Astronomija

Pivot skalė kosmologijoje, CMB stebėjimas

Pivot skalė kosmologijoje, CMB stebėjimas


We are searching data for your request:

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

Kas yra sukimosi skalė, pasukimo dažnis apskritai ir ypač kosmologijoje? Man nesuvokiama mintis.

Beveik visur radau tą patį sakinį „imame standartinę sukamojo skalės vertę $ k = 0.05 $ MPp$^{-1}$ Planko ir pasukimo dažniui kaip $ f_ {cmb} = (c / 2 pi) k $". Ką tai reiškia?

(Pavyzdžiui, https://www.cosmos.esa.int/documents/387566/387653/Planck_2018_results_L10.pdf)


Skirtumas tarp astronomijos ir kosmologijos yra?

Kosmologija nagrinėja didelę visatos struktūrą ir geometriją - jos istoriją, kaip ji vystėsi. Tai bendras dalelių ir cheminis makiažas ir kaip tai vystėsi. Jo amžius.
Šiais laikais turime ir teorinę, ir stebėjimo kosmologiją. Viena iš pagrindinių Hablo kosminio teleskopo pastatymo priežasčių buvo tiksliai nustatyti išsiplėtimo greitį. Ir kiti „cosmo“ parametrai. Išmatuoti didžiausią parametrą, pvz., Bendrą kreivumą ar išsiplėtimo greitį, būtų stebėjimo kosmologija.

Universiteto astronomijos skyriuje paprastai dirba keletas žmonių, kurie užsiima kosmologija (tyrinėja bendrą visatos formą ir istoriją) ir kai kurie žmonės, kurie užsiima astrofizika (kaip žvaigždės formuojasi, kaip keičiasi laikui bėgant, kaip sprogsta, kaip veikia kvazarai, kas daro kosminius spindulius ir pan.)

Šiais laikais jūs gaunate tiek teorinę, tiek stebėjimo astrofiziką - teorija reiškia matematinių modelių (pavyzdžiui, žvaigždės) modelių kūrimą, o stebėjimas - modelių tikrovės tikrinimą, kad jie atitiktų.

Kaip jau sakiau, jūs taip pat gaunate teorinę ir stebėjimo kosmologiją. Didelis įnašas į stebėjimo kosmologiją yra CMB (kosminio mikrobangų fono) žemėlapis, taip pat galaktikų skaičiavimo arba raudonojo poslinkio tyrimai, kuriuose jie suskaičiuoja, kiek galaktikų yra skirtingais atstumais, kad būtų galima aptikti medžiagos koncentracijos didelio masto bangas. Obs. „Cosmo“ žmonės ieško labai didelių modelių, didesnės apimties struktūros ir bando modeliuoti, kaip ji susiformavo ir ką ji sako apie ankstyvosios visatos svyravimus ir plėtrą.

Kaip sakė marcus, yra tiek teorinių, tiek stebėjimo astronomų ir kosmologų (teorijos stebėtojo, taip pat astronomo-kosmologo spektre yra daugybė žmonių).

Aš pasakysiu taip, kad astronomas paprastai nori pažvelgti į tam tikrą objektų klasę, kad sužinotų apie juos, norėdamas sužinoti apie juos. Taigi astronomas, dirbantis su žvaigždėmis, naudos teleskopus, norėdamas į juos pažvelgti ir (arba) atlikti teorinį jų modeliavimą, siekdamas daugiau sužinoti apie žvaigždes. Tas pats pasakytina apie žmones, kurie tyrinėja galaktikas, pulsarus ar bet ką.

Kita vertus, kosmologai turi panaudoti milžinišką astronomų sukauptą žinių apie Visatos objektų (žvaigždžių, galaktikų ir kt.) Pobūdį, tačiau šias žinias jie naudoja spręsdami platesnius klausimus apie Visatą. Vis dėlto yra daug sutapimų, pavyzdžiui, norint naudoti galaktikas kosmologijai atlikti, reikia daug išsamiai apgalvoti galaktikų pobūdį, todėl dažnai imituojamos ar stebimos apklausos atliekamos su didelėmis žmonių grupėmis, iš kurių kai kurie galų gale nori patys tirti galaktikas, o kiti tiesiog nori, kad galaktika būtų šiek tiek suprasta, kad jie galėtų panaudoti gautus rezultatus išvadoms apie kosmologiją.

Kita vertus, jūs dažnai turite prisiimti kosmologiją, kai norite ką nors pasakyti apie, pavyzdžiui, galaktikų evoliuciją. Jiedu eina koja kojon ir kažkoks vieno žmogaus triukšmas yra kitas signalas.


15.1: CMB spektro stebėjimai

Kai kurie studentai kalba apie Visatos temperatūrą, ar ji šalta, ar karšta, ir kaip ji gali keistis bėgant laikui.

  • Audrey: Per televizorių pamačiau, kad erdvė tikrai šalta. & quot
  • Bradfordas: & quot Manau, kad Visatos temperatūra kaista. Girdėjau, kad dėl to tirpsta ledynai Grenlandijoje. & Quot
  • Carissa: Ledynai tirpsta, nes Žemė kaista. Bet manau, kad Visata taip pat kaista. Gal todėl, kad Saulė kaitina. & Quot
  • Damianas: & quot; nesutinku. Manau, kad Visata išlieka ta pati temperatūra. Žinau, kad šalia Saulės karšta ir karšta, tačiau yra vietų, kuriose formuojasi žvaigždės, o kur - ir miršta, todėl manau, kad visa tai išlygina. & Quot
  • Evie: & quot; Manau, kad temperatūra išlieka ta pati, nes Saulė ir žvaigždės yra per mažos, kad paveiktų visą Visatą. & quot

Astronominių objektų šviesą galime naudoti jų temperatūrai matuoti. CMB sklinda iš visų dangaus krypčių, todėl šią šviesą galime naudoti visatos temperatūrai įvertinti kaip visumai. Bet pirmiausia, koks yra kosminis mikrobangų fonas?

Arno Penziasas ir Robertas Wilsonas nepasiruošė atrasti CMB. 1964 m. Jie dirbo su naujo tipo detektoriumi „Bell Labs“ (Naujasis Džersis). Atlikdami labai kruopščius matavimus ir dar kartą tikrindami savo įrangą, jie suprato, kad savo antenoje aptiko & ldquonoise & rdquo šaltinį. Jis sklido iš visų dangaus krypčių ir negalėjo būti priskirtas jokiam žinomam šaltiniui.

Nei Penziasas, nei Wilsonas nežinojo, ką daryti iš jų antenos triukšmo. Bet tada Arno Penzias sužinojo apie Roberto Dicke'o, Jimo Peebleso ir Davido Wilkinsono, visų netoliese esančio Prinstono universiteto kosmologų, darbą. Straipsnyje, kuris vis dar buvo juodraštis, jie aptarė relikvinę spinduliuotę, kuri turėjo būti sukurta ankstyvose karštos tankios Visatos stadijose. Perskaitęs straipsnį, Penziasas pakvietė Prinstono mokslininkus atvykti į „Bell Labs“ ir apžiūrėti anteną (15.1 pav.) Kartu su jo ir Wilsono rezultatais. Kartu jie nusprendė išleisti dokumentus, kuriuose pranešama apie Didžiojo sprogimo teorijoje numatytos foninės spinduliuotės atradimą. Prinstono grupė rašys apie teorinius radiacijos pagrindus, o „Bell Labs“ pora - apie jų atradimą. Straipsniai buvo išspausdinti atgal Astrofizinis Žurnalas Laiškai Penzias ir Wilsonas už atradimą laimėjo 1978 m. Nobelio fizikos premiją.

15.1 pav. Šią rago anteną Penziasas ir Wilsonas naudojo „Bell Labs“ atraddami CMB. Kreditas: „Wikimedia Commons“

Iš pirmo žvilgsnio CMB yra beveik visiškai vienodas švytėjimas visame danguje, matomas mikrobangomis. Jis panašus į debesuotą dieną danguje matomą mėlyną švytėjimą, kuriame beveik nėra pastebimų bruožų. 15.2 paveiksle pavaizduota CMB temperatūros tolygumas visame danguje, palyginti su temperatūrų Žemėje žemėlapiu. Kadangi CMB stebimas mikrobangų teleskopais, o ne matoma šviesa, spalva dažniausiai naudojama temperatūros, o ne bangos ilgio atvaizdavimui CMB žemėlapiuose. Be to, CMB žemėlapiai paprastai rodomi Mollweide projekcijoje, kad visos dangaus vietos būtų matomos vienu metu. Pavyzdys, kaip Žemės žemėlapis atrodytų Mollweide projekcijoje, parodytas 15.2 (apatinis skydelis) ir 15.3 paveiksluose.

15.2 pav. KMB (viršutinio skydelio) temperatūros tolygumas, palyginti su Žemės žemėlapiu toje pačioje temperatūros skalėje (apatinis skydelis). CMB temperatūra yra daug vienodesnė nei temperatūra visoje Žemėje. Abiejuose žemėlapiuose naudojama tokia projekcija, kad visa dangaus sfera (CMB atveju) arba Žemės rutulys (Žemės atveju) būtų vaizduojami vienu metu (kaip 15.3 paveiksle). Autoriai: NASA / WMAP mokslo komanda 15.3 paveikslas: Žemės Molėvido žemėlapio projekcija. Šios projekcijos pranašumas yra tas, kad ji leidžia matyti visas Žemės rutulio vietas vienu metu. Sferinio gaublio atžvilgiu vis dar yra iškraipymų, tačiau jie yra mažesni nei stačiakampio (Dekarto) žemėlapio. Autoriai: NASA / WMAP mokslo komanda

Prisiminkime, kad objekto temperatūrą galime išmatuoti iš jo spektro ir mdos bangos ilgio (horizontalios ašies) diagramos, palyginti su jų emisijos intensyvumu (vertikalia ašimi) tuo bangos ilgiu. Dažniausias ištisinio spektro tipas vadinamas juodojo kūno spektru (arba Plancko spektru) ir jis turi būdingą formą. Mes taip pat sužinojome, kad juodojo kūno spektro smailės bangos ilgis atitinka temperatūrą: kuo objektas karštesnis, tuo trumpesnis bangos ilgis smailėje ir didesnė kreivė visais bangos ilgiais.

1989 m. Buvo paleistas COBE palydovas, kurio tikslas buvo išmatuoti CMB spektrą visame danguje. COBE komandoje dalyvavo dešimtys mokslininkų ir inžinierių. Šimtai kitų žmonių padėjo misijai pasisekti. Projekto komandos vadovai John Mather ir George Smoot 2006 m. Laimėjo Nobelio premiją už COBE komandos atradimus.

COBE buvo instrumentas, vadinamas Tolimosios infraraudonosios spinduliuotės absoliutus spektrofotometras, arba FIRAS. FIRAS prietaisas išmatavo CMB intensyvumą keliais bangos ilgiais ir nustatė, kad jame yra juodųjų kūnų spektras, kurio temperatūra yra 2,725 ir plius 0,002 K. Tai yra geriausias juodojo kūno spektro pavyzdys, apie kurį žinome Visatoje, jis yra tobulesnis juodas kūnas nei bet kokia mūsų kada nors sukurta orkaitė, anglies briketai ar lempa. 15.4 paveiksle parodytas CMB spektras, matuojamas FIRAS. Duomenys ir modelis sutinka su dideliu tikslumu, duomenų taškų neapibrėžtis yra mažesnė už modelio tinkamumui brėžti naudojamos linijos plotį.

15.4 paveikslas: CMB spektras, matuojamas FIRAS prietaisu COBE palydove. CMB yra tobuliausias žinomas juodasis kūnas. Jo temperatūra yra apie 3 laipsnius virš absoliutaus nulio, o tai atitinka maždaug milimetro smailės bangos ilgį. Teorija ir stebėjimas sutinka geriau nei grafiko linijos plotis. Kreditas: NASA / SSU / Aurore Simonnet, remiantis COBE / FIRAS duomenimis


Kosmologija

Prinstonas turi senas stebėjimo, skaitmeninės ir teorinės kosmologijos tradicijas, stengdamasis atlikti fizikos, astronomijos ir VAT tyrimus. Prinstono fakultetas padėjo sukurti šiandieninį standartinį kosmologinį modelį (Bahcall, Cen, Dunkley, Gott, J. Ostriker, Spergel, Steinhardt, Zaldarriaga) ir padėjo įvesti svarbias sąvokas, tokias kaip tamsioji materija, tamsioji energija ir infliacija. Paulas Steinhardtas (fizika) buvo ne tik pagrindinė figūra kuriant infliacinį modelį, bet ir pastaruoju metu kuria perspektyviausią alternatyvą: ekspirotinę visatą. Prinstono fakultete dirbama su įvairiomis teorinės kosmologijos problemomis: kelionė laiku (Gott), didelio masto struktūros topologija (Gott), visatos forma (Spergel), galaktikų susidarymas ir raida bei didelio masto struktūra (Bahcall, Cen, J. Ostriker), galaktikų sankaupos ir jų naudojimas kaip kosmologiniai įrankiai (Bahcall, Cen, J. Ostriker), tamsiosios medžiagos pasiskirstymas (Bahcall, J. Ostriker), ne-Gaussianities iš ankstyvosios visatos ( Spergel, Zaldarriaga), ankstyvasis žvaigždžių susidarymas ir kosmologinė reionizacija (Cen), galaktikų susidarymas ir IGM fizika (Bahcall, Cen, J. Ostriker).

Prinstono studentai ir dėstytojai vaidina pagrindinį vaidmenį atliekant kosminius mikrobangų foninius tyrimus ir optinius tyrimus, kurie sukūrė mūsų dabartinį kosmologijos modelį. Jo Dunkley, Lymanas Pageasas, Suzanne'as Staggsas ir Davidas Spergelis vaizduoja kosminį mikrobangų foną su Atacamos kosmologijos teleskopu (ACT) ir tiria jo sąveiką su priekinio plano galaktikomis ir dujomis. Michaelas Straussas, Jenny Greene, Jimas Gunnas ir Robertas Luptonas atlieka „Hyper Suprime-Cam“ (HSC) didelio ploto vaizdo tyrimą „Subaru“ 8,2 m teleskopu, naudodamas gravitacinius lęšius tamsiosios medžiagos pasiskirstymo žemėlapiui nustatyti. Jie taip pat yra tarptautinio konsorciumo, kuriančio „Subaru Prime Focus Spectrograph“ (PFS), kuris matuos milijonų z & gt1 galaktikų raudonos spalvos poslinkius, dalis. Straussas ir Luptonas yra susiję su visais didelio sinoptinio tyrimo teleskopo, svarbiausio 2020 m. Antžeminio tyrimo teleskopo, aspektais. Gunnas tęsia savo vadovaujamą vaidmenį „Sloan“ skaitmeninio dangaus tyrime. Princetonas taip pat vaidina pagrindinį vaidmenį NASA WFIRST misijoje: Jeremy Kasdinas ir Davidas Spergelis yra mokslo darbo grupės pirmininkai. Adamas Burrowsas, Jenny Greene ir Robertas Luptonas yra WFIRST mokslo tyrimų grupių nariai.

J. Ostriker, Cen ir jų mokiniai padėjo sukurti skaitinę kosmologiją. Jie sukūrė hidrodinaminius modeliavimo kodus, kurie padėjo formuoti supratimą apie Lymano alfa mišką, galaktikų susidarymą ir „Warm Hot Intergalactic Medium“. Jie glaudžiai bendradarbiauja su Jimu Stone'u, E. Ostrikeriu ir kitais, siekdami modeliuoti nedidelio masto („sub-grid“) fiziką, kuri lemia fizines galaktikų savybes, ir su Straussu, Greene'u ir kitais, kad palygintų jų modeliavimo rezultatus. su pastebėjimais. Iš tiesų, skaičiavimo astrofizika yra pagrindinis katedros akcentas.


2. SMASH ir jo variantai

Šiame skyriuje aprašysime keletą SM išplėtimų, kurie naudoja Peccei-Quinn (PQ) mechanizmą (Peccei ir Quinn, 1977), kad išspręstų stiprią CP problemą ir tokiu būdu galėtų išspręsti penkias dideles dalelių fizikos problemas ir kosmologija vienu sumušimu.

2.1. SMASH

Mažiausio lauko turinio modelis & # x02014dubbed čia ir toliau SMASH & # x02014 yra pagrįstas KSVZ tipo ašies modeliu (Kim, 1979 Shifman et al., 1980): SM singleto kompleksinis skaliarinis laukas & # x003C3, kuriame yra (spontaniškai sulaužytas) globalus U(1)PQ simetrija ir į vektorių panašus spalvotas Dirac fermionas Klausimas, kuris transformuojasi kaip 2 (3, 1, & # x022121 / 3) arba, kaip alternatyva, kaip (3, 1, 2/3) pagal SM gabaritų grupę SU(3)C & # x000D7 SU(2)L & # x000D7 U(1)Y ir kuris chirališkai transformuojasi pagal U(1)PQ, pridedami prie & # x003BDMSM lauko turinio (plg. 2 pav.). Skaliarinis potencialas, susijęs su Higso lauku H iki & # x003C3, laikoma, kad turi bendrą formą

su & # x003BBH, & # x003BB & # x003C3 & # x0003E 0 ir & # x003BB H & # x003C3 2 & # x0003C & # x003BB H & # x003BB & # x003C3, siekiant užtikrinti, kad tiek elektros srovės silpnumo, tiek PQ simetrija nutrūktų vakuume, ty skaliarinis potencialas pasiekiamas esant vakuumo laukimo vertėms (VEV)

kur v = 246 GeV. PQ simetrijos laužymo skalė v& # x003C3 daroma prielaida, kad jis yra daug didesnis nei Higgso VEV v. Atitinkamai & # x003C3 modulio & # x003C1 dalelių sužadinimas, plg.

o dalelių sužadinimas A & # x003C3 & # x02013 kampinio laisvės laipsnio, kuris yra pavadintas & # x0201Caxion & # x00022, atsižvelgiant į stiprios CP problemos PQ sprendimą (Weinberg, 1978 Wilczek, 1978) ir # x02014 yra masės neturintis Nambu-Goldstone ( NG) bozonas, mA = 0.

2 paveikslas. SMASH dalelių / lauko turinys.

Tačiau dėl manomos naujo į vektorių panašaus fermiono chiralinės transformacijos Klausimas, U(1)PQ simetrija yra sulaužyta dėl gliuoninio trikampio anomalijos,

Esant tokioms aplinkybėms, NG laukas

veikia kaip nuo laiko ir laiko priklausantis & # x003B8 kampas QCD. Tiesą sakant, anomalija užtikrina, kad esant energijoms, viršijančioms QCD skalę, & # x0039BQCD, bet gerokai žemiau PQ simetrijos laužymo skalės, v& # x003C3, tai yra integravus saksioną ir # x003C1 bei į vektorių panašų kvarką Klausimas, kuri taip pat gauna didelę masę iš savo „Yukawa“ sujungimo su PQ skaliaru,

efektyvus ašies Lagrangianas turi formą

Atitinkamai QCD & # x003B8 & # x000AF kampą galima pašalinti paslinkus & # x003B8 (x) & # x02192 & # x003B8 (x) - & # x003B8 & # x000AF. Esant žemesnėms nei & # x0039B energijomsQCD, efektyvus perkelto lauko potencialas, kurį patogumo dėlei vėl pažymime & # x003B8 (x), tada sutaps su QCD vakuumine energija, priklausomai nuo & # x003B8 & # x000AF

kur V yra Euklido erdvės-laiko tūris, Z (& # x003B8 & # x000AF) yra QCD skaidinio funkcija ir & # x003A3 0 = - & # x02329 & # x0016B u & # x0232A = - & # x02329 d & # x00304 d & # x0232A yra chiralinis kondensatas (Vecchia ir Veneziano, 1980 Leutwyler ir Smilga, 1992). Pažymėtina, kad CP yra konservuojamas vakuume, nes V(& # x003B8) absoliutus minimumas yra & # x003B8 = 0, taigi vakuuminė laukimo vertė & # x003B8 išnyksta, & # x02329 & # x003B8 & # x0232A = 0 (Vafa ir Witten, 1984). Išplečiant potencialą apie nulį ir naudojant

manoma, kad ašies masė yra kvadratinio termino koeficientas,

kur & # x003C70 yra topologinis jautrumas QCD, m& # x003C0 = 135 MeV neutralios piono masės, f& # x003C0 & # x02248 92 MeV skilimo konstanta ir mu, md yra lengviausių kvarkų masės su santykiu z = mu/md & # x02248 0.56. Naujausias nustatymas pagal pirmąją eilės (NLO) chiralinės perturbacijos teoriją (Grilli di Cortona ir kt., 2016) davė & # x003C7 0 = [75. 5 (5) MeV] 4, kuris puikiai sutampa su QCD grotelių rezultatu, & # x003C7 0 = [75. 6 (1. 8) (0. 9) MeV] 4 (Borsanyi ir kt., 2016), todėl 3

Be to, jungimasis su fotonu ir branduoliais yra paveldimas, kai ašis susimaišo su pijonu. Visiškas mažos energijos ašies su fotonais Lagranžas (F& # x003BC & # x003BD), nukleonai ir & # x003C8N = p, n, elektronai (e) ir aktyvūs neutrinai (& # x003BDi) turi bendrinę formą

kur V(A) = V(& # x003B8 = A/fA). Dimensijų jungimasis su fotonais, CA & # x003B3, apima nuo modelio nepriklausomą dalį, susijusią su maišymu su pionu, ir nuo modelio priklausančią dalį, priklausančią nuo elektrinio krūvio Klausimas. Dviems SMASH variantams jis pateiktas 1 lentelėje.Panašiai protonas ir neutronas turi nuo modelio nepriklausomą dalį ir nuo modelio priklausantį indėlį, atsirandantį dėl galimų formos ašies-kvarko jungčių (CA q / 2) (& # x02202 & # x003BC A / f A) & # x003C8 & # x00304 q & # x003B3 & # x003BC & # x003B3 5 & # x003C8 q didelės energijos teorijoje

kaip nustatyta naujausiame skaičiavime (Grilli di Cortona ir kt., 2016). SMASH atveju visos ašies-kvarko ir ašimi įkrauto leptono jungtys išnyksta medžio lygyje (plg. 1 lentelę).

1 lentelė. Dviejų SMASH variantų ašies prognozės, panaudojant skirtingus į vektorius panašius kvarkus, transformuojančius kaip RKlausimas pagal SM matuoklio grupės veiksnius SU(3)C & # x000D7 SU(2)L & # x000D7 U(1)Y: Ašies skilimo konstanta fA, sujungimas su fotonu CA & # x003B3ir medžio lygio sujungimai su kvarkais ir įelektrintais leptonais CAi, i = u, & # x02026, t, e,. & # x003C4.

Siekiant išvengti stiprių laboratorinių eksperimentų ir žvaigždžių astrofizikos ribų, ašies skilimo konstanta fA turi būti daug didesnis už elektrinio silpnumo skalę (Tanabashi ir kt., 2018), visų pirma f A & # x02273 1 0 8 & # x000A0GeV nuo matuojamos supernovos 1987A neutrino signalo trukmės (Raffelt, 2008 Fischer ir kt., 2016 Chang et al., 2018).

Pasirinktinai galima suvienodinti PQ simetriją su leptono skaičiaus simetrija, priskiriant PQ krūvį ir leptonams bei steriliems neutrinams (Shin, 1987 Dias et al., 2014). Šiuo atveju pastarosios gauna savo „Majorana“ masę taip pat sulaužydamos PQ simetriją,

kur Yt yra Yukawa jungtys, o aktyviųjų neutrinų masės skalę lemia PQ skalė,

Be to, ašis A šiuo atveju yra ir majoronas : NG bozonas, atsirandantis sulaužius pasaulinę leptono skaičiaus simetriją (Chikashige ir kt., 1981 Gelmini ir Roncadelli, 1981 Schechter ir Valle, 1982). Tai veda prie nulinio medžio lygio susiejimo A/ į aktyvius neutrinus, (- 1/4) (& # x02202 & # x003BC A / f A) & # x003BD & # x00304 i & # x003B3 & # x003BC & # x003B3 5 & # x003BD i ir galimai didelę kilpą- sukeltas jungtis su SM kvarkais ir įkraunamais leptonais iš kilpos, kurioje dalyvavo sterilūs neutrinai Ni (Shin, 1987 Pilaftsis, 1994). Iki žemiausios eilės sūpynės riboje, mD/MM & # x0226A 1, juos pateikia Garcia-Cely ir Heeckas (2017)

kur T 3 d = - 1 2 = - T 3 u ir be matmenų atsiskyrėlis 3 & # x000D7 3 matrica & # x003BA apibrėžiamas kaip

Įdomu tai, kad KSVZ tipo ašis / majoronas su f A & # x0007E 1 0 8 GeV gali paaiškinti & # x0007E3 & # x003C3 užuominą apie anomaliai didelį helio degančių žvaigždžių, raudonų milžinų ir baltųjų nykštukų energijos nuostolius, jei | & # x003BA & # x02212 2 & # x003BAee| yra vieningos tvarkos (Giannotti ir kt., 2017).

2.2. 2hdSMASH

Mažiau minimalus SMASH & # x02014dubbed 2hdSMASH & # x02014 variantas naudoja DFSZ tipo ašinius modelius (Zhitnitsky, 1980 Dine et al., 1981): tose SM Higgs sektorius yra išplėstas dviem Higgs dubletėmis, Hu ir Hd, kurio vakuumo laukimo vertės vu ir vd suteikti masėms atitinkamai aukštesnio ir žemesnio tipo kvarkus. Yra dvi galimybės, pavadintos 2hdSMASH (d) arba 2hdSMASH (u), atsižvelgiant į tai, ar leptonai poruojasi Hd, kuris pasitaiko žinomose didžiosiose suvienytose teorijose (GUT), arba į Hu. nf = 6 SM modelio kvarkai laikomi turinčiais PQ krūvius taip, kad vien iš jų atsiranda gliukoninio trikampio anomalija,

Mažos energijos SM DFSZ tipo PQ išplėtimo energija yra identiška 2 Higgso dubleto modeliui (2HDM), kurį papildo sūpynės generuojamos neutrino masės (2 lygtis) ir DFSZ tipo ašis. . DFSZ ašies savybės pateiktos 2 lentelėje. Šiuo atveju yra medžių lygio sujungimai su kvarkais ir leptonais. Tiesą sakant, aukščiau paminėtus anomalius žvaigždžių energijos nuostolius galima alternatyviai paaiškinti DFSZ tipo ašimi su f A & # x02273 1 0 8 GeV ir tan & # x003B2 & # x02261 vu/vd & # x0007E 1 (Giannotti ir kt., 2017).

2 lentelė. DFSZ tipo ašies prognozės: ašies skilimo konstanta fA, sujungimas su fotonu CA & # x003B3ir medžio lygio sujungimai su kvarkais ir įelektrintais leptonais CAi, i = u, & # x02026, t, e,. & # x003C4, su įdegiu & # x003B2 & # x02261 vu/vd.

Vėlgi, pasirinktinai PQ simetrija gali būti suvienodinta su leptono skaičiaus simetrija (Langacker ir kt., 1986 Volkas ir kt., 1988 Clarke ir Volkas, 2016), tokiu atveju aktyvi neutrino masės skalė nustatoma pagal PQ skalę ir DFSZ ašis tuo pačiu metu yra majoronas.

2.3. gutSMASH

Kaip komentuota ankstesniame skyriuje, 2hdSMASH (d) modelį galima įterpti į GUT. Paprasčiausia vieninga grupė yra SU(5) (Georgi ir Glashow, 1974 Georgi, 1975), kiekvienai fermionų kartai (neįskaitant dešiniarankių neutrinų), prigludusiems prie reprezentacijų 10F ir 5 & # x00304 F, su SU(5) skalaro 24 grupėje padalintas į SM grupęHir sulaužius elektros srovę dviem skaliarais 5H. Tai buvo suprasta anksti SU(5) GUT gali pritaikyti ašį su skilimo konstanta fA susieta su vienijimosi skale (Wise et al., 1981). Tačiau minimalus nesupersimetrinis SU(5) GUT yra nesuderinami su protonų skilimo ribomis, nes SU(2) ir U(1) gabarito movos susitinka per mažu mastu. Tačiau yra perspektyvių pratęsimų, kuriuose dalelės yra papildomai SU(5) multipletai tinkamai modifikuoja gabarito movų eigą, kad būtų užtikrintas sėkmingas suvienijimas, suderinamas su protonų skilimo ribomis. Bajc ir Senjanovic (2007) pasiūlytas pratęsimas ir toliau tiriamas Bajc ir kt. (2007) Luzio ir Mihaila (2013) 24 naudoja fermioninį multipletąF, kuriame yra dešiniarankiai neutrinai, gaunantys masę iš 24 VEVH, kuris nutrūksta SU(5) į SM. Tai sukuria šviesos neutrinų mases per I ir III tipo pjautinių mechanizmų derinį, taip pat leidžia atlikti barionogenezę iš leptogenezės. Pratęsiant šį gyvybingą SU(5) modelis, kad būtų galima pritaikyti visuotinę PQ simetriją su atitinkama ašimi (Di Luzio ir kt., 2018), vienas turi SMASH tipo konstrukciją su sudėtingu skaliarumi 24H turintis ašį ir veikiantis kaip majoronas. Šio modelio „Lagrangian“, kurį mes vadinsime „miniSU (5) PQ“, yra šios sąveikos (parašytos tik schematiškai),

kurie vykdo PQ mokesčio priskyrimus 3 lentelėje.

3 lentelė. Lauko turinio ir PQ įkrovimo priskyrimai išplėstiniame PQ SU(5) Di Luzio ir kt. Modelis. (2018).

Ašies skilimo konstanta yra susijusi su unifikacijos skale vU kaip fA = vU/ 11, o ašių sujungimai su nukleonais ir leptonais pateikti 4 lentelėje.

4 lentelė. Ašies prognozės SU(5) & # x000D7 U(1)PQ (Di Luzio ir kt., 2018) ir TAIP(10) & # x000D7 U(1)PQ modeliai (Ernst et al., 2018): ašies skilimo konstanta fA, sujungimas su fotonu CA & # x003B3ir medžio lygio sujungimai su kvarkais ir įelektrintais leptonais CAi, i = u, & # x02026, t, e,. & # x003C4.

Pasirodo, kad suvienijimo skalė yra labai suvaržyta ir auga mažėjant šviesos fermiono tripleto, esančio 24F. Taip yra dėl to, kad norint suvienodinti skalę reikia didesnio nuokrypio vykdant SU(2) ir U(1) gabaritinės movos, atsižvelgiant į SM korpusą, o tai galima pasiekti tik tuo atveju, jei papildomos dalelės su elektros srovėsF multipletas tampa lengvesnis. Lengvieji elektros srovės tripletai gali būti tiriami atliekant LHC paieškas (Arhrib et al., 2010 Sirunyan et al., 2017), kurios tada suteikia viršutines ribas vU & # x0221D fA. Kita vertus, protonų skilimo eksperimentai, tokie kaip „Super-Kamiokande“ (Abe ir kt., 2017), varžo suvienijimo skalę iš apačios. Atsižvelgiant į santykį (15) tarp fA ir ašies masę, tai lemia nepaprastai ribotą leidžiamų reikšmių langą mA:

Viršutinę ribą galima sušvelninti mA & # x0003C 330 neV, kai leidžiama tiksliai sureguliuoti modelio skonio struktūrą, kad būtų uždaryta kuo daugiau protono skilimo kanalų (Dorsner ir Fileviez Perez, 2005). Pirmiau nurodytą ašies masės langą papildomai gali nukreipti būsimi didelės energijos susidūrėjai (Ruiz, 2015 Cai et al., 2018), protonų skilimo eksperimentai, tokie kaip Hyper-Kamiokande (Abe et al., 2011), taip pat kaip tiesioginės ašies tamsiosios materijos paieškos su CASPER-Electric (Budker et al., 2014 Jackson Kimball et al., 2017) ir ABRACADABRA (Kahn et al., 2016).

Pagal šį modelį ašies masės mažumas reiškia, kad ašį galima identifikuoti su tamsiąja medžiaga tik tuo atveju, jei Peccei-Quinn simetrija yra sulaužyta prieš infliaciją ar jos metu ir po to neatkurta, kaip apžvelgta 6 skyriuje. Kita vertus, didelis vertė fA tai reiškia, kad dėl infliacijos gali atsirasti dideli aksioniniai izokurvratiniai svyravimai, kurie gali prieštarauti stebėjimams (plg. 6 skyrių).

Palyginus su SU(5) GUT, teorijos, pagrįstos TAIP(10) grupė (Fritzsch ir Minkowski, 1975, Georgi, 1975) gali duoti gyvybingus susivienijimo modelius, nereikalaujant nei apsvarstyti supersimetrinių pratęsimų, nei pridėti papildomų fermionų daugiklių, išskyrus tuos, kuriuose yra SM fermionų. Be to, dešiniarankiai neutrinai yra automatiškai įtraukiami, nes jie automatiškai įvyksta su likusiais SM kvarkais ir leptonais, jei atsižvelgiama į tris nugaros atvaizdus 16F apie TAIP(10). Pastarieji gali turėti šias „Yukawa“ jungtis su skaliariniu Higgsesu iš 10H ir 126 & # x000AF H atstovybės,

dėl kurio gali atsirasti sūpynės mechanizmas (Gell-Mann ir kt., 1979). Be to, PQ simetrija, pagal kurią laukai transformuojasi kaip

gali būti motyvuojamas nepriklausomai nuo stiprios CP problemos: tai draudžia antrąjį „Yukawa“ sąveikos terminą (25), taip iš esmės pagerinant modelių ekonomiką ir nuspėjamumą (Babu ir Mohapatra, 1993 Bajc et al., 2006).

Pridedant dar vieną „Higgs“ atstovą, tarkim, 210H, TAIP(10) simetrija gali būti nutraukta vienijimosi skalėje MU pagal 210 VEVH „Pati-Salam“ matuoklių grupei SU(4)C & # x000D7 SU(2)L & # x000D7 SU(2)R, kuris yra padalintas į SM gabaritų grupę SU(3)C & # x000D7 SU(2)L & # x000D7 U(1)Y masto B& # x02212L laužymas MBL (taigi yra sūpynės skalė) 126 & # x000AF H, kuris pats yra sulaužytas silpnoje skalėje, VEV MZ iš 10 VEVH,

Deja, minimali PQ simetrija (26) lemia skilimo konstantą fA = v/ 3 (Holman ir kt., 1983 m. Mohapatra ir Senjanovic, 1983 m. Altarelli ir Meloni, 2013 m. Ernst ir kt., 2018), kuris aiškiai eksperimentiškai neįtraukiamas. Paprasčiausias būdas išspręsti šią problemą yra susieti PQ mokestį ir su 210H,

Mes dubliuojame šį modelį miniSO (10) PQ & # x02014for Minimal TAIP(10) & # x000D7 U(1)PQ modelis & # x02014ir apibendrina lauko turinio ir PQ krūvio priskyrimus pirmoje 5 lentelės eilutėje. Jo ašies savybės pateiktos 4 lentelėje.

5 lentelė. Lauko turinio ir PQ mokesčio priskyrimai dviem skirtingais TAIP(10) & # x000D7 U(1)PQ modeliai (Ernst et al., 2018).

Fotonų ir fermionų jungtys yra tokios pačios kaip ir 2hdSMASH (d), nors parametro & # x003B2 mikroskopinė kilmė skiriasi, nes ją lemia keturių Higgse VEV, o ne du DFSZ modeliuose. Be to, kaip ir miniSU (5) PQ, skilimo konstanta miniSO (10) PQ yra proporcinga didžiojo susivienijimo mastui, fA = vU/ 3, kurį lemia gabarito sukabinimo jungties reikalavimas. Todėl šis modelis yra labiau nuspėjamasis ašies sektoriuje nei SMASH ar 2hdSMASH, tačiau mažiau nuspėjamas nei miniSU (5) PQ dėl papildomos laisvės, būdingos daugialypės grandinės suskaidymo grupei ir # x02014 priešingai nei vieno žingsnio pertraukimas SU (5) byloje & # x02014, taip pat dėl ​​papildomų slenksčio korekcijų, kurios gali atsirasti dėl didesnio dalelių skaičiaus, įtraukto į TAIP(10) daugikliai. Atsižvelgiant į pagrįstą skaliarinio slenksčio korekcijų diapazoną ir atsižvelgiant į juodosios skylės superšvitimo (Arvanitaki et al., 2015) ir protonų skilimo apribojimus, ašies skilimo konstanta ir masė turėtų būti diapazone (Ernst et al., 2018 ).

Kaip ir „miniSU“ (5) PQ modelyje, tokia šviesos ašis gali būti suderinama su tamsiąja medžiaga tik su priešinfliacine PQ simetrijos pertrauka, o izokurvratiniai apribojimai gali būti svarbūs. Tiesą sakant, taip pat galima realizuoti vieno žingsnio pertraukimo modelį, analogišką miniSU (5) PQ TAIP(10) skaldant grupę dideliu mastu ne tik su 210H, bet pridėjus nulinės VEV efektą 45H skaliarinis multipletas (Boucenna ir kt., 2019). Šiame modelyje sėkmingas suvienijimas su protonų gyvavimo laikotarpiu pasiekiant „Hyper-Kamiokande“ pasiekiamas užtikrinant, kad 210H išlieka šviesa, analogiškai su mini trišakiais miniSU (5) PQ. 210 PQ mokestisH dabar yra nulis, o 45H priskiriamas 4 krūvis, kuris vis tiek suteikia mažos masės GUT skalės ašį, todėl ją veikia izokurvratiniai apribojimai.

Tokių suvaržymų galima neabejotinai išvengti TAIP(10) & # x000D7 U(1)PQ variantas, pavadintas „gutSMASH“, kurio lauko turinys ir PQ krūvio priskyrimai nurodyti 5 lentelės antroje eilutėje. Šiame modelyje 210H neturi PQ mokesčio. Vietoj to, jis turi dar vieną sudėtingą singletą skaliarą ir # x003C3, kuris įkraunamas pagal PQ simetriją. Jo VEV nustato PQ simetrijos lūžio skalę (taip pat žr. Babu ir Khan, 2015 Boucenna ir Shafi, 2018), o ašies skilimo konstanta pasirodo esanti fA = v& # x003C3/ 3 (Ernst et al., 2018) (plg. 4 lentelės antrą eilutę), kuris yra nemokamas modelio parametras.


Vargšas žmogus ir # 8217s CMB gruntas: kvantinės sėklos

CMB nustato senovės akustinių svyravimų bariono-fotono plazmoje įrašą. Mes ištyrėme, kaip vystosi šios pirmapradės garso bangos ir kaip išanalizuoti paskutinį sklaidos paviršių, kad sužinotume apie jas. Dabar atėjo laikas susidurti su jų kilme: koks procesas sudarė kosminę simfoniją? Metams bėgant buvo pateikti keli skirtingi pasiūlymai, paaiškinantys pirminių sutrikimų kilmę. Ištirti šiluminiai svyravimai ir topologiniai defektai, o pastarieji yra atmesti dabartiniais CMB duomenimis, o pirmieji numato perspektyvų mechanizmą styginių dujų ir sutarčių visatos modeliuose. Vis dėlto labiausiai pastebima istorija pasakoja, kad didelio masto struktūra iš tikrųjų yra kvantinės mechaninės kilmės - kad tankio sutrikimai iš tikrųjų sustiprėja ir sustingsta kvantiniai svyravimai. Šis keistas pasiūlymas įgyvendinamas infliacinės visatos scenarijuje, kai trumpas, bet ryžtingas eksponentinio išsiplėtimo laikotarpis ištįso Visatą nuo jos pradinės kūdikystės iki bent jau dabartinio dydžio. Kaip mes ištirsime šiame skyriuje, šiuo ištempimu pavyko padidinti ir išsaugoti po infliacinės visatos erdvę persmelkiančių laukų kvantinius virpesius, nustatyta, kad šie svyravimai sukelia tankio trukdžius, panašius į CMB stebėjimus. .

Apsvarstykite kitą skaliarinį lauką, tolygiai paskirstytą erdvėje su energijos tankiu ir slėgiu,
prasideda
etiketė
rho & amp = & amp frac <1> <2> dot < phi> ^ 2 + V ( phi), nonumber
p & amp = & amp frac <1> <2> dot < phi> ^ 2 & # 8211 V ( phi).
galas
Jei manysime, kad skaliarinis laukas turi labai mažai kinetikos, palyginti su potencialia energija, ## dot < phi> ^ 2/2 ll V ( phi) ##, tada ## p approx - rho ## ir pagal Eq. ( ref), spartesnio plėtimosi sąlyga yra įvykdyta. Jei įsivaizduosime, kad ## V ( phi) ## yra monotoniškai mažėjanti ## phi ## funkcija, tada, kai laukas vystosi, potenciali energija paverčiama kinetine, kaip ir klasikinis rutulys, riedantis nuo kalvos. Galų gale, jei kinetinė energija išaugs už reikšmės ## 2V ( phi) ##, skalės koeficientas nebespartės ir visata nustos pūsti (vėlgi, kaip už ekv. ( Ref)). Tada per skaliarinį lauką turime akivaizdžiai paprastą mechanizmą infliacijos laikotarpiui inicijuoti ir tada jį užbaigti. Infliacija neturi trukti labai ilgai, kad sukeltų rimtą plėtrą: tai reiškia, kad mastelio koeficientas auga beveik eksponentiškai, ## a (t) approx e ^## su ## H ^ 2 apytiksliai V apytiksliai konstanta ##, tuo metu, kai ## dot < phi> ^ 2/2 ll V ##. Iš tiesų, dėl infliacijos išsiplėtimo skalės koeficientas padidėjo bent ## e ^ <60> ## - per mažiau nei ## Delta t apytiksliai 10 ^ <-34> ## sekundžių (darant prielaidą, kad ## H ## yra netoli didžiojo susivienijimo skalės.) Toks didžiulis išsiplėtimas palieka Visatą labai sklandžią, labai šaltą ir labai tuščią (pvz. medžiagos tankis skiedžiamas koeficientu ## e ^ <180> ##). Taigi, kas tada yra CMB? Ar infliacija neturėjo jos ištrinti?

Nors nežinome, kokia sritis lėmė infliaciją, paprastai tikimasi, kad šis laukas - infliacija- turėtų rasti namus tam tikrame dalelių fizikos modelio pratęsime ir jis turėtų sąveikauti su kai kuriomis šios teorijos dalelių rūšimis. Kai infliacija pasiekia mažiausią potencialią energiją, ji kondensuojasi į dalelių jūrą, kai laukas atlieka svyravimus apie šį minimumą (žvilgsnis į priekį 2 paveiksle, kad padėtų tai vizualizuoti.) Pripūtimo dalelės yra didžiulės, o visata yra šalta ir t. infliacija greitai suskyla į tas daleles, su kuriomis ji sąveikauja pagal vyraujantį dalelių fizikos modelį. Šis irimo procesas pašildo visatą į karštą, radiacijos dominuojamą fazę, identišką tai, ko tikimasi po didžiojo sprogimo.Spindulys, atsirandantis dėl inflatono skilimo, sudaro CMB. Taigi operaciniu požiūriu galima laikyti, kad infliacijos pabaiga sutampa su standartiniu didžiuoju sprogimu, jei tai sukuria identiškas pradines sąlygas tolesnei standartinei kosmologinei evoliucijai. Kas iš & # 8220true & # 8221 didžiojo sprogimo prieš infliaciją? Niekas tikrai nežino. 1 paveiksle yra populiarus šios laiko juostos vaizdavimas, NASA komplimentai, kai infliacija buvo padaryta prieš CMB generavimą ir po paslaptingos visatos atsiradimo.

1 pav. Visatos chronologija. Vaizdo kreditas NASA / WMAP mokslo komanda, 2006 m.

Kad ir kokia būtų tikroji infliacijos tapatybė, mes žinome, kad tai turi būti a kvantinė srityje. Tai, be kita ko, reiškia, kad mes negalime būti tikri dėl jo vertės tam tikrame erdvėlaikio taške, ## phi (x) ##. Visų pirma, funkcija ## phi (< bf x>) ## tam tikru laiko momentu skirtingose ​​vietose gali skirtis. Dinamiškai tai suprantame taip: nors klasikinis infliacijos judėjimas griežtai sklinda nuo didelės iki mažos potencialios energijos, kai ji potencialaus energijos funkciją slenka žemyn & # 8221, faktinė jos trajektorija yra neryški,

2 pav. Klasikinis infliacijos sukimasis su kvantiniais svyravimais, uždengtais klasikiniu judesiu.

Dėl kvantinių drebėjimų laukas ima mažus, atskirus apynius potencialą aukštyn arba žemyn, dėl ko erdvės erdvės energija kinta nedaug.

Bet kuriuo konkrečiu laiko momentu erdvė atrodo kaip 3 paveiksle pavaizduota, kuri yra atsitiktinė atskirų pripūstų regionų superpozicija, kurią sukelia kiekvienas pripūstas regionas dėl infliacijos lauko svyravimo apie vidutinį tankį:

3 pav. Pripūtimo lauko energija erdvėje akimirksniu. Variacijos atsiranda kaip atsitiktiniai svyravimai, kiekvienas iš jų sukelia atskirą išpūstą erdvės sritį. Vaizdas yra nejudantis kadras iš animacinio gifo, kurį rasite svetainėje http://www.astro.ucla.edu/

Kai tik kažkur erdvėje įvyksta svyravimai, šiame regione po kurio laiko įvyksta infliacija pagal klasikinį energijos tankį, šis išpūstas regionas gali sukelti daugiau svyravimų. Bet kuriuo laiko momentu šie vėlesni svyravimų įvykiai atrodo kaip mažesni išpučiantys regionai didesniuose, anksčiau branduolio turinčiuose regionuose.

Galutinis viso to rezultatas yra tas, kad skirtingos visatos dalys skirtingu metu užbaigs infliaciją. Priežastį lengva suprasti: kai klasikinis lauko judėjimas artėja prie taško kartu su potencialu, kuriam esant nustoja galioti infliacinė sąlyga, kvantiniai svyravimai gali spardyti lauką toliau žemyn potencialu vienoje vietoje, tuo baigdami infliaciją, o kažkur Kitu atveju svyravimas gali grąžinti lauką į potencialą, sukurdamas naujus infliacijos regionus. Galiausiai infliacija baigiasi, nors ir skirtingu metu, visoje kosmoso srityje, maždaug tokio dydžio kaip šiandieninė Hablo sfera. Tos vietos, kurios anksčiau baigė infliaciją, vėl buvo įkaitusios, o neinfliacinės ekspansijos trukmė buvo ilgesnė: infliacijos pabaigoje susidarė duobėtas energetinis kraštovaizdis erdvėje.

Norėdami ištirti trukdžių elgesį atskirose ilgio skalėse, mes naudojame Furjė transformaciją, kad parašytume erdvinio tankio kontrasto lauką pagal jo komponentus,
prasideda
etiketė
delta (< bf x>, t) = int frac << rm d> ^ 3 k> <(2 pi) ^ <3/2 >> delta_k (t) e ^ <- i < bf k> cdot < bf r >>,
galas
kur prisiminkime, kad ## < bf k> ## ir ## < bf r> ## yra didinantys dydžiai. skalė, ## k ##, svyravimo regionas tuo metu, kai jis nustoja išpūsti, nustatomas paprasčiausiai pagal tai, kiek laiko jis buvo pripūstas, ## Delta t = t_ < rm end> ​​& # 8211 t_i ##. Tuo tarpu amplitudė svyravimą lemia tai, kiek laiko jis nepopuliariai plečiasi, palyginti su kitais Hablo lopo regionais, ## delta t ##. Apsvarstykite visatos regioną, kuris nustojo išpūsti laiką ## delta t ## anksčiau nei kitas regionas. Pagal tęstinumo lygtį tankio skirtumas yra proporcingas šiam laiko poslinkiui,
prasideda
etiketė


frac < delta rho> < bar < rho >> = delta = cH delta t,
galas
kur pastoviąją ## c ## lemia dominuojanti energijos forma po infliacijos 1. Atkreipkite dėmesį, kad toje pačioje skalėje gali būti skirtingos amplitudės trukdžių. Pažvelkite į 4 paveikslą:

4 pav. Tos pačios ilgio skalės svyravimų sritys su skirtingomis amplitudėmis.

Įsivaizduokite, kad regionas ## A ## yra pripildytas pradine lauko reikšme ## phi ^ A_##, aukštai už potencialą, kaip parodyta.
Tarkime, kad jis nuriedės iki ## phi _ < rm end> ​​## laiku ## Delta t ##. Kitas regionas, ## B ##, pradeda pūsti tuo pačiu metu kaip ir regionas ## A ##, tačiau šiek tiek mažesniu energijos tankiu: kai laukas tam tikrą laiką klasikiškai nurieda, ## delta t ##, yra kvantas pašokti iki ## phi ^ A_##. Šis branduolys sudaro svyravimo sritį, kuri pradeda didėti nuo ## phi ^ A_##, taigi, kaip ir regionas ## A ##, laikas ## Delta t ## nuriedės iki ## phi _ < rm end> ​​##. A regionas ir svyravimai regione ## B ## yra vienodo dydžio, nes jie abu tam tikrą laiką buvo pripūsti ## Delta t ##, tačiau regionas ## A ## baigė infliaciją kartą ## delta t ## greičiau ir todėl turi skirtingą tankį.

Ypač įdomu, koks didelis yra šis tankio kintamumas, atsižvelgiant į mastelio funkciją. dispersija parašyta energijos tankio reikšmė apie ilgio skalės vidurkį
prasideda
etiketė
langle | delta_k | ^ 2 rangle = c ^ 2H ^ 2 delta t ^ 2 propto underbrace < left ( frac< dot < phi >> right) ^ 2> _ text underbrace < langle | delta phi_k | ^ 2 rangle> _ text,
galas
kur mes aiškiai nurodėme klasikinio riedėjimo ir kvantinio lauko šuolio indėlį. Kvantinis indėlis į dispersiją šiuo metu yra gana paslaptingas, tačiau, kadangi ## H ## yra beveik beveik pastovus, klasikinės evoliucijos indėlis į dispersijos priklausomybę nuo skalės akivaizdžiai vyksta per ## dot < phi> # #. Kodėl tai? Pažvelk atgal į 4 paveikslą: tarkime, kad ## phi ## iš pradžių juda labai lėtai, kai pradeda mažėti potencialas. Kuo lėčiau laukas praeina nurodytą diapazoną ## Delta phi ##, tuo daugiau & # 8220opportunities & # 8221 jis turi atlikti kvantinį šuolį į naujas lauko reikšmes diapazone ## langle delta phi_k rangle # #. Kaip pavaizduota 4 paveiksle, kai tam tikra lauko vertė pasiekiama per kvantinį svyravimą skirtingais laiko tarpais įvairiose Visatos dalyse, regionai turi skirtingą energijos tankį po infliacijos. Taigi, kai ## dot < phi> ## yra nedidelis, palyginti su išsiplėtimo greičiu, ## H ##, tam tikroje skalėje labai skiriasi kintamumas perturbacijos amplitudėse, ## k ##. 4 paveiksle pavaizduoto tipo potencialuose ## dot < phi> ## laikui bėgant didėja, todėl tikimės didesnio kintamumo didelių ilgių skalėse (mažų ## k ## ir mažų ## phi_k ##) nei mažo ilgio svarstyklės (didesnės ## k ## ir didesnės ## phi_k ##). Tokio pobūdžio sutrikimų spektras vadinamas a raudona spektras, nes yra didesnė galia (kintamumas) didelių ilgių skalėse (arba infraraudonųjų spindulių momentas, ## k ##). Ir atvirkščiai, jei iš pradžių ## dot < phi> ## yra didelis ir mažėja, mes tikimės atvirkščiai: daugiau galimybių suskaidyti regionus link potencialo dugno. Šis spektras yra mėlyna nes mažo ilgio svarstyklėse yra daugiau galios (arba ultravioletiniai momentas, ## k ##). 5 paveiksle pavaizduotas raudonas spektras:

5 pav. Karikatūra apie tai, kaip svyravimų tankis skiriasi priklausomai nuo masto. Tai yra & # 8220red & # 8221 spektro pavyzdys, turintis didesnį kintamumą didelių ilgių skalėse (mažos ## k ##). Nekreipkite minties į siaurėjančią formą: tai tik iliustracija!

Apsvarstykite dabar priešingą kraštutinumą: labai didelius bangos ilgio svyravimus su ## k / aH ll 1 ##. Eq. ( ref), dabar dominuoja pirmasis laužtiniuose skliaustuose esantis terminas su sprendimu ## delta phi_k sim const. ##. Nebėra bangos! Tai taip pat turi intuityvią prasmę: mes kalbame apie fizinio bangos ilgio svyravimus didesnis nei horizonto. Taigi iš esmės vienas Furjė režimas yra ištemptas iki ilgio skalių, viršijančių atstumą, kurį šviesa galėjo nuvažiuoti nuo didžiojo sprogimo. Šiuo atveju tikimasi, kad priežastinė dinamika išsijungs - režimas nebesivysto. Taigi vakuumo svyravimai, gimę mažu bangos ilgiu, iš pradžių pasireiškia į bangas panašiu elgesiu, tačiau po kurio laiko superhorizoninėse svarstyklėse jie tampa per dideli ir & # 8220šaldomi & # 8221. Kaip manome, kas vyksta tarp šių asimptotinių režimų? Jei tik turėtume analitinį sprendimą, apimančią visą režimo raidą! Nors mes negalime turėti generolas sprendimas į Eq. ( ref), yra tikslus vienos ypatingos infliacijos rūšies sprendimas: tikrasis eksponentinis išsiplėtimas.

Infliacija su ## H = const. ##, žinoma kaip de Sitter plėtra, yra tiksliai eksponentinė, ## a (t) propto e ^##. Infliacija tikrojoje visatoje negalėjo būti iš tikrųjų de Sitter, kitaip ji niekada nebūtų pasibaigusi, tačiau tikimės, kad infliacija buvo gana artima de Sitteriui visose kosmologinio intereso skalėse, taigi kvantiniai svyravimai, kuriuos galima tiksliai išspręsti atvejis yra vertingas prototipas. Vis dėlto prieš ten nuvykstant, du namų tvarkymo elementai: tegul keičiasi koordinatė į konforminis laikas, ## < rm d> tau = < rm d> t / a ## tai laikrodis, kuris lėtėja plečiantis visatai ir pakeičia lauko svyravimus, ## u_k = a delta phi_k ##. Tai atveda prie tvarkingai kompaktiškos Eq versijos. ( ref), vadinamas režimo lygtis,
prasideda
etiketė
u_k & # 8221 + kairė (k ^ 2 & # 8211 frac dešinė) u_k = 0,
galas
kur pradmenys žymi darinius konforminio laiko atžvilgiu. Gražus režimo lygties dalykas yra tas, kad visa kosmologinė dinamika yra gražiai supakuota į terminą ## a & # 8221 / a ##. Specializuodamasis de Sitterio plėtra, konforminis laikas yra
prasideda
tau = int < rm d> t e ^ <-Ht> = - frac <1>,
galas
suteikiant ## a ( tau) = -1 / (H tau) ##. Atkreipkite dėmesį, kad infliacijos metu ## tau ## iš tikrųjų yra neigiamas, ir mes pasirinkome ## tau = 0 ## sutapti su infliacijos pabaiga. ## a & # 8221 / a ## terminas ekv. ( ref) tampa
$
frac = 2a ^ 2H ^ 2 = frac <2> < tau ^ 2>
$
ir mes galime parašyti režimo lygtį kaip
$
(k tau) ^ 2 frac << rm d> ^ 2u_k> << rm d> (k tau) ^ 2> + kairė [(k tau) ^ 2 & # 8211 2 dešinė] u_k = 0.
$
Šią lygtį galima tiksliai išspręsti pagal Hankel funkcijas,
$
u_k (-k tau) = frac <1> <2> sqrt <-k tau> kairysis [c_1 H ^ <(1)> _ <3/2> (- k tau) + c_2H ^ <(2)> _ <3/2> (- k tau) dešinė],
$
kur ## H ^ <(1)> _ <3/2> = J_ <3/2> + iY_ <3/2> = H ^ <(2) *> _ <3/2> ## ir # #J_ <3/2> ## ir ## Y_ <3/2> ## yra Besselio pirmosios ir antrosios rūšies funkcijos. Norėdami nustatyti koeficientus ## c_1 ## ir ## c_2 ##, apeliuojame į ## u_k (-k tau) ## ir ## u & # 8217_k (-k tau) ## ribines sąlygas. Mes ką tik pastebėjome, kad esant labai trumpam bangos ilgiui, ## k / aH = -k tau rightarrow infty ##, režimas ## u_k (-k tau) ## vystosi kaip plokštumos banga. Šį faktą galime naudoti norėdami atsikratyti vieno iš kontantų. Beselio funkcijos, nesant didelių argumentų, be asimptotinio sprendimo, iš tikrųjų paverčiamos sinusoidais
$
u_k (-k tau) = frac <1> < sqrt <2k>> kairysis (c_1 e ^ <-ik tau> + c_2 e ^ dešinė).
$
Suderinus šį sprendimą su Eq. ( ref) reikalauja, kad & # 8220negatyvus & # 8221 dažnio režimas nevaidintų vaidmens, taigi ## c_2 = 0 ##. Toliau koeficientas ## c_1 ## randamas nustatant sąlygą pirmajam modulio funkcijos išvestiniui ## u_k & # 8217 ##. Ką mes apie tai žinome? Kvantinio lauko teorijoje lauko operatorius 5, kurį čia pateikia ## delta phi (< bf x>, t) ##, atitinka kanoninį komutacijos ryšį ## [ delta phi (< bf x>, tau), pi (< bf x> & # 8217, tau & # 8217)] _ < tau = tau & # 8217> = i delta ^ 3 (< bf x> & # 8211 < bf x> & # 8217) ##, kurio kiekis vadinamas konjuguoto impulso, ## pi (< bf x>, t) = a ^ 2 delta phi (< bf x>, t) & # 8217 ##. Šis komutatorius yra lauko teorinis Heisenbergo neapibrėžtumo principo analogas ir prilygsta lauko operatoriaus lokalumo apribojimui: funkcija „Dirac“ delta, ## delta ^ 3 (< bf x> & # 8211 < bf x> & # 8217) ## draudžia operatoriui ## delta phi (< bf x>, tau) ## akimirksniu (## tau = tau & # 8217 ##) paveikti operatoriaus elgesį ## pi (< bf x> & # 8217, tau & # 8217) ##, nebent jie veikia tame pačiame erdvės taške, ## < bf x> = < bf x> & # 8217 ##. Konjuguotas impulsas, kaip ## delta phi (< bf x>, tau) ## darinys, apima kiekį ## u_k '(- k tau) ##, taigi komutatorius pateikia mums sąlygą kurią galime naudoti norėdami nustatyti ## c_1 ##. Aš išsaugosiu jums išsamią informaciją, susijusią su keliomis neryškiomis Beselio funkcijų tapatybėmis, išvesta iš dulkėtos Abramowitzo ir Steguno kopijos [1], ir tiesiog cituoju rezultatą: ## c_1 = sqrt < pi / k> # #. Mūsų viso režimo funkcija yra tada
prasideda
etiketė
u_k (-k tau) = - frac < sqrt < pi tau >> <2> H ^ <(1)> _ <3/2> (- k tau).
galas
Mes galime pagerinti savo intuiciją apie tai, kaip ši funkcija vystosi laike, stebėdami, kad Beselio funkcijos, esančios pusės sveikojo skaičiaus tvarka, yra sudarytos iš trigonometrinių funkcijų, leidžiančios mums parašyti režimo funkciją žinomesniais terminais,
$
u_k (-k tau) = - frac <1> < sqrt <2k>> kairysis (1 & # 8211 frac dešinėje) e ^ <- ik tau>.
$
Tai įžvalgi išraiška: ji atskleidžia, kaip režimo funkcija išsiskiria iš plokštumos bangos būsenos, kai režimas tęsiasi, ## - k tau rightarrow 0 ##. Kosmologinės ekspansijos poveikis yra terminas ## i / k tau ##, ir # 8220 palaipsniui įsijungia, kai modo bangos ilgis auga.

Nors de Sitter režimo funkcija yra ypatingas, ribojantis atvejis, ji kokybiškai atspindi režimo funkcijų elgseną bendresniais infliaciniais laiko tarpais. 6 paveiksle pavaizduotas svyravimas ## delta phi_k = u_k / a ##, gautas skaitiniu būdu bendresniam infliacijos sprendimui:

6 pav. Kvantinio svyravimo režimo, ## delta phi_k ##, raida nuo jo gimimo kvantiniame vakuume iki superhorizono skalių.

Atkreipkite dėmesį, kaip režimas & # 8220šaldo & # 8221, pastovus, kai bangos ilgis didėja iki superhorizono skalės. Čia matome kažką gana gilaus: suprantame, kad bangų bangų pobūdis mažose skalėse yra dėl to, kad tai iš esmės yra kvantinis laukas. Ką turime padaryti sklandžiam perėjimui prie pastovios vertės dideliais masteliais? Kvantinis svyravimas tapo klasikiniu objektu, pasiekus tokį svaiginantį augimą: bangos funkcija patiria dekoherenciją, kai ji viršija priežastinę erdvėlaikio ribą. Dabar klasikinis sutrikimas, kadaise užgimęs lauko svyravimas gali paveikti erdvėlaikio struktūrą, o po visatos pakartotinio įkaitimo jis sukels bario-fotono plazmos akustinius sutrikimus.

Dabar pagaliau esame pasirengę atsakyti į šį uždavinį pradėjusį klausimą: kas yra terminas ## langle | delta phi_k | ^ 2 rangle ##, rodomas ekv. ( ref)? Pirmiausia turime pasirinkti skalę, kurioje ją įvertintume, matydami, kad tai greitai svyruojanti laiko funkcija. Kadangi svyravimas netampa kauliniu sutrikimu, kol jis neatsiranda nuo klasikinio objekto superhorizono skalėse, čia turėtume įvertinti ## delta phi_k ##. Šis svarbus įvykis - kai svyravimai pereina į superhorizono skales - vadinamas horizonto kirtimasir yra pažymėta sąlyga ## k = aH ##. Toliau derinsime savo de Sitter erdvę, kad galėtume lengviau gauti uždaros formos išraišką ## langle | delta phi_k | rangle ^ 2 ##, bet vėliau diskutuosime, kaip mes tikimės, kad jis pasikeis, kai leisime dinamikai tapti bendresnei. Taigi mes norime įvertinti ekv. ( ref) horizonto kirtime kiekvienai komodos skalei, ## k ##,
$
langle | delta_k | ^ 2 rangle = kairysis. kairė ( frac< dot < phi >> right) ^ 2 langle | delta phi_k | ^ 2 rangle right | _.
$
Dabar, užuot palikę ## delta phi_k ##, kalbant apie Hankel funkcijas, kurios nėra ypač patogios vartotojui, galime gerokai supaprastinti dalykus, jei prisiminsime, kad ## delta phi_k ## superhorizon skalėse tampa pastovus. Šį faktą galime aiškiai išreikšti savo išraiškoje, įvertinę ekv. ( ref) ilgo bangos ilgio riboje: ## - k tau rightarrow 0 ##. Suteikta: ## - k tau rightarrow 0 ## nėra tas pats, kas ## - k tau = k / aH = 1 ##, bet kadangi režimas nusistovi iki konstantos po horizonto perėjimo, šis skirtumas yra nereikšmingas. Asimptotinės Beselio funkcijų išraiškos mažiems argumentams yra gerai dokumentuotos: riboje ## - k tau rightarrow 0 ##, funkcija ## H ^ <(1)> _ <3/2> (- k tau) ## tampa ## sqrt <2 / pi> (k tau) ^ <- 3/2> ## ir gauname
$
| delta phi_k | = frac <| u_k |> = frac< sqrt <2k ^ 3 >>,
$
kuris veda į galutinę dispersijos išraišką
prasideda
etiketė
langle | delta_k | ^ 2 rangle = frac<2 taškas < phi> ^ 2 k ^ 3>.
galas
Tai yra svarbus rezultatas, bet ne tas, kuriuo norėčiau pasibaigti. Kodėl mums pirmiausia rūpi dispersija? Nes tai yra Furjė transformacija erdvinės koreliacijos funkcija,
$
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.
$
Funkcija ## xi (< bf r>) ## nurodo 3 dimensijų tankio lauko vientisumą visoje erdvėje ir yra ypač įdomi, nes tai lemia tik kvantinis mechaninis svyravimai - tankio nevienalytiškumo sėklos, sukeliančios akustinius virpesius, kuriuos tyrėme paskutiniame skyriuje.Kaip koreliacijos funkcijos dažnio srityje įsikūnijimas, dydis ## langle | delta_k | ^ 2 rangle ## vadinamas galios spektras, nors šiuolaikinėje kosmologijos literatūroje kiekis laikomas be matmens,
prasideda
etiketė
P (k) = frac <2 pi ^ 2> langle | delta_k | ^ 2 rangle = frac <1> <4 pi> kairė. frac< dot < phi> ^ 2> dešinė | _,
galas
kur skaitytojui primename, kad šis dydis yra dispersija kertant horizontą, ## k = aH ##. Tai yra pagrindinis šio skyriaus rezultatas, vadinamasis skaliarinis galios spektras nes tai suteikia pradines tankio (skaliarinių) sutrikimų sąlygas infliacijos epochoje.

Anksčiau minėjau, kad nors ir plėtojame šį rezultatą, būtent Eq. ( ref), specialiu de Sitterio išplėtimo atveju aptarsime, kaip jį modifikuoti esant bendresnei kosmologinei dinamikai. Iš tiesų, kaip yra, Eq. ( ref) net neveikia de Sitter riboje ## H = const. ##, nes jei ## H ## yra pastovi nei ## dot < phi> = 0 ##, o svyravimo amplitudė stipriai skiriasi 6 . Kaip gėdinga. Bet laikykis. Pasirodo, nors ši išraiška gali turėti problemų, mes galime ją naudoti tol, kol laikomės atokiau nuo grynojo de Sitterio plėtimosi. Tiesą sakant, jis veikia be galo arti de Sitterio. Kadangi grynas de Sitter plėtimasis apibrėžiamas kaip ## H = < rm const> ##, mes galime sumodeliuoti nedidelius nukrypimus nuo de Sitter plėtimosi, atsižvelgdami į žemiausios eilės terminą Taylor išplėtime Hablo parametrą
$
H (t) = H (t_0) + taškas(t-t_0) + cdots
$
kur mes laikome ## dot/ H ^ 2 ## yra nulis, bet vis tiek labai mažesnis nei 1. Dirbdami šioje nuolat artimo de Sitter išplėtimo riboje, šią naują išraišką galime naudoti analiziškai analizuodami dispersijos mastą. Tai padarius bus gana griežta gana euristinė diskusija, kurią davėme Eq kontekste. ( ref).

Pabaigoje mes parodėme, kaip dėl infliacijos lauko kvantinės prigimties susidaro realūs, fizinio tankio sutrikimai bariono-fotono plazmoje po infliacijos. Šie sutrikimai egzistuoja įvairiose kosmologinėse skalėse, o svarbi statistika, susieta su infliacijos dinamika, yra svyravimų dispersija priklausomai nuo masto. Šią statistiką pateikia galios spektras ## P (k) ##, kuris pasireiškia galios dėsnio forma, kai infliacijos dinamika yra arti de Sitterio.

Rašydamas šį skyrių, norėdamas kreiptis į vargšą žmogų, neturintį reikšmingų žinių apie bendrą reliatyvumą, kvantinio lauko teoriją ar kosmologinio sutrikimo teoriją, aš šiek tiek nukrypau nuo šiuolaikinėje literatūroje matyto standartinio infliacijos svyravimų gydymo. Visų pirma, Eq. ( ref) yra išvestas šiek tiek nesusijęs, o klasikinė dalis lengvai atsiranda iš Eq. ( ref

), tačiau kvantinio svyravimo terminas reikalauja gana išsamesnės ekskursinės informacijos apie kvantinio lauko teoriją kreivame erdvėlaikyje. Tiesą sakant, standartinis tankio sutrikimo išvedimas tokio atskyrimo į klasikinę ir kvantinę dalis nepadaro ir pateikia galutinį dispersijos rezultatą Eq. ( ref), taikant panašų, tačiau išsamesnį infliacijos svyravimų, besivystančių infliacinėje visatoje, procedūrą 7. Pateikdami mažiau pažengusį šios temos traktavimą, tikiuosi, kad mes kompensavome griežtesnį požiūrį į tai, ką paaukojome griežtumo prasme: visų pirma klasikinės infliacijos dinamikos vaidmuo moduliuojant kvantiniai svyravimai yra aiškūs šiame pristatyme, bet gana neaiškūs standartiniame darinyje. Skaitytojai, norintys išspręsti visą teoriją, raginami susipažinti su šiomis apžvalgomis: [2-4]

Nuorodos ir išnašos


[1] Abramowitzas, M., Stegunas, I. A., Matematinių funkcijų su formulėmis, grafikais ir matematinėmis lentelėmis vadovas, Doveris (1960).
[2] Liddle, A. R., Lyth, D. H., Šaltosios tamsiosios medžiagos tankio perturbacija. Fiz. Rept. 231, 1 (1993).
[3] Mukhanovas, V. F., Feldmanas, H. A., Brandenbergeris, R. H., kosmologinių sutrikimų teorija. 1 dalis. Klasikiniai sutrikimai. 2 dalis. Kvantinė sutrikimų teorija. 3 dalis. Pratęsimai. Fiz. Rept. 215, 203 (1992).
[4] Kodama, H., Sasaki, M., Cosmological Perturbation Theory. Prog. Teorija. Fiz. Tiekimas 78, 1 (1984).

1 Nors ## H ## infliacijos metu kinta, daugumoje dominančių modelių jis paprastai yra beveik pastovus, todėl manome, kad ## H ## nesikeičia per tą laiką, kol sustoja atskiri mūsų Hablo sferos regionai išpūstas. atgal
2 Įdomios skalės yra ilgio skalės, tikėtinos naudojant kosmologinius duomenis, pavyzdžiui, CMB ir didelio masto struktūros tyrimus. atgal
3 Tikrai tai, ką mes čia svarstome, yra režimo funkcija, susijusi su kiekybinio infliacijos vakuumo svyravimo teigiamo dažnio komponentu, t.y. režimas, kurį sunaikino ## hat _ < bf k> ## Furjė skilime ## delta phi = int frac << rm d> ^ 3k> <(2 pi) ^ <3 / 2 >> kairė ( 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) # #. atgal
4 Atkreipkite dėmesį, kad šios išraiškos skiriasi nuo a vienalytis skaliarinis laukas. Kadangi lauko trikdžiai yra erdvės funkcijos, ## delta phi (< bf x>, t) ##, taip pat yra viso lauko reikšmė, ## phi (< bf x>, t) = phi_0 (t) + delta phi (< bf x>, t) ##. atgal
5 Taip, pats lauko svyravimas čia traktuojamas kaip laisvas kvantinis laukas. atgal
6 Šis išsiskyrimas iš tikrųjų yra a matuoklio artefaktas, bet tai rodo, kad mes bandome padaryti kažką nefiziško. Pasirodo, kad de Sitter infliacijoje iš tikrųjų nėra jokių tankio sutrikimų, nes paprastas faktas, kad infliacija niekada nesibaigia niekur. (Prisiminkime kritinį ## delta t ## vaidmenį - laiko tarpą tarp įvykių kaitinimo visatoje - formuojant tankio sutrikimus.) Atgal
Trūksta sudedamosios dalies, nes infliacijos svyravimai daro įtaką foniniam erdvės laikui, sukurdami kreivumo sutrikimus, kurie savo ruožtu daro įtaką infliacijos raidai. Visiškas gydymas turi apimti tiek kreivumą, tiek judėjimo lygčių svyravimus. atgal

Trumpai dirbęs kosmologu, aš baigiau duomenų mokslo ir kibernetinio saugumo sąsają, galvojau apie mašininio mokymosi ir didžiųjų duomenų analizės taikymo būdus kibernetinėms atakoms nustatyti. Man vis dar patinka mąstyti ir sužinoti apie Visatą, o fizikos forumai buvo puikus būdas išlikti susižadėjusiems. Man patinka skaityti ir rašyti apie mokslą, kompiuterius ir kartais, prieš mano geresnį sprendimą, filosofiją. Man patinka alus, katės, knygos ir viena įspūdinga moteris, kuri pakenčia mano maudynes.


Fakulteto mokslinių tyrimų interesų santrauka

Profesoriaus Bhattacharya moksliniai interesai apima kompaktiškų žvaigždžių (baltųjų nykštukų, neutronų žvaigždžių ir juodųjų skylių) astrofiziką, neutroninių žvaigždžių struktūrą ir magnetinius laukus, kosminius sprogimus (naujoves, supernovas ir gama spindulių pliūpsnius), objektus, veikiančius akreciją, X- spindulių astronomija ir užkoduotas kaukių vaizdavimas.

Profesoriaus Sukantos Bose moksliniai interesai apima gravitacinių bangų signalų paiešką iš kompaktiškų objektų dvejetainių ir stochastinių gravitacinių bangų foną ir jų astrofizinių ar kosmologinių parametrų matavimą, Triukšmo apibūdinimas gravitacinių bangų detektoriuose, Branduolinės neutroninių žvaigždžių būsenos lygties apribojimas , Gravitacinių bangų sukėlėjų tolesni veiksmai, norint rasti jų elektromagnetinius atitikmenis, ir greitesnė gravitacinių bangų duomenų analizė skaičiavimais.

Prof. Debarati Chatterjee yra teorinis astrofizikas, turintis analitinio ir skaitmeninio kompaktiškų žvaigždžių (neutroninių žvaigždžių ir baltųjų nykštukų) aprašymo patirties. Jos pagrindiniai interesai yra kurti pasaulinius modelius, kurie nuosekliai atsižvelgtų tiek į mikroskopinius (įskaitant tarpdisciplininę fiziką, pvz., Branduolių ir dalelių fiziką, superlaidumą), tiek į makroskopinius aspektus (magnetinius laukus, reliatyvumą), kad būtų galima patobulinti astrofizinius modelius ir geriau interpretuoti daugialypius modelius. pasiuntinių astrofiziniai stebėjimai.

Profesoriaus Dadhicho moksliniai interesai apima reliatyvistinę gravitaciją ir jos pritaikymą astrofizikoje bei kosmologijoje, aukštesnio matmens Gausso-Bonneto gravitaciją ir jos poveikį keturių dimensijų erdvėlaikyje bei pagrindinius konceptualius jėgų ir kvantinės gravitacijos suvienijimo klausimus. Prof. Dadhich taip pat domisi mokslo ir visuomenės dialogu.

96%) Visatos energijos tankio sudaro du paslaptingi ir menkai suprantami komponentai: tamsioji materija ir tamsioji energija. Jo mokslinis darbas padėjo suprasti ryšį tarp pastebimų galaktikų savybių ir tamsiosios medžiagos gumulėlių, kuriuose gyvena galaktikos. Tai leido naudoti galaktikas kaip šviečiančius švyturius, norint ištirti tamsiąją Visatą apibūdinančius parametrus. Jis yra „Subaru Hyper Suprime-Cam“ apklausos narys, taip pat būsimo didelio sinoptinio tyrimo teleskopo projekto - dviejų ambicingų projektų, kurių tikslas - atvaizduoti tamsiąją medžiagą Visatoje ir suprasti tamsiąją energiją, narys.


Santrauka. Naudodami apytikslį tikimybės metodą, pritaikytą juostos galios įvertinimams, mes analizuojame pirmosios kartos kosminės mikrobangų foninės anizotropijos eksperimentų ansamblį, norėdami išvesti apribojimus per šešių dimensijų parametrų erdvę, apibūdinančią infliacijos generuojamus adiabatinius, skaliarinius svyravimus. Pagrindinės paprastų infliacijos scenarijų nuostatos atitinka duomenų rinkinį: pirmenybė teikiama plokščioms geometrijoms (Ωtot ≡ 1 - Ωκ ∼ 1) ir skalės nekintančiam pirminiam spektrui (n ∼ 1). Modeliai su reikšmingu neigiamu kreivumu (Ωtot & lt 0,7) pašalinami, o postyvinio kreivumo apribojimai yra ne tokie griežti. Degeneracijos tarp parametrų neleidžia savarankiškai nustatyti materijos tankio Ωm ir kosmologinės konstantos Λ, o Hablo konstanta Ho išlieka gana nevaržoma. Mes taip pat pastebime, kad pirmojo Doplerio smailės aukštis, palyginti su duomenų pasiūlyta amplitude, esant didesniam l, rodo didelį bariono kiekį (Ωbh 2), beveik nepriklausomai nuo kitų parametrų. Be bendros kokybinės pažangos, kurios tikimasi iš naujos kartos eksperimentų, jų patobulinti dipolio kalibravimai bus ypač naudingi norint apriboti smailės aukštį. Mūsų analizė apima galios tinkamumo statistiką, taikomą galios įvertinimams ir kuri rodo, kad didžiausios tikimybės modelis priimtinai tinka duomenų rinkiniui. Raktažodžiai: kosmologija: kosminis mikrobangų fonas - kosmologija: stebėjimai - kosmologija: teorija 1.


Pirminis kosminis spinduliavimas

Peteris K.F. Griederis, „Kosminiai spinduliai žemėje“, 2001 m

5.5.4 Eksperimentinės viršutinės neutrofinų srautų ribos iš astrofizinių taškų šaltinių

Kai kuriais eksperimentais buvo gautos nežemiškų neutrinų srauto viršutinės ribos iš nustatytų didelės energijos gama spindulių šaltinių (Svoboda et al., 1987 Koshiba, 1992 Miller et al., 1994 Barish, 1995 Ambrosio et al., 2001). 5.41 lentelėje pateikiame viršutines muonų neutrino srauto (ν μ + ν ¯ μ) ribas iš kelių galimų šaltinių, nustatytus IMB eksperimento (Becker-Szendy ir kt., 1995).

5.41 lentelė. IMB srauto ribos būsimiems astrofiziniams neutrino taškų šaltiniams. (Becker-Szendy ir kt., 1995)

ŠaltinisĮvykiai per 1σLaukiami foniniai įvykiai90% CL μ-srautas [· 10 −14 cm −2 s −1]90% CL v-Fliuksas [· 10 −6 cm −2 s −1]
Krabas PSR20.564.34.8
Vela PSR00.720.780.85
„Cyg X – 3“00.504.14.5
Geminga10.433.13.5
Jos X – l10.384.34.8
LMC X – 401.00.660.75
„Sco X − 1“30.543.43.8
Vela X – l01.10.840.95
3C27300.791.53.3
3C27910.602.02.4
Cen A00.760.800.9
Mrk42100.403.33.6
NGC106800.701.41.6
NGC415120.437.78.5
SN1987a00.591.21.3

Analizė pagrįsta imituotais įvykiais iš taškinių šaltinių su galios dėsnių spektru, E −γ, esant spektriniam indeksui γ = 2, gaunamas Gauso taško plitimas σ = 3,4 °. Lentelėje pateiktas IMB aptiktų į viršų einančių miuonų skaičius 1σ atstumu nuo šaltinių, fonas, apskaičiuotas atsitiktinių imčių įvykių laiko atrankos būdu, ir 90% patikimumo ribos (CL) muonų ir neutrino srautams. Atliekant šį eksperimentą reikšmingų neutrino kiekio perteklių nerasta.

Naujausią ir labai išsamią analizę atliko MACRO bendradarbiavimas (Ambrosio ir kt., 2001). Jų rezultatai pateikti 5.42 lentelėje.

5.42 lentelė. MACRO srauto ribos būsimiems astrofiziniams neutrino taškų šaltiniams. (Ambrosio ir kt., 2001)

90% CL neutrino sukeltos muonų srauto ribos MACRO detektorių 42 šaltinių sąrašui. Atitinkamos neutrino srauto ribos nurodytos paskutiniame stulpelyje Ev min = 1 GeV. Šios ribos apskaičiuojamos spektriniam indeksui γ = 2,1 ir Eμ & ampgt 1 GeV, įskaitant efektyvumo sumažėjimą esant labai didelei energijai. Įtraukiami 3 ° pusės pločio kūgio redukcijos koeficientai. Šios ribos apima neutrinų absorbcijos Žemėje poveikį. Viršutinės srauto ribos apskaičiuojamos taikant vieningą Feldmano ir Cousinso (1998) požiūrį.

ŠaltinisDekl. δ (laipsniai)Įvykiai per 3 °Backgr. per 3 °vsukeltos μ-srauto ribos [10 −14 cm −2 s −1]v-Fliukso ribos [10 −6 cm −2 s −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
„Cen X-5“−62.221.70.551.04
GX304-1−61.621.70.541.05
CENXR-3−60.611.70.360.68
„CirXR-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
L10−37.021.10.911.72
SGR XR-4−30.400.90.340.63
Gal Cen−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
Vandenis−1.030.82.093.95
4U0336 + 010.610.81.172.19
ŠaltinisDekl. δ (laipsniai)Įvykiai per 3 °Backgr. per 3 °vsukeltos μ-srauto ribos [10 −14 cm −2 s −1]v-Fliukso ribos [10 −6 cm −2 s −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
Geminga18.300.51.122.10
Krabas22.010.42.524.70
2U0352 + 3031.020.35.9811.43
„Cyg XR-1“35.200.23.246.24
Jos X-135.400.23.306.96
„Cyg XR-2“38.300.14.9910.61
Mkn 42138.400.15.009.56
Mkn 50140.300.15.7310.69
„Cyg X-3“40.900.16.5912.49
Pagal XR-141.500.17.5113.99

Iš čia pateiktų duomenų akivaizdu, kad nežemiškų neutrino šaltinių paieška turi būti vykdoma tomis energijomis, kurios yra už tos vietos, kur atmosferos neutrino spektrą aplenkia lygesni astrofizinių šaltinių spektrai, kur pastarieji daugiausia lemia indėlį į bendras neutrinų ir antineutrinų srautas. Tačiau tai bus įmanoma padaryti tik su milžiniška detektoriaus matrica, kurios efektyvus tūris yra maždaug 1 km 3, kaip minėta anksčiau. Didelė kampinė tokio detektoriaus skiriamoji geba yra ypač svarbi, nes ji sumažina fono greitį viename pikselyje, pagerina signalo ir triukšmo santykį bei jautrumą ir sumažina mažiausią aptinkamą srautą (Bosetti ir kt., 1982 ir 1989 m. Roberts, 1992 Anassontzis ir kt. 1995 m. Taip pat žr. 4 skyriaus 4.5 skyrių).


Ką sužinojome iš stebėjimo kosmologijos?

Mes apžvelgiame Λ CDM modelio, kurį dauguma kosmologų laiko standartiniu kosmologijos modeliu, stebėjimo pagrindus. Kosmologinis principas, pagrindinė modelio prielaida, yra įrodyta, kad patikrinama vis tiksliau. Tai, kad Visata, atrodo, išsiplėtė iš karštos ir tankios praeities, palaiko daugybė nepriklausomų zondų (galaktikos raudoni poslinkiai, kosminis mikrobangų fonas, didžiojo sprogimo nukleosintezė ir reionizacija). Per pastaruosius kelis dešimtmečius sprogus išsamiems stebėjimams, buvo galima tiksliai išmatuoti Friedman – Lemaître – Robertson – Walker kosmologinius parametrus, vedančius į Λ CDM modelį: akivaizdžiai plokščią Visatą, kurioje dominuoja kosmologinė konstanta, kurios materijos komponentas yra vyrauja tamsu. Aprašome ir aptariame įvairius stebėjimo zondus, kurie padėjo padaryti šią išvadą, ir darome išvadą, kad Λ ŠPM modelis, nors ir palieka daug atvirų klausimų, susijusių su gilia Visatos sudedamųjų dalių prigimtimi, pateikia geriausią teorinę sistemą paaiškinimams paaiškinti.

Pabrėžia

► Apžvelgiame kosmologinio standarto modelio Λ CDM stebėjimo pagrindus. ► Kosmologinis principas patikrinamas vis tiksliau. ► Išsiplėtimą iš karštos ir tankios fazės palaiko daugybė nepriklausomų zondų. ► Atrodo, kad gyvename plokščioje Visatoje, kurioje dominuoja kosmologinė konstanta. ► Matyt, didžioji materijos dalis Visatoje yra tamsi.


CMB anomalijos dėl kosminio atšokimo

Mes ištyrėme ankstyvosios visatos modelį, kuriame prieš infliacijos epochą įvyksta kosminis atšokimas, ir teigiame, kad šis scenarijus suteikia bendrą kilmę kelioms anomalinėms savybėms, kurios buvo pastebėtos dideliais kampiniais masteliais kosminiame mikrobangų fone (CMB ). Konkrečiau, mes parodome, kad iš šio scenarijaus tikimasi galios slopinimo, dipolinės asimetrijos ir nelyginio pariteto koreliacijų, kurių amplitudė ir skalė priklauso nuo stebėjimų, pirmenybės. Modelis taip pat sušvelnina objektyvo amplitudės įtampą. Šie signalai kyla iš netiesioginio poveikio, kurį galios spektre sukelia ne Gauso koreliacijos tarp CMB režimų ir super horizonto bangos ilgių. Mes laikomės fenomenologinio požiūrio, apsiribodami šokinėjančių modelių šeima, ir papildome savo analizę nurodydami nusistovėjusias teorijas, kuriose įgyvendinamos mūsų idėjos.

Tai yra prenumeratos turinio peržiūra, prieiga per jūsų įstaigą.