداد سخونة. سمعت أن الأنهار الجليدية في جرينلاند تذوب بسبب ذلك
  • كاريسا: ذوبان الأنهار الجليدية بسبب ارتفاع درجة حرارة الأرض. لكني أعتقد أن الكون يسخن أيضًا. ربما لأن الشمس حارة. & quot
  • داميان: & مثل أنا لا أوافق. أعتقد أن الكون يبقى بنفس درجة الحرارة. أعلم أن الجو حار بالقرب من الشمس ، ولكن هناك بعض الأماكن التي تتشكل فيها النجوم وبعضها تموت ، لذلك أعتقد أن كل شيء يتساوى. & quot
  • إيفي: & quot. أعتقد أنها تبقى بنفس درجة الحرارة لأن الشمس والنجوم أصغر من أن تؤثر على الكون كله. & quot

يمكننا استخدام الضوء من الأجسام الفلكية لقياس درجة حرارتها. يأتي CMB من كل اتجاه في السماء ، لذا يمكننا استخدام هذا الضوء لأخذ درجة حرارة الكون ككل. لكن أولاً ، ما هي بالضبط الخلفية الكونية الميكروية؟

لم يشرع Arno Penzias و Robert Wilson في اكتشاف CMB. كانوا يعملون مع نوع جديد من الكاشفات في Bell Labs في نيوجيرسي في عام 1964. أثناء إجراء قياسات دقيقة للغاية وإعادة فحص أجهزتهم ، أدركوا أنهم اكتشفوا مصدرًا لـ & ldquonoise & rdquo في الهوائي الخاص بهم. كانت قادمة من جميع الاتجاهات في السماء ولا يمكن نسبها إلى أي مصدر معروف.

لم يعرف بينزياس ولا ويلسون ماذا يفعلان بضوضاء الهوائيات الخاصة بهما. ولكن بعد ذلك علم أرنو بينزياس بورقة كتبها روبرت ديك وجيم بيبلز وديفيد ويلكينسون ، وجميعهم علماء الكونيات في جامعة برينستون القريبة. في الورقة ، التي كانت لا تزال في شكل مسودة ، ناقشوا الإشعاع البقايا الذي كان يجب أن يكون قد تم إنشاؤه في المراحل الأولى من كون كثيف ساخن. بعد قراءة الورقة ، دعا بينزياس علماء برينستون للحضور إلى مختبرات بيل وإلقاء نظرة على الهوائي (الشكل 15.1) ، جنبًا إلى جنب مع نتائجه ونتائج ويلسون. قرروا معًا نشر أوراق متزامنة تعلن عن اكتشاف إشعاع الخلفية الذي تنبأت به نظرية الانفجار العظيم. ستكتب مجموعة برينستون عن الأسس النظرية للإشعاع ، وسيكتب الزوجان من مختبرات بيل عن اكتشافهما. تم نشر الأوراق بالتعاقب في الفيزياء الفلكية مجلة حروف في عام 1965. فاز بينزياس وويلسون عام 1978 بجائزة نوبل في الفيزياء عن هذا الاكتشاف.

الشكل 15.1: تم استخدام هوائي البوق بواسطة Penzias و Wilson في Bell Labs في اكتشافهما لـ CMB. الائتمان: ويكيميديا ​​كومنز

للوهلة الأولى ، يعد CMB توهجًا موحدًا تمامًا في السماء بأكملها كما يظهر في الموجات الدقيقة. إنه مشابه للتوهج الأزرق الذي شوهد في السماء في يوم صافٍ لا توجد فيه أي ميزات يمكن تمييزها تقريبًا. يوضح الشكل 15.2 انتظام درجة حرارة CMB عبر السماء بأكملها مقارنة بخريطة درجات الحرارة على الأرض. نظرًا لأن CMB يتم ملاحظته باستخدام تلسكوبات الميكروويف بدلاً من الضوء المرئي ، يتم استخدام اللون عادةً لتمثيل درجة الحرارة ، وليس الطول الموجي ، في خرائط CMB. علاوة على ذلك ، تظهر خرائط CMB عادةً في إسقاط Mollweide بحيث يمكن رؤية جميع المواضع في السماء في وقت واحد. يظهر مثال لما ستبدو عليه خريطة الأرض في إسقاط Mollweide في الشكلين 15.2 (اللوحة السفلية) و 15.3.

الشكل 15.2: انتظام درجة حرارة CMB (اللوحة العلوية) مقارنة بخريطة الأرض على نفس مقياس درجة الحرارة (اللوحة السفلية). درجة حرارة CMB أكثر اتساقًا من درجة الحرارة عبر الأرض. تستخدم كلتا الخريطتين إسقاطًا بحيث يمكن تمثيل كرة السماء بأكملها (في حالة CMB) أو الكرة الأرضية (في حالة الأرض) مرة واحدة (كما في الشكل 15.3). حقوق الصورة: NASA / WMAP Science Team الشكل 15.3: إسقاط خريطة Mollweide للأرض. ميزة هذا الإسقاط هي أنه يسمح برؤية جميع المواضع على الكرة الأرضية في وقت واحد. لا تزال هناك تشوهات تتعلق بالكرة الأرضية الكروية ، لكنها أقل من تلك الموجودة في الخريطة المستطيلة (الديكارتية). حقوق الصورة: NASA / WMAP Science Team

تذكر أنه يمكننا قياس درجة حرارة جسم من مخطط طيفه و mdasha لطول الموجة (المحور الأفقي) مقابل شدة انبعاثهم (المحور الرأسي) عند هذا الطول الموجي. النوع الأكثر شيوعًا من الطيف المستمر يسمى طيف الجسم الأسود (أو طيف بلانك) وله شكل مميز. تعلمنا أيضًا أن الطول الموجي الذروة لطيف الجسم الأسود يتوافق مع درجة الحرارة: فكلما زادت حرارة الجسم ، كان طول الموجة أقصر عند الذروة ، وكلما زاد المنحنى عند جميع الأطوال الموجية.

في عام 1989 ، تم إطلاق القمر الصناعي COBE ، بهدف قياس طيف الإشعاع CMB فوق السماء بأكملها. ضم فريق COBE عشرات العلماء والمهندسين. ساعد المئات من الأشخاص الآخرين في إنجاح المهمة. فاز قادة الفريق للمشروع ، جون ماثر وجورج سموت ، بجائزة نوبل في عام 2006 لاكتشافات قام بها فريق COBE.

احتوى COBE على أداة تسمى مقياس الطيف الضوئي المطلق بالأشعة تحت الحمراء البعيدةأو FIRAS. قامت أداة FIRAS بقياس شدة إشعاع الخلفية الكونية بأطوال موجية متعددة وحددت أن لها طيف جسم أسود بدرجة حرارة 2.725 & plusmn 0.002 K. هذا هو أفضل مثال على طيف الجسم الأسود الذي نعرفه في الكون إنه أكثر كمالا أسود أكثر من أي فرن أو فحم فحم أو مصباح صنعناه على الإطلاق. يوضح الشكل 15.4 طيف الإشعاع CMB ، كما تم قياسه بواسطة FIRAS. توافق البيانات والنموذج على دقة عالية ، حيث يكون عدم اليقين في نقاط البيانات أصغر من عرض الخط المستخدم لرسم نموذج ملائم.

الشكل 15.4: طيف الإشعاع CMB كما تم قياسه بواسطة أداة FIRAS على القمر الصناعي COBE. CMB هو أفضل جسم أسود معروف. تبلغ درجة حرارته حوالي 3 درجات فوق الصفر المطلق ، وهو ما يتوافق مع ذروة طول موجة يبلغ حوالي مليمتر. تتفق النظرية والملاحظة على أفضل من عرض الخط في الرسم البياني. الائتمان: NASA / SSU / Aurore Simonnet استنادًا إلى بيانات COBE / FIRAS


علم الكونيات

تتمتع جامعة برينستون بتقليد طويل في علم الكون القائم على الملاحظة والرقمية والنظرية مع جهود بحثية في الفيزياء وعلم الفلك وفي IAS. ساعد أعضاء هيئة التدريس في جامعة برينستون في تطوير النموذج الكوني القياسي الحالي (باهكال ، وسين ، ودانكلي ، وجوت ، وجيه أوستريكر ، وسبيرجيل ، وشتاينهاردت ، وزالدارياغا) وساعدوا في تقديم مفاهيم مهمة مثل المادة المظلمة ، والطاقة المظلمة ، والتضخم. لم يكن بول شتاينهاردت (الفيزياء) مجرد شخصية رئيسية في تطوير النموذج التضخمي ، ولكنه طور مؤخرًا أكثر البدائل الواعدة له: الكون ekpyrotic. تعمل هيئة التدريس في جامعة برينستون على مجموعة متنوعة من المشكلات في علم الكونيات النظري: السفر عبر الزمن (Gott) ، وطوبولوجيا البنية واسعة النطاق (Gott) ، وشكل الكون (Spergel) ، وتشكيل المجرات وتطورها والبنية واسعة النطاق. (Bahcall ، Cen ، J. Ostriker) ، مجموعات المجرات واستخدامها كأدوات كونية (Bahcall ، Cen ، J. Ostriker) ، توزيع المادة المظلمة (Bahcall ، J. Ostriker) ، non-Gaussianities من الكون المبكر ( Spergel ، Zaldarriaga) ، وتشكيل النجوم المبكر وإعادة التأين الكوني (Cen) ، وتشكيل المجرات ، وفيزياء IGM (Bahcall ، Cen ، J. Ostriker).

يلعب طلاب جامعة برينستون وأعضاء هيئة التدريس أدوارًا قيادية في كل من استطلاعات الخلفية الكونية الميكروية والمسوحات البصرية ، والتي أسست نموذج التوافق الحالي لعلم الكونيات. يقوم Jo Dunkley و Lyman Page و Suzanne Staggs و David Spergel برسم خرائط الخلفية الكونية الميكروية باستخدام تلسكوب Atacama Cosmology (ACT) ، ويدرسون تفاعله مع المجرات والغازات الأمامية. يقوم مايكل شتراوس وجيني جرين وجيم جن وروبرت لوبتون بإجراء مسح تصويري لمنطقة كبيرة باستخدام Hyper Suprime-Cam (HSC) على تلسكوب سوبارو 8.2 م ، باستخدام عدسة الجاذبية لرسم خريطة لتوزيع المادة المظلمة. كما أنها جزء من اتحاد دولي يقوم ببناء سوبارو Prime Focus Spectrograph (PFS) ، والذي سيقيس الانزياح الأحمر لملايين من مجرات z & gt1. يشارك كل من Strauss و Lupton في جميع جوانب تلسكوب المسح الشامل الكبير ، وهو تلسكوب المسح الأرضي البارز لعام 2020. يواصل Gunn دوره القيادي في مسح Sloan Digital Sky Survey. يلعب برينستون أيضًا دورًا رائدًا في مهمة WFIRST التابعة لناسا: جيرمي كاسدين وديفيد سبيرجيل هما الرئيسان المشاركان لمجموعة العمل العلمية. آدم بوروز ، وجيني جرين ، وروبرت لوبتون أعضاء في فرق WFIRST للتحقيقات العلمية.

ساعد J. Ostriker و Cen وطلابهم في تطوير علم الكونيات العددي. لقد طوروا رموز محاكاة هيدروديناميكية ساعدت في تشكيل فهمنا لغابة ألفا ليمان ، وتشكيل المجرات ، والوسط المجرات الحار الدافئ. إنهم يعملون عن كثب مع جيم ستون وإي أوستريكر وآخرين لنمذجة فيزياء المقياس الصغير ("الشبكة الفرعية") التي تحدد الخصائص الفيزيائية للمجرات ، ومع ستراوس وجرين وآخرين لمقارنة نتائج عمليات المحاكاة الخاصة بهم مع الملاحظات. في الواقع ، تعد الفيزياء الفلكية الحاسوبية محورًا رئيسيًا للقسم.


2. تحطيم ومتغيراته

في هذا القسم سوف نصف عددًا من امتدادات SM التي تستغل آلية Peccei-Quinn (PQ) (Peccei and Quinn ، 1977) لحل مشكلة CP القوية وبالتالي لديها القدرة على حل المشكلات الخمس الكبرى لفيزياء الجسيمات. وعلم الكونيات في حطم واحد.

2.1. تحطيم

النموذج الذي يحتوي على أصغر محتوى ميداني & # x02014 مدبلج هنا وفي SMASH & # x02014 التالي يعتمد على نموذج أكسيون من نوع KSVZ (Kim ، 1979 Shifman et al. ، 1980): حقل عددي معقد SM-singlet & # x003C3 ، والذي يتميز بـ (كسر تلقائيًا) عالمي يو(1)PQ التناظر ، و ديراك فيرميون الملونة مثل المتجهات س، والذي يتحول إلى 2 (3 ، 1 ، & # x022121 / 3) أو ، بدلاً من ذلك ، كـ (3 ، 1 ، 2/3) ضمن مجموعة مقياس SM SU(3)ج & # x000D7 SU(2)إل & # x000D7 يو(1)ص والذي يتحول تحت chirally يو(1)PQ، إلى المحتوى الميداني لـ & # x003BDMSM (راجع الشكل 2). الإمكانات العددية التي ترتبط بمجال هيغز ح إلى & # x003C3 ، من المفترض أن يكون له الشكل العام

مع & # x003BBح، & # x003BB & # x003C3 & # x0003E 0 و & # x003BB H & # x003C3 2 & # x0003C & # x003BB H & # x003BB & # x003C3 ، من أجل ضمان كسر كل من التناظر الكهروضعيف وتماثل PQ في الفراغ ، أي الحد الأدنى من يتم تحقيق الإمكانات العددية عند قيم توقع الفراغ (VEVs)

أين الخامس = 246 جيجا إلكترون فولت. مقياس كسر التماثل PQ الخامس& # x003C3 يفترض أن يكون أكبر بكثير من Higgs VEV الخامس. في المقابل ، الإثارة الجسيمية للمعامل & # x003C1 لـ & # x003C3 ، راجع.

بينما إثارة الجسيمات أ من الدرجة الزاوية للحرية لـ & # x003C3 & # x02013 التي يطلق عليها & # x0201Caxion & # x00022 في سياق حل PQ لمشكلة CP القوية (Weinberg ، 1978 Wilczek ، 1978) & # x02014is عديم الكتلة Nambu-Goldstone ( NG) بوزون ، مأ = 0.

الشكل 2. محتوى الجسيمات / المجال من SMASH.

ومع ذلك ، بسبب التحول اللولبي المفترض للفرميون الجديد الشبيه بالنواقل س، ال يو(1)PQ تم كسر التناظر بسبب شذوذ المثلث الجلوني ،

في ظل هذه الظروف ، مجال الغاز الطبيعي

يعمل كزاوية تعتمد على الزمكان & # x003B8-زاوية في QCD. في الواقع ، فإن الشذوذ يضمن ، عند طاقات أعلى من مقياس QCD ، & # x0039BQCD، ولكن أقل بكثير من حجم كسر تناظر PQ ، الخامس& # x003C3، وذلك بعد دمج saxion & # x003C1 والكوارك الشبيه بالناقل س، والتي تحصل أيضًا على كتلة كبيرة من اقتران Yukawa مع PQ القياسي ،

لاغرانج الفعال في الأكسيون له الشكل

بالمقابل ، يمكن التخلص من & # x003B8 & # x000AF -angle في QCD عن طريق التحول & # x003B8 (x) & # x02192 & # x003B8 (x) - & # x003B8 & # x000AF. عند الطاقات أدناه & # x0039BQCD، الإمكانات الفعالة للحقل الذي تم نقله ، والتي نشير إليها مرة أخرى بعلامة & # x003B8 (x) ، ستتزامن بعد ذلك مع طاقة الفراغ لـ QCD كدالة لـ & # x003B8 & # x000AF

حيث V هو حجم الفضاء الإقليدي ، Z (& # x003B8 & # x000AF) هي وظيفة التقسيم لـ QCD ، و & # x003A3 0 = - & # x02329 & # x0016B u & # x0232A = - & # x02329 d & # x00304 d & # x0232A هو المكثف اللولبي (Vecchia and Veneziano، 1980 Leutwyler and Smilga، 1992). والجدير بالذكر أن الإنتاج الأنظف محفوظ في الفراغ منذ ذلك الحين الخامس(& # x003B8) له حد أدنى مطلق عند & # x003B8 = 0 وبالتالي فإن قيمة توقع الفراغ & # x003B8 تختفي ، & # x02329 & # x003B8 & # x0232A = 0 (Vafa and Witten، 1984). توسيع الإمكانيات حول الصفر واستخدام

يجد المرء كتلة الأكسيون كمعامل للمصطلح التربيعي ،

أين & # x003C70 هي القابلية الطوبولوجية في QCD ، م& # x003C0 = 135 ميغا إلكترون فولت كتلة بيون محايدة ، F& # x003C0 & # x02248 92 MeV ثابت اضمحلاله ، و مش, مد هي كتل الكواركات الأخف وزنا بالنسبة ض = مش/مد & # x02248 0.56. أسفر تحديد حديث في نظرية الاضطراب اللولبي بالترتيب التالي (NLO) (Grilli di Cortona et al. ، 2016) عن & # x003C7 0 = [75. 5 (5) MeV] 4 ، الذي يتوافق بشكل جميل مع النتيجة من QCD الشبكي ، & # x003C7 0 = [75. 6 (1 .8) (0.9) MeV] 4 (Borsanyi et al. ، 2016) ، مما أدى إلى 3

علاوة على ذلك ، يتم أيضًا توارث اقتران الفوتون والنواة من Axion & # x00027s المختلط مع البيون. لاجرانجيان الكامل منخفض الطاقة من الأكسيون مع الفوتونات (F& # x003BC & # x003BD) ، النكليونات ، & # x003C8ن = ص ، ن، الإلكترونات (ه) والنيوترينوات النشطة (& # x003BDأنا) له شكل عام

أين الخامس(أ) = الخامس(& # x003B8 = أ/Fأ). اقتران بلا أبعاد بالفوتونات ، جأ & # x003B3، يتضمن جزءًا مستقلًا عن النموذج من الاختلاط بالبايون وجزءًا يعتمد على النموذج اعتمادًا على الشحنة الكهربائية لـ س. تم تقديمه في الجدول 1 للمتغيرين من SMASH.وبالمثل ، فإن البروتون والنيوترون لهما جزء مستقل عن النموذج ومساهمة تعتمد على النموذج تنشأ عن اقتران محتمل للكوارك من الشكل (CA q / 2) (& # x02202 & # x003BC A / f A) & # x003C8 & # x00304 q & # x003B3 & # x003BC & # x003B3 5 & # x003C8 q في نظرية الطاقة العالية

كما هو موجود في أحدث الحسابات (Grilli di Cortona et al. ، 2016). في SMASH ، تختفي جميع وصلات أكسيون-كوارك و lepton المشحونة على مستوى الشجرة (راجع الجدول 1).

الجدول 1. تنبؤات Axion لمتغيرين SMASH يستغلان الكواركات الشبيهة بالناقل والتي تتحول كـ صس تحت عوامل مجموعة قياس SM SU(3)ج & # x000D7 SU(2)إل & # x000D7 يو(1)ص: ثابت تسوس أكسيون Fأاقتران بالفوتون جأ & # x003B3، والاقتران على مستوى الأشجار للكواركات واللبتونات المشحونة جعاي, أنا = ش، & # x02026 ، ر ، هو. & # x003C4.

لتجنب القيود القوية من التجارب المعملية والفيزياء الفلكية النجمية ، ثابت اضمحلال الأكسيون Fأ يجب أن يكون أكبر بكثير من المقياس الكهروضعيف (Tanabashi et al.، 2018) ، ولا سيما f A & # x02273 1 0 8 & # x000A0GeV من المدة المقاسة لإشارة النيوترينو للمستعر الأعظم 1987A (Raffelt، 2008 Fischer et al.، 2016 Chang et al.، 2018).

اختياريًا ، يمكن للمرء أن يوحد تناظر PQ مع تناظر رقم ليبتون عن طريق تعيين شحنات PQ أيضًا إلى اللبتونات والنيوترينوات المعقمة (شين ، 1987 دياس وآخرون ، 2014). في هذه الحالة ، يحصل الأخير على كتل ماجورانا أيضًا من كسر تناظر PQ ،

أين صاي جاي هي وصلات Yukawa ، ويتم تحديد مقياس كتلة النيوترينوات النشطة بواسطة مقياس PQ ،

علاوة على ذلك ، الأكسيون أ هو في هذه الحالة في نفس الوقت الميجورون ي: بوزون NG الناتج عن كسر تناظر رقم ليبتون العالمي (Chikashige et al.، 1981 Gelmini and Roncadelli، 1981 Schechter and Valle، 1982). يؤدي هذا إلى اقتران غير صفري على مستوى الشجرة لـ أ/ي إلى النيوترينوات النشطة ، (- 1/4) (& # x02202 & # x003BC A / f A) & # x003BD & # x00304 i & # x003B3 & # x003BC & # x003B3 5 & # x003BD i وربما حلقة كبيرة- مستحثة الاقتران مع كواركات SM واللبتونات المشحونة من الحلقة التي تتضمن النيوترينوات العقيمة نأنا (شين ، 1987 بيلافتسيس ، 1994). إلى أدنى ترتيب في حد التأرجح ، مد/مم & # x0226A 1 ، تم تقديمها بواسطة Garcia-Cely and Heeck (2017)

حيث T 3 d = - 1 2 = - T 3 u و hermitian بلا أبعاد 3 & # x000D7 3 مصفوفة & # x003BA يتم تعريفها على أنها

من المثير للاهتمام أن أكسيون / ميجورون من نوع KSVZ مع f A & # x0007E 1 0 8 GeV قد يفسر & # x0007E3 & # x003C3 تلميحًا لفقدان طاقة كبير بشكل غير طبيعي للنجوم المحترقة للهيليوم والعمالقة الحمراء والأقزام البيضاء ، إذا & # x02212 2 & # x003BAه| هو من أجل وحدة النظام (جيانوتي وآخرون ، 2017).

2.2. 2 hdSMASH

متغير أقل حدًا من SMASH & # x02014 يطلق عليه اسم 2hdSMASH & # x02014 يستغل نماذج أكسيون من نوع DFSZ (Zhitnitsky ، 1980 Dine et al. ، 1981): في تلك المناطق ، يتم توسيع قطاع SM Higgs من خلال اثنين من Higgs المزدوجين ، حش و حد، الذي قيم توقع الفراغ الخامسش و الخامسد تعطي الكتل للكواركات من النوع الأعلى والنوع السفلي ، على التوالي. هناك احتمالان ، يسمى 2hdSMASH (d) أو 2hdSMASH (u) ، وفقًا لما إذا كان زوجان leptons حد، والتي تحدث في النظريات الموحدة الكبرى (GUTs) المألوفة ، أو إلى حش. ال نF = 6 كواركات نموذج SM يُفترض أنها تحمل شحنات PQ بحيث ينشأ شذوذ المثلث الجلوني منها فقط ،

لاجرانجيان منخفض الطاقة لامتداد PQ من نوع DFSZ لـ SM مطابق لنموذج 2 هيجز مزدوج (2HDM) ، معززًا بكتل نيوترينو مولدة بأرجوحة (المعادلة 2) ، وواحد من نوع DFSZ. . يتم إعطاء خصائص أكسيون DFSZ في الجدول 2. في هذه الحالة ، هناك اقتران على مستوى الشجرة للكواركات واللبتونات. في الواقع ، يمكن بدلاً من ذلك تفسير خسائر الطاقة النجمية الشاذة المذكورة أعلاه بواسطة أكسيون من نوع DFSZ مع f A & # x02273 1 0 8 GeV و tan & # x003B2 & # x02261 الخامسش/الخامسد & # x0007E 1 (جيانوتي وآخرون ، 2017).

الجدول 2. تنبؤات أكسيون من نوع DFSZ: ثابت تسوس الأكسيون Fأاقتران بالفوتون جأ & # x003B3، والاقتران على مستوى الأشجار للكواركات واللبتونات المشحونة جعاي, أنا = ش، & # x02026 ، ر ، هو. & # x003C4 ، مع tan & # x003B2 & # x02261 الخامسش/الخامسد.

مرة أخرى ، اختياريًا ، يمكن توحيد تناظر PQ مع تناظر رقم ليبتون (Langacker et al. ، 1986 Volkas et al. ، 1988 Clarke and Volkas ، 2016) ، وفي هذه الحالة يتم تحديد مقياس كتلة النيوترينو النشط بواسطة مقياس PQ و أكسيون DFSZ هو في نفس الوقت ماجورون.

2.3 gutSMASH

كما تم التعليق عليه في القسم السابق ، يمكن تضمين النموذج 2hdSMASH (d) في GUT. أبسط مجموعة موحدة هي SU(5) (جورجي وجلاشو ، 1974 جورجي ، 1975) ، مع كل جيل من الفرميونات (لا تشمل النيوترينوات اليمنى) تتناسب مع التمثيلات 10F و 5 & # x00304 F ، مع SU(5) تم اقتحام مجموعة SM بواسطة VEV لعدد قياسي في 24ح، ومع الانكسار الكهروضعيف الذي تم إجراؤه بواسطة عددين في 5ح. تم إدراك ذلك في وقت مبكر على ذلك SU(5) يمكن أن تستوعب GUTs أكسيون مع ثابت تسوس Fأ مرتبطة بمقياس التوحيد (وايز وآخرون ، 1981). ومع ذلك ، الحد الأدنى من عدم التناظر الفائق SU(5) GUTs غير متوافقة مع حدود تحلل البروتون ، لأن SU(2 و يو(1) تقابل وصلات القياس على نطاق منخفض للغاية. ومع ذلك ، هناك امتدادات قابلة للتطبيق في أي جزيئات إضافية SU(5) تعدل المضاعفات بشكل مناسب تشغيل أدوات التوصيل القياسية من أجل تحقيق توحيد ناجح متوافق مع حدود تحلل البروتون. التمديد المقترح في Bajc و Senjanovic (2007) ودرس كذلك في Bajc et al. (2007) Luzio و Mihaila (2013) يستخدمان مضاعفات فرميونية في 24F، الذي يحتوي على نيوترينوات أيمن تحصل على كتلة من VEV من 24حالذي ينكسر SU(5) في SM. هذا يولد كتلًا للنيوترينوات الخفيفة من خلال مزيج من آليات التأرجح من النوع الأول والثالث ، ويسمح أيضًا بتكوين الباريوجين من تكوين اللبتة. عند تمديد هذا قابل للحياة SU(5) لاستيعاب تناظر PQ عالمي مع محوره المقابل (Di Luzio et al. ، 2018) ، يحتوي أحدهما على بنية من نوع SMASH مع العدد القياسي المعقد في 24ح التي تحتوي على الأكسيون وتتصرف بصفتها ماجورون. لاغرانج في هذا النموذج ، والذي سنشير إليه باسم miniSU (5) PQ ، يحتوي على التفاعلات التالية (مكتوبة بشكل تخطيطي فقط) ،

التي تفرض تخصيصات رسوم PQ في الجدول 3.

الجدول 3. محتوى الحقل وتخصيصات رسوم PQ في PQ الموسعة SU(5) نموذج دي لوزيو وآخرون. (2018).

يرتبط ثابت انحلال المحور بمقياس التوحيد الخامسيو مثل Fأ = الخامسيو/ 11 ، بينما يتم إعطاء وصلات أكسيون للنيوكليونات واللبتونات في الجدول 4.

الجدول 4. توقعات أكسيون في SU(5) & # x000D7 يو(1)PQ (دي لوزيو وآخرون ، 2018) و وبالتالي(10) & # x000D7 يو(1)PQ النماذج (إرنست وآخرون ، 2018): ثابت تحلل الأكسيون Fأاقتران بالفوتون جأ & # x003B3، والاقتران على مستوى الأشجار للكواركات واللبتونات المشحونة جعاي, أنا = ش، & # x02026 ، ر ، هو. & # x003C4.

تبين أن مقياس التوحيد مقيد للغاية وينمو مع تناقص كتلة الفرميون الخفيف الثلاثي الموجود في 24F. هذا يرجع إلى حقيقة أن زيادة مقياس التوحيد يتطلب انحرافًا أكبر في تشغيل SU(2 و يو(1) وصلات قياس فيما يتعلق بعلبة SM ، والتي لا يمكن تحقيقها إلا إذا كانت الجسيمات الإضافية ذات الشحنات الكهروضعيفة في 24F متعددة تصبح أخف وزنا. يمكن فحص ثلاثة توائم كهروضعيفة الضوء من خلال عمليات البحث عن مصادم الهدرونات الكبير (Arhrib et al.، 2010 Sirunyan et al.، 2017) ، والتي تعطي بعد ذلك حدودًا عليا لـ الخامسيو & # x0221D Fأ. من ناحية أخرى ، فإن تجارب تحلل البروتون ، مثل Super-Kamiokande (Abe et al. ، 2017) تقيد مقياس التوحيد من الأسفل. بالنظر إلى العلاقة (15) بين Fأ وكتلة الأكسيون ، ينتج عن ذلك نافذة مقيدة بشكل ملحوظ للقيم المسموح بها لـ مأ:

يمكن تخفيف الحد الأعلى مأ & # x0003C 330 neV عند السماح بضبط بنية النكهة للنموذج لإغلاق أكبر عدد ممكن من قنوات الانحلال للبروتون (Dorsner and Fileviez Perez ، 2005). يمكن استهداف نافذة كتلة الأكسيون أعلاه بطريقة تكميلية من خلال مصادمات الطاقة العالية المستقبلية (Ruiz، 2015 Cai et al.، 2018) ، تجارب تحلل البروتون ، مثل Hyper-Kamiokande (Abe et al. ، 2011) ، أيضًا كبحث مباشر عن المادة المظلمة الأكسيونية باستخدام CASPER-Electric (Budker et al.، 2014 Jackson Kimball et al.، 2017) و ABRACADABRA (Kahn et al.، 2016).

يشير صغر كتلة الأكسيون في هذا النموذج إلى أنه لا يمكن تحديد الأكسيون بالمادة المظلمة إلا إذا تم كسر تناظر Peccei-Quinn قبل أو أثناء الانتفاخ ولم يتم استعادته بعد ذلك ، كما تمت مراجعته في القسم 6. من ناحية أخرى ، قيمة ال Fأ يشير ضمنيًا إلى أن التضخم يمكن أن يتسبب في تقلبات كبيرة في التقلبات المحورية المحورية والتي قد تتعارض مع الملاحظات (راجع القسم 6).

مقارنة ب SU(5) GUTs ، النظريات القائمة على وبالتالي(10) يمكن للمجموعة (Fritzsch and Minkowski، 1975 Georgi، 1975) أن تسفر عن أنماط توحيد قابلة للحياة دون الحاجة إلى النظر في الامتدادات فائقة التناظر أو إضافة مضاعفات فرميون إضافية تتجاوز تلك التي تحتوي على الفرميونات SM. علاوة على ذلك ، يتم دمج النيوترينوات اليمنى تلقائيًا ، حيث تحدث تلقائيًا مع باقي الكواركات واللبتونات SM إذا أخذنا في الاعتبار ثلاثة تمثيلات شوكية 16F من وبالتالي(10). يمكن أن يحتوي الأخير على أدوات اقتران Yukawa التالية مع Higgses العددية في 10ح و 126 & # x000AF H تمثيلات ،

والتي يمكن أن تؤدي إلى ظهور آلية التأرجح (Gell-Mann et al. ، 1979). علاوة على ذلك ، تناظر PQ ، والذي بموجبه يتم تحويل الحقول إلى

يمكن تحفيزها بشكل مستقل عن مشكلة الإنتاج الأنظف القوية: فهي تمنع المصطلح الثاني في تفاعلات Yukawa (25) ، وبالتالي تحسن الاقتصاد والتنبؤ بالنماذج (Babu and Mohapatra ، 1993 Bajc et al. ، 2006).

إضافة تمثيل هيغز آخر ، لنفترض 210ح، ال وبالتالي(10) يمكن كسر التناظر بمقياس التوحيد ميو بواسطة VEV من 210ح لمجموعة قياس Pati-Salam SU(4)ج & # x000D7 SU(2)إل & # x000D7 SU(2)ص، والتي تم تقسيمها إلى مجموعة قياس SM SU(3)ج & # x000D7 SU(2)إل & # x000D7 يو(1)ص بمقياس ب& # x02212إل كسر مBL (وهو بالتالي مقياس التأرجح) بواسطة VEV لـ 126 & # x000AF H ، والذي هو نفسه مكسور عند المقياس الضعيف مض بواسطة VEV من 10ح,

لسوء الحظ ، يؤدي الحد الأدنى من تناظر PQ (26) إلى ثابت تسوس Fأ = الخامس/ 3 (Holman et al.، 1983 Mohapatra and Senjanovic، 1983 Altarelli and Meloni، 2013 Ernst et al.، 2018) ، والتي من الواضح أنها مستبعدة تجريبياً. إن أبسط طريقة لعلاج هذه المشكلة هي ربط شحنة PQ أيضًا بالرقم 210ح,

نحن نطلق على هذا النموذج miniSO (10) PQ & # x02014 للحد الأدنى وبالتالي(10) & # x000D7 يو(1)PQ model & # x02014 ولخص محتوى الحقل وتخصيصات شحنة PQ في الصف الأول من الجدول 5. ترد خصائص المحور في الجدول 4.

الجدول 5. المحتوى الميداني وتخصيصات رسوم PQ في قسمين متميزين وبالتالي(10) & # x000D7 يو(1)PQ النماذج (إرنست وآخرون ، 2018).

إن أدوات اقتران الفوتون والفرميون هي نفسها بالنسبة لـ 2hdSMASH (d) ، على الرغم من اختلاف الأصل المجهري للمعامل & # x003B2 ، حيث يتم تحديده بواسطة VEVs لأربعة هيجز ، مقابل اثنين في نماذج DFSZ. علاوة على ذلك ، كما في miniSU (5) PQ ، فإن ثابت الانحلال في miniSO (10) PQ يتناسب مع مقياس التوحيد الكبير ، Fأ = الخامسيو/ 3 ، والتي يتم تحديدها من خلال متطلبات توحيد أدوات القياس. لذلك ، يعتبر هذا النموذج أكثر تنبؤية في قطاع الأكسيون من SMASH أو 2hdSMASH ، ولكنه أقل تنبؤية من miniSU (5) PQ نظرًا للحرية الإضافية الكامنة في وجود كسر متعدد الخطوات للمجموعة الموحدة الكبرى & # x02014 على عكس المفرد- كسر الخطوة في حالة SU (5) & # x02014 وكذلك بسبب تصحيحات العتبة الإضافية التي يمكن أن تنشأ من العدد الأكبر من الجسيمات المدرجة في وبالتالي(10) مضاعفات. السماح بنطاق معقول من تصحيحات العتبة العددية ومراعاة القيود من الإشعاع الفائق للثقب الأسود (Arvanitaki et al. ، 2015) وانحلال البروتون ، من المتوقع أن يقع ثابت اضمحلال الأكسيون والكتلة في النطاق (Ernst et al.، 2018) ).

كما هو الحال في نموذج miniSU (5) PQ ، لا يمكن أن يكون هذا المحور الضوئي متوافقًا إلا مع المادة المظلمة مع كسر ما قبل التضخم لتماثل PQ ، ويمكن أن تكون قيود الانحناء المتساوي مهمة. في الواقع ، يمكن أيضًا تحقيق نموذج كسر بخطوة واحدة مشابه لـ miniSU (5) PQ في وبالتالي(10) عن طريق كسر المجموعة على نطاق واسع وليس فقط مع 210ح، ولكن مع التأثير الإضافي لل VEV غير الصفري في 45ح العددية المتعددة (Boucenna et al.، 2019). في هذا النموذج ، يتم تحقيق التوحيد الناجح مع عمر البروتون في متناول Hyper-Kamiokande من خلال ضمان أن الثماني وثلاثة توائم داخل 210ح تظل خفيفة ، على غرار الأضواء الثلاثية في miniSU (5) PQ. شحنة PQ من 210ح هو الآن صفر ، بينما 45ح تم تعيين شحنة 4 ، والتي لا تزال تعطي أكسيون على نطاق GUT بكتلة منخفضة وبالتالي تتأثر بقيود isocurvature.

يمكن التهرب من هذه القيود بالتأكيد في وبالتالي(10) & # x000D7 يو(1)PQ المتغير الذي يطلق عليه اسم gutSMASH الذي يتم تحديد محتوى الحقل وتخصيصات شحن PQ في الصف الثاني من الجدول 5. في هذا النموذج ، يتم تحديد 210ح ليس لديه تهمة PQ. بدلاً من ذلك ، فإنه يتميز بقميص معقد إضافي & # x003C3 والذي يتم شحنه بموجب تناظر PQ. يحدد VEV مقياس كسر تناظر PQ (انظر أيضًا Babu and Khan ، 2015 Boucenna and Shafi ، 2018) وثابت انحلال الأكسيون اتضح أنه Fأ = الخامس& # x003C3/ 3 (Ernst et al. ، 2018) (راجع الصف الثاني من الجدول 4) ، وهي معلمة مجانية للنموذج.


A Poor Man & # 8217s CMB Primer: بذور الكم

ينشئ CMB سجلاً للتذبذبات الصوتية القديمة في بلازما الباريون والفوتون. لقد قمنا بدراسة كيفية تطور هذه الموجات الصوتية البدائية ، وكيفية تحليل آخر سطح نثر للتعرف عليها. حان الوقت الآن لمواجهة أصلهم: ما هي العملية التي كونت السمفونية الكونية؟ تم تقديم عدد قليل من المقترحات المختلفة على مر السنين لشرح أصل الاضطرابات البدائية. تم التحقيق في التقلبات الحرارية والعيوب الطوبولوجية ، وتم استبعاد الأخير من خلال بيانات CMB الحالية ، في حين أن الأول يوفر آلية قابلة للتطبيق في سلسلة الغاز ونماذج الكون المتعاقد. على الرغم من ذلك ، فإن القصة الأكثر روعة تشير إلى أن البنية الكبيرة هي في الواقع من أصل ميكانيكي كم - أن اضطرابات الكثافة يتم تضخيمها في الواقع وتجميد التقلبات الكمومية. يتحقق هذا الاقتراح الغريب في سيناريو الكون التضخمي ، حيث أدت فترة وجيزة ولكنها حاسمة من التوسع الأسي إلى تمديد الكون من بدايته البدائية إلى حجمه الحالي على الأقل. أثناء استكشافنا & # 8217ll في هذا القسم ، نجح هذا التمدد في تضخيم والحفاظ على التوترات الكمية للحقول التي تتغلغل في الفضاء في عالم ما بعد التضخم ، تم العثور على هذه التقلبات في مصدر اضطرابات الكثافة من نوع ما في توافق شبه مثالي مع ملاحظات CMB .

ضع في اعتبارك بعد ذلك حقلاً عدديًا موزعًا بشكل موحد عبر الفضاء مع كثافة الطاقة والضغط ،
يبدأ
ضع الكلمة المناسبة
rho & amp = & amp frac <1> <2> dot < phi> ^ 2 + V ( phi) ، nonumber
p & amp = & amp frac <1> <2> dot < phi> ^ 2 & # 8211 V ( phi).
نهاية
إذا افترضنا أن المجال القياسي يحتوي على قدر ضئيل جدًا من الحركية مقارنة بالطاقة الكامنة ، ## dot < phi> ^ 2/2 ll V ( phi) ## ، ثم ## p تقريبًا - rho ## ووفقًا لـ Eq. ( المرجع) ، تم استيفاء شرط التوسع السريع. إذا تخيلنا أن ## V ( phi) ## هي وظيفة متناقصة بشكل رتيب من ## phi ## ، فعندما يتطور الحقل ، يتم تحويل الطاقة الكامنة إلى حركية ، تمامًا مثل الكرة الكلاسيكية التي تتدحرج إلى أسفل التل. في النهاية ، إذا نمت الطاقة الحركية إلى ما هو أبعد من القيمة ## 2V ( phi) ## ، فلن يتسارع عامل المقياس ويتوقف الكون عن التضخم (مرة أخرى ، حسب المعادلة ( المرجع)). لدينا إذن ، عبر المجال القياسي ، آلية بسيطة على ما يبدو لبدء فترة تضخم ، ثم إنهاؤها. لا يحتاج التضخم & # 8217t إلى أن يستمر طويلاً لإحداث بعض التوسع الجاد: هذا & # 8217s لأن عامل المقياس ينمو بشكل شبه أسي ، ## a (t) حوالي e ^## مع ## H ^ 2 تقريبًا V تقريبًا const ## ، خلال الوقت الذي تكون فيه ## dot < phi> ^ 2/2 ll V ##. في الواقع ، تسبب التوسع التضخمي في زيادة ## e ^ <60> ## - أضعاف في عامل المقياس في أقل من ## Delta t حوالي 10 ^ <-34> ## ثانية (بافتراض ## H ## بالقرب من مقياس التوحيد الكبير.) هذا التوسع الهائل يترك الكون سلسًا جدًا وباردًا جدًا وفارغًا جدًا (على سبيل المثال يتم تخفيف كثافة المادة بمعامل ## e ^ <180> ##). إذن ما هو إذن CMB؟ ألا يجب أن يمحو التضخم ذلك؟

على الرغم من أننا لا نعرف المجال الذي أدى إلى التضخم ، فمن المتوقع عمومًا أن هذا المجال - تضخم اقتصادي- يجب أن تجد موطنًا لبعض الامتدادات للنموذج القياسي لفيزياء الجسيمات ، ويجب أن تتفاعل مع بعض أنواع الجسيمات في هذه النظرية. عندما يصل التضخم إلى الحد الأدنى من طاقته الكامنة ، فإنه يتكثف في بحر من الجسيمات حيث ينفذ الحقل تذبذبات حول هذا الحد الأدنى (انظر إلى الشكل 2 للمساعدة في تصور هذا.) جزيئات التضخم ضخمة ، والكون بارد ، وهكذا سرعان ما يتحلل التضخم إلى تلك الجسيمات التي يتفاعل معها وفقًا لنموذج فيزياء الجسيمات السائد. عملية الاضمحلال هذه يعيد تسخين الكون في طور ساخن يسيطر عليه الإشعاع مماثل لتلك المتوقعة بعد الانفجار الأعظم.يستمر الإشعاع الناتج عن اضمحلال نفخ الهواء في تكوين الإشعاع CMB. وهكذا ، من الناحية العملية ، يمكن اعتبار نهاية التضخم متزامنة مع الانفجار الأعظم القياسي ، بقدر ما تضع شروطًا أولية متطابقة للتطور الكوني القياسي اللاحق. ماذا عن & # 8220 صحيح & # 8221 الانفجار الكبير قبل التضخم؟ لا أحد يعرف حقًا. الشكل 1 هو تصوير شائع لهذا الجدول الزمني ، مع تحيات وكالة ناسا ، مع التضخم الذي تم وضعه قبل إنشاء CMB وبعد الأصل الغامض للكون.

الشكل 1. التسلسل الزمني للكون. حقوق الصورة NASA / WMAP Science Team ، 2006.

مهما كانت الهوية الحقيقية للتضخم ، فإننا نعلم أنه يجب أن يكون الكم مجال. هذا يعني ، من بين أمور أخرى ، أنه لا يمكننا التأكد من قيمتها عند نقطة معينة في الزمكان ، ## phi (x) ##. على وجه الخصوص ، ستختلف الوظيفة ## phi (< bf x>) ## في لحظة معينة من مكان إلى آخر. ديناميكيًا ، نحن نفهم هذا على النحو التالي: في حين أن الحركة الكلاسيكية للتضخم تتدفق بشكل صارم من الطاقة الكامنة العالية إلى المنخفضة ، حيث أنها & # 8220 تتدحرج لأسفل & # 8221 وظيفة الطاقة المحتملة هناك بعض الغموض لمسارها الفعلي ،

الشكل 2. التدحرج الكلاسيكي للتضخم ، مع التقلبات الكمومية متراكبة على الحركة الكلاسيكية.

تتسبب الاهتزازات الكمومية في أن يأخذ الحقل قفزات صغيرة ومنفصلة لأعلى أو لأسفل في الإمكانات ، مما يؤدي إلى اختلافات صغيرة في طاقة المجال عبر الفضاء.

في أي لحظة زمنية معينة ، يبدو الفضاء مثل الرسم التوضيحي في الشكل 3 ، وهو تراكب عشوائي لمناطق متضخمة منفصلة ، كل منطقة متضخمة ناتجة عن تذبذب مجال التضخم حول متوسط ​​الكثافة:

الشكل 3. طاقة مجال التضخم عبر الفضاء في لحظة من الزمن. تنشأ الاختلافات كتقلبات عشوائية ، كل منها يؤدي إلى منطقة تضخم منفصلة من الفضاء. الصورة عبارة عن إطار ثابت من صورة gif المتحركة الموجودة على http://www.astro.ucla.edu/

بمجرد حدوث تقلب في مكان ما في الفضاء ، تخضع تلك المنطقة للتضخم وفقًا لكثافة الطاقة الكلاسيكية هناك بعد فترة ، قد تؤدي هذه المنطقة المتضخمة إلى مزيد من التقلبات. في أي لحظة من الزمن ، تظهر أحداث التقلبات اللاحقة هذه كمناطق تضخم أصغر داخل المناطق الأكبر ذات الأنوية المبكرة.

والنتيجة النهائية لكل هذا هي أن أجزاء مختلفة من الكون ستنهي التضخم في أوقات مختلفة. من السهل رؤية السبب: نظرًا لأن الحركة الكلاسيكية للحقل تقترب من النقطة جنبًا إلى جنب مع الاحتمالية التي يتوقف عندها الشرط التضخمي عن الصمود ، فإن التقلبات الكمية قد تدفع المجال إلى مزيد من الانخفاض في الإمكانات في مكان واحد ، وتنهي التضخم هناك ، بينما في مكان ما وإلا فإن التقلبات قد ترسل المجال احتياطيًا إلى الإمكانات ، مما يؤدي إلى نواة مناطق تضخم جديدة. في نهاية المطاف ، ينتهي التضخم ، وإن كان في أوقات مختلفة ، عبر منطقة من الفضاء بحجم كرة هابل اليوم تقريبًا. تلك الأماكن التي أنهت التضخم في وقت سابق أعيد تسخينها في وقت أقرب ، وخضعت للتوسع غير التضخمي لفترة أطول: والنتيجة هي مشهد الطاقة الوعر عبر الفضاء في نهاية التضخم.

لفحص سلوك الاضطرابات على مقاييس الطول الفردية ، نستخدم تحويل فورييه لكتابة حقل تباين الكثافة المكانية من حيث مكوناته ،
يبدأ
ضع الكلمة المناسبة
delta (< bf x>، t) = int frac << rm d> ^ 3 k> <(2 pi) ^ <3/2 >> delta_k (t) e ^ <- i < bf k> cdot < bf r >> ،
نهاية
حيث تذكر أن ## < bf k> ## و ## < bf r> ## هي كميات كومية. ال مقياس، ## k ## ، لمنطقة التقلب في الوقت الذي تتوقف فيه عن النفخ يتم تحديدها ، ببساطة ، من خلال المدة التي تضخم فيها ، ## Delta t = t_ < rm end> ​​& # 8211 t_i ##. وفي الوقت نفسه ، فإن السعة يتم تحديد التقلب من خلال طول الفترة الزمنية التي يمر فيها بالتوسع غير التضخمي بالنسبة للمناطق الأخرى في رقعة هابل ، ## delta t ##. ضع في اعتبارك منطقة من الكون توقفت عن تضخيم الوقت ## delta t ## في وقت أقرب من منطقة أخرى. وفقًا لمعادلة الاستمرارية ، يتناسب الفرق في الكثافة مع هذا التحول الزمني ،
يبدأ
ضع الكلمة المناسبة


frac < delta rho> < bar < rho >> = delta = cH delta t ،
نهاية
حيث يتم تحديد الثابت ## c ## بواسطة الشكل السائد للطاقة بعد التضخم 1. لاحظ أنه من الممكن حدوث اضطرابات على نفس النطاق بسعات مختلفة. ألق نظرة على الشكل 4:

الشكل 4. مناطق التذبذب على نفس مقياس الطول مع اتساعات مختلفة.

تخيل أن المنطقة ## A ## تخضع للتضخم بقيمة حقل أولية ، ## phi ^ A_## ، ارتفاع في الإمكانات كما هو موضح.
افترض أنه يتدحرج إلى ## phi _ < rm end> ​​## في الوقت المناسب ## Delta t ##. تبدأ منطقة أخرى ، ## B ## ، تضخم في نفس الوقت مع المنطقة ## A ## لكن بكثافة طاقة أقل قليلاً: بعد أن يتدحرج الحقل بشكل كلاسيكي لفترة ، ## delta t ## ، هناك كم القفز إلى ## phi ^ A_##. يؤدي هذا إلى تكوين منطقة تقلب تبدأ في الانتفاخ من ## phi ^ A_## ، وهكذا ، مثل المنطقة ## A ## ، يتدحرج إلى ## phi _ < rm end> ​​## في الوقت المناسب ## Delta t ##. كل من المنطقة A والتقلب داخل المنطقة ## B ## لهما نفس الحجم ، حيث أنهما تضخما لفترة من الوقت ## Delta t ## ، ومع ذلك ، المنطقة ## A ## تضخم منتهي وقت ## delta t ## عاجلاً ، وبالتالي ، له كثافة مختلفة.

من الأمور ذات الأهمية الخاصة مدى ضخامة هذا التباين في الكثافة كدالة للمقياس. ال التباين من كثافة الطاقة حول المتوسط ​​على مقياس الطول المعطى عن طريق comoving wavenumber ، ## k ## ، مكتوب
يبدأ
ضع الكلمة المناسبة
langle | delta_k | ^ 2 rangle = c ^ 2H ^ 2 delta t ^ 2 propto underbrace < left ( frac< نقطة < phi >> right) ^ 2> _ text <كلاسيكي> underbrace < langle | delta phi_k | ^ 2 rangle> _ text,
نهاية
حيث أوضحنا المساهمات من التدحرج الكلاسيكي والقفز الكمي للميدان. مساهمة الكم في التباين في الوقت الحالي غامضة تمامًا ، نظرًا لأن ## H ## ثابت تقريبًا ، من الواضح أن مساهمة التطور الكلاسيكي في اعتماد التباين على مقياس التباين تكون من خلال ## dot < phi> # #. لماذا هذا؟ انظر إلى الشكل 4: افترض أن ## phi ## يتحرك في البداية ببطء شديد حيث يبدأ في تدحرج الإمكانات. كلما اجتاز الحقل ببطء نطاقًا معينًا ## Delta phi ## ، زادت & # 8220 الفرص & # 8221 عليه أن يقوم بقفزة نوعية إلى قيم الحقل الجديدة ضمن النطاق ## langle delta phi_k rangle # #. كما يوضح الشكل 4 ، عندما يتم الوصول إلى قيمة مجال معينة من خلال التذبذب الكمي في أوقات مختلفة في أجزاء مختلفة من الكون ، فإن المناطق لها كثافة طاقة مختلفة بعد التضخم. ومن ثم ، عندما تكون ## dot < phi> ## صغيرة بالنسبة إلى معدل التمدد ، ## H ## ، هناك تباين كبير في اتساع الاضطراب على مقياس معين ، ## k ##. في الإمكانات من النوع الموضح في الشكل 4 ، تزداد ## dot < phi> ## بمرور الوقت ولذا نتوقع تباينًا أكبر على المقاييس الكبيرة الطول (صغيرة ## k ## وصغيرة ## phi_k ##) من مقاييس الطول الصغيرة (أكبر ## ك ## وأكبر ## phi_k ##). يسمى هذا النوع من طيف الاضطراب أ أحمر الطيف لأن هناك قدرًا أكبر من القدرة (التباين) على نطاقات الطول الكبيرة (أو الأشعة تحت الحمراء لحظة ، ## ك ##). على العكس من ذلك ، إذا كانت ## dot < phi> ## كبيرة في البداية وتتناقص ، فإننا نتوقع العكس: المزيد من الفرص لاستقطاب المناطق إلى أسفل نحو قاع الإمكانات. هذا الطيف أزرق لأن هناك & # 8217s المزيد من القوة على مقاييس الطول الصغيرة (أو فوق بنفسجي لحظة ، ## ك ##). الشكل 5 هو رسم توضيحي للطيف الأحمر:

الشكل 5. رسم كاريكاتوري يوضح كيفية اختلاف كثافات التقلبات باختلاف المقياس. هذا مثال على طيف & # 8220red & # 8221 ، مع تباين أكبر على نطاقات الطول الكبيرة (صغيرة ## ك ##). لا تضع أي فكرة في شكل التناقص: هذا مجرد توضيح!

فكر الآن في الطرف المقابل: تقلبات كبيرة جدًا في الطول الموجي ، مع ## k / aH ll 1 ##. في Eq. ( المرجع) ، الآن يسيطر المصطلح الأول بين الأقواس المربعة ، مع الحل ## delta phi_k sim const. ##. لم تعد موجة! هذا ، أيضًا ، له معنى بديهي: نحن نتحدث عن تذبذب بطول موجي فيزيائي. أكبر من الأفق. لذلك ، بشكل أساسي ، يتم تمديد وضع فورييه الفردي لمقاييس الطول التي تتجاوز المسافة التي يمكن أن يقطعها الضوء منذ الانفجار الأعظم. التوقع الوحيد ، في هذه الحالة ، هو أن الديناميات السببية تتوقف عن العمل - فالنمط لم يعد يتطور. لذا فإن تقلبات الفراغ التي ولدت عند أطوال موجية صغيرة تظهر في البداية سلوكًا مشابهًا للموجة ، لكنها تنمو بعد فترة كبيرة جدًا و & # 8220 تجميد & # 8221 على مقاييس الأفق الفائق. ما الذي نعتقد أنه يحدث بين هذه الأنظمة المقاربة؟ إذا كان لدينا فقط حل تحليلي يغطي التطور الكامل للوضع! بينما قد لا يكون لدينا ملف جنرال لواء حل مكافئ. ( المرجع) ، هناك حل دقيق لنوع خاص واحد من التضخم: التوسع الأسي الحقيقي.

التضخم مع ## H = const. ## ، المعروف باسم دي سيتر التوسع ، هو بالضبط الأسي ، ## a (t) propto e ^##. لا يمكن أن يكون التضخم في الكون الحقيقي دي سيتر حقًا ، وإلا فلن ينتهي أبدًا ، نتوقع أن التضخم كان قريبًا جدًا من دي سيتر عبر مقاييس الاهتمام الكوني ، وبالتالي فإن التقلبات الكمية التي يمكن حلها بالضبط في هذا حالة بمثابة نموذج أولي قيم. قبل أن نصل إلى هناك ، على الرغم من ذلك ، قطعتان من التدبير المنزلي: لنتغير من تنسيق إلى امتثالي الوقت ، ## < rm d> tau = < rm d> t / a ## هذه ساعة تتباطأ مع توسع الكون - وتعيد قياس تذبذب المجال ، ## u_k = a delta phi_k ##. هذا يقودنا إلى نسخة مضغوطة بدقة من Eq. ( المرجع) ، يسمى معادلة الوضع,
يبدأ
ضع الكلمة المناسبة
u_k & # 8221 + left (k ^ 2 & # 8211 frac حق) u_k = 0 ،
نهاية
حيث تشير الأعداد الأولية إلى المشتقات فيما يتعلق بالوقت المطابق. الشيء الجميل في معادلة النمط هو أن جميع الديناميكيات الكونية يتم تجميعها بدقة في المصطلح ## a & # 8221 / a ##. متخصص في توسيع دي سيتر ، والوقت المطابق هو ،
يبدأ
tau = int < rm d> t e ^ <-Ht> = - frac <1>,
نهاية
إعطاء ## a ( tau) = -1 / (H tau) ##. لاحظ أن ## tau ## في الواقع سلبي أثناء التضخم ، ونحن & # 8217 اخترنا ## tau = 0 ## ليتزامن مع نهاية التضخم. المصطلح ## a & # 8221 / a ## في Eq. ( المرجع) يصبح
$
فارك = 2a ^ 2H ^ 2 = frac <2> < tau ^ 2>
$
ويمكننا كتابة معادلة الوضع على النحو التالي
$
(k tau) ^ 2 frac << rm d> ^ 2u_k> << rm d> (k tau) ^ 2> + left [(k tau) ^ 2 & # 8211 2 right] u_k = 0.
$
يمكن حل هذه المعادلة بالضبط من حيث وظائف هانكل ،
$
u_k (-k tau) = frac <1> <2> sqrt <-k tau> left [c_1 H ^ <(1)> _ <3/2> (- k tau) + c_2H ^ <(2)> _ <3/2> (- k tau) right] ،
$
حيث ## H ^ <(1)> _ <3/2> = J_ <3/2> + iY_ <3/2> = H ^ <(2) *> _ <3/2> ## ، و # #J_ <3/2> ## و ## Y_ <3/2> ## هي وظائف Bessel من النوع الأول والثاني. لتحديد المعاملات ## c_1 ## و ## c_2 ## ، نناشد الشروط الحدودية على ## u_k (-k tau) ## و ## u & # 8217_k (-k tau) ##. لاحظنا للتو أنه عند الأطوال الموجية القصيرة جدًا ، ## k / aH = -k tau rightarrow infty ## ، يتطور الوضع ## u_k (-k tau) ## كموجة مستوية. يمكننا استخدام هذه الحقيقة للتخلص من أحد المتنافسين. في الواقع ، تختزل دوال بيسل إلى أشباه الجيوب في الحجج الكبيرة ، مع حل مقارب
$
u_k (-k tau) = frac <1> < sqrt <2k>> left (c_1 e ^ <-ik tau> + c_2 e ^حق).
$
مطابقة هذا الحل مع Eq. ( المرجع) يتطلب أن & # 8220negative & # 8221 وضع التردد لا يلعب دورًا ، وهكذا ## c_2 = 0 ##. بعد ذلك ، تم العثور على المعامل ## c_1 ## من خلال فرض شرط على المشتق الأول لوظيفة الوضع ، ## u_k & # 8217 ##. ماذا نعرف عن ذلك؟ في نظرية المجال الكمي ، يفي عامل المجال 5 ، المعطى هنا بواسطة ## delta phi (< bf x> ، t) ## ، بعلاقة تبديل أساسية ، ## [ delta phi (< bf x> ، tau)، pi (< bf x> & # 8217، tau & # 8217)] _ < tau = tau & # 8217> = i delta ^ 3 (< bf x> & # 8211 < bf x> & # 8217) ## ، بكمية تسمى الزخم المترافق، ## pi (< bf x>، t) = a ^ 2 delta phi (< bf x>، t) & # 8217 ##. هذا المبدل هو التناظرية النظرية للمجال لمبدأ عدم اليقين في Heisenberg ويصل إلى حد المنطقة على مشغل المجال: دالة Dirac delta ، ## delta ^ 3 (< bf x> & # 8211 < bf x> & # 8217) ## ، يحظر عامل التشغيل ## delta phi (< bf x>، tau) ## من لحظيًا (## tau = tau & # 8217 ##) يؤثر على سلوك المشغل ## pi (< bf x> & # 8217، tau & # 8217) ## ما لم يتصرفوا في نفس النقطة في الفضاء ، ## < bf x> = < bf x> & # 8217 ##. كمشتق لـ ## delta phi (< bf x>، tau) ## ، يتضمن الزخم المترافق الكمية ## u_k '(- k tau) ## ، وبالتالي فإن المُبدل يعطينا شرطًا يمكننا استخدامها لتحديد ## c_1 ##. سأحفظ لك التفاصيل ، التي تتضمن اثنين من هويات وظيفة Bessel الغامضة المأخوذة من نسخة متربة من Abramowitz و Stegun [1] ، واقتبس النتيجة ببساطة: ## c_1 = sqrt < pi / k> # #. ثم لدينا وظيفة الوضع الكامل
يبدأ
ضع الكلمة المناسبة
u_k (-k tau) = - frac < sqrt < pi tau >> <2> H ^ <(1)> _ <3/2> (- k tau).
نهاية
يمكننا تحسين حدسنا حول كيفية تطور هذه الوظيفة في الوقت المناسب من خلال ملاحظة أن وظائف Bessel بترتيب نصف عدد صحيح مبنية من الدوال المثلثية ، مما يسمح لنا بكتابة دالة النمط بمصطلحات أكثر شيوعًا ،
$
u_k (-k tau) = - frac <1> < sqrt <2k>> left (1 & # 8211 frac حق) ه ^ <- ik tau>.
$
هذا تعبير ثاقب: يكشف كيف تتطور وظيفة الوضع بعيدًا عن حالة الموجة المستوية بينما يمتد الوضع ، ## - k tau rightarrow 0 ##. تم تضمين تأثير التوسع الكوني في المصطلح ## i / k tau ## ، & # 8220 تشغيل & # 8221 تدريجياً مع نمو الطول الموجي للأسلوب & # 8217s.

في حين أن وظيفة أسلوب de Sitter هي حالة خاصة ومحدودة ، فهي ممثلة نوعياً لسلوك وظائف الأسلوب في الفواصل المكانية التضخمية الأكثر عمومية. يوضح الشكل 6 التقلبات ## delta phi_k = u_k / a ## التي تم الحصول عليها عدديًا لحل تضخم أكثر عمومية:

الشكل 6. تطور نمط التذبذب الكمي ، ## delta phi_k ## ، من ولادته في الفراغ الكمومي إلى مقاييس الأفق الفائقة.

لاحظ كيف أن الوضع & # 8220freezes & # 8221 ، يصبح ثابتًا مع نمو الطول الموجي لمقاييس الأفق الفائق. نحن نشهد شيئًا عميقًا للغاية هنا: نحن نفهم أن الطبيعة الموجية للتذبذب على المقاييس الصغيرة ترجع إلى حقيقة أنها في الأساس مجال كمي. ما الذي سنفعله من الانتقال السلس إلى قيمة ثابتة على نطاقات كبيرة؟ أصبح التقلب الكمي كائنًا كلاسيكيًا عند تحقيق هذا النمو المذهل: تخضع الدالة الموجية لفك الترابط بمجرد تجاوزها للحد السببي للزمكان. الآن اضطراب تقليدي ، يمكن للتقلبات الميدانية الناشئة أن تؤثر على بنية الزمكان ، وبعد أن يسخن الكون ، سيصدر اضطرابات صوتية في بلازما الباريون-الفوتون.

نحن الآن جاهزون أخيرًا للإجابة على السؤال الذي أطلق هذه المهمة: ما هو المصطلح ## langle | delta phi_k | ^ 2 rangle ## يظهر في المعادلة. ( المرجع)؟ أولاً ، نحتاج إلى تحديد مقياس لتقييمه ، نظرًا لأنه دالة زمنية تتأرجح بسرعة. نظرًا لأن التذبذب لا & # 8217t يصبح اضطرابًا عظميًا حتى يتحول إلى كائن كلاسيكي على مقاييس الأفق الفائق ، هذا هو المكان الذي يجب أن نقيم فيه ## delta phi_k ##. يسمى هذا الحدث المهم - عندما ينتقل التذبذب إلى مقاييس الأفق الفائق عبور الأفق، ويتم تمييزه بالشرط ## k = aH ##. & # 8217ll سنستمر في تقريب مساحة de Sitter حتى نتمكن بسهولة أكبر من الحصول على تعبير مغلق الشكل لـ ## langle | دلتا phi_k | rangle ^ 2 ## ، لكننا & # 8217ll بعد ذلك نناقش كيف نتوقع أن يتغير عندما ندع الديناميكيات تصبح أكثر عمومية. ما نريده إذن هو تقييم المعادلة. ( المرجع) عند تقاطع الأفق لكل مقياس تجوال ، ## ك ## ،
$
langle | delta_k | ^ 2 rangle = يسار. اليسار ( frac< نقطة < phi >> right) ^ 2 langle | دلتا phi_k | ^ 2 rangle right | _.
$
الآن ، بدلاً من ترك ## delta phi_k ## من حيث وظائف Hankel ، والتي ليست سهلة الاستخدام بشكل خاص ، يمكننا تبسيط الأمور إلى حد كبير إذا تذكرنا أن ## delta phi_k ## تصبح ثابتة على مقاييس الأفق الفائق. يمكننا توضيح هذه الحقيقة في تعبيرنا عن طريق حساب المعادلة. ( المرجع) في حد الطول الموجي الطويل: ## - k tau rightarrow 0 ##. ممنوح: ## - k tau rightarrow 0 ## ليس هو نفسه ## - k tau = k / aH = 1 ## ، ولكن بما أن الوضع يستقر على ثابت بعد الأفق ، فإن هذا الاختلاف غير جوهري. تم توثيق التعبيرات المقاربة لوظائف Bessel للوسيطات الصغيرة جيدًا: في الحد ## - k tau rightarrow 0 ## ، الوظيفة ## H ^ <(1)> _ <3/2> (- k tau) ## يصبح ## sqrt <2 / pi> (k tau) ^ <- 3/2> ## ونحصل على
$
| دلتا phi_k | = frac <| u_k |> = frac< sqrt <2k ^ 3 >> ،
$
مما يؤدي إلى التعبير النهائي عن التباين
يبدأ
ضع الكلمة المناسبة
langle | delta_k | ^ 2 rangle = frac<2 نقطة < phi> ^ 2 ك ^ 3>.
نهاية
هذه نتيجة مهمة ، ولكنها ليست النتيجة التي أود أن أختتم بها & # 8217d. لماذا نهتم بالتباين في المقام الأول؟ لأنه & # 8217s تحويل فورييه لـ دالة الارتباط المكاني,
$
xi (< bf r>) = langle delta (< bf x>) delta (< bf x> + < bf r>) rangle = frac <1> <(2 pi) ^ 2> int langle | delta_k | ^ 2 rangle e ^ <- i < bf k> cdot < bf r >> ، < rm d> ^ 3k.
$
تعطي الوظيفة ## xi (< bf r>) ## مقياسًا لتكتل مجال الكثافة ثلاثي الأبعاد في جميع أنحاء الفضاء وهي مثيرة للاهتمام بشكل خاص لأنها ترجع فقط إلى ميكانيكا الكم التقلبات - بذور عدم تجانس الكثافة التي مصدر التذبذبات الصوتية التي درسناها في القسم الأخير.كتجسيد لدالة الارتباط في مجال التردد ، الكمية ## langle | delta_k | ^ 2 rangle ## يسمى طيف الطاقة، على الرغم من أنه في أدبيات علم الكونيات الحديثة ، تعتبر الكمية بلا أبعاد ،
يبدأ
ضع الكلمة المناسبة
الفوسفور (ك) = فارك <2 pi ^ 2> langle | delta_k | ^ 2 rangle = frac <1> <4 pi> left. frac< نقطة < phi> ^ 2> حق | _,
نهاية
حيث نذكر القارئ بأن هذه الكمية هي التباين عند تقاطع الأفق ## k = aH ##. هذه هي النتيجة الرئيسية لهذا القسم ، ما يسمى ب طيف القدرة العددية لأنه يوفر الشروط الأولية لاضطرابات الكثافة (العددية) في حقبة ما بعد التضخم.

لقد ذكرت سابقًا أنه على الرغم من أننا & # 8217d نعمل على تطوير هذه النتيجة ، وهي المعادلة. ( المرجع) ، بالنسبة للحالة الخاصة لتوسع دي سيتر ، سنناقش كيفية تعديله في وجود ديناميكيات كونية أكثر عمومية. في الواقع ، كما هو ، مكافئ. ( المرجع) لا يعمل حتى # 8217t في حد الحارس ## H = const. ## ، لأنه إذا كان ## H ## ثابتًا من ## dot < phi> = 0 ## ، وسعة التذبذب تتباعد بشكل سيئ 6 . كم هذا محرج. لكن انتظر. اتضح أنه في حين أن هذا التعبير قد يواجه مشاكل ، يمكننا استخدامه طالما أننا نبتعد عن توسعة de Sitter الخالصة. في الواقع ، إنه يعمل بشكل لا متناهي في الصغر بالقرب من De Sitter. نظرًا لتعريف توسيع de Sitter الصافي على أنه ## H = < rm const> ## ، يمكننا نمذجة انحرافات صغيرة عن توسع de Sitter من خلال النظر في المصطلح الأقل رتبة في توسع تايلور لمعامل هابل ،
$
ح (ر) = ح (t_0) + نقطة(t-t_0) + cdots
$
حيث نفترض ## نقطة/ H ^ 2 ## ليست صفرية ولكنها لا تزال أصغر بكثير من 1. العمل في هذا الحد من التوسع الدائم القريب جدًا من de Sitter ، يمكننا استخدام هذا التعبير الجديد لدراسة اعتماد مقياس التباين بشكل تحليلي. سيؤدي القيام بذلك إلى إضافة بعض الدقة إلى المناقشة الموجهة بالأحرى التي قدمناها في سياق المعادلة. ( المرجع).

في الختام ، أوضحنا كيف أن الطبيعة الكمومية لحقل التضخم تؤدي إلى توليد اضطرابات حقيقية في الكثافة الفيزيائية في بلازما الباريون والفوتون بعد التضخم. توجد هذه الاضطرابات عبر مجموعة واسعة من المقاييس الكونية ، والإحصاء المهم المرتبط بالديناميات التضخمية هو تباين التقلبات كدالة للمقياس. يتم توفير هذه الإحصائية من خلال طيف القدرة ، ## P (k) ## ، والذي يأخذ شكل قانون السلطة عندما تكون الديناميكيات التضخمية قريبة من de Sitter.

في كتابتي لهذا القسم لمناشدة الرجل الفقير دون معرفة كبيرة بالنسبية العامة ، أو نظرية المجال الكمومي ، أو نظرية الاضطراب الكوني ، فقد انحرفت إلى حد ما عن المعالجة المعيارية للتقلبات التضخمية التي شوهدت في الأدبيات الحديثة. على وجه الخصوص ، مكافئ. ( المرجع) بطريقة مفككة إلى حد ما ، مع ظهور الجزء الكلاسيكي بسهولة من المعادلة. ( المرجع

) ، ولكن مع مصطلح التذبذب الكمي الذي يتطلب رحلة أكثر تفصيلاً إلى حد ما في عالم نظرية المجال الكمي في الزمكان المنحني. في الواقع ، لا يؤدي الاشتقاق القياسي لاضطراب الكثافة إلى مثل هذا الفصل إلى الأجزاء الكلاسيكية والكمية ، ويقدم النتيجة النهائية للتباين ، المعادلة. ( المرجع) ، من خلال معالجة مماثلة ولكنها أكثر اكتمالا 7 لتقلبات التضخم الناشئة في الكون التضخمي. عند تقديم معالجة أقل تقدمًا لهذا الموضوع ، فإن ما ضحينا به & # 8217 من حيث الدقة أتمنى أن نكون قد عوضناه بوضوح مفاهيمي أكبر: على وجه الخصوص ، دور الديناميكيات الكلاسيكية للتضخم في تعديل تباين التقلبات الكمومية واضحة في هذا العرض ولكنها غامضة تمامًا في الاشتقاق القياسي. يتم تشجيع القراء المهتمين بمعالجة النظرية الكاملة على الرجوع إلى المراجعات التالية: [2-4]

المراجع والحواشي


[1] أبراموفيتز ، إم ، ستيجون ، آي أ. كتيب الوظائف الرياضية مع الصيغ والرسوم البيانية والجداول الرياضية، دوفر (1960).
[2] ليدل ، إيه آر ، ليث ، دي إتش ، اضطراب كثافة المادة المظلمة الباردة. فيز. ريبت. 231, 1 (1993).
[3] موخانوف ، في. إف ، فيلدمان ، إتش إيه ، براندنبرجر ، آر إتش ، نظرية الاضطرابات الكونية. الجزء 1. الاضطرابات الكلاسيكية. الجزء 2. نظرية الكم للاضطرابات. الجزء 3. ملحقات. فيز. ريبت. 215, 203 (1992).
[4] كوداما ، هـ ، ساساكي ، إم ، نظرية الاضطراب الكوني. بروغ. النظرية. فيز. ملحق. 78, 1 (1984).

1 على الرغم من أن ## H ## يختلف أثناء التضخم ، فإنه عادةً ما يكون ثابتًا تقريبًا في معظم نماذج الاهتمام ، ولذا فإننا نفترض أن ## H ## لا يتغير بمرور الوقت الذي تستغرقه المناطق المنفصلة داخل مجال هابل للتوقف تضخم. عودة
2 مقاييس الاهتمام هي مقاييس طول محتملة مع البيانات الكونية ، مثل CMB ومسوحات الهياكل واسعة النطاق. عودة
3 حقًا ما نفكر فيه هنا هو وظيفة الوضع المرتبطة بمكون التردد الإيجابي لتقلب فراغ التضخم الكمي ، بمعنى آخر. الوضع الذي تم تدميره بواسطة ## hat _ < bf k> ## في تحلل فورييه ## delta phi = int frac << rm d> ^ 3k> <(2 pi) ^ <3 / 2 >> يسار ( delta phi_k (t) hat _ < bf k> e ^ cdot < bf r >> + delta phi_k ^ * (t) hat ^ dagger _ < bf k> e ^ <- i < bf k> cdot < bf r >> right) # #. عودة
4 لاحظ أن هذه التعبيرات تختلف عن حالة أ متجانس مجال عددي. لأن الاضطرابات الميدانية هي وظائف الفضاء ، ## delta phi (< bf x> ، t) ## ، كذلك قيمة الحقل الكاملة ، ## phi (< bf x> ، t) = phi_0 (t) + delta phi (< bf x>، t) ##. عودة
5 نعم ، يتم هنا التعامل مع تذبذب المجال نفسه باعتباره مجالًا كميًا مجانيًا. عودة
6 هذا الاختلاف هو في الواقع أ قطعة أثرية قياس، لكنه يشير إلى أننا نحاول القيام بشيء غير مادي. اتضح أنه لا توجد في الواقع أي اضطرابات في الكثافة في تضخم دي سيتر ، بسبب حقيقة أن التضخم لا ينتهي أبدًا ، في أي مكان. (تذكر الدور الحاسم لـ ## delta t ## - الفاصل الزمني بين أحداث إعادة التسخين عبر الكون - في تشكيل اضطرابات الكثافة.)
7 العنصر المفقود هو حقيقة أن تقلبات التضخم تؤثر على خلفية الزمكان ، مما يخلق اضطرابات انحناء تؤثر بدورها على تطور التضخم. يجب أن يشمل العلاج الكامل تقلبات الانحناء والتضخم في معادلات الحركة. عودة

بعد فترة وجيزة كطبيب كوزمولوجي ، انتهيت من التعامل مع علوم البيانات والأمن السيبراني ، وأفكر في طرق تطبيق التعلم الآلي وتحليلات البيانات الضخمة لاكتشاف الهجمات الإلكترونية. ما زلت أستمتع بالتفكير والتعلم عن الكون ، وكانت منتديات الفيزياء طريقة رائعة للبقاء على اتصال. أحب القراءة والكتابة عن العلوم والكمبيوتر وأحيانًا ضد فلسفتي الأفضل. أنا أحب البيرة ، والقطط ، والكتب ، وامرأة رائعة تتعامل مع مهلتي.


ملخص الاهتمامات البحثية لأعضاء هيئة التدريس

تشمل الاهتمامات البحثية للبروفيسور باتاتشاريا الفيزياء الفلكية للنجوم المدمجة (الأقزام البيضاء والنجوم النيوترونية والثقوب السوداء) ، والتركيب والمجالات المغناطيسية للنجوم النيوترونية ، والانفجارات الكونية (المستعرات ، والمستعرات الأعظمية ، وانفجارات أشعة جاما) ، والأجسام التي تعمل بالطاقة التراكمية ، و X- علم الفلك الشعاعي وتصوير القناع المشفر.

تشمل الاهتمامات البحثية للبروفيسور سوكانتا بوس البحث عن إشارات موجات الجاذبية من ثنائيات الأجسام المدمجة وخلفية موجة الجاذبية العشوائية ، وقياس المعلمات الفيزيائية الفلكية أو الكونية ، وتوصيف الضوضاء في أجهزة كشف الموجات الثقالية ، وتقييد المعادلة النووية لحالة النجوم النيوترونية ، متابعة محفزات الموجات الثقالية لإيجاد نظرائهم الكهرومغناطيسية وتسريع تحليل بيانات موجات الجاذبية حسابيًا.

البروفيسور ديباراتي تشاترجي هي عالمة في الفيزياء الفلكية النظرية تتمتع بخبرة في الوصف التحليلي والعددي للنجوم المدمجة (النجوم النيوترونية والأقزام البيضاء). تتركز اهتماماتها الرئيسية في تطوير نماذج عالمية تأخذ في الاعتبار كلاً من المجهرية (بما في ذلك الفيزياء متعددة التخصصات مثل الفيزياء النووية والفيزياء الجزيئية والموصلية الفائقة) والجوانب العيانية (المجالات المغناطيسية والنسبية) باستمرار من أجل تحسين عمليات المحاكاة الفيزيائية الفلكية وتفسير أفضل للفيزياء المتعددة. الملاحظات الفيزيائية الفلكية الرسول.

تغطي الاهتمامات البحثية للبروفيسور داديتش الجاذبية النسبية وتطبيقاتها في الفيزياء الفلكية وعلم الكونيات ، وجاذبية غاوس بونيه ذات الأبعاد العالية وتأثيراتها في الزمكان رباعي الأبعاد ، والقضايا المفاهيمية الأساسية في توحيد القوى والجاذبية الكمية. البروفيسور Dadhich مهتم أيضًا بالحوار بين العلم والمجتمع.

96٪) من كثافة الطاقة في الكون تتكون من عنصرين غامضين وغير مفهومين جيدًا: المادة المظلمة والطاقة المظلمة. ساعد عمله البحثي في ​​فهم العلاقة بين الخصائص المرصودة للمجرات وتكتلات المادة المظلمة التي تعيش فيها المجرات. سمح ذلك باستخدام المجرات كمنارات لامعة لاستكشاف المعلمات التي تصف الكون المظلم. وهو عضو في استطلاع Subaru Hyper Suprime-Cam بالإضافة إلى مشروع تلسكوب المسح الشامل الكبير القادم ، وهما مشروعان طموحان يهدفان إلى رسم خريطة للمادة المظلمة في الكون وفهم الطاقة المظلمة.


الملخص. باستخدام طريقة احتمالية تقريبية تم تكييفها لتقديرات طاقة النطاق ، نقوم بتحليل مجموعة الجيل الأول من تجارب تباين الخلفية الكونية الميكروية الميكروية لاستنتاج قيود على مساحة معلمة سداسية الأبعاد تصف التذبذبات الحرارية الناتجة عن التضخم. تتوافق التفضيلات الأساسية لسيناريوهات التضخم البسيطة مع مجموعة البيانات: يفضل استخدام الأشكال الهندسية المسطحة (Ωtot ≡ 1 - Ωκ ∼ 1) وطيف بدائي ثابت الحجم (n 1). يتم التخلص من النماذج ذات الانحناء السلبي الكبير (Ωtot & lt 0.7) ، بينما تكون القيود المفروضة على الانحناء الوقائي أقل صرامة. تمنع الانحرافات بين المعلمات التحديدات المستقلة لكثافة المادة Ωm والثابت الكوني Λ ، ويظل ثابت هابل Ho غير مقيد نسبيًا. نجد أيضًا أن ارتفاع ذروة دوبلر الأولى بالنسبة إلى السعة المقترحة بواسطة البيانات على حجم أكبر يشير إلى محتوى باريون مرتفع (Ωbh 2) ، بشكل مستقل تقريبًا عن المعلمات الأخرى. إلى جانب التقدم النوعي الإجمالي المتوقع لتجارب الجيل التالي ، فإن معايراتها ثنائية القطب المحسنة ستكون مفيدة بشكل خاص لتقييد ارتفاع الذروة. يشتمل تحليلنا على إحصائية "الجودة الملائمة" المطبقة على تقديرات الطاقة والتي تشير إلى أن نموذج الحد الأقصى من الاحتمالية يوفر ملاءمة مقبولة لمجموعة البيانات. الكلمات الأساسية: علم الكونيات: الخلفية الكونية الميكروية - علم الكونيات: الملاحظات - علم الكونيات: النظرية 1.


الإشعاع الكوني الأساسي

بيتر ك. جريدر ، في الأشعة الكونية على الأرض ، 2001

5.5.4 الحدود العليا التجريبية لتدفقات النيوترينو من مصادر نقطة فيزيائية فلكية

تم الحصول على الحدود العليا لتدفق النيوترينوات خارج كوكب الأرض من مصادر أشعة جاما عالية الطاقة من خلال بعض التجارب (Svoboda et al.، 1987 Koshiba، 1992 Miller et al.، 1994 Barish، 1995 Ambrosio et al.، 2001). في الجدول 5.41 نعطي الحدود العليا لتدفق نيوترينو الميون (ν μ + ν ¯ μ) من عدة مصادر محتملة على النحو الذي تحدده تجربة IMB (Becker-Szendy et al. ، 1995).

الجدول 5.41. حدود تدفق IMB على مصادر نقطة النيوترينو الفيزيائية الفلكية المحتملة. (Becker-Szendy et al. ، 1995)

مصدرالأحداث في حدود 1σأحداث الخلفية المتوقعة90٪ CL μ-Flux [· 10 14 سم −2 ثانية -1]90٪ CL الخامس- تدفق [· 10 6 سم −2 ثانية −1]
سلطعون PSR20.564.34.8
فيلا PSR00.720.780.85
Cyg X – 300.504.14.5
جيمينجا10.433.13.5
لها X – l10.384.34.8
LMC X – 401.00.660.75
Sco X − 130.543.43.8
فيلا X – l01.10.840.95
3 ج 27300.791.53.3
3 ج 27910.602.02.4
سين أ00.760.800.9
مرك 42100.403.33.6
NGC106800.701.41.6
NGC415120.437.78.5
SN1987a00.591.21.3

يعتمد التحليل على أحداث تمت محاكاتها من مصادر نقطية مع طيف قانون القدرة ، ه −γ ، مع المؤشر الطيفي γ = 2 الذي ينتج عنه انتشار نقطة غاوسي بمقدار σ = 3.4 درجة. المدرجة في الجدول هي عدد الميونات الصاعدة التي اكتشفها IMB في حدود 1 من المصادر جنبًا إلى جنب مع الخلفية المقدرة من التوزيع العشوائي لأوقات وصول الحدث ، وحدود الثقة 90 ٪ (CL) على تدفقات الميون والنيوترينو. لم يتم العثور على زيادات كبيرة في النيوترينو في هذه التجربة.

تم إجراء تحليل أكثر حداثة وشمولية من قبل MACRO Collaboration (Ambrosio et al. ، 2001). يتم عرض نتائجهم في الجدول 5.42.

الجدول 5.42. حدود التدفق الكلي على مصادر نقطة النيوترينو الفيزيائية الفلكية المحتملة. (أمبروسيو وآخرون ، 2001)

90٪ CL من حدود تدفق الميون المستحث بالنيوترينو لقائمة كاشف MACRO المكونة من 42 مصدرًا. ترد الحدود المقابلة على تدفق النيوترينو في العمود الأخير لـ هالخامس دقيقة = 1 جي في. تُحسب هذه الحدود لمؤشر طيفي γ = 2.1 ولأجل هميكرومتر & ampgt 1 GeV ، بما في ذلك انخفاض الكفاءة عند الطاقات العالية جدًا. تم تضمين عوامل التخفيض لمخروط نصف عرض 3 درجات. تشمل هذه الحدود تأثير امتصاص النيوترينوات في الأرض. يتم حساب حدود التدفق العليا باستخدام النهج الموحد لـ Feldman and Cousins ​​(1998).

مصدرديكل. δ (درجات)الأحداث في 3 درجاتباكجر. في 3 درجاتالخامس- حدود التدفق المستحثة [10 14 سم −2 ثانية −1]الخامسحدود التدفق [10 106 سم −2 ثانية −1]
SMC X-1−73.532.10.621.18
LMCX-2−72.002.00.150.33
LMCX-4−69.502.00.150.29
SN1987A−69.302.00.150.31
GX301-2−62.721.80.531.10
سين X-5−62.221.70.551.04
GX304-1−61.621.70.541.05
CENXR-3−60.611.70.360.68
سيركس آر -1−57.151.71.182.21
2U1637-53−53.401.70.190.36
MX1608-53−52.401.70.200.38
GX339-4−48.861.71.623.00
ARA XR1−45.631.61.001.87
VelaP−45.211.50.510.94
GX346-7−44.501.50.230.43
SN1006−41.711.30.561.04
VelaXR-1−40.501.30.260.55
2U1700-37−37.811.30.581.08
إل 10−37.021.10.911.72
SGR XR-4−30.400.90.340.63
جال سين−28.900.90.340.65
GX1 + 4−24.700.90.360.67
Kep1604−21.520.91.122.12
GX9 + 9−17.000.90.400.75
Sco XR-1−15.610.90.851.59
الدلو−1.030.82.093.95
4U0336 + 010.610.81.172.19
مصدرديكل. δ (درجات)الأحداث في 3 درجاتباكجر. في 3 درجاتالخامس- حدود التدفق المستحثة [10 14 سم −2 ثانية −1]الخامسحدود التدفق [10 106 سم −2 ثانية −1]
AQL XR-10.600.80.571.18
2U1907 + 21.300.80.581.27
SER XR-15.000.70.671.41
SS4335.700.70.671.27
2U0613 + 099.110.61.523.02
جيمينجا18.300.51.122.10
سلطعون22.010.42.524.70
2U0352 + 3031.020.35.9811.43
Cyg XR-135.200.23.246.24
لها X-135.400.23.306.96
Cyg XR-238.300.14.9910.61
امكن 42138.400.15.009.56
امكن 50140.300.15.7310.69
Cyg X-340.900.16.5912.49
لكل XR-141.500.17.5113.99

من البيانات المقدمة هنا ، يتضح أن البحث عن مصادر النيوترينو خارج كوكب الأرض يجب أن يتم بطاقات تتجاوز بكثير النقطة التي يتم فيها تجاوز طيف النيوترينو في الغلاف الجوي من قبل الأطياف المسطحة للمصادر الفيزيائية الفلكية ، حيث تقدم الأخيرة المساهمة المسيطرة في التدفق الكلي للنيوترينوات ومضادات النوترينوات. ومع ذلك ، لن يكون هذا ممكنًا إلا باستخدام مصفوفة كاشف عملاقة ذات حجم فعال في حدود 1 كم 3 ، كما ذكرنا سابقًا. تعد الدقة الزاويّة العالية لمثل هذا الكاشف ذات أهمية قصوى لأنها تقلل من معدل الخلفية لكل بكسل ، وتحسن الإشارة إلى نسبة الضوضاء والحساسية ، وتقلل من الحد الأدنى من التدفق القابل للاكتشاف (Bosetti et al. ، 1982 و 1989 Roberts ، 1992 Anassontzis et al. . ، 1995 انظر أيضًا الفصل 4 ، القسم 4.5).


ماذا تعلمنا من علم الكون القائم على الملاحظة؟

نقوم بمراجعة أسس الملاحظة لنموذج Λ CDM ، الذي يعتبره معظم علماء الكونيات النموذج القياسي لعلم الكونيات. يظهر المبدأ الكوني ، وهو افتراض رئيسي للنموذج ، ليتم التحقق منه بدقة متزايدة. حقيقة أن الكون يبدو أنه قد توسع من ماضٍ حار وكثيف تدعمه العديد من المجسات المستقلة (الانزياح الأحمر للمجرة ، الخلفية الكونية الميكروية ، التخليق النووي في الانفجار العظيم وإعادة التأين). سمح انفجار الملاحظات التفصيلية في العقود القليلة الماضية بقياسات دقيقة للمعلمات الكونية داخل كوزمولوجيات فريدمان - ليماتر - روبرتسون - ووكر المؤدية إلى نموذج CDM: كون مسطح ظاهريًا ، يسيطر عليه ثابت كوني ، مكون المادة المكون له الظلام بشكل سائد. نحن نصف ونناقش تحقيقات المراقبة المختلفة التي أدت إلى هذا الاستنتاج وخلصنا إلى أن نموذج Λ CDM ، على الرغم من ترك عدد من الأسئلة المفتوحة المتعلقة بالطبيعة العميقة لمكونات الكون ، يوفر أفضل إطار نظري لشرح الملاحظات.

يسلط الضوء

► نستعرض أسس الملاحظة للنموذج المعياري الكوني Λ آلية التنمية النظيفة. يتم التحقق من المبدأ الكوني بدقة متزايدة. يتم دعم التمدد من المرحلة الساخنة والكثيفة بواسطة العديد من المجسات المستقلة. ► يبدو أننا نعيش في كون مسطح يسيطر عليه ثابت كوني. ► يبدو أن معظم المادة في الكون مظلمة.


الشذوذ في CMB من ارتداد كوني

نستكشف نموذجًا للكون المبكر يسبق عصر التضخم ارتداد كوني ، ونجادل في أن هذا السيناريو يوفر أصلًا مشتركًا للعديد من السمات الشاذة التي لوحظت على نطاق زاوي كبير في الخلفية الميكروية الكونية (CMB) ). بشكل أكثر تحديدا ، نظهر أنه من المتوقع من هذا السيناريو قمع الطاقة ، وعدم تناسق ثنائي القطب ، وتفضيل علاقات التكافؤ الفردي ، مع الاعتماد على السعة والمقياس بما يتوافق مع الملاحظات. يخفف النموذج أيضًا من التوتر في سعة العدسة. تنشأ هذه الإشارات من التأثير غير المباشر الذي تحدثه الارتباطات غير الغوسية بين أنماط CMB وأطوال موجات الأفق الفائق في طيف القدرة. نحن نتبع نهجًا ظاهريًا ، يقتصر على عائلة من النماذج المرتدة ، ونكمل تحليلنا من خلال الإشارة إلى النظريات الراسخة حيث يتم تجسيد أفكارنا.

هذه معاينة لمحتوى الاشتراك ، والوصول عبر مؤسستك.


شاهد الفيديو: محاضرات في علم الكونيات 6. المادة المظلمة والطاقة المظلمة. يوسف البناي (شهر اكتوبر 2021).