Sterrekunde

Ligstraal (1 foton) in die beperkte heelal?

Ligstraal (1 foton) in die beperkte heelal?


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.

As ons heelal nie oneindig is nie, wat gebeur dan met die ligstraal (of foton) wanneer dit deur die hele heelal sal beweeg? Die waarneembare heelal volgens wikipedia het byvoorbeeld 93 miljard ligjare. Wat sal na 93 miljard jaar met foton gebeur as ek dit nou genereer? Sal dit na my terugkeer? Of dit sal nooit die "rand" van die heelal bereik nie omdat die heelal vinniger uitbrei?

UPDATE 1

Natuurlik neem ek aan dat foton nie geabsorbeer sal word nie :) omdat dit net 'n teoretiese denke is. En terugkeer bedoel ek nie presies tot dieselfde punt nie, maar ongeveer binne 'n sekere omvang (kom ons sê 5% van die heelalgrootte).

Verstaan ​​ek korrek dat daar 'n paar opsies is wanneer die heelal eindig is (beteken 'geslote meetkunde'):

  1. Foton sal nooit weer terugkeer nie, want die heelal sal voor hom ineenstort (as daar geen donker energie is nie).

  2. Foton sal nooit weer terugkeer nie, want die heelal brei vinniger uit as die ligspoed.

  3. Foton sal terugkom omdat die heelal stadiger as die lig uitbrei. En wat van hierdie drie opsies is waarskynlik uit 'n huidige oogpunt van wetenskaplikes?


Niemand kan dit met sekerheid sê nie, alhoewel ons teorieë het wat goed by ons waarnemings pas, vereis die teorieë dat die heelal aansienlik groter moet wees as die deel wat ons kan sien - lig het eenvoudig nog nie genoeg tyd gehad om by ons uit te kom nie. Maar omdat ons nie hierdie uitgebreide heelal waarneem nie, loop ons 'n beduidende risiko dat ons op die een of ander belangrike manier verkeerd is. Daarbenewens weet ons dat ons huidige teorieë onvolledig is: een van die dinge wat ons teorieë ons nie vertel nie, is of die heelal eindig of oneindig is. (Opmerking: Sommige teorieë maak wel 'n voorspelling, maar dit word nie ondersteun deur beter bewyse as teorieë wat verskillende voorspellings maak nie. Die jurie - bestaande uit eksperimentele - is nog uit.)

Maar ons kan beantwoord u vraag! As die heelal oneindig is, sal die foton nooit weer terugkeer nie. Dit is voor die hand liggend. Maar selfs al is dit eindig, wys ons teorieë dat wyd genoeg geskeide punte in die heelal vinniger as die snelheid van die lig skei as gevolg van die uitbreiding van die ruimte, dus in hierdie geval sal die foton nooit weer terugkeer nie. Daar is sterk (maar nie ysterkleed nie) bewyse dat hierdie prentjie waar is.

Maar selfs al was die ruimte nie die FTL uit te brei, sou die foton nooit weer huis toe kom nie, want die ruimte is nie heeltemal plat nie. Massa kurwe ruimte en groot massas (soos reusagtige sterrestelsels en trosse sterrestelsels) buig ruimte genoeg sodat ons dit kan meet. Die ruimte tree dus op soos 'n effens kabbelende glasvenster, en selfs al was dit eindig en nie-uitbreidend, sou fotone nie terugkeer huis toe nie - maar hulle sou kom uiteindelik weer binne tien miljoen ligjare van die huis af toe hulle 'n tweede keer op pad deur die heelal verbygekom het!

Natuurlik hierdie is slegs waar as u foton nie opgeneem word nie. Daar is baie van dinge in die heelal wat fotone absorbeer en as 'n foton lank genoeg sou beweeg, sou dit uiteindelik geabsorbeer word.

Neem nou afskeid, want dit is die laaste keer dat u u foton sien.


Daar word gesê dat 'n eindige heelal 'n 'geslote meetkunde' het, of 'positief geboë' is, wat beteken dat u in beginsel in 'n reguit lyn kan reis en uiteindelik weer na u beginpunt kan terugkeer. In die 2D-analogie is die oppervlak van die aarde positief gebuig, en as u 40 000 km reguit reis, is u terug waar u begin het.

'N Eindige heelal wat dit wel doen nie donker energie van die een of ander aard bevat, sal egter in duie stort, en u kan wiskundig aantoon dat selfs 'n foton dit nie weer na sy beginpunt sal maak voordat die heelal in duie gestort het nie. Slegs as u 'n foton beskou wat presies uitgestraal word wanneer die heelal geskep word (Big Bang), sal dit presies weer terugkeer wanneer die heelal eindig (Big Crunch).

As die heelal genoeg energie bevat, kan dit ineenstorting voorkom. Dit kan veroorsaak dat dit te vinnig uitbrei vir die foton om 'terug te kom', maar u kan sy komponente so fyn instel dat die uitbreiding / ineenstorting stadig genoeg is om die foton weer terug te kry.

Een so 'n model is 'die slenterende heelal', wat in die 1960's 'n bietjie belangstelling gekry het, as 'n verklaring vir 'n oormaat kwasars rondom rooi verskuiwing $ z simeq2 $ (bv. Petrosian et al. 1967). As die vertraging van materie byna presies gebalanseer word deur die versnelling van 'n kosmologiese konstante, kan u 'n (willekeurige lang) tydperk hê waar die heelal staties is.

Waarnemings dui egter daarop ons heelal is nie so 'n heelal nie (Planck Collaboration et al. 2018).

Let ook op dat, aangesien die heelal nie leeg is nie, 'n foton op sy pad geabsorbeer kan word en nie weer kan terugkeer nie, al is die uitbreiding dit moontlik. In ons heelal het fotone wat kort na die oerknal (die sogenaamde CMB-fotone) uitgestraal is, egter sedertdien meestal vrylik deur die ruimte gereis, met slegs 5% wat met materie saamwerk.


Gamma-straal-sterrekunde

Hierdie hoofstuk bied 'n oorsig van gamma-sterrekunde. Dit bespreek gammastraling wat deur die proton – kern kosmiese straalkomponent geproduseer word. Die hoofstuk illustreer die voorbeeld van Magellaanse wolke en hul sentrale gebied van die sterrestelsel. Dit beskryf die opname van X-strale en gammastrale. By baie hoë energieë is die bestaanstoestand vir elektrone weens hul groot verliese minder gunstig as vir protone of kerne. In die heelal word elektrone minder effektief versnel as protone, en in elk geval in die sterrestelsel is die intensiteit van die elektronkomponent twee ordes kleiner as die protonkomponent. Die kosmiese gammastraling word hoofsaaklik deur die proton – kernkomponent van die kosmiese strale voortgebring. Protone en kerne, wat deel uitmaak van die kosmiese strale, ondergaan botsings met die protone en kerne van die intergalaktiese of interstellêre gas. As gevolg van kernbotsings word π 0 mesone en hyper 0 hiperone gevorm wat vinnig verval en gammastrale veroorsaak.


Elektromagnetiese spektrum

Lig is 'n vorm van elektromagnetiese straling. Die elektromagnetiese golwe wat elektromagnetiese straling bevat, bestaan ​​uit ossillasies in elektriese en magnetiese velde, net soos watergolwe ook bestaan ​​uit ossillasies van die water in die oseaan.

Sekere eienskappe beskryf alle soorte golwe. Die een is die golflengte, wat die afstand is tussen twee aangrensende pieke in die golf. Die frekwensie is die aantal pieke wat binne een sekonde verby 'n stilstaande waarnemer beweeg. In die geval van watergolwe op die strand, is die frekwensie die aantal inkomende golwe wat 'n persoon in een sekonde tref, en die golflengte is die afstand tussen twee golwe. 'N Hoër frekwensie stem ooreen met 'n korter golflengte en omgekeerd.

Die verskillende kleure lig wat die oë kan opspoor, stem ooreen met verskillende golflengtes & # x2014 of frekwensies & # x2014 van lig. Rooi lig het 'n langer golflengte as violet lig. Oranje, geel, groen en blou is tussenin. Infrarooi lig, ultraviolet lig, radiogolwe, mikrogolwe en gammastrale is almal vorme van elektromagnetiese straling, maar dit verskil in golflengte en frekwensie.

Infrarooi lig het effens langer golflengtes as rooi lig. Menslike oë kan nie infrarooi lig opspoor nie, maar mense kan dit as hitte voel. Infrarooi sterrekunde gebruik die golflengte van ongeveer 0,75 tot net minder as een duisend mikrometer. Golflengtes naby 1000 mikrometer (1 millimeter) word as radiogolwe beskou en deur radiosterrekundiges bestudeer met behulp van ander tegnieke as infrarooi sterrekundiges.

Infrarooi sterrekundiges verdeel die infrarooi spektrum in naby-, middel- en ver-infrarooi. Die presiese grense tussen hierdie streke kan nie onderskei word nie, maar byna-infrarooi word gewoonlik beskou as 0,75 tot vyf mikrometer. Golflengtes van vyf tot 20 mikrometer word as middel-infrarooi beskou. Golflengtes langer as ongeveer 20 mikrometer is ver-infrarooi.


Die uitskakeling van nadelige kruisgesprekke in enkelfotonverklikkers stoot die kwantumoptiek tot nuwe perke

'N MPPC-detektor wat bestaan ​​uit 'n verskeidenheid lawine-fotodiodes. Krediet: A * STAR-navorsing

Ligte en elektriese stroom kan albei gebruik word vir rekenaarwerk, al is dit met sleutelverskille. Terwyl konvensionele rekenaars logika doen deur die beweging van elektrone, voer nuwer en vinniger rekenaars, genaamd kwantiese rekenaars, dieselfde werk uit met behulp van enkele deeltjies lig, bekend as fotone.

Die gebruik van fotone is egter nie sonder probleme nie. Een groot struikelblok was die beperkte vermoë van fotonverklikkers om die aantal fotone in 'n ligstraal betroubaar te tel. Dmitry Kalashnikov by die A * STAR Data Storage Institute en medewerkers het nou 'n skema voorgestel om die telpresisie van fotonverklikkers te verbeter.

Die prestasie van die meeste fotondetektors is beperk as gevolg van die inherente probleme om klein seine op te spoor wat veroorsaak word deur die opname van enkele fotone. Een manier om hierdie probleem te oorkom, is die gebruik van 'n & # 145avalanche & # 146 fotondetektor, waarin 'n enkele foton 'n versterkte aantal elektrone in die toestel veroorsaak deur die proses van lawinevermenigvuldiging. Verskeie honderde van hierdie detektore kan in 'n skikking verpak word om 'n multifoton-pixelteller (MPPC) te vorm (sien afbeelding).

MPPC's het egter ook hul beperkings. & # 147 'n Belangrike nadeel vir MPPC is kruisgesprek. Wanneer 'n MPPC 'n foton opspoor, gaan die elektriese stortvloed gepaard met die vrystelling van sekondêre fotone wat seine in naburige pixels veroorsaak, & # 148 sê Kalashnikov. Ten einde hierdie dwarsbespreking uit te filter, het die navorsers 'n metode ontwikkel om die gemiddelde dwarsbespreking vir 'n MPPC te bepaal. Die gemiddelde waarde kan dan van toekomstige eksperimente afgetrek word.

In een eksperiment het die navorsers 'n swak laserstraal op die MPPC gerig. Op grond van bekende eienskappe van fotone in die laser, kon hulle die kruispraat-waarskynlikheid van die MPPC bepaal. In 'n ander eksperiment gebruik die navorsers verstrengelde fotone in plaas van konvensionele lig. Verstrengelde fotone vorm die basis van baie kwantumrekenaartoepassings, en dit veroorsaak 'n ander MPPC-respons. Die vergelyking van die twee eksperimente maak dus 'n duidelike onderskeid tussen kruisgesprekseffekte wat veroorsaak word deur gewone fotone en dié wat deur verstrengelde fotone veroorsaak word.

Die meeste ongewenste kruispraat kan op hierdie manier geëlimineer word en maak 'n aansienlik meer akkurate metode moontlik om fotone uit kwantumbronne te tel. & # 147MPPC's word wyd gebruik in kwantumoptika, kwantumrekenaarkunde en kwantakriptografie, & # 148 sê Kalashnikov. & # 147 Boonop word dit op groot skaal gebruik in fisika-toepassings met hoë energie, soos die fotosensors in scintillator-detektore. & # 148 Die nuwe MPPC-telmetode kan voordelig wees in 'n groot aantal eksperimente wat die studie van atoom- & # 150foton-koppelvlakke bestudeer, soos asook innoverende toepassings in die sterrekunde.


Enkele foton / ononderskeibaarheidsbeginsel eksperiment

In die geval van perfekte bundelsplitsers: 25% fotone gaan na elke detector en 50% gaan verlore.

Nie as gevolg van die & quotindistinguishabillity princip & quot nie, maar net omdat daar geen inmenging in sulke opset is nie, en elke BS die stroom fotone net so verdeel in twee met gelyke waarskynlikhede.
Daar is niks meer in sulke eksperimente as dat eerste BS die helfte van die fotone na die hindernis weerkaats nie, en die tweede die helfte van die oorblywende fotone na die een detector stuur en die res na die ander.

Dit is beslis 'n algemene interpretasie dat interferensie die fotonbaan by die balksplitter bepaal.

Maar net so seker sou u ernstige probleme ondervind as u hierdie eksperiment op dieselfde manier sal probeer interpreteer:
http://physics.nist.gov/Divisions/Div844/publications/migdall/psm96_twophoton_interference.pdf" [Broken]

Alternatief sou wees om te sê dat 50% van die fotone in een detector beland en 50% van die fotone in 'n ander detector beland en dat interferensie net verander hoeveel fotone opgespoor word.
In 'n sekere sin is dit net dieselfde deeltjie-golf dualiteit. As u sou probeer uitvind watter pad foton loop nadat die stralingsplitterstoornis verlore gaan. )

Hoe sou u eksperimente ontleed sonder die konsep soos & quotfoton path & quot?
As u byvoorbeeld een arm van interferometer blokkeer soos in OP-prent, het u 'n ander resultaat as in 'n nie-geblokkeerde geval. In 'n nie-geblokkeerde geval ken u twee verskillende beskrywings toe vir twee paaie en bepaal dan die relatiewe parameter (faseverskil) tussen twee beskrywings. Ek kan nie sien hoe u dit kan doen sonder om na & quotpath & quot te gaan nie.

Hmm, of sou u & quotphoton & quot laat vaar?
Kom ons kyk na hierdie referaat wat ander interessante eksperimente dek:
http://physics.nist.gov/Divisions/Div844/publications/migdall/apopts41.pdf" [Gebreek]
Ek glo dat u aan 'n ander meganisme kan dink om korrelasies in opsporings tussen twee afwaarts omgeskakelde ligstrale te beskryf. Maar as u saamstem dat dit sinvol is om die resultate te ekstrapoleer tot perfekte effektiwiteitsdetektors, sal u meganisme empiries gelyk wees aan die beskrywing van deeltjies (& quotfoton & quot).

Ek het u antwoord weer gelees en net opgemerk dat u praat oor eksperiment en wat dit & quotquottells & quot ons terwyl ek praat oor inmenging en hoe dit foton gedrag by beamsplitter beïnvloed.

Ek hou van A.Zeilinger se nie-realisme: praat nooit oor fotone nie, behalwe vir die emissie en opsporing. Al wat tussen hierdie gebeure gebeur, is 'n golf voortplanting. Dus moet 'fotonweg' nooit gebruik word nie. As u die eksperiment in terme van 'golfpaaie' beskryf, sal u nooit in paradokse verval nie.

Ja, jy kan dit doen. Ten minste solank u nie daarop aandring dat u alle uitgestraalde fotone kan opspoor nie. As u daarop aandring, moet u egter 'n golfmodel hê wat empiries nie van die deeltjie-model onderskei kan word nie, of dat u opgespoorde fotone nie ooreenstem met die uitgestraalde fotone nie (u moet 'n onvolmaakte toeval hê vir die omgeskakel fotone).

O nee. Dit was nie wat ek van plan was om te sê nie. Miskien was daardie boodskap 'n bietjie kort.

Ek was net van plan om die verskillende soorte ligvelde in hul mees algemene vorm te kontrasteer:

a) taamlik onsamehangende ligbronne soos termiese lig of PDC-lig:

Hier is die samehangsvolume gewoonlik taamlik klein en tipies is die fotongetalle per samehangsvolume en die enkele modus redelik klein. Die samehangsvolume beteken basies twee dinge: die waarskynlikheid om 'n opsporingsgebeurtenis vir 'n ideaal doeltreffende detector te hê, is basies 1 binne die samehangsvolume en 0 aan die buitekant. Dit is dus iets soos 'n & quotupper gebonde & quot vir die ruimtelike omvang van die gebied waar 'n foton opgespoor kan word en met omsigtigheid na verwys kan word as die boonste grens van die foton volume. Dit moet egter nie as sodanig verwys word nie. Tweedens kan alle fotone binne die samehangsvolume nie onderskei word nie. 'N Mens kan dus die konsep van 'n fotonweg beskou as taamlik intuïtief in die geval dat daar nie meer as een foton per samehangsvolume aanwesig is nie en 'n taamlike samehangsvolume het. Die moontlike volume waar 'n opsporing kan plaasvind, is nogal gelokaliseerd. Dit lei natuurlik tot probleme met die gebruik van balkverdelers, maar daar is baie interpretasies wat hierdie kwessie dek, dink ek.

In hierdie regime is golfagtige en deeltjieagtige teorieë redelik eenders.

b) laserlig met koherensievolume so groot soos meter of kilometer en baie fotone per koherensievolume is egter uiters moeilik om te beskryf as u 'n naïewe intuïtiewe fotonbaanbegrip wil behou. U het miljoene ononderskeibare opsporingsgebeurtenisse wat inderdaad nie opgespoor kan word na 'n enkele goed gedefinieerde emissiegebeurtenis nie; u het 'n totale fotonet wat nie goed gedefinieër is nie, en as u byvoorbeeld die gemiddelde fotongetal verminder sodat u een kry foton per koherensievolume, sal u sien dat hierdie foton by interferensie-eksperimente nie beter as 'n dosyn meter gelokaliseer kan word nie - afhangende van die tipe laser natuurlik. Dit is redelik ingewikkeld om 'n interpretasie te vind wat die konsep van 'n realistiese fotonbaan behou en wat ooreenstem met eksperimente in hierdie regime. Byna almal van hulle wat ek ken, het 'n fotoniese pad wat daar is, maar wat nie goed gedefinieerd of onmoontlik is om in beginsel vas te stel wat volgens my nie veel help nie.

As u eerder termiese lig ondersoek wat 'n groot fotongetal per samehangsvolume het, kan u spore van tweefotoninterferensie vind as u die regte metings uitvoer. Dit is ook moeilik om slegs enkele fotone te beskryf, aangesien die fotone nie statisties onafhanklik van mekaar is nie.

As u praat oor & quotentangled & quot eksperimente - ek kan nie Huygens se golfoptika gebruik nie, moet ek die gesamentlike golffunksie van beide deeltjies oorweeg - dit is anders as die een wat in hierdie draad beskou word.

Solank u een-foton eksperimente oorweeg (soos die van OP - in albei variasies: Mach-Zender en die geblokkeerde pad), kan u dit perfek beskryf met eenvoudige golfoptika, en interpreteer u net die vierkant van die amplitude as 'n waarskynlike digtheid van die foton treffer. Dit werk ook perfek vir opstellings, waar alle fotone opgespoor word (bv. Geïdealiseerde Mach-Zender).

Natuurlik moet u altyd bewus wees van die onvolmaaktheid van detektore, ondeursigtigheid, 'n mate van absorptie op spieëls, ens. Ek wil dus nooit daarop aandring om alle fotone te registreer nie, maar inteendeel - ek dring daarop aan om eksperimentele beperkings te oorweeg.


Winde en stralers

Onlangse waarnemings dui daarop dat T Tauri-sterre eintlik sterre kan wees in 'n middelstadium tussen protostare en waterstofversmeltende sterre soos die Son. Hoë resolusie infrarooi beelde het ook strale van materiaal onthul sterwinde afkomstig van sommige T Tauri-sterre, 'n bewys van interaksie met hul omgewing. 'N Sterwind bestaan ​​hoofsaaklik uit protone (waterstofkerne) en elektrone wat van 'n paar honderd kilometer per sekonde van die ster af stroom. Wanneer die wind eers begin, blokkeer die skyf materiaal rondom die ster se ewenaar die wind in sy rigting. Waar die winddeeltjies kan ontsnapping die doeltreffendste is in die rigting van die ster se pale.

Sterrekundiges het eintlik bewyse gesien dat hierdie balke deeltjies in teenoorgestelde rigtings uitskiet vanaf die gewilde streke van nuutgevormde sterre. In baie gevalle wys hierdie balke terug na die ligging van 'n protoster wat nog so volledig in stof gehul is dat ons dit nog nie kan sien nie ([skakel]).

Figuur 8. Hier sien ons die omgewing van 'n protoster, wat ons bekend staan ​​as HH 34 omdat dit 'n Herbig-Haro-voorwerp is. Die ster is ongeveer 450 ligjaar weg en slegs ongeveer 1 miljoen jaar oud. Lig van die ster self word geblokkeer deur 'n skyf wat groter as 60 miljard kilometer in deursnee is en byna rand-aan gesien word. Jets word gesien wat loodreg op die skyf opkom. Die materiaal in hierdie strale vloei na buite met snelhede tot 580 000 kilometer per uur. Die reeks van drie beelde toon veranderinge gedurende 'n periode van vyf jaar. Elke paar maande word 'n kompakte klomp gas uitgestoot en die beweging na buite kan gevolg word. Die veranderinge in die helderheid van die skyf kan te wyte wees aan bewegings van wolke binne die skyf wat afwisselend van die lig blokkeer en dan deurlaat. Hierdie beeld stem ooreen met die stadium in die lewe van 'n protoster wat in deel (c) van [skakel] getoon word. (krediet: wysiging van werk deur Hubble Space Telescope, NASA, ESA)

Soms bots die stralings van vinnige deeltjies wat van die protostêr af stroom, met 'n ietwat digter klompie gas in die omgewing, prikkel die atome en laat hulle lig uitstraal. Hierdie gloeiende streke, wat elkeen bekend staan ​​as 'n Herbig-Haro (HH) -voorwerp na die twee sterrekundiges wat hulle die eerste keer geïdentifiseer het, laat ons toe om die vordering van die straal op te spoor tot 'n afstand van 'n ligjaar of meer vanaf die ster wat dit geproduseer. [skakel] toon twee skouspelagtige beelde van HH-voorwerpe.

Figuur 9. Hierdie beelde is met die Hubble-ruimteteleskoop geneem en toon strale wat uit nuutgevormde sterre na buite vloei. In die HH47-beeld, is 'n baie ingewikkelde straal 'n protostêr wat 1500 ligjaar weg is (onsigbaar in 'n stofskyf aan die linkerkant van die beeld). Die ster kan dalk wankel, miskien omdat hy 'n metgesel het. Die lig van die ster verlig die wit streek aan die linkerkant omdat lig loodreg op die skyf kan verskyn (net soos die straal). Regs ploeg die straler in bestaande klompe interstellêre gas, wat 'n skokgolf veroorsaak wat op 'n pylpunt lyk. Die HH1 / 2-beeld toon 'n dubbele straalstraal wat uit 'n protostêr (in 'n stofskyf in die middel versteek) in die konstellasie Orion voortspruit. Wenk om te tip: hierdie stralers is meer as 1 ligjaar lank. Die helder streke (die eerste keer geïdentifiseer deur Herbig en Haro) is plekke waar die straal in 'n klomp interstellêre gasse val en laat gloei. (krediet “HH 47”: wysiging van werk deur NASA, ESA en P. Hartigan (Rice University) krediet “HH 1 en HH 2: wysiging van werk deur J. Hester, WFPC2 Team, NASA)

Die wind van 'n vormende ster sal uiteindelik die materiaal wat in die verduisterende omhulsel van stof en gas agterbly, wegvee en die naakte skyf en protostar agterlaat, wat dan met sigbare lig gesien kan word. Ons moet daarop let dat die protostar op hierdie stadium nog steeds stadig saamtrek en nog nie die hoofreeksstadium op die H – R-diagram bereik het nie ('n begrip wat in die hoofstuk The Stars: A Celestial Census) bekendgestel is. Die skyf kan direk opgespoor word wanneer dit op infrarooi golflengtes waargeneem word of as dit teen 'n helder agtergrond gesien word ([skakel]).

Figuur 10. Hierdie infrarooi beelde van die Hubble-ruimteteleskoop toon skyfies rondom jong sterre in die sterrebeeld Taurus, in 'n streek van ongeveer 450 ligjaar. In sommige gevalle kan ons die sentrale ster sien (of sterre — sommige is binaries). In ander gevalle dui die donker, horisontale bande streke aan waar die stofskyf so dik is dat selfs infrarooi straling van die ster wat daarin ingebed is, nie deur kan kom nie. Die helder gloeiende streke word sterlig weerkaats vanaf die boonste en onderste oppervlaktes van die skyf, wat minder dig is as die sentrale, donker streke. (Krediet: wysiging van werk deur D. Padgett (IPAC / Caltech), W. Brandner (IPAC), K. Stapelfeldt (JPL) en NASA)

Hierdie beskrywing van 'n protostêr omring deur 'n draaiende skyf van gas en stof klink baie soos wat in ons sonnestelsel gebeur het toe die son en planete gevorm het. Een van die belangrikste ontdekkings uit die studie van stervorming in die laaste dekade van die twintigste eeu was inderdaad dat skywe 'n onvermydelike neweproduk van die skeppingsproses is. Die volgende vrae wat sterrekundiges probeer beantwoord het, was: sal die skywe rondom protostare ook planete vorm? En indien wel, hoe gereeld? Ons sal later in hierdie hoofstuk na hierdie vrae terugkeer.

Om dinge eenvoudig te hou, het ons die vorming van enkele sterre beskryf. Baie sterre is egter lede van binêre of driedubbele stelsels, waar verskeie sterre saam gebore word. In hierdie geval vorm die sterre op amper dieselfde manier. Wydgeskeide binaries het dalk elkeen hul eie skyf. Sluit binaries kan 'n enkele skyf deel.


Eienskappe van lig

Lig het baie interessante eienskappe wat fisici vandag nog fassineer.

Refleksie

As lig op 'n weerkaatsende oppervlak slaan, sal dit in 'n ander rigting weerkaats. Die hoek van die gereflekteerde balk is gelyk aan die hoek van die balk wat die weerkaatsende oppervlak tref, of, meer eenvoudig gestel deur die refleksiewet, "die invalshoek is gelyk aan die weerkaatsingshoek". Daar is twee soorte refleksie: spekulêr en verspreid. Spieëlrefleksie is weerkaatsing van 'n plat oppervlak, soos 'n spieël. Dit lewer 'n plat, ongestoorde prentjie. Verspreide weerkaatsing is weerkaatsing wat van 'n growwe of hobbelige oppervlak afkom en 'n deurmekaar en onduidelike beeld oplewer. [6]

Breking

Wanneer lig deur 'n grens tussen twee mediums beweeg, buig die lig. Dit is as gevolg van die digtheidsverskille tussen die twee mediums. Aangesien een van die mediums digter is as die ander, is die snelheid van die lig in die digter medium stadiger, en dit veroorsaak buiging. Dit kan gesien word as voorwerpe onder die water soos visse groter onder die water is as wat dit buite die water is. [7] Normaalweg, wanneer lig deur 'n medium gebreek word, reflekteer sommige van die lig van die medium in plaas daarvan om dit binne te gaan. As lig die medium binne 'n sekere hoek binnedring, sal die lig egter negentig grade breek. Die hoek wat die ingangslig moet wees om binne 'n sekere medium tot negentig grade te breek, word die kritieke hoek genoem. As die lig 'n medium binnedring met 'n hoek groter as die kritieke hoek, sal al die lig terugwaarts weerkaats. Dit word totale interne refleksie genoem. Dit word in veseloptika gebruik om data oor lang afstande deur middel van liggolwe deur te stuur sonder om enige van die data te verloor. [8]

Verspreiding

Die wit lig wat ons normaalweg sien, is nie regtig die kleur wit nie. In werklikheid is dit 'n kombinasie van alle kleure wat die lig wit lyk. As wit lig deur 'n prisma of soortgelyke voorwerp geskyn word, versprei die wit lig in al die kleure. 'N Reënboog is 'n voorbeeld van verspreiding. Na 'n reënbui hang baie klein waterdeeltjies in die lug en as wit lig die waterdruppels tref, werk dit soos 'n prisma, wat veroorsaak dat die wit lig in al die kleure skei. [7]

Inmenging

Liggolwe kan met mekaar kommunikeer terwyl hulle deur dieselfde medium reis. Wanneer twee liggolwe met mekaar in aanraking kom, sal dit versterk of gekanselleer word. As die twee golwe wat mekaar teëkom, in fase met mekaar is, sal daar konstruktiewe interferensie plaasvind. In hierdie geval sal die amplitudes van die twee bundels een versterkte bundel kombineer. As die twee golwe nie in fase met mekaar is nie, sal vernietigende steuring plaasvind. In hierdie geval sal die twee golwe mekaar kanselleer. Nadat die twee golwe by mekaar verby is, sal hulle egter absoluut onveranderd teruggaan na hul oorspronklike toestand. [9]

Diffraksie

Lig beweeg nie altyd reguit nie. As lig die hoek van 'n voorwerp teëkom, word die golwe verander, hulle kry 'n nuwe vorm en gaan in 'n nuwe rigting. Dit lewer die vaag rand wat die meeste skaduwees het. Dit word ook getoon wanneer lig deur 'n smal gleuf gaan. Wanneer lig deur 'n gleuf geskyn word, steur die golwe mekaar, en in plaas daarvan om as een balk uit te kom, kom dit uit soveel verskillende strale van verskillende helderheid. [10]

Spoed van lig

Lig beweeg buitengewoon vinnig, in 'n lugleegte met 299 792 458 meter per sekonde of 186 282 myl per sekonde.


Kojima, A., Teshima, K., Shirai, Y. & amp Miyasaka, T. Organometal halide perovskites as sensitiewe sigbare lig vir fotovoltaïese selle. J. Am. Chem. Soc. 131, 6050–6051 (2009).

Lee, M. M., Teuscher, J., Miyasaka, T., Murakami, T. N. & amp Snaith, H. J. Doeltreffende baster sonneselle gebaseer op meso-superstruktureerde organometale haliedperovskiete. Wetenskap 338, 643–647 (2012).

Kim, H.-S. et al. Loodjodiedperovskiet het 'n dun-film mesoskopiese sonsel met 'n volwaardige submikron-soliede sel, met 'n doeltreffendheid van meer as 9%. Sci. Rep. 2, 591 (2012).

Green, M. A., Ho-Baillie, A. & amp Snaith, H. J. Die opkoms van perovskiet-sonselle. Nat. Foto. 8, 506–514 (2014).

Tan, Z.-K. et al. Helder liguitstralende diodes gebaseer op organometale haliedperovskiet. Nat. Nanotech. 9, 687–692 (2014).

Cho, H. et al. Die oorkom van die beperkings van elektroluminesensie-doeltreffendheid van perovskiet-liguitstralende diodes. Wetenskap 350, 1222–1225 (2015).

Yuan, M. et al. Perovskite energietregters vir doeltreffende ligdiodes. Nat. Nanotech. 11, 872–877 (2016).

Wang, N. et al. Perovskiet-liguitstralende diodes gebaseer op oplossing-verwerkte, self-georganiseerde meerdere kwantumputte. Nat. Foto. 10, 699–704 (2016).

Deschler, F. et al. Hoë effektiwiteit vir fotoluminesensie en opties gepompte las in oplossingverwerkte gemengde haliede perovskiet-halfgeleiers. J. Phys. Chem. Lett. 5, 1421–1426 (2014).

Xing, G. et al. Golflengte-afstelbare perovskiete met 'n lae temperatuur oplossing, verwerk vir laswerk. Nat. Mater. 13, 476–480 (2014).

Dou, L. et al. Oplossingsverwerkte baster perovskiet-fotodetektore met 'n hoë speurbaarheid. Nat. Gemeenskap. 5, 5404 (2014).

Fang, Y., Dong, Q., Shao, Y., Yuan, Y. & amp Huang, J. Enkelbandige perovskiet-enkelkristal-fotodetektore wat deur oppervlaklading-rekombinasie moontlik gemaak word. Nat. Foto. 9, 679–686 (2015).

Yang, X. et al. Doeltreffende diodes met groen lig, gebaseer op kwasi-tweedimensionele samestelling en fase-ontwerpte perovskiet met passivering van die oppervlak. Nat. Gemeenskap. 9, 570 (2018).

Reineke, S. et al. Wit organiese ligdiodes met buisdoeltreffendheid. Aard 459, 234–238 (2009).

Uoyama, H., Goushi, K., Shizu, K., Nomura, H. & amp Adachi, C. Hoogs doeltreffende organiese liguitstralende diodes van vertraagde fluoressensie. Aard 492, 234–238 (2012).

Di, D. et al. Hoëprestasie-liguitstralende diodes gebaseer op karbeen-metaal-amiede. Wetenskap 356, 159–163 (2017).

Ball, J. M. & amp Petrozza, A. Defekte in perovskite-haliede en die effekte daarvan in sonselle. Nat. Energie 1, 16149 (2016).

Ross, R. T. Sommige termodinamika van fotochemiese stelsels. J. Chem. Fis. 46, 4590–4593 (1967).

Shockley, W. & amp Queisser, H. J. Gedetailleerde balanslimiet van doeltreffendheid van p – n aansluiting sonselle. J. Toepassing Fis. 32, 510–519 (1961).

Yablonovitch, E. Loodhaliede sluit aan by die top-opto-elektroniese liga. Wetenskap 351, 1401 (2016).

Di, D. et al. Grootte-afhanklike fotonemissie van organometale halogenied perovskiet nanokristalle ingebed in 'n organiese matriks. J. Phys. Chem. Lett. 6, 446–450 (2015).

Li, G. et al. Doeltreffende liguitstralende diodes gebaseer op nanokristalliese perovskiet in 'n diëlektriese polimeermatriks. Nano Lett. 15, 2640–2644 (2015).

Xiao, Z. et al. Doeltreffende perovskiet-liguitstralende diodes met kristalliete van nanometer-grootte. Nat. Foto. 11, 108–115 (2017).

Weller, M. T., Weber, O. J., Frost, J. M. & amp Walsh, A. Kubieke perovskietstruktuur van swart formamidinium-loodjodied, α- [HC (NH2)2] PbI3, op 298 K. J. Phys. Chem. Lett. 6, 3209–3212 (2015).

Wang, J. et al. Grensvlakbeheer na doeltreffende en lae spanning perovskiet-ligdiodes. Adv. Mater. 27, 2311–2316 (2015).

Dai, X. et al. Oplossingsverwerkte, hoëprestasie-liguitstralende diodes gebaseer op kwantumpunte. Aard 515, 96–99 (2014).

Yang, Y. et al. Boonste en onderste oppervlaktes beperk draerleeftyd in loodjodied-perovskietfilms. Nat. Energie 2, 16207 (2017).

Saba, M. et al. Gekorreleerde elektron-gat plasma in organometale perovskiete. Nat. Gemeenskap. 5, 5049 (2014).

Richter, J. M. et al. Verbetering van fotoluminisensie-opbrengste in loodhaliedperovskiete deur fotonherwinning en ligte ontkoppeling. Nat. Gemeenskap. 7, 13941 (2016).

Pazos-Outón, L. M. et al. Fotonherwinning in loodjodied-perovskiet-sonselle. Wetenskap 351, 1430–1433 (2016).

Shi, D. et al. Lae val-toestand digtheid en lang draer diffusie in organo-geleide trihalide perovskiet enkele kristalle. Wetenskap 347, 519–522 (2015).

Brenner, T. M., Egger, D. A., Kronik, L., Hodes, G. & amp Cahen, D. Hybrid organiese – anorganiese perovskiete: goedkoop halfgeleiers met intrige lading-vervoer eienskappe. Nat. Ds Mater. 1, 15007 (2016).

Bai, S. et al. Hoëprestasie-plat, heterojunksie-perovskiet-sonneselle: die behoud van diffusielengtes met lang ladingdraer en interfacial engineering. Nano Res. 7, 1749–1758 (2014).

Zhou, Y. et al. 'N Universele metode om elektrodes met lae werk vir organiese elektronika te vervaardig. Wetenskap 336, 327–332 (2012).

Greenham, N. C., Friend, R. H. & amp Bradley, D. D. C. Hoekafhanklikheid van die emissie van 'n gekonjugeerde polimeer-liguitstralende diode: implikasies vir doeltreffendheidsberekeninge. Adv. Mater. 6, 491–494 (1994).

Forrest, S. R., Bradley, D. D. C. & amp Thompson, M. E. Meting van die doeltreffendheid van organiese liguitstralende toestelle. Adv. Mater. 15, 1043–1048 (2003).

de Mello, J. C., Wittmann, H. F. & Friend, R. H. An improved experimental determination of external photoluminescence quantum efficiency. Adv. Mater. 9, 230–232 (1997).

Di, D. et al. Efficient triplet exciton fusion in molecularly doped polymer light-emitting diodes. Adv. Mater. 29, 1605987 (2017).

Wallikewitz, B. H., Kabra, D., Gélinas, S. & Friend, R. H. Triplet dynamics in fluorescent polymer light-emitting diodes. Fis. Rev. B 85, 45209 (2012).

Chen, K., Gallaher, J. K., Barker, A. J. & Hodgkiss, J. M. Transient grating photoluminescence spectroscopy: an ultrafast method of gating broadband spectra. J. Phys. Chem. Lett. 5, 1732–1737 (2014).

Jakowetz, A. C. et al. What controls the rate of ultrafast charge transfer and charge separation efficiency in organic photovoltaic blends. J. Am. Chem. Soc. 138, 11672–11679 (2016).

Xu, X., Goponenko, A. V. & Asher, S. A. Polymerized polyHEMA photonic crystals: pH and ethanol sensor materials. J. Am. Chem. Soc. 130, 3113–3119 (2008).

Neyts, K. A. Simulation of light emission from thin-film microcavities. J. Opt. Soc. Am. A 15, 962 (1998).

Benisty, H., Stanley, R. & Mayer, M. Method of source terms for dipole emission modification in modes of arbitrary planar structures. J. Opt. Soc. Am. A 15, 1192 (1998).

Defrance, J. et al. Moosh: a numerical Swiss army knife for the optics of multilayers in Octave/Matlab. J. Open Res. Softw. 4, e13 (2016).


Scientific cases for a next generation x-ray POLARIMETRY mission

Imaging polarimetry of extended sources

Pulsar wind nebulae (PWNe)

Pulsar Wind Nebulae (PWNe) are bubbles of relativistic particles and magnetic field that arise as a consequence of the interaction of the relativistic pulsar wind confined by its parent Supernova Remnant (SNR) or the ram pressure of the Interstellar Medium (ISM). They are among the most efficient particle (lepton) accelerators in our Galaxy [16, 17] and emit synchrotron radiation from radio to the hard X-ray band (up to MeV energies). They are the only relativistic accelerator where the acceleration site (the pulsar wind shock) is spatially resolved by current optical and X-ray instruments.

The structure of the magnetic field in these nebulae has been probed only by radio – and in a few cases, optical – measurements. The magnetic field is found to be well-ordered with a polarized fraction close to the theoretical limit. Even if there is no consistent morphological trend, some systems are characterized by a toroidal field geometry [18], and others by a more complex structure [19]. The only PWN with a high confidence X-ray polarimetric measurement of P = 19.2 ± 1.0%, is the Crab Nebula ([20] see also [1]).

However, 3D MHD simulations [21] predict energy equipartition at the shock front between the particles and the magnetic field, and a large level of instability far away from the injection and acceleration site, suggesting that radio and optical emission are poor tracers of the conditions in the acceleration region, unlike X-rays. Moreover, studies with Chandra [22] show that PWNe have complex high-energy morphologies with several structures (arcs, rings, jets, tori) with no counterpart at lower energies.

Spatially-resolved observations with angular resolution of ≤5″, would enable us to distinguish and separate these various features from each other, and from the central pulsar (PSR), in almost all the PWNe of interest (removing also the contamination from the SNR). In particular, the ability to distinguish between the central arcs, the jet, and the torus, is pivotal in understanding the physics of acceleration. Different models predict different relative behaviour among these regions. Shock acceleration based on stripped wind reconnection, predict a low level of magnetic energy in the nebula, and potentially a large level of turbulence already at the shock, marked by the internal rings. Fermi-like and shock drift acceleration on the other hand would suggest a large value of polarization in the internal regions. Dissipative acceleration due to turbulence would instead lead to some anti-correlation between bright features and polarization, and to strongly depolarized jets. Comparison of polarization properties among various bands from radio to optical and X-rays will provide the first broad-band view of the magnetic field structure in these systems. Below 5″ angular resolution, polarization studies could benefit from deconvolution, given the typical sizes of the main PWNe.

A collecting area > 5000 cm 2 would allow us to either get integrated polarization measures with a Minimum Detectable Polarization at 99% confidence level (MDP99) down to 1% for the 10 brightest nebulae in 1Ms each (3% with 100ks), and an MDP99 down to 10% for a larger set of about 30 PWNe [23]. On the brightest sources like Crab, Vela, MSH15–52, and G21.5 it will enable us to get down to a spatially resolved MDP99 of 10–20% in around 100 ks. Knowing how the level of turbulence changes with distance from the shock could test recent MHD scenarios invoking the conversion of magnetic energy into particle energy inside the emitting region. Moreover, resolving the jet’s magnetic structure with a next generation mission (NGXP) will allow us to test if they are due to PSR precession, that can be related to neutron star (NS) oblateness. This will enable us to investigate polarization in young and old systems, including a few bow-shocks. The ability to cover a wide energy range (0.5 to 20–40 keV) could be used to separate in energy the pulsar contribution both in the case of soft-emitters like Vela or hard ones like PSR B1509–58.

The ability to measure and define the polarization direction in PWNe, and its correlation with the observed geometrical axis could also be used to set constraints on Lorentz violation theories that predict rotation of the polarization plane [24]. Currently existing estimates based on INTEGRAL [7] measurements of the Crab Nebula are just marginally worse than those derived from optical polarization of GRBs, mostly because of poor determination of the polarization angle in the >20 keV energy range (Fig. 1).

Simulated counts map for a 100 ks observation of the Vela PWN, with an instrument with 5000 cm 2 effective area and 5” FWHM, in the 2–8 keV energy band. The 2σ minimum detectable polarization of various regions (the arcs, jet, and halo) is also indicated, assuming a modulation factor 0.3 at 2 keV

Supernova remnants (SNRs)

X-ray synchrotron polarization studies of supernova remnants (SNRs) are directly related to the questions of whether SNRs are the main sources of Galactic cosmic rays, and how SNRs are capable of accelerating particles to energies of 3 × 1015 eV (the cosmic-ray “knee”) or even beyond.

One of the earliest types of evidence that supernova remnants (SNRs) are cosmic-ray accelerators was the identification of their radio emission as synchrotron radiation [25] caused by relativistic electrons, with typical energies of 10 9 – 10 10 eV, swirling in 10–1000 μG magnetic fields. But this is still 5 orders of magnitude less than the cosmic-ray knee. However, there is a growing body of evidence that SNRs can accelerate particles to much higher energies, although no direct evidence yet that particles are accelerated up to the knee.

The first evidence was the identification of X-ray synchrotron radiation from a subset of young SNRs ([26], see [27] for a review). X-ray synchrotron radiation is caused by 10 13 – 10 14 eV electrons, much closer to the cosmic-ray knee. These electrons are close to the maximum possible, given that electrons lose their energy much more quickly than protons (years to tens of years) due to the synchrotron radiation itself. It is this X-ray synchrotron radiation that is the target of future X-ray polarization studies. No X-ray polarization of SNRs has ever been detected, but the IXPE mission is expected to lead to the first detection.

The second evidence for very-high energy cosmic rays in SNRs is gamma-ray emission, as observed by the Imaging Atmospheric Cherenkov Telescopes (IACTs). These also provide evidence for the presence of 10 13 – 10 14 eV particles inside SNRs, but it is not always clear whether these particles are protons and other atomic nuclei (hadronic cosmic rays), or electrons and positrons (so-called leptonic cosmic rays).

Hadronic cosmic rays are considered energetically more important (less than 1% of Galactic cosmic rays are leptons). However, X-ray synchrotron radiation, including polarization studies, provides a lot of diagnostic power for identifying the locations of particle acceleration within the SNRs, and on the conditions of particle acceleration. One reason why X-ray diagnostics is important is of a technical nature: the photon statistics in X-rays exceeds those of gamma rays, and X-ray imaging, and X-ray imaging can in principle be done on arcsecond angular scales (arcminute scales in gamma-rays). The arcsecond scale corresponds to physical scales of 10 17 cm, similar to the diffusion length scales of 10 13 –10 14 eV cosmic rays, but also similar to the length scale over which electrons tend to lose their energy in the post-shock flows (e.g. [27]), so energy dependent polarization maps at fine scale are needed to probe the magnetic field structure in the acceleration zone.

X-ray polarization studies are important as the polarization fraction is a direct measure of how ordered the magnetic fields are. This goes to the heart of the particle acceleration processes (diffusive shock acceleration, DSA, also called Fermi acceleration) itself. In DSA particles gain energy by repeatedly crossing the shock front, due to diffusion in the pre-shock and post-shock regions. If the magnetic field turbulence is high, particles diffuse only slowly, and stay closer to the shock front, allowing for faster acceleration. Faster acceleration also means that particles can be accelerated to higher energies in the limited lifetime during which the SNR has a high shock speed (a few hundred to a few thousand years). Fast acceleration therefore implies a low polarization fraction. But we also have to assess at what scales the magnetic field is ordered.

Given radio polarization measurements, but also the steepness of the X-ray synchrotron spectra, and the fact that the emitting volumes are smaller for X-ray synchrotron radiation, we expect that X-ray synchrotron emission from SNRs has a polarization fraction between 5 and 20% (see [28,29,30]). An important aspect of IXPE will be to establish the overall polarization fraction of a few SNRs, and see if our expectations are correct.

However, the photon statistics with IXPE will be limited, requiring Ms. observations. In addition, X-ray polarization will be limited to large regions of the SNRs. For a next generation X-ray polarization mission, one would ideally like to probe the magnetic field topology directly by establishing fluctuations in the polarization fractions, both spatially, on length scales of a few arcseconds, and in the time domain, on time scales corresponding to synchrotron loss time scales of a few years. Since the particle population excite the MHD waves that perturb the magnetic field, dynamical studies of SNR polarization probe the accelerator energetics.

A few arcseconds corresponds to the diffusion length scales of the X-ray synchrotron electrons and also to the magnetic-field fluctuations length scales to which the highest energy protons (

10 15 eV) are most sensitive (corresponding to their mean free path). Hence, these determine whether the magnetic field fluctuations are large enough to have cosmic-ray acceleration up to the “knee”. This will directly probe whether known young SNRs have the right properties to explain the cosmic-ray spectrum observed on Earth.

X-ray synchrotron radiation in Cas A, Tycho’s SNR (SN 1572), and Kepler’s SNR (SN 1604) are confined to filaments that are arcseconds wide.

These filaments can be seen to expand on time scales of years, which in fact corresponds to the shock wave moving through the circumstellar medium. As this happens Alfven waves with different orientations are sweeping through the shock. So, we expect both the polarization fraction and orientation of the magnetic fields to fluctuate over time scales of a year. The detection of X-ray “twinkling” [31] of small regions should be one of the main aims of a next generation X-ray polarization mission, being a direct result of magnetic field fluctuations.

The requirements on an X-ray mission are quite severe: the effective area should be an order of magnitude larger than IXPE, in order to bring down the time required for observations of SNRs to 100 ks, rather than 1 Ms. Moreover, more and finer pixels are necessary, with a typical pixel resolution of 1″ and a half-energy width of <5″.

Clusters of galaxies

Galaxy clusters are considered as important calibration sources for the nearest generation of X-ray polarimeters since they are bright, extended, and not polarized at the sensitivity level accessible with these instruments. However, there are a number of effects that might cause polarization of the X-ray emission from galaxy clusters at lower level. Besides emission from supra-thermal populations of particles in regions with ordered magnetic fields (e.g. connected with cold fronts and shocks, [32]), these include scattering of the Brightest Cluster Galaxy’s quasar emission (intrinsically polarized or non-polarized: [33,34,35,36]) and velocity-sensitive resonant scattering of the line emission ([35, 37,38,39]. Probing gas turbulence, evolution of magnetic fields, and particle kinetics, these signals are capable of providing information on effective collision time scales, viscosity, and heat conduction, and might help to shed light on fundamental microphysics of the turbulent, weakly-collisional high-β plasma of the Intra Cluster Medium (ICM). In the next decades, ICM studies will strongly benefit from data of the next generation X-ray, radio and sub-mm observatories, which will be very complementary to the sensitive X-ray polarization measurements (e.g. [40]) (Fig. 2).

Left: Polarization of the Fe XXV K resonant line emission calculated for a simulated galaxy cluster (2 × 2 Mpc box) and taking into account turbulent motions inside the ICM (adapted from [39]). The degree of polarization is color-coded (in percent) and the direction of the polarization plane is shown by the black bars. The black contours show the levels of equal surface brightness spaced by a factor of 4. Right: Polarization of the thermal bremsstrahlung emission from the ICM plasma subject to electron pressure anisotropies in the vicinity of a trans-sonic ‘cold front’ substructure (R = 200 kpc) moving inside a 1 Mpc ICM box (adapted from [32]). The degree of polarization is color-coded (in percent) and the direction of the polarization plane is shown by the white bars

While measuring intrinsic polarization in galaxy clusters is an interesting and far reaching exercise, the degree of polarization is very small, which makes such observations extremely challenging. At the same time, for a wide range of other problems the clusters of galaxies can be used as a convenient calibration (unpolarized) source and/or for axion searches. Axions and axion-like particles are a generic feature of many extensions to the Standard Model. In fact the QCD axion is the best explanation for the absence of CP violation in the strong force. Radiation polarized parallel to a magnetic field couples to axions, so that initially unpolarized radiation can become polarized as it travels through the magnetic field. Distant galaxy clusters whose bremsstrahlung emission should be nearly unpolarized can provide an excellent probe of axion physics (and the structure of intergalactic magnetic fields) with a future X-ray polarimeter. An observation of polarized X-rays from such a source would indicate that axions exist and provide a constraint on the coherence length and strength of intergalactic magnetic fields combined with the axion coupling. Studying clusters at a range of redshifts would constrain the coherence length, and other observations can constrain the intergalactic magnetic field, yielding constraints on the axion itself. The key to such a test is sensitivity because a smaller upper limit on the observed polarization yields tighter constraints on the axion.


Inhoud

One of the first uses of optical interferometry was applied by the Michelson stellar interferometer on the Mount Wilson Observatory's reflector telescope to measure the diameters of stars. The red giant star Betelgeuse was the first to have its diameter determined in this way on December 13, 1920. [3] In the 1940s radio interferometry was used to perform the first high resolution radio astronomy observations. For the next three decades astronomical interferometry research was dominated by research at radio wavelengths, leading to the development of large instruments such as the Very Large Array and the Atacama Large Millimeter Array.

Optical/infrared interferometry was extended to measurements using separated telescopes by Johnson, Betz and Townes (1974) in the infrared and by Labeyrie (1975) in the visible. [4] [5] In the late 1970s improvements in computer processing allowed for the first "fringe-tracking" interferometer, which operates fast enough to follow the blurring effects of astronomical seeing, leading to the Mk I, II and III series of interferometers. Similar techniques have now been applied at other astronomical telescope arrays, including the Keck Interferometer and the Palomar Testbed Interferometer.

In the 1980s the aperture synthesis interferometric imaging technique was extended to visible light and infrared astronomy by the Cavendish Astrophysics Group, providing the first very high resolution images of nearby stars. [6] [7] [8] In 1995 this technique was demonstrated on an array of separate optical telescopes for the first time, allowing a further improvement in resolution, and allowing even higher resolution imaging of stellar surfaces. Software packages such as BSMEM or MIRA are used to convert the measured visibility amplitudes and closure phases into astronomical images. The same techniques have now been applied at a number of other astronomical telescope arrays, including the Navy Precision Optical Interferometer, the Infrared Spatial Interferometer and the IOTA array. A number of other interferometers have made closure phase measurements and are expected to produce their first images soon, including the VLTI, the CHARA array and Le Coroller and Dejonghe's Hypertelescope prototype. If completed, the MRO Interferometer with up to ten movable telescopes will produce among the first higher fidelity images from a long baseline interferometer. The Navy Optical Interferometer took the first step in this direction in 1996, achieving 3-way synthesis of an image of Mizar [9] then a first-ever six-way synthesis of Eta Virginis in 2002 [10] and most recently "closure phase" as a step to the first synthesized images produced by geostationary satellites. [11]

Astronomical interferometry is principally conducted using Michelson (and sometimes other type) interferometers. [12] The principal operational interferometric observatories which use this type of instrumentation include VLTI, NPOI, and CHARA.

Current projects will use interferometers to search for extrasolar planets, either by astrometric measurements of the reciprocal motion of the star (as used by the Palomar Testbed Interferometer and the VLTI), through the use of nulling (as will be used by the Keck Interferometer and Darwin) or through direct imaging (as proposed for Labeyrie's Hypertelescope).

Engineers at the European Southern Observatory ESO designed the Very Large Telescope VLT so that it can also be used as an interferometer. Along with the four 8.2-metre (320 in) unit telescopes, four mobile 1.8-metre auxiliary telescopes (ATs) were included in the overall VLT concept to form the Very Large Telescope Interferometer (VLTI). The ATs can move between 30 different stations, and at present, the telescopes can form groups of two or three for interferometry.

When using interferometry, a complex system of mirrors brings the light from the different telescopes to the astronomical instruments where it is combined and processed. This is technically demanding as the light paths must be kept equal to within 1/1000 mm over distances of a few hundred metres. [ why? ] For the Unit Telescopes, this gives an equivalent mirror diameter of up to 130 metres (430 ft), and when combining the auxiliary telescopes, equivalent mirror diameters of up to 200 metres (660 ft) can be achieved. This is up to 25 times better than the resolution of a single VLT unit telescope.

The VLTI gives astronomers the ability to study celestial objects in unprecedented detail. It is possible to see details on the surfaces of stars and even to study the environment close to a black hole. With a spatial resolution of 4 milliarcseconds, the VLTI has allowed astronomers to obtain one of the sharpest images ever of a star. This is equivalent to resolving the head of a screw at a distance of 300 km (190 mi).

Notable 1990s results included the Mark III measurement of diameters of 100 stars and many accurate stellar positions, COAST and NPOI producing many very high resolution images, and Infrared Stellar Interferometer measurements of stars in the mid-infrared for the first time. Additional results include direct measurements of the sizes of and distances to Cepheid variable stars, and young stellar objects.

High on the Chajnantor plateau in the Chilean Andes, the European Southern Observatory (ESO), together with its international partners, is building ALMA, which will gather radiation from some of the coldest objects in the Universe. ALMA will be a single telescope of a new design, composed initially of 66 high-precision antennas and operating at wavelengths of 0.3 to 9.6 mm. Its main 12-meter array will have fifty antennas, 12 metres in diameter, acting together as a single telescope – an interferometer. An additional compact array of four 12-metre and twelve 7-meter antennas will complement this. The antennas can be spread across the desert plateau over distances from 150 metres to 16 kilometres, which will give ALMA a powerful variable "zoom". It will be able to probe the Universe at millimetre and submillimetre wavelengths with unprecedented sensitivity and resolution, with a resolution up to ten times greater than the Hubble Space Telescope, and complementing images made with the VLT interferometer.

Optical interferometers are mostly seen by astronomers as very specialized instruments, capable of a very limited range of observations. It is often said that an interferometer achieves the effect of a telescope the size of the distance between the apertures this is only true in the limited sense of angular resolution. The amount of light gathered—and hence the dimmest object that can be seen—depends on the real aperture size, so an interferometer would offer little improvement as the image is dim (the thinned-array curse). The combined effects of limited aperture area and atmospheric turbulence generally limits interferometers to observations of comparatively bright stars and active galactic nuclei. However, they have proven useful for making very high precision measurements of simple stellar parameters such as size and position (astrometry), for imaging the nearest giant stars and probing the cores of nearby active galaxies.

A simple two-element optical interferometer. Light from two small telescopes (shown as lenses) is combined using beam splitters at detectors 1, 2, 3 and 4. The elements creating a 1/4-wave delay in the light allow the phase and amplitude of the interference visibility to be measured, which give information about the shape of the light source. A single large telescope with an aperture mask over it (labelled Mask), only allowing light through two small holes. The optical paths to detectors 1, 2, 3 and 4 are the same as in the left-hand figure, so this setup will give identical results. By moving the holes in the aperture mask and taking repeated measurements, images can be created using aperture synthesis which would have the same quality as would have been given by the right-hand telescope sonder the aperture mask. In an analogous way, the same image quality can be achieved by moving the small telescopes around in the left-hand figure — this is the basis of aperture synthesis, using widely separated small telescopes to simulate a giant telescope.

At radio wavelengths, interferometers such as the Very Large Array and MERLIN have been in operation for many years. The distances between telescopes are typically 10–100 km (6.2–62.1 mi), although arrays with much longer baselines utilize the techniques of Very Long Baseline Interferometry. In the (sub)-millimetre, existing arrays include the Submillimeter Array and the IRAM Plateau de Bure facility. The Atacama Large Millimeter Array has been fully operational since March 2013.

Max Tegmark and Matias Zaldarriaga have proposed the Fast Fourier Transform Telescope which would rely on extensive computer power rather than standard lenses and mirrors. [14] If Moore's law continues, such designs may become practical and cheap in a few years.


Single-Photon Generation and Detection

5.1 Introduction

The development of improved single-photon detectors is crucial to the advancement of quantum information technologies and measurement science. Desired characteristics for detectors include high detection efficiency (DE), low dark count and afterpulsing probability, fast response time, and low timing jitter. In addition, certain applications require detectors that are not only sensitive to single photons, but that can also resolve the number of incident photons that arrive simultaneously. Such photon-number-resolving detectors are a key enabling technology for linear-optics quantum computing [1] , impact the security of quantum communications [2] , and provide crucial measurement tools for studying the quantum nature of light [3–7] . There are also demands for optical receivers that can do more than count photons. For instance, detectors capable of preserving the spin of photogenerated carriers are applicable to systems that encode information in the polarization states of photons. Such detectors could lead to the development of quantum repeaters [8] , which enable quantum communication over distances far beyond the fiber attenuation length. Improving known detector technologies and searching for new methods of photodetection are both active areas of research aimed at realizing higher performing detection systems that are compact, robust, and easy to operate.

In this chapter, we describe some of the novel semiconductor-based single-photon detectors, including visible-light photon counters (VLPCs), solid-state photomultipliers (SSPMs), and quantum-dot-based detectors. We will cover the basic operation principles of these devices, experimental results that have demonstrated their unique attributes, concrete models to quantify their performance, and future prospects for these detector technologies.


Kyk die video: Het heelal 2 - Ziedende Zon 1 van 3 (Desember 2022).