Sterrekunde

Spilskaal in kosmologie, CMB-waarneming

Spilskaal in kosmologie, CMB-waarneming


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.

Wat is 'n spilpunt, die draaifrekwensie in die algemeen, en veral in die kosmologie? Ek kry nie die idee nie.

Byna oral waar ek dieselfde sin gekry het, neem ons die standaardwaarde van 'n spilpunt $ k = 0,05 $ Mpc$^{-1}$ vir Planck en spilfrekwensie as $ f_ {cmb} = (c / 2 pi) k $". Wat beteken dit?

(Byvoorbeeld in https://www.cosmos.esa.int/documents/387566/387653/Planck_2018_results_L10.pdf)


Verskil tussen sterrekunde en kosmologie is?

Kosmologie handel oor die grootskaalse struktuur en meetkunde van die heelal - die geskiedenis daarvan, hoe dit ontwikkel het. Dit is algehele samestelling van deeltjies en chemiese stowwe en hoe dit ontwikkel het. Die ouderdom daarvan.
Deesdae het ons beide teoretiese en waarnemende kosmologie. Een van die hoofredes vir die opstel van die Hubble-ruimteteleskoop was om die uitbreidingstempo akkuraat te bepaal. En ander kosmo-parameters. Waarnemingskosmologie is die meet van 'n grootskaalparameter, soos algehele kromming of uitbreidingstempo.

'N Astronomie-afdeling aan 'n universiteit het gewoonlik mense wat kosmologie doen (die algemene vorm en geskiedenis van die heelal bestudeer) en mense wat astrofisika doen (hoe sterre vorm, hoe hulle mettertyd verander, hoe hulle ontplof, hoe kwasars werk, wat kosmiese strale maak, ens. ens.)

Tans kry u sowel teoretiese as waarnemingsastrofisika --- teorie beteken om wiskundige modelle te maak (byvoorbeeld van 'n ster) en waarneming beteken om modelle aan die werklikheid na te gaan om te sien of dit ooreenstem.

En soos ek gesê het, kry u ook teoretiese en waarnemende kosmologie. 'N Groot bydrae tot die waarnemingskosmologie is die kartering van die CMB (kosmiese mikrogolfagtergrond) en ook die sterrestelseltellings of rooiverskuiwingsopnames, waar hulle tel hoeveel sterrestelsels daar op verskillende afstande is om grootskaalse golwings in die konsentrasie van materie op te spoor. Obs. Cosmo-mense soek baie grootskaalse patrone, grootskaalse struktuur en probeer om te modelleer hoe dit gevorm is, en wat dit sê oor die skommelinge en uitbreiding in die vroeë heelal.

Soos Marcus gesê het, is daar beide teoretiese en waarnemende sterrekundiges en kosmoloë (met baie mense tussenin die spektrum van beide die teorie-waarnemer sowel as die sterrekundige-kosmoloë).

Die manier waarop ek dit sou stel, is dat 'n sterrekundige oor die algemeen na 'n klas voorwerpe wil kyk om daaroor te leer ter wille van die leer daarvan. Dus, 'n sterrekundige wat aan sterre werk, sal teleskope gebruik om daarna te kyk en / of teoretiese modellering daarvan te doen met die einddoel om meer oor sterre te verstaan. Dieselfde geld vir mense wat sterrestelsels, pulse of wat ook al bestudeer.

Aan die ander kant moet kosmoloë die enorme hoeveelheid kennis gebruik wat sterrekundiges opgebou het oor die aard van die voorwerpe (sterre, sterrestelsels, ens.) In die Heelal, maar hulle gebruik die kennis om breër vrae oor die Heelal aan te spreek. Daar is egter baie oorvleueling, byvoorbeeld om sterrestelsels te gebruik om kosmologie te doen, moet u baie gedetailleerd nadink oor die aard van sterrestelsels, en daarom word simulasies of waarnemingsopnames dikwels gedoen met groot groepe mense, waarvan sommige uiteindelik wil ons die sterrestelsels self bestudeer, terwyl ander net wil hê dat die sterrestelsel bietjie moet verstaan ​​sodat hulle die resultate kan gebruik om dinge oor kosmologie af te lei.

Aan die ander kant moet u dikwels 'n kosmologie aanneem as u iets wil sê oor byvoorbeeld die evolusie van sterrestelsels. Die twee gaan hand aan hand en dit is 'n geval dat iemand se geraas 'n ander sein is.


15.1: Waarnemings van die CMB-spektrum

Sommige studente praat oor die temperatuur van die heelal, of dit nou koud of warm is, en hoe dit mettertyd kan verander.

  • Audrey: & quotEk het op TV gesien dat die ruimte regtig koud is. & quot
  • Bradford: & quot Ek dink die temperatuur van die heelal word warm. Ek het gehoor dat die gletsers in Groenland daarom smelt. & Quot
  • Carissa: & quotDie gletsers smelt omdat die aarde warm word. Maar ek dink die heelal word ook warm. Miskien omdat die son warm is. & Quot
  • Damian: & quotEk stem nie saam nie. Ek dink die Heelal bly dieselfde temperatuur. Ek weet dit is warm naby die son, maar daar is plekke waar sterre vorm en ander sterf, so ek dink dit is alles gelyk. & Quot
  • Evie: & quot Ek dink dit bly dieselfde temperatuur omdat die son en sterre te klein is om die hele heelal te beïnvloed. & quot

Ons kan die lig van astronomiese voorwerpe gebruik om die temperatuur daarvan te meet. Die CMB kom uit alle rigtings in die lug, sodat ons die lig kan gebruik om die heelal se temperatuur te neem. Maar eers, wat is die kosmiese mikrogolfagtergrond presies?

Arno Penzias en Robert Wilson wou nie die CMB ontdek nie. Hulle het in 1964 met 'n nuwe soort detektor by Bell Labs in New Jersey gewerk. In die loop van baie noukeurige metings en die hersiening van hul toerusting, het hulle besef dat hulle 'n bron van & ldquonoise & rdquo in hul antenna opgespoor het. Dit kom uit alle kante in die lug en kan nie aan enige bekende bron toegeskryf word nie.

Nie Penzias of Wilson het geweet wat om van hul antenna-geraas te maak nie. Maar toe verneem Arno Penzias van 'n artikel van Robert Dicke, Jim Peebles en David Wilkinson, almal kosmoloë aan die nabygeleë Princeton-universiteit. In die referaat, wat nog in konsepvorm was, het hulle relikstraling bespreek wat in die vroeë stadiums van 'n warm digte heelal moes geskep word. Nadat hy die koerant gelees het, het Penzias die Princeton-wetenskaplikes genooi om na Bell Labs te kom en na die antenna te kyk (Figuur 15.1), tesame met sy en Wilson se resultate. Saam het hulle besluit om gelyktydige artikels te publiseer wat die ontdekking van die agtergrondstraling voorspel wat deur die oerknalteorie voorspel word. Die Princeton-groep skryf oor die teoretiese onderbou van die bestraling, en die paar van Bell Labs skryf oor hul ontdekking. Die artikels is rug-aan-rug gepubliseer Astrofisies Tydskrif Briewe in 1965. Penzias en Wilson het die Nobelprys vir fisika in 1978 gewen vir die ontdekking.

Figuur 15.1: Hierdie horingantenne is deur Penzias en Wilson by Bell Labs gebruik in hul ontdekking van die CMB. Krediet: Wikimedia Commons

Met die eerste oogopslag is die CMB 'n byna heeltemal eenvormige gloed in die hele lug soos gesien in mikrogolwe. Dit is soortgelyk aan die blou gloed wat op 'n wolklose dag in die lug gesien word. Daar is bykans geen waarneembare kenmerke nie. Figuur 15.2 illustreer die eenvormigheid van die temperatuur van die CMB oor die hele lug in vergelyking met 'n kaart van temperature op aarde. Aangesien die CMB met mikrogolfteleskope in plaas van sigbare lig waargeneem word, word kleur gewoonlik gebruik om temperatuur, nie golflengte, op kaarte van die CMB voor te stel nie. Verder word CMB-kaarte gewoonlik in die Mollweide-projeksie getoon, sodat alle posisies aan die lug gelyktydig gesien kan word. 'N Voorbeeld van hoe 'n kaart van die aarde in 'n Mollweide-projeksie sou lyk, word in Figuur 15.2 (onderste paneel) en 15.3 getoon.

Figuur 15.2: Die eenvormigheid van die temperatuur van die CMB (boonste paneel) vergeleke met 'n kaart van die aarde op dieselfde temperatuurskaal (onderste paneel). Die temperatuur van die CMB is baie meer eenvormig as die temperatuur regoor die aarde. Albei kaarte gebruik 'n projeksie sodat die hele sfeer van die lug (in die geval van die CMB) of die aardbol (in die geval van die aarde) gelyktydig voorgestel kan word (soos in Figuur 15.3). Krediet: NASA / WMAP Wetenskapspan Figuur 15.3: 'n Mollweide-kaartprojeksie van die aarde. Die voordeel van hierdie projeksie is dat dit alle posisies op die wêreld tegelyk laat sien. Daar is steeds vervormings in verhouding tot 'n bolvormige aardbol, maar dit is minder as dié van 'n reghoekige (Cartesiese) kaart. Krediet: NASA / WMAP Wetenskapspan

Onthou dat ons die temperatuur van 'n voorwerp kan meet vanaf die spektrum en die grafiek van die golflengte (horisontale as) teenoor hul emissieintensiteit (vertikale as) op die golflengte. Die algemeenste tipe deurlopende spektrum word 'n swartliggaamspektrum (of Planck-spektrum) genoem en het 'n kenmerkende vorm. Ons het ook geleer dat die piekgolflengte van die swartliggaamspektrum ooreenstem met die temperatuur: hoe warmer die voorwerp is, hoe korter is die golflengte op die piek en hoe hoër is die kurwe op alle golflengtes.

In 1989 is die COBE-satelliet gelanseer, met die doel om die spektrum van die CMB oor die hele lug te meet. Die COBE-span het tientalle wetenskaplikes en ingenieurs ingesluit. Honderde ander mense het gehelp om die sending suksesvol te maak. Die spanleiers vir die projek, John Mather en George Smoot, het in 2006 die Nobelprys verower vir ontdekkings wat deur die COBE-span gemaak is.

COBE bevat 'n instrument genaamd die Ver-infrarooi absolute spektrofotometer, of FIRAS. Die FIRAS-instrument het die intensiteit van die CMB op meerdere golflengtes gemeet en vasgestel dat dit 'n swartliggaamspektrum met 'n temperatuur van 2,725 en plusmn 0,002 K. het. swart liggaam as enige oond, houtskoolbriket of lamp wat ons ooit gemaak het. Figuur 15.4 toon die spektrum van die CMB, soos gemeet deur FIRAS. Die data en die model stem ooreen met 'n hoë akkuraatheid. Die onsekerheid in die datapunte is kleiner as die breedte van die lyn wat gebruik word om die modelpas te teken.

Figuur 15.4: Spectrum van die CMB soos gemeet deur die FIRAS-instrument op die COBE-satelliet. Die CMB is die mees perfekte swart liggaam wat bekend is. Dit het 'n temperatuur van ongeveer 3 grade bo absolute nul, wat ooreenstem met 'n piekgolflengte van ongeveer 'n millimeter. Teorie en waarneming stem ooreen met beter as die breedte van die lyn in die grafiek. Krediet: NASA / SSU / Aurore Simonnet gebaseer op COBE / FIRAS-data


Kosmologie

Princeton het 'n lang tradisie in waarnemings-, numeriese en teoretiese kosmologie met navorsingspogings in fisika, sterrekunde en by die IAS. Princeton-fakulteit het gehelp om die huidige kosmologiese model van vandag (Bahcall, Cen, Dunkley, Gott, J. Ostriker, Spergel, Steinhardt, Zaldarriaga) te ontwikkel en het belangrike konsepte soos donker materie, donker energie en inflasie bekendgestel. Paul Steinhardt (fisika) was nie net 'n sleutelfiguur in die ontwikkeling van die inflasionêre model nie, maar het onlangs ook sy mees belowende alternatief ontwikkel: die ekpirotiese heelal. Princeton-fakulteit werk aan 'n verskeidenheid probleme in die teoretiese kosmologie: tydreis (Gott), die topologie van grootskaalse struktuur (Gott), die vorm van die heelal (Spergel), vorming en evolusie van sterrestelsels en grootskaalse struktuur (Bahcall, Cen, J. Ostriker), trosse sterrestelsels en die gebruik daarvan as kosmologiese instrumente (Bahcall, Cen, J. Ostriker), die verspreiding van donker materie (Bahcall, J. Ostriker), nie-Gaussianiteite uit die vroeë heelal ( Spergel, Zaldarriaga), vroeë stervorming en kosmologiese reïonisering (Cen), sterrestelselvorming en die fisika van die IGM (Bahcall, Cen, J. Ostriker).

Princeton-studente en -fakulteite speel leidende rolle in beide kosmiese mikrogolf-agtergrondopnames en optiese opnames, wat ons huidige ooreenstemmingsmodel van kosmologie gevestig het. Jo Dunkley, Lyman Page, Suzanne Staggs en David Spergel karteer die kosmiese mikrogolfagtergrond met die Atacama Cosmology Telescope (ACT) en bestudeer die interaksie daarvan met sterrestelsels en gas op die voorgrond. Michael Strauss, Jenny Greene, Jim Gunn en Robert Lupton doen 'n groot opname-opname met die Hyper Suprime-Cam (HSC) op die Subaru 8,2 m-teleskoop met gravitasie-lense om die verspreiding van donker materie in kaart te bring. Hulle is ook deel van 'n internasionale konsortium wat die Subaru Prime Focus Spectrograph (PFS) bou, wat die rooi verskuiwings van miljoene z & GT1-sterrestelsels sal meet. Strauss en Lupton is betrokke by alle aspekte van die Large Synoptic Survey Telescope, die voorste grondgebaseerde teleskoop van die 2020's. Gunn sit sy leiersrol voort in die Sloan Digital Sky Survey. Princeton speel ook 'n leidende rol in NASA se WFIRST-missie: Jeremy Kasdin en David Spergel is medevoorsitters van die Science Working Group. Adam Burrows, Jenny Greene en Robert Lupton is lede van die WFIRST-wetenskaplike ondersoekspanne.

J. Ostriker, Cen, en hul studente het gehelp om numeriese kosmologie te ontwikkel. Hulle het hidrodinamiese simulasiekodes ontwikkel wat gehelp het om ons begrip van die Lyman alfa-woud, die vorming van sterrestelsels en die Warm Hot Intergalaktiese Medium te vorm. Hulle werk nou saam met Jim Stone, E. Ostriker en ander om die kleinskaalse ("sub-grid") fisika wat die fisiese eienskappe van sterrestelsels bepaal, te modelleer, en met Strauss, Greene en ander om die resultate van hul simulasies te vergelyk. met waarnemings. Berekeningsastrofisika is inderdaad 'n belangrike fokuspunt van die departement.


2. SMASH en sy variante

In hierdie afdeling sal ons 'n aantal uitbreidings van die SM beskryf wat die Peccei-Quinn (PQ) meganisme benut (Peccei en Quinn, 1977) om die sterk CP-probleem op te los en sodoende die potensiaal het om die vyf grootste probleme van deeltjiefisika op te los. en kosmologie in een slag.

2.1. SMASH

Die model met die kleinste veldinhoud en hier en in die volgende SMASH gedubbed & # x02014 is gebaseer op 'n KSVZ-tipe aksie-model (Kim, 1979 Shifman et al., 1980): 'n komplekse skalaarveld SM-singlet & # x003C3, wat 'n (spontaan gebreek) globaal U(1)PQ simmetrie, en 'n vektoragtige Dirac fermion V, wat transformeer as 2 (3, 1, & # x022121 / 3) of, alternatiewelik, as (3, 1, 2/3) onder die SM-maatgroep US(3)C & # x000D7 US(2)L & # x000D7 U(1)Y en wat chiraal transformeer onder U(1)PQ, word by die veldinhoud van die & # x003BDMSM gevoeg (vgl. Figuur 2). Die skalaarpotensiaal, wat verband hou met die Higgs-veld H tot & # x003C3, word aanvaar dat dit die algemene vorm het

met & # x003BBH, & # x003BB & # x003C3 & # x0003E 0 en & # x003BB H & # x003C3 2 & # x0003C & # x003BB H & # x003BB & # x003C3, om te verseker dat beide die elektrieswakke simmetrie en die PQ-simmetrie in die vakuum gebreek word, dws die minimum van die skalaarpotensiaal word bereik met die vakuumverwagtingswaardes (VEV's)

waar v = 246 GeV. Die breekskaal van die PQ-simmetrie v& # x003C3 word aanvaar dat dit baie groter is as die Higgs VEV v. Ooreenkomstig is die deeltjie-opwekking van die modulus & # x003C1 van & # x003C3, vgl.

terwyl die deeltjie-opwekking A van die hoekige vryheidsgraad van & # x003C3 & # x02013 wat gedoop word & # x0201Caxion & # x00022 in die konteks van die PQ-oplossing van die sterk CP-probleem (Weinberg, 1978 Wilczek, 1978) & # x02014 is 'n massalose Nambu-Goldstone ( NG) boson, mA = 0.

Figuur 2. Deeltjie / veldinhoud van SMASH.

As gevolg van die veronderstelde chirale transformasie van die nuwe vektoragtige fermion V, die U(1)PQ simmetrie is gebreek as gevolg van die gluoniese driehoek anomalie,

Onder hierdie omstandighede is die NG veld

tree op as 'n ruimte-afhanklike & # x003B8-hoek in QCD. In werklikheid verseker die anomalie dat, by energieë bo die skaal van QCD, & # x0039BQCD, maar ver onder die skaal van PQ-simmetrie wat breek, v& # x003C3, dit is nadat die saxion & # x003C1 en die vektoragtige kwark geïntegreer is V, wat ook 'n groot massa kry uit sy Yukawa-koppeling met die PQ-skalaar,

die effektiewe Lagrangian van die aksie het die vorm

Ooreenkomstig kan die & # x003B8 & # x000AF-hoek in QCD uitgeskakel word deur 'n verskuiwing & # x003B8 (x) & # x02192 & # x003B8 (x) - & # x003B8 & # x000AF. By energieë onder & # x0039BQCD, die effektiewe potensiaal van die verskuifde veld, wat ons weer gerieflik aandui deur & # x003B8 (x), sal dan saamval met die vakuumenergie van QCD as 'n funksie van & # x003B8 & # x000AF

waar V die Euclidiese ruimtetydvolume is, is Z (& # x003B8 & # x000AF) die partisiefunksie van QCD, en & # x003A3 0 = - & # x02329 & # x0016B u & # x0232A = - & # x02329 d & # x00304 d & # x0232A is die chirale kondensaat (Vecchia en Veneziano, 1980 Leutwyler en Smilga, 1992). Met name word CP in die vakuum bewaar, aangesien V(& # x003B8) het 'n absolute minimum by & # x003B8 = 0 en dus verdwyn die vakuumverwagtingswaarde van & # x003B8, & # x02329 & # x003B8 & # x0232A = 0 (Vafa en Witten, 1984). Die uitbreiding van die potensiaal rondom nul en gebruik

'n mens vind die massa van die aksie as die koëffisiënt van die kwadratiese term,

waar & # x003C70 is die topologiese vatbaarheid in QCD, m& # x003C0 = 135 MeV die neutrale pionmassa, f& # x003C0 & # x02248 92 MeV sy vervalskonstante, en mu, md is die massas van die ligste kwarks, met verhouding Z = mu/md & # x02248 0.56. 'N Onlangse bepaling in die chirurgiese versteuringsteorie (NLO) (Grilli di Cortona et al., 2016) wat die volgende toonaangewende volgorde opgelewer het, het & # x003C7 0 = [75 opgelewer. 5 (5) MeV] 4, wat mooi ooreenstem met die resultaat van rooster QCD, & # x003C7 0 = [75. 6 (1. 8) (0. 9) MeV] 4 (Borsanyi et al., 2016), wat 3

Verder word ook koppelings aan die foton en die kerne geërf van die aksie wat met die pion meng. Die volle lae-energie Lagrangian van die aksie met fotone (F& # x003BC & # x003BD), nukleone, & # x003C8N = p, n, elektrone (e) en aktiewe neutrino's (& # x003BDi) het die generiese vorm

waar V(A) = V(& # x003B8 = A/fA). Die dimensielose koppeling aan fotone, CA & # x003B3, behels 'n modelonafhanklike deel van die vermenging met die pion en 'n modelafhanklike deel, afhangend van die elektriese lading van V. Dit word in Tabel 1 gegee vir die twee variante van SMASH.Net so het die proton en neutron 'n modelonafhanklike deel en 'n modelafhanklike bydrae wat voortspruit uit moontlike aksie-kwarkkoppelings van die vorm (CA q / 2) (& # x02202 & # x003BC A / f A) & # x003C8 & # x00304 q & # x003B3 & # x003BC & # x003B3 5 & # x003C8 q in die hoë-energie teorie

soos gevind in die nuutste berekening (Grilli di Cortona et al., 2016). In SMASH verdwyn al die aksie-kwark- en aksie-gelaaide leptonkoppelings op boomvlak (vgl. Tabel 1).

Tabel 1. Axion voorspellings vir twee SMASH-variante wat verskillende vektoragtige kwarks gebruik as RV onder die SM-maatgroepfaktore US(3)C & # x000D7 US(2)L & # x000D7 U(1)Y: Axion verval konstant fA, koppeling aan die foton CA & # x003B3, en koppelings op boomvlak aan kwarks en gelaaide leptone CAi, i = u, & # x02026, t, e,. & # x003C4.

Om die sterk perke van laboratoriumeksperimente en sterre astrofisika te vermy, verval die aksie konstant fA moet baie groter wees as die elektro-swakke skaal (Tanabashi et al., 2018), veral f A & # x02273 1 0 8 & # x000A0GeV vanaf die gemete duur van die neutrino sein van supernova 1987A (Raffelt, 2008 Fischer et al., 2016 Chang et al., 2018).

Opsioneel kan 'n mens die PQ-simmetrie met 'n leptongetal-simmetrie verenig deur ook PQ-ladings toe te ken aan die leptone en steriele neutrino's (Shin, 1987 Dias et al., 2014). In hierdie geval kry laasgenoemde hul Majorana-massas ook van PQ-simmetrie wat breek,

waar Yij is Yukawa-koppelings, en die massaskaal van die aktiewe neutrino's word bepaal deur die PQ-skaal,

Verder is die aksie A is in hierdie geval terselfdertyd die majoron J: die NG boson wat voortspruit uit die verbreking van die wêreldwye leptongetallesimmetrie (Chikashige et al., 1981 Gelmini en Roncadelli, 1981 Schechter en Valle, 1982). Dit lei tot 'n nie-zero boomvlak koppeling van die A/J aan die aktiewe neutrino's, (- 1/4) (& # x02202 & # x003BC A / f A) & # x003BD & # x00304 i & # x003B3 & # x003BC & # x003B3 5 & # x003BD i en om moontlik groot lus- geïnduseerde koppelings aan SM-kwarks en gelaaide leptone uit die lus waarby die steriele neutrino's betrokke is Ni (Shin, 1987 Pilaftsis, 1994). Tot die laagste orde in die wipplank, mD/MM & # x0226A 1, hulle word gegee deur Garcia-Cely en Heeck (2017)

waar T 3 d = - 1 2 = - T 3 u en die dimensielose hermitiese 3 & # x000D7 3 matriks & # x003BA gedefinieer word as

Opvallend is dat 'n aksie / majoron van KSVZ met f A & # x0007E 1 0 8 GeV die wenk van & # x0007E3 & # x003C3 kan verklaar van 'n abnormale groot energieverlies van heliumbrandende sterre, rooi reuse en wit dwerge, as | & # x02212 2 & # x003BAee| is orde-eenheid (Giannotti et al., 2017).

2.2. 2hdSMASH

'N Minder minimale variant van SMASH & # x02014 gedubbed 2hdSMASH & # x02014 benut DFSZ-tipe aksie-modelle (Zhitnitsky, 1980 Dine et al., 1981): die SM Higgs-sektor word uitgebrei met twee Higgs-dubbels, Hu en Hd, waarvan die vakuumverwagtingswaardes is vu en vd gee massas aan onderskeidelik up- en down-type kwarks. Daar is twee moontlikhede, genaamd 2hdSMASH (d) of 2hdSMASH (u), afhangende van die vraag of leptons koppel aan Hd, wat voorkom in bekende Grand Unified Theories (GUT's), of tot Hu. Die nf = 6 SM-model kwarks word veronderstel om PQ ladings te dra sodat die gluoniese driehoek anomalie alleen daaruit voortspruit,

Die lae-energie Lagrangian van 'n DFSZ-tipe PQ-verlenging van die SM is identies aan die van 'n 2 Higgs Doublet Model (2HDM), aangevul deur wip-gegenereerde neutrino massas (Vergelyking 2), en die een van 'n DFSZ-tipe aksie . Die DFSZ-aksie-eienskappe word in Tabel 2 gegee. In hierdie geval is daar koppelings op boomvlak aan kwarks en leptone. Trouens, die abnormale sterre-energieverliese hierbo genoem kan alternatiewelik verklaar word deur 'n DFSZ-tipe aksie met f A & # x02273 1 0 8 GeV en tan & # x003B2 & # x02261 vu/vd & # x0007E 1 (Giannotti et al., 2017).

Tabel 2. DFSZ-tipe aksievoorspellings: aksievervalkonstante fA, koppeling aan die foton CA & # x003B3, en koppelings op boomvlak aan kwarks en gelaaide leptone CAi, i = u, & # x02026, t, e,. & # x003C4, met bruin & # x003B2 & # x02261 vu/vd.

Weereens, opsioneel kan die PQ-simmetrie verenig word met 'n leptongetal-simmetrie (Langacker et al., 1986 Volkas et al., 1988 Clarke and Volkas, 2016), in welke geval die aktiewe neutrino-massaskaal deur die PQ-skaal en die DFSZ-aksie is terselfdertyd 'n Majoron.

2.3. gutSMASH

Soos in die vorige afdeling opgemerk, kan die model 2hdSMASH (d) in 'n ingewande ingebed wees. Die eenvoudigste verenigde groep is US(5) (Georgi en Glashow, 1974 Georgi, 1975), met elke generasie fermione (nie regshandige neutrino's ingesluit nie) wat in die voorstellings pasF en 5 & # x00304 F, met US(5) in die SM-groep gebreek deur die VEV van 'n skalaar in die 24H, en met die elektriese breek wat deur twee skalare in die 5 uitgevoer wordH. Dit is vroeg reeds besef US(5) GUT's kan 'n aksie met 'n vervalskonstante akkommodeer fA gekoppel aan die eenwordingskaal (Wise et al., 1981). Dit is egter minimaal nie-supersimmetries US(5) GUT's is onversoenbaar met protonvervalperke, omdat die US(2) en U(1) maatkoppelings ontmoet op 'n te lae skaal. Daar is egter lewensvatbare uitbreidings waarin deeltjies addisioneel is US(5) veelvoude pas die loop van die maatkoppelings op gepaste wyse aan om sodoende suksesvolle eenwording te lewer wat verenigbaar is met protonvervalgrense. Die uitbreiding voorgestel in Bajc en Senjanovic (2007) en verder bestudeer in Bajc et al. (2007) Luzio en Mihaila (2013) maak gebruik van 'n fermioniese multiplet in die 24F, wat neutrino's met regterhand bevat wat 'n massa uit die VEV van die 24 kryH, wat breek US(5) in die SM. Dit genereer massas vir die ligneutrino's deur 'n kombinasie van die tipe I en III wipmeganismes, en maak ook voorsiening vir baryogenese van leptogenese. By die uitbreiding van hierdie lewensvatbare US(5) model om 'n wêreldwye PQ-simmetrie met sy ooreenstemmende aksie te akkommodeer (Di Luzio et al., 2018), het 'n SMASH-tipe konstruksie met die komplekse skalaar in die 24H wat die aksie bevat en as 'n Majoron optree. Die Lagrangian van hierdie model, wat ons miniSU (5) PQ sal noem, bevat die volgende interaksies (slegs skematies geskryf),

wat die PQ-opdragte in Tabel 3 afdwing.

Tabel 3. Veldinhoud en PQ-opdragte in die PQ-uitgebreide US(5) model van Di Luzio et al. (2018).

Die aksievervalkonstante hou verband met die eenwordingskaal vU as fA = vU/ 11, terwyl die aksiekoppelings aan nukleone en leptone in Tabel 4 gegee word.

Tabel 4. Axion voorspellings in US(5) & # x000D7 U(1)PQ (Di Luzio et al., 2018) en SO(10) & # x000D7 U(1)PQ modelle (Ernst et al., 2018): aksieverval konstante fA, koppeling aan die foton CA & # x003B3, en koppelings op boomvlak aan kwarks en gelaaide leptone CAi, i = u, & # x02026, t, e,. & # x003C4.

Die eenwordingskaal blyk baie beperk te wees en groei met dalende massa van die ligte fermion-drieling wat in 24 voorkom.F. Dit is te wyte aan die feit dat die verhoging van die eenwordingskaal 'n groter afwyking in die werking van die US(2) en U(1) maatkoppelings ten opsigte van die SM-behuizing, wat slegs bereik kan word as die ekstra deeltjies met elektrisiteit in die 24F multiplet word ligter. Die ligte elektro-swak drieling kan ondersoek word deur LHC-soektogte (Arhrib et al., 2010 Sirunyan et al., 2017), wat dan die hoogste perke gee vir vU & # x0221D fA. Aan die ander kant beperk protonvervaleksperimente, soos Super-Kamiokande (Abe et al., 2017) die eenwordingskaal van onder af. Gegewe die verband (15) tussen fA en die aksiemassa, het dit 'n opmerklik beperkte venster van toegelate waardes tot gevolg mA:

Die boonste limiet kan verslap word mA & # x0003C 330 neV wanneer u die smaakstruktuur van die model fyn kan instel om soveel moontlik vervalskanale vir die proton te sluit (Dorsner en Fileviez Perez, 2005). Die bogenoemde aksie-massavenster kan op aanvullende wyse geteiken word deur toekomstige hoë-energie botsers (Ruiz, 2015 Cai et al., 2018), eksperimente met protonverval, soos Hyper-Kamiokande (Abe et al., 2011), asook as direkte aksie soek na donker materie met CASPER-Electric (Budker et al., 2014 Jackson Kimball et al., 2017) en ABRACADABRA (Kahn et al., 2016).

Die kleinheid van die aksiemassa in hierdie model impliseer dat die aksie slegs met donker materie geïdentifiseer kan word as die Peccei-Quinn-simmetrie gebreek word voor of tydens inflasie en nie daarna herstel word nie, soos in afdeling 6 beoordeel. Aan die ander kant is die groot Waarde van fA impliseer dat inflasie groot aksioniese skommelinge van die isokuratuur kan veroorsaak wat strydig met waarnemings kan wees (vgl. afdeling 6).

In vergelyking met US(5) GUT's, teorieë gebaseer op die SO(10) -groep (Fritzsch en Minkowski, 1975 Georgi, 1975) kan lewensvatbare eenwordingspatrone oplewer sonder om supersimmetriese uitbreidings te oorweeg of om addisionele fermion-veelvoude by te voeg buiten die wat die SM-fermione bevat. Verder word regterhandse neutrino's outomaties opgeneem, aangesien dit outomaties by die res van die SM-kwarks en leptone voorkom as 'n mens drie spinorale voorstellings in ag neem 16F van SO(10). Laasgenoemde kan die volgende Yukawa-koppelings met skalaar Higgses in die 10 hêH en 126 & # x000AF H voorstellings,

wat aanleiding kan gee tot die wipplankmeganisme (Gell-Mann et al., 1979). Verder 'n PQ-simmetrie, waaronder die velde transformeer as

onafhanklik van die sterk CP-probleem gemotiveer kan word: dit verbied die tweede term in die Yukawa-interaksies (25), wat die ekonomie en voorspelbaarheid van die modelle deurslaggewend verbeter (Babu en Mohapatra, 1993 Bajc et al., 2006).

Stel 'n verdere Higgs-voorstelling by, sê 210H, die SO(10) simmetrie kan op die eenwordingskaal gebreek word MU deur die VEV van die 210H na die Pati-Salam-maatgroep US(4)C & # x000D7 US(2)L & # x000D7 US(2)R, wat na die SM-maatgroep gebreek word US(3)C & # x000D7 US(2)L & # x000D7 U(1)Y op die skaal van B& # x02212L breek MBL (wat dus die wipskaal is) deur die VEV van die 126 & # x000AF H, wat self op die swak skaal gebreek word MZ deur die VEV van die 10H,

Ongelukkig lei die minimale PQ-simmetrie (26) tot 'n vervalskonstante fA = v/ 3 (Holman et al., 1983 Mohapatra and Senjanovic, 1983 Altarelli and Meloni, 2013 Ernst et al., 2018), wat duidelik eksperimenteel uitgesluit word. Die eenvoudigste manier om hierdie probleem op te los, is om 'n PQ-lading ook aan die 210 te koppelH,

Ons noem hierdie model miniSO (10) PQ & # x02014 vir Minimal SO(10) & # x000D7 U(1)PQ model & # x02014 en som die veldinhoud en PQ-laai-opdragte in die eerste ry van Tabel 5 op. Die aksie-eienskappe daarvan word in Tabel 4 gegee.

Tabel 5. Veldinhoud en PQ-laai-opdragte in twee verskillende SO(10) & # x000D7 U(1)PQ modelle (Ernst et al., 2018).

Die foton- en fermionkoppelings is dieselfde as vir 2hdSMASH (d), hoewel die mikroskopiese oorsprong van die parameter & # x003B2 verskil, aangesien dit bepaal word deur die VEV's van vier Higgses, in teenstelling met twee in DFSZ-modelle. Verder, soos in miniSU (5) PQ, is die vervalskonstante in miniSO (10) PQ eweredig aan die skaal van groot eenwording, fA = vU/ 3, wat bepaal word deur die vereiste van eenwording van koppelkoppeling. Daarom is hierdie model meer voorspellend in die aksiesektor as SMASH of 2hdSMASH, maar tog minder voorspellend as miniSU (5) PQ as gevolg van die bykomende vryheid wat inherent is aan 'n multi-stap breek van die groot verenigde groep & # x02014 teenoor die enkel- stapbreuk in die US (5) geval & # x02014 sowel as gevolg van die addisionele drempelkorreksies wat kan voortspruit uit die groter aantal deeltjies wat in die SO(10) veelvoude. Met die inagneming van 'n redelike reeks skalêre drempelkorreksies en met inagneming van beperkinge van swartstraling (Arvanitaki et al., 2015) en protonbederf, word die aksievervalkonstante en massa voorspel dat dit in die reeks sal lê (Ernst et al., 2018 ).

Soos in die miniSU (5) PQ-model, kan so 'n ligaksie slegs verenigbaar wees met donker materie met 'n pre-inflasionêre verbreking van die PQ-simmetrie, en beperkings op isokuratuur kan belangrik wees. In werklikheid kan 'n een-stap breekmodel analoog aan miniSU (5) PQ ook gerealiseer word SO(10) deur die groep op 'n hoë skaal te breek, nie net met die 210 nieH, maar met die bykomende effek van 'n nie-nul VEV in 'n 45H skalêre multiplet (Boucenna et al., 2019). In hierdie model word suksesvolle eenwording met 'n protonleeftyd binne bereik van Hyper-Kamiokande bereik deur te verseker dat die oktette en drieling in die 210H bly lig, in analogie met die ligdrievoudiges in miniSU (5) PQ. Die PQ-heffing van die 210H is nou nul, terwyl die 45H word lading 4 toegeken, wat steeds 'n GUT-skaalaksie met 'n lae massa gee en dus beïnvloed word deur isokuratuurbeperkings.

Sulke beperkings kan beslis in die SO(10) & # x000D7 U(1)PQ variant genaamd gutSMASH waarvan die veldinhoud en PQ-laai-opdragte in die tweede ry van Tabel 5. gespesifiseer word.H het geen PQ-koste nie. In plaas daarvan bevat dit 'n verdere ingewikkelde skalet & # x003C3 wat onder die PQ-simmetrie gelaai word. Die VEV bepaal die breekskaal van die PQ-simmetrie (sien ook Babu en Khan, 2015 Boucenna en Shafi, 2018) en die aksievervalkonstante blyk te wees fA = v& # x003C3/ 3 (Ernst et al., 2018) (vgl. Tweede ry van tabel 4), wat 'n gratis parameter van die model is.


A Poor Man & # 8217s CMB Primer: Quantum Seeds

Die CMB stel 'n rekord op van antieke akoestiese ossillasies in die baryon-foton-plasma. Ons het bestudeer hoe hierdie oerklankgolwe ontwikkel, en hoe om die laaste strooi-oppervlak te ontleed om daaroor te leer. Nou is dit tyd om hul oorsprong te konfronteer: watter proses het die kosmiese simfonie saamgestel? 'N Paar verskillende voorstelle is deur die jare heen gevoer om die oorsprong van die oersteurings te verklaar. Termiese skommelinge en topologiese defekte is ondersoek, laasgenoemde word uitgesluit deur huidige CMB-gegewens, terwyl eersgenoemde voorsiening maak vir 'n lewensvatbare meganisme in stringgas- en kontrakterende heelal-modelle. Verreweg die merkwaardigste verhaal is egter dat grootskaalse struktuur eintlik van kwantummeganiese oorsprong is - dat die digtheidsversteurings eintlik versterk en bevrore kwantumskommelings is. Hierdie bisarre voorstel word verwesenlik in die inflasionêre heelal-scenario, waarin 'n kort, maar beslissende periode van eksponensiële uitbreiding die heelal van sy vroeë kinderskoene tot minstens sy huidige grootte gestrek het. Soos ons in hierdie gedeelte gaan ondersoek, het hierdie strek daarin geslaag om die kwantumbewegings van die velde wat in die ruimte in die post-inflasionêre heelal deurdring, te vergroot en te bewaar. .

Beskou vervolgens 'n skalaarveld wat uniform versprei is oor die ruimte met energiedigtheid en druk,
begin
etiket
rho & amp = & amp frac <1> <2> punt < phi> ^ 2 + V ( phi), nonumber
p & amp = & amp frac <1> <2> dot < phi> ^ 2 & # 8211 V ( phi).
einde
As ons aanneem dat die skalêre veld baie min kineties is in vergelyking met potensiële energie, ## dot < phi> ^ 2/2 ll V ( phi) ##, dan is ## p approx - rho ## en volgens Vgl. ( verw), is die voorwaarde vir versnelde uitbreiding bevredig. As ons ons voorstel dat ## V ( phi) ## 'n monotoon afnemende funksie van ## phi ## is, word potensiële energie, soos die veld ontwikkel, omgeskakel na kineties, net soos 'n klassieke bal wat teen 'n heuwel afrol. Uiteindelik, as die kinetiese energie buite die waarde ## 2V ( phi) ## groei, versnel die skaalfaktor nie meer nie en stop die heelal op te blaas (weer, soos in Vgl. ( Ref.)). Ons het dan via die skalaarveld 'n skynbaar eenvoudige meganisme om 'n periode van inflasie te begin en dit dan te beëindig. Inflasie hoef nie baie lank te duur om ernstige uitbreiding te veroorsaak nie: dit is omdat die skaalfaktor amper eksponensieel groei, ## a (t) approx e ^## met ## H ^ 2 ongeveer V ongeveer konst ##, gedurende die tyd wanneer ## dot < phi> ^ 2/2 ll V ##. Inflasie-uitbreiding het inderdaad ten minste 'n ## e ^ <60> ## - toename in die skaalfaktor in minder as ## Delta t ongeveer 10 ^ <-34> ## sekondes veroorsaak (as ons aanneem ## H ## is naby die grootse eenwordingskaal.) Hierdie geweldige uitbreiding laat die heelal baie glad, baie koud en baie leeg (bv. materie-digthede word met 'n faktor van ## e ^ <180> ## verdun. So, wat dan van die CMB? Moes inflasie dit nie uitwis nie?

Alhoewel ons nie weet watter veld inflasie gedryf het nie, word daar algemeen verwag dat hierdie veld - die inflasie—Moet 'n tuiste vind in 'n uitbreiding van die standaardmodel van deeltjie-fisika, en dit moet interaksie hê met sommige van die deeltjiesoorte in hierdie teorie. Wanneer die inflasie sy minimum potensiële energie bereik, kondenseer dit in 'n see van deeltjies terwyl die veld ossillasies oor hierdie minimum uitvoer (kyk vorentoe na Figuur 2 vir hulp om dit te visualiseer.) Die inflasie-deeltjies is massief, en die heelal is koud, en so die inflasie verval gou in die deeltjies waarmee dit in wisselwerking is volgens die heersende deeltjie-fisika-model. Hierdie vervalproses verhit die heelal in 'n warm, bestralings-gedomineerde fase identies aan die wat verwag is na die oerknal.Die bestraling wat die gevolg is van die inflatasieverval, vorm die CMB. Dus kan die einde van inflasie, operasioneel, saamval met die standaard oerknal, vir sover dit identiese aanvanklike voorwaardes vir die daaropvolgende standaard kosmologiese evolusie opstel. Wat van die & # 8220ware & # 8221 oerknal voor inflasie? Niemand weet regtig nie. Figuur 1 is 'n gewilde uitbeelding van hierdie tydlyn, komplimente van NASA, met inflasie geplaas voor die generering van die CMB en na die geheimsinnige oorsprong van die heelal.

Fig 1. Chronologie van die heelal. Beeldkrediet NASA / WMAP Wetenskapspan, 2006.

Ongeag die ware identiteit van inflasie, ons weet dat dit 'n kwantum veld. Dit beteken onder andere dat ons nie seker kan wees van die waarde daarvan op 'n gegewe punt in ruimtetyd nie, ## phi (x) ##. In die besonder sal die funksie ## phi (< bf x>) ## op 'n bepaalde tydstip van plek tot plek wissel. Dinamies verstaan ​​ons dit soos volg: terwyl die klassieke beweging van die inflasie streng van hoë na lae potensiële energie vloei, is dit 'n mate van verwardheid in die werklike trajek, aangesien dit & # 8220 afrol & # 8221

Fig 2. Klassieke rol van die inflasie, met kwantumskommelings op die klassieke beweging.

Kwantumstoornisse veroorsaak dat die veld klein, diskrete hop op of af in die potensiaal neem, wat klein variasies in veldenergie oor die ruimte tot gevolg het.

Op 'n spesifieke tydstip lyk die ruimte soos die illustrasie in Figuur 3, wat 'n ewekansige superposisie is van aparte opblaasgebiede, elke opblaasgebied word veroorsaak deur 'n skommeling van die inflasieveld rondom die gemiddelde digtheid:

Fig 3. Die energie van die inflasieveld regoor die ruimte op 'n oomblik. Variasies ontstaan ​​as willekeurige skommelinge, wat elk lei tot 'n aparte opgeblazen gebied van die ruimte. Die prent is 'n stil raam van die geanimeerde gif wat gevind word op http://www.astro.ucla.edu/

Sodra 'n fluktuasie êrens in die ruimte plaasvind, ondergaan daardie streek inflasie volgens die klassieke energiedigtheid daar na 'n tyd, kan hierdie opblaasstreek aanleiding gee tot meer skommelinge. Op enige oomblik kan hierdie fluktuasiegebeurtenisse voorkom as kleiner opgeblaaide streke in die groter, vroeër kernvormige streke.

Die eindresultaat van dit alles is dat verskillende dele van die heelal inflasie op verskillende tye sal beëindig. Die rede is maklik om te sien: namate die klassieke beweging van die veld die punt nader, tesame met die potensiaal waarteen die inflasionêre toestand ophou om te hou, kan kwantumskommelings die veld op een plek verder afskop en inflasie daar beëindig, terwyl dit êrens anders kan 'n skommeling die veld die potensiële, nuwe kern inflasiegebiede laat styg. Uiteindelik kom inflasie tot 'n einde, al is dit op verskillende tye, in 'n gebied van die ruimte ongeveer die grootte van die hedendaagse Hubble-sfeer. Die plekke waar inflasie vroeër beëindig is, het vroeër weer opgewarm en langer nie-inflasionêre uitbreiding ondergaan: die resultaat is 'n hobbelige energielandskap in die ruimte aan die einde van inflasie.

Om die gedrag van versteurings op individuele lengteskale te ondersoek, gebruik ons ​​die Fourier-transform om die kontrasveld vir ruimtelike digtheid te skryf in terme van sy komponente,
begin
etiket
delta (< bf x>, t) = int frac << rm d> ^ 3 k> <(2 pi) ^ <3/2 >> delta_k (t) e ^ <- i < bf k> cdot < bf r >>,
einde
waar onthou dat ## < bf k> ## en ## < bf r> ## komende hoeveelhede is. Die skaal, ## k ##, van 'n fluktuasiegebied op die oomblik dat dit ophou opblaas, word eenvoudig bepaal deur hoe lank dit opgeblaas is, ## Delta t = t_ < rm end> ​​& # 8211 t_i ##. Intussen het die amplitude van die skommeling word bepaal deur die tydsduur wat dit nie-inflasionêre uitbreiding ondergaan in verhouding tot ander streke in die Hubble-kol, ## delta t ##. Beskou 'n streek van die heelal wat opgehou het om 'n tyd ## delta t ## op te blaas vroeër as 'n ander streek. Volgens die kontinuïteitsvergelyking is die verskil in digtheid eweredig aan hierdie tydsverskuiwing,
begin
etiket


frac < delta rho> < bar < rho >> = delta = cH delta t,
einde
waar die konstante ## c ## bepaal word deur die dominante vorm van energie na inflasie 1. Let daarop dat dit moontlik is om versteurings op dieselfde skaal met verskillende amplitudes te hê. Kyk na Figuur 4:

Fig 4. Fluktuasiegebiede op dieselfde lengteskaal met verskillende amplitudes.

Stel jou voor dat streek ## A ## inflasie ondergaan met 'n aanvanklike veldwaarde, ## phi ^ A_##, hoë potensiaal soos aangedui.
Gestel dit rol af na ## phi _ < rm end> ​​## in tyd ## Delta t ##. 'N Ander streek, ## B ##, begin opblaas op dieselfde tyd as gebied ## A ## maar met 'n effens laer energiedigtheid: nadat die veld 'n tyd klassiek afrol, ## delta t ##, is daar 'n kwantum spring op na ## phi ^ A_##. Dit kweek 'n fluktuasiegebied wat vanaf ## phi ^ A_ begin opblaas##, en rol, soos streek ## A ##, af na ## phi _ < rm end> ​​## in tyd ## Delta t ##. Beide streek A en die skommeling binne streek ## B ## is ewe groot, aangesien hulle albei 'n tyd lank opgeblaas het ## Delta t ##, maar streek ## A ## het inflasie per keer beëindig ## delta t ## gouer en dus 'n ander digtheid.

Van besondere belang is hoe groot hierdie veranderlikheid in digtheid is as 'n funksie van die skaal. Die variansie van die energiedigtheid ongeveer die gemiddelde op 'n lengteskaal gegee deur die komende golfgetal, ## k ##, word geskryf
begin
etiket
langle | delta_k | ^ 2 rangle = c ^ 2H ^ 2 delta t ^ 2 propto ondersteun < links ( frac< dot < phi >> right) ^ 2> _ text underbrace < langle | delta phi_k | ^ 2 rangle> _ text,
einde
waar ons die bydraes van die klassieke rol en die kwantumspring van veld eksplisiet gemaak het. Die kwantumbydrae tot die variansie is tans egter nogal geheimsinnig, aangesien ## H ## byna konstant is, is die bydrae van die klassieke evolusie tot die skaalafhanklikheid van die variansie blykbaar deur ## dot < phi> # #. Hoekom is dit? Kyk terug na Figuur 4: veronderstel dat ## phi ## aanvanklik baie stadig beweeg as dit begin om die potensiaal af te rol. Hoe stadiger die veld 'n gegewe reeks ## Delta phi ## deurkruis, hoe meer & # 8220moontlikhede & # 8221 moet dit 'n kwantumsprong maak na nuwe veldwaardes binne die reeks #. Soos 'n figuur 4 illustreer, het die streke verskillende energiedigthede na inflasie wanneer verskillende veldwaarde via kwantumswisseling op verskillende tye in verskillende dele van die heelal bereik word. Dus, as ## dot < phi> ## klein is in verhouding tot die uitbreidingsnelheid, ## H ##, is daar groot wisselvalligheid in die verstoringsamplitude op 'n gegewe skaal, ## k ##. In potensiaal van die tipe wat in Figuur 4 geïllustreer word, neem ## dot < phi> ## toe met verloop van tyd, en daarom verwag ons groter wisselvalligheid op groot lengte skale (klein ## k ## en klein ## phi_k ##) as klein lengte skale (groter ## k ## en groter ## phi_k ##). Hierdie soort versteuringsspektrum word a genoem rooi spektrum omdat daar meer krag (veranderlikheid) is op groot lengteskaale (of infrarooi momenta, ## k ##). Omgekeerd, as ## dot < phi> ## aanvanklik groot is en afneem, verwag ons die omgekeerde: meer geleenthede om streke tot onder in die potensiaal te kiem. Hierdie spektrum is blou omdat daar meer krag op klein lengte skale is (of ultraviolet momenta, ## k ##). Figuur 5 is 'n illustrasie van 'n rooi spektrum:

Fig 5. Spotprent van hoe die digtheid van skommelinge volgens skaal wissel. Dit is 'n voorbeeld van 'n & # 8220red & # 8221 spektrum, met groter wisselvalligheid op groot lengte skale (klein ## k ##). Moenie enige gedagtes in die vorm van die taps toeneem nie: dit is bloot 'n illustrasie!

Beskou nou die teenoorgestelde uiterste: baie groot golflengte-skommelinge, met ## k / aH ll 1 ##. In Vgl. ( verw), nou oorheers die eerste term tussen vierkantige hakies, met die oplossing ## delta phi_k sim konst. ##. Nie meer 'n golf nie! Ook dit maak intuïtief sin: ons praat oor 'n skommeling met 'n fisiese golflengte groter as die horison. Dus, in wese word 'n enkele Fourier-modus tot lengte skale gerek wat die afstand oortref wat die lig sedert die oerknal kon afgelê het. Die enigste verwagting, in hierdie geval, is dat oorsaaklike dinamika afskakel - die modus ontwikkel nie meer nie. Dus, vakuumskommelinge wat op klein golflengte gebore word, vertoon aanvanklik golfagtige gedrag, maar na 'n tyd word dit te groot en & # 8220freeze & # 8221 op superhorizonskale. Wat dink ons ​​gebeur tussen hierdie asimptotiese regimes? As ons net 'n analitiese oplossing gehad het wat die hele evolusie van die modus dek! Alhoewel ons miskien nie 'n algemene oplossing vir Vgl. ( verw), is daar 'n presiese oplossing vir een spesiale soort inflasie: ware eksponensiële uitbreiding.

Inflasie met ## H = konst. ##, bekend as de Sitter uitbreiding, is presies eksponensieel, ## a (t) propto e ^##. Inflasie in die werklike heelal kon nie werklik de Sitter gewees het nie, anders sou dit egter nooit geëindig het nie. Ons verwag dat inflasie de Sitter redelik naby was oor skale van kosmologiese belang, en dus die kwantumskommelings wat presies hierop opgelos kan word geval dien as 'n waardevolle prototipe. Voordat ons daar aankom, is daar egter twee stukke huishouding: laat ons van koördinaat verander na konformeer tyd, ## < rm d> tau = < rm d> t / a ## dit is 'n horlosie wat vertraag met die uitbreiding van die heelal - en die veldskommeling herskaal, ## u_k = a delta phi_k ##. Dit bring ons by 'n netjies kompakte weergawe van Vgl. ( verw), genoem die modus vergelyking,
begin
etiket
u_k & # 8221 + links (k ^ 2 & # 8211 frac regs) u_k = 0,
einde
waar primale afgeleides met betrekking tot konformale tyd aandui. Die lekker ding van die modusvergelyking is dat al die kosmologiese dinamika netjies verpak is in die ## a & # 8221 / a ## term. Die konformêre tyd, wat spesialiseer in die uitbreiding van de Sitter, is,
begin
tau = int < rm d> t e ^ <-Ht> = - frac <1>,
einde
gee ## a ( tau) = -1 / (H tau) ##. Let daarop dat ## tau ## eintlik negatief is tydens inflasie, en dat ons ## tau = 0 ## gekies het om saam te val met die einde van inflasie. Die ## a & # 8221 / a ## term in Vgl. ( verw) word
$
frac = 2a ^ 2H ^ 2 = frac <2> < tau ^ 2>
$
en ons kan die modusvergelyking as
$
(k tau) ^ 2 frac << rm d> ^ 2u_k> << rm d> (k tau) ^ 2> + links [(k tau) ^ 2 & # 8211 2 regs] u_k = 0.
$
Hierdie vergelyking kan presies opgelos word in terme van Hankel-funksies,
$
u_k (-k tau) = frac <1> <2> sqrt <-k tau> left [c_1 H ^ <(1)> _ <3/2> (- k tau) + c_2H ^ <(2)> _ <3/2> (- k tau) regs],
$
waar ## H ^ <(1)> _ <3/2> = J_ <3/2> + iY_ <3/2> = H ^ <(2) *> _ <3/2> ##, en # #J_ <3/2> ## en ## Y_ <3/2> ## is Bessel-funksies van die eerste en tweede soort. Om die koëffisiënte ## c_1 ## en ## c_2 ## te bepaal, doen ons 'n beroep op grensvoorwaardes op ## u_k (-k tau) ## en ## u & # 8217_k (-k tau) ##. Ons het net waargeneem dat by baie kort golflengtes, ## k / aH = -k tau rightarrow infty ##, die modus ## u_k (-k tau) ## ontwikkel as 'n vlak golf. Ons kan hierdie feit gebruik om van een van die deelnemers ontslae te raak. Bessel-funksies verminder inderdaad tot sinusoïede vir groot argumente, met asimptotiese oplossing
$
u_k (-k tau) = frac <1> < sqrt <2k>> left (c_1 e ^ <-ik tau> + c_2 e ^ regs).
$
Pas hierdie oplossing by die oplossing van Vgl. ( verw) vereis dat & # 8220negatief & # 8221 frekwensie nie 'n rol speel nie, en dus ## c_2 = 0 ##. Vervolgens word die koëffisiënt ## c_1 ## gevind deur 'n voorwaarde op te stel aan die eerste afgeleide van die modusfunksie, ## u_k & # 8217 ##. Wat weet ons daarvan? In die kwantumveldteorie voldoen die veldoperateur 5, hier gegee deur ## delta phi (< bf x>, t) ##, aan 'n kanonieke kommutasieverhouding, ## [ delta phi (< bf x>, tau), pi (< bf x> & # 8217, tau & # 8217)] _ < tau = tau & # 8217> = i delta ^ 3 (< bf x> & # 8211 < bf x> & # 8217) ##, met 'n hoeveelheid genaamd die vervoegde momentum, ## pi (< bf x>, t) = a ^ 2 delta phi (< bf x>, t) & # 8217 ##. Hierdie kommutator is die veldteoretiese analoog van die Heisenberg-onsekerheidsbeginsel en kom neer op 'n lokaliteitsbeperking op die veldoperateur: die Dirac delta-funksie, ## delta ^ 3 (< bf x> & # 8211 < bf x> & # 8217) ##, verbied die operateur ## delta phi (< bf x>, tau) ## om onmiddellik (## tau = tau & # 8217 ##) die gedrag van die operateur te beïnvloed ## pi (< bf x> & # 8217, tau & # 8217) ## tensy hulle op dieselfde punt in die ruimte optree, ## < bf x> = < bf x> & # 8217 ##. As afgeleide van ## delta phi (< bf x>, tau) ##, behels die vervoegde momentum die hoeveelheid ## u_k '(- k tau) ##, en dus gee die kommutator ons 'n voorwaarde waarmee ons ## c_1 ## kan bepaal. Ek sal u die besonderhede bespaar, wat 'n paar ingrypende Bessel-funksie-identiteite insluit wat uit 'n stowwerige eksemplaar van Abramowitz en Stegun [1] geferreer is, en haal die resultaat aan: ## c_1 = sqrt < pi / k> # #. Ons volledige funksie is dan
begin
etiket
u_k (-k tau) = - frac < sqrt < pi tau >> <2> H ^ <(1)> _ <3/2> (- k tau).
einde
Ons kan ons intuïsie verbeter oor hoe hierdie funksie mettertyd ontwikkel deur op te let dat Bessel-funksies van halfheelgetalorde uit trigonometriese funksies bestaan, sodat ons die modusfunksie in meer bekende terme kan skryf,
$
u_k (-k tau) = - frac <1> < sqrt <2k>> left (1 & # 8211 frac regs) e ^ <- ik tau>.
$
Dit is 'n insiggewende uitdrukking: dit onthul hoe die modusfunksie weg ontwikkel van 'n vlakgolftoestand soos die modus rek, ## - k tau rightarrow 0 ##. Die effek van die kosmologiese uitbreiding is vervat in die term ## i / k tau ##, en # draai aan en # 8221 geleidelik namate die golflengte van die modus groei.

Alhoewel die de Sitter-modusfunksie 'n spesiale, beperkende geval is, is dit kwalitatief verteenwoordigend van die gedrag van modusfunksies in meer algemene inflasionêre ruimtetye. Figuur 6 toon die skommeling ## delta phi_k = u_k / a ## wat numeries verkry word vir 'n meer algemene inflasionêre oplossing:

Fig 6. Evolusie van 'n kwantumskommelingsmodus, ## delta phi_k ##, vanaf sy geboorte in die kwantumvakuum tot by superhorisonskale.

Let op hoe die modus & # 8220vries & # 8221 konstant word namate die golflengte groei tot superhorisonskale. Ons sien hier iets diepgaande: ons verstaan ​​dat die golwende aard van die skommeling op klein skale te wyte is aan die feit dat dit fundamenteel 'n kwantumveld is. Wat moet ons maak van die gladde oorgang na 'n konstante waarde op groot skale? Die kwantumskommeling het 'n klassieke voorwerp geword na die bereiking van so 'n duiselingwekkende groei: die golffunksie ondergaan dekoherensie sodra dit die oorsaaklike grens van ruimtetyd oorskry. Dit is 'n klassieke versteuring, en die eens ontluikende veldskommeling kan die struktuur van die ruimtetyd beïnvloed, en nadat die heelal weer opgewarm is, sal dit akoestiese versteurings in die baryon-foton-plasma veroorsaak.

Ons is nou uiteindelik gereed om die vraag te beantwoord wat hierdie soeke van stapel gestuur het: wat is die term ## langle | delta phi_k | ^ 2 rangle ## verskyn in Vgl. ( verw)? Eerstens moet ons 'n skaal kies om dit te evalueer, aangesien dit 'n vinnig ossillerende funksie van tyd is. Aangesien die skommeling nie 'n versteurde versteuring word totdat dit op 'n superhorizonskaal tot 'n klassieke voorwerp ontbind nie, moet ons ## delta phi_k ## evalueer. Hierdie belangrike gebeurtenis - wanneer die skommeling oorgaan na superhorison-skale - word genoem horison kruising, en word gekenmerk deur die voorwaarde ## k = aH ##. Ons gaan voort met ons de Sitter ruimte benadering, sodat ons makliker 'n geslote vorm uitdrukking kan kry vir ## langle | delta phi_k | rangle ^ 2 ##, maar ons bespreek daarna hoe ons verwag dat dit sal verander as ons die dinamika meer algemeen laat word. Wat ons dus wil hê, is om Vgl. ( verw) by horisonkruising vir elke komende skaal, ## k ##,
$
langle | delta_k | ^ 2 rangle = links. links ( frac< dot < phi >> right) ^ 2 langle | delta phi_k | ^ 2 rangle regs | _.
$
In plaas daarvan om ## delta phi_k ## te laat in terme van Hankel-funksies, wat nie besonder gebruikersvriendelik is nie, kan ons dinge aansienlik vereenvoudig as ons onthou dat ## delta phi_k ## konstant word op superhorizonskale. Ons kan hierdie feit in ons uitdrukking eksplisiet maak deur Vgl. ( verw) in die lang golflengte limiet: ## - k tau rightarrow 0 ##. Toegegee: ## - k tau rightarrow 0 ## is nie dieselfde as ## - k tau = k / aH = 1 ## nie, maar aangesien die modus tot 'n konstante na horison gaan, is hierdie verskil onbelangrik. Die asimptotiese uitdrukkings van Bessel-funksies vir klein argumente is goed gedokumenteer: in die limiet ## - k tau rightarrow 0 ##, is die funksie ## H ^ <(1)> _ <3/2> (- k tau) ## word ## sqrt <2 / pi> (k tau) ^ <- 3/2> ## en ons kry
$
| delta phi_k | = frac <| u_k |> = frac< sqrt <2k ^ 3 >>,
$
wat lei tot 'n finale uitdrukking vir die variansie
begin
etiket
langle | delta_k | ^ 2 rangle = frac<2 punt < phi> ^ 2 k ^ 3>.
einde
Dit is 'n belangrike resultaat, maar nie die een waarmee ek wil eindig nie. Waarom gee ons in die eerste plek om vir die variansie? Omdat dit die Fourier-transformasie van die ruimtelike korrelasie funksie,
$
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.
$
Die funksie ## xi (< bf r>) ## gee 'n mate van die klonterigheid van die driedimensionele digtheidsveld dwarsdeur die ruimte en is veral interessant omdat dit slegs te wyte is aan kwantummeganies skommelinge — die sade van digtheidsonhomogeniteite wat die akoestiese ossillasies veroorsaak wat ons in die laaste gedeelte bestudeer het.As die verpersoonliking van die korrelasiefunksie in die frekwensiedomein, is die hoeveelheid ## langle | delta_k | ^ 2 rangle ## word die genoem kragspektrum, alhoewel die hoeveelheid in die moderne kosmologieliteratuur dimensieloos is,
begin
etiket
P (k) = frac <2 pi ^ 2> langle | delta_k | ^ 2 rangle = frac <1> <4 pi> links. frac< dot < phi> ^ 2> regs | _,
einde
waar ons die leser daaraan herinner dat hierdie hoeveelheid die variansie by horisonkruising is, ## k = aH ##. Dit is die belangrikste resultaat van hierdie gedeelte, die sg skalêre kragspektrum omdat dit die aanvanklike voorwaardes bied vir digtheid (skalêre) versteurings in die na-inflasionêre era.

Ek het vroeër genoem dat, alhoewel ons hierdie resultaat sou ontwikkel, naamlik Vgl. ( verw), vir die spesiale geval van de Sitter-uitbreiding, sal ons bespreek hoe u dit kan verander in die teenwoordigheid van meer algemene kosmologiese dinamika. Inderdaad, soos dit is, Vgl. ( verw) werk nie eens in die de Sitter-limiet nie ## H = konst. ##, want as ## H ## konstant is as ## dot < phi> = 0 ##, en die fluktuasie-amplitude erg afwyk 6 . Wat 'n verleentheid. Maar, hou vas. Dit blyk dat, alhoewel hierdie uitdrukking probleme kan ondervind, ons dit kan gebruik solank ons ​​wegbly van pure de Sitter-uitbreiding. In werklikheid werk dit oneindig naby aan de Sitter. Aangesien pure de Sitter-uitbreiding gedefinieër word as ## H = < rm const> ##, kan ons klein afwykings van de Sitter-uitbreiding modelleer deur die laagste orde term in 'n Taylor-uitbreiding van die Hubble-parameter te oorweeg,
$
H (t) = H (t_0) + punt(t-t_0) + cdots
$
waar ons aanneem ## dot/ H ^ 2 ## is nie nul nie, maar nog steeds baie kleiner as 1. As ons in hierdie limiet van die Sitter-uitbreiding, wat so naby is, kan ons hierdie nuwe uitdrukking gebruik om die skaalafhanklikheid van die variansie analities te bestudeer. Deur dit te doen, sal die taamlik heuristiese bespreking wat ons in die konteks van Vgl. ( verw).

Ter afsluiting het ons getoon hoe die kwantum van die inflasieveld lei tot die opwekking van werklike, fisiese digtheidsversteurings in die baryon-foton plasma na inflasie. Hierdie versteurings bestaan ​​oor 'n wye verskeidenheid kosmologiese skale, en 'n belangrike statistiek gekoppel aan die inflasionêre dinamika is die variansie van skommelinge as 'n skaalfunksie. Hierdie statistiek word verskaf deur die magspektrum, ## P (k) ##, wat die vorm aanneem van 'n kragwet wanneer die inflasionêre dinamika naby die Sitter is.

By die skryf van hierdie gedeelte om 'n beroep op die arme te doen sonder beduidende kennis van algemene relatiwiteit, kwantumveldteorie of kosmologiese versteuringsteorie, het ek ietwat afgewyk van die standaardbehandeling van inflasionêre skommelinge wat in die moderne literatuur gesien word. In die besonder, Vgl. ( verw) is afgelei op 'n ietwat verbonde manier, met die klassieke gedeelte wat maklik uit Vgl. ( verw

), maar met die kwantumskommelingsterm wat 'n taamlik meer gedetailleerde uitstappie na die gebied van die kwantumveldteorie in geboë ruimtetyd vereis. In werklikheid maak die standaardafleiding van die digtheidsversteuring geen sodanige skeiding in klassieke en kwantumdele nie en lewer dit die finale resultaat vir die variansie, Vgl. ( verw), deur middel van 'n soortgelyke, maar meer volledige behandeling van inflasie-skommelinge wat in die inflasie-heelal ontwikkel. In die aanbieding van 'n minder gevorderde behandeling van hierdie onderwerp, waarvoor ons opgeoffer het in terme van strengheid, hoop ek dat ons dit in 'n groter konseptuele duidelikheid opgemaak het: veral die rol van die klassieke dinamika van die inflasie in die modulering van die variansie van die kwantumskommelings is eksplisiet in hierdie aanbieding, maar baie duister in die standaardafleiding. Die lesers wat belangstel om die volledige teorie aan te pak, word aangemoedig om die volgende resensies te raadpleeg: [2-4]

Verwysings en voetnote


[1] Abramowitz, M., Stegun, I. A., Handboek van wiskundige funksies met formules, grafieke en wiskundige tabelle, Dover (1960).
[2] Liddle, A. R., Lyth, D. H., Die koue donker materie digtheid versteuring. Fis. Rept. 231, 1 (1993).
[3] Mukhanov, V. F., Feldman, H. A., Brandenberger, R. H., Theory of cosmological perturbations. Deel 1. Klassieke versteurings. Deel 2. Kwantumteorie van versteurings. Deel 3. Uitbreidings. Fis. Rept. 215, 203 (1992).
[4] Kodama, H., Sasaki, M., Cosmological Perturbation Theory. Prog. Teorie. Fis. Voorsien 78, 1 (1984).

1 Terwyl ## H ## wissel tydens inflasie, is dit meestal baie konstant in die meeste modelle van belang, en daarom neem ons aan dat ## H ## nie verander in die tyd wat dit die afsonderlike streke in ons Hubble-sfeer neem om te stop nie. opblaas. terug
2 Skale van belang is lengteskale waarskynlik met kosmologiese data, soos CMB en grootskaalse struktuuropnames. terug
3 Wat ons nou hier oorweeg, is die modusfunksie wat verband hou met die positiewe frekwensie-komponent van die gekwantifiseerde inflasie-vakuumskommeling, d.w.s. die modus vernietig deur die ## hat _ < bf k> ## in die Fourier-ontbinding ## delta phi = int frac << rm d> ^ 3k> <(2 pi) ^ <3 / 2 >> links ( delta phi_k (t) hat _ < bf k> e ^ cdot < bf r >> + delta phi_k ^ * (t) hat ^ dolk _ < bf k> e ^ <- i < bf k> cdot < bf r >> reg) # #. terug
4 Let daarop dat hierdie uitdrukkings verskil van die geval van a homogeen skalêre veld. Omdat die veldversteurings funksies van die ruimte is, ## delta phi (< bf x>, t) ##, is die volle veldwaarde ook so, ## phi (< bf x>, t) = phi_0 (t) + delta phi (< bf x>, t) ##. terug
5 Ja, die veldskommeling self word hier as 'n vrye kwantumveld beskou. terug
6 Hierdie afwyking is eintlik 'n maat artefak, maar dit dui wel daarop dat ons iets nie-fisies probeer doen. Dit blyk dat daar eintlik geen digtheidstoornisse in die Sitter-inflasie is nie, vir die eenvoudige feit dat inflasie nooit eindig nie, nêrens nie. (Onthou die kritieke rol van ## delta t ## - die tydsverloop tussen die verhitting van gebeure regoor die heelal - in die vorming van digtheidstoornisse.) Terug
7 Die ontbrekende bestanddeel is die feit dat die inflasie-skommelinge die agtergrondruimtetyd beïnvloed, wat krommingstoornisse skep wat weer die evolusie van die inflasie beïnvloed. 'N Volledige behandeling moet sowel kromming as inflasie-skommelinge in die bewegingsvergelykings insluit. terug

Na 'n kort tydjie as kosmoloog beland ek op die koppelvlak van datawetenskap en kuberveiligheid en dink aan maniere om masjienleer toe te pas en groot data-analise om kuberaanvalle op te spoor. Ek geniet dit steeds om oor die heelal te dink en te leer, en Fisika Forums was 'n uitstekende manier om verloof te bly. Ek hou van lees en skryf oor wetenskap, rekenaars en soms, teen my beter oordeel, die filosofie. Ek hou van bier, katte, boeke en een skouspelagtige vrou wat my tomkuns verduur.


Opsomming van fakulteitsnavorsingsbelangstellings

Prof. Bhattacharya se navorsingsbelangstellings sluit in die astrofisika van kompakte sterre (wit dwerge, neutronsterre en swart gate), die struktuur en magnetiese velde van neutronsterre, kosmiese ontploffings (novae, supernovas en gammastralings), voorwerpe wat deur akkretie aangedryf word, X- straalsterrekunde en gekodeerde maskerbeelding.

Prof. Sukanta Bose se navorsingsbelangstellings sluit in die soeke na gravitasiegolfseine van kompakte voorwerpbinaries en 'n stogastiese swaartekraggolfagtergrond, en die meting van hul astrofisiese of kosmologiese parameters, karakterisering van die geraas in swaartekraggolfdetektore, die beperking van die kernvergelyking van neutronsterre , Opvolg van swigtekraggolf-triggers om hul elektromagnetiese eweknieë te vind en die berekening van die ontleding van gravitasiegolfdata versnel.

Prof. Debarati Chatterjee is 'n teoretiese astrofisikus met 'n kundigheid in analitiese en numeriese beskrywing van kompakte sterre (neutronsterre en wit dwerge). Haar hoofbelangstellings is om globale modelle te ontwikkel wat beide mikroskopiese (interdissiplinêre fisika soos kern- en deeltjiefisika, supergeleiding) en makroskopiese aspekte (magnetiese velde, relatiwiteit) in ag neem om astrofisiese simulasies te verbeter en beter interpretasie van multi- boodskapper astrofisiese waarnemings.

Prof. Dadhich se navorsingsbelangstellings dek relativistiese gravitasie en die toepassings daarvan in astrofisika en kosmologie, hoër-dimensionele Gauss-Bonnet-swaartekrag en die effekte daarvan in vier-dimensionele ruimtetyd, en basiese konseptuele kwessies in die eenwording van kragte en kwantum-swaartekrag. Prof Dadhich is ook geïnteresseerd in die dialoog tussen wetenskap en die samelewing.

96%) van die energiedigtheid van die Heelal bestaan ​​uit twee geheimsinnige en swak verstaanbare komponente: donker materie en donker energie. Sy navorsingswerk het die verband tussen die waarneembare eienskappe van sterrestelsels en die donker materie-polle waarin sterrestelsels leef, verstaan. Dit het die gebruik van sterrestelsels as blink bakens moontlik gemaak om die parameters wat die donker Heelal beskryf, te ondersoek. Hy is lid van die Subaru Hyper Suprime-Cam-opname, sowel as die komende Large Synoptic Survey Telescope-projek, twee ambisieuse projekte wat daarop gemik is om donker materie in die heelal in kaart te bring en donker energie te verstaan.


Abstrak. Met behulp van 'n benaderde waarskynlikheidsmetode wat aangepas is vir beramings van bandkrag, analiseer ons die ensemble van eerste generasie kosmiese mikrogolf-agtergrond anisotropie-eksperimente om beperkings af te lei oor 'n ses-dimensionele parameterruimte wat inflasie-gegenereerde adiabatiese, skalêre skommelinge beskryf. Die basiese voorkeure van eenvoudige inflasie-scenario's stem ooreen met die datastel: plat meetkunde (Ωtot ≡ 1 - Ωκ ∼ 1) en 'n skaal-onveranderlike oer-spektrum (n ∼ 1) word verkies. Modelle met beduidende negatiewe kromming (Ωtot & lt 0.7) word uitgeskakel, terwyl beperkings op postiewe kromming minder streng is. Ontaardings onder die parameters voorkom onafhanklike bepalings van die materie-digtheid Ωm en die kosmologiese konstante Λ, en die Hubble-konstante Ho bly relatief onbeperk. Ons vind ook dat die hoogte van die eerste Doppler-piek relatief tot die amplitude wat deur data by groter l voorgestel word, 'n hoë barioninhoud (Ωbh 2) aandui, byna onafhanklik van die ander parameters. Afgesien van die algehele kwalitatiewe vooruitgang wat die volgende generasie eksperimente verwag, sal die verbeterde dipoolkalibrasies daarvan veral nuttig wees om die piekhoogte te beperk. Ons analise bevat 'n statistiek van goedheid van pas wat van toepassing is op kragberamings en wat aandui dat die maksimum waarskynlikheidsmodel 'n aanvaarbare pas by die datastel bied. Sleutelwoorde: kosmologie: kosmiese mikrogolf-agtergrond - kosmologie: waarnemings - kosmologie: teorie 1.


Primêre kosmiese straling

Peter K.F. Grieder, in Kosmiese strale op aarde, 2001

5.5.4 Eksperimentele boonste perke van neutrino-vloeistowwe uit astrofisiese puntbronne

Boonste perke vir die vloed van buitenaardse neutrino's uit gevestigde gammagraalbronne met hoë energie is verkry deur sommige eksperimente (Svoboda et al., 1987 Koshiba, 1992 Miller et al., 1994 Barish, 1995 Ambrosio et al., 2001). In Tabel 5.41 gee ons die boonste perke vir die muon neutrino-vloed (ν μ + ν ¯ μ) uit verskillende waarskynlike bronne soos bepaal deur die IMB-eksperiment (Becker-Szendy et al., 1995).

Tabel 5.41. IMB-vloedbeperkings op voornemende astrofisiese Neutrino-puntbronne. (Becker-Szendy et al., 1995)

BronGebeurtenisse binne 1σVerwagte agtergrondgebeurtenisse90% CL μ-Flux [· 10 −14 cm −2 s −1]90% CL v-Flux [· 10 −6 cm −2 s −1]
Krap PSR20.564.34.8
Vela PSR00.720.780.85
Cyg X – 300.504.14.5
Geminga10.433.13.5
Haar X – l10.384.34.8
LMC X – 401.00.660.75
Sco X − 130.543.43.8
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

Die ontleding is gebaseer op gesimuleerde gebeure uit puntbronne met 'n magswetenskaplike spektrum, E −γ, met die spektrale indeks γ = 2 wat 'n Gaussiese puntverspreiding lewer van σ = 3.4 °. In die tabel word die aantal opwaartse muone opgespoor wat deur IMB binne 1σ van die bronne opgespoor word, tesame met 'n agtergrond wat geskat is uit die ewekansige aankomstye van die gebeurtenis, en die 90% -vertroue (CL) op die muon- en neutrino-vloed. Geen noemenswaardige neutrino-oormaat is met hierdie eksperiment gevind nie.

'N Meer onlangse en baie uitgebreide ontleding is deur die MACRO Collaboration uitgevoer (Ambrosio et al., 2001). Hul resultate word in Tabel 5.42 aangebied.

Tabel 5.42. MACRO Flux Limits op voornemende astrofisiese Neutrino-puntbronne. (Ambrosio et al., 2001)

90% CL neutrino geïnduseerde limone vir muonvloei vir die MACRO-detektorlys van 42 bronne. Ooreenstemmende beperkings op die neutrino-vloed word in die laaste kolom vir Ev min = 1 GeV. Hierdie limiete word bereken vir 'n spektrale indeks γ = 2.1 en vir Eμ & ampgt 1 GeV, insluitend die afname in doeltreffendheid by baie hoë energieë. Die reduksiefaktore vir 'n 3 ° halwe breedtekegel is ingesluit. Hierdie perke sluit die effek van absorpsie van neutrino's in die aarde in. Die vloedboongrense word bereken volgens die verenigde benadering van Feldman and Cousins ​​(1998).

BronAfb. δ (grade)Gebeurtenisse in 3 °Agtergr. in 3 °vgeïnduceerde μ-vloei limiete [10 −14 cm −2 s −1]vFlux Limits [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
Waterman−1.030.82.093.95
4U0336 + 010.610.81.172.19
BronAfb. δ (grade)Gebeurtenisse in 3 °Agtergr. in 3 °vgeïnduceerde μ-vloei limiete [10 −14 cm −2 s −1]vFlux Limits [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
Krap22.010.42.524.70
2U0352 + 3031.020.35.9811.43
Cyg XR-135.200.23.246.24
Haar X-135.400.23.306.96
Cyg XR-238.300.14.9910.61
Mkn 42138.400.15.009.56
Mkn 50140.300.15.7310.69
Cyg X-340.900.16.5912.49
Per XR-141.500.17.5113.99

Uit die gegewens wat hier weergegee word, is dit duidelik dat die soeke na buiteaardse neutrino-bronne moet geskied by energieë ver buite die punt waar die atmosferiese neutrino-spektrum verbygesteek word deur die platter spektra van astrofisiese bronne, waar laasgenoemde die oorheersende bydrae lewer tot die totale stroom neutrino's en antineutrino's. Dit sal egter net moontlik wees met 'n reuse-detektormatriks met 'n effektiewe volume in die orde van 1 km 3, soos vroeër genoem. Hoë resolusie van so 'n detector is van uiterste belang omdat dit die agtergrondsnelheid per pixel verlaag, die sein-geraasverhouding en sensitiwiteit verbeter, en die minimum waarneembare vloed verlaag (Bosetti et al., 1982 en 1989 Roberts, 1992 Anassontzis et al. ., 1995 sien ook Hoofstuk 4, Afdeling 4.5).


Wat het ons geleer uit die waarnemingskosmologie?

Ons kyk na die waarnemingsfundamente van die Λ CDM-model, wat deur die meeste kosmoloë as die standaardmodel van kosmologie beskou word. Die kosmologiese beginsel, 'n sleutelaanname van die model, word getoon met toenemende akkuraatheid. Die feit dat dit lyk asof die heelal uit 'n warm en digte verlede uitgebrei het, word ondersteun deur baie onafhanklike sondes (sterrestelsels, kosmiese mikrogolfagtergrond, oerknal-nukleosintese en herionisering). Die ontploffing van gedetailleerde waarnemings gedurende die afgelope paar dekades het voorsiening gemaak vir akkurate metings van die kosmologiese parameters binne Friedman – Lemaître – Robertson – Walker-kosmologieë wat gelei het tot die Λ CDM-model: 'n skynbaar plat heelal, gedomineer deur 'n kosmologiese konstante, waarvan die materiaalkomponent oorheersend donker. Ons beskryf en bespreek die verskillende waarnemingsondersoeke wat tot hierdie gevolgtrekking gelei het en kom tot die gevolgtrekking dat die Λ CDM-model, hoewel hy 'n aantal oop vrae oor die diep aard van die bestanddele van die Heelal agterlaat, die beste teoretiese raamwerk bied om die waarnemings te verklaar.

Hoogtepunte

► Ons kyk na die waarnemingsfundamente van die kosmologiese standaardmodel Λ CDM. ► Die kosmologiese beginsel word met toenemende akkuraatheid geverifieer. ► Uitbreiding vanaf 'n warm en digte fase word ondersteun deur baie onafhanklike sondes. ► Dit blyk dat ons in 'n plat heelal woon wat oorheers word deur 'n kosmologiese konstante. ► Die meeste sake in die heelal is blykbaar donker.


Afwykings in die CMB van 'n kosmiese weiering

Ons ondersoek 'n model van die vroeë heelal waarin die inflasie-era voorafgegaan word deur 'n kosmiese weiering, en beweer dat hierdie scenario 'n algemene oorsprong bied aan verskeie van die afwykende kenmerke wat op groot hoeskale waargeneem is in die kosmiese mikrogolfagtergrond (CMB). ). Meer konkreet wys ons dat 'n kragonderdrukking, 'n dipolêre asimmetrie en 'n voorkeur vir vreemde-pariteitskorrelasies, met amplitude en skaalafhanklikheid in ooreenstemming met waarnemings, van hierdie scenario verwag word. Die model verlig ook die spanning in die lensamplitude. Hierdie seine is afkomstig van die indirekte effek wat nie-Gaussiese korrelasies tussen CMB-modusse en superhorisongolflengtes in die kragspektrum veroorsaak. Ons volg 'n fenomenologiese benadering, beperk tot 'n familie van weerkaatsende modelle, en vul ons analise aan deur te wys op gevestigde teorieë waar ons idees gerealiseer word.

Dit is 'n voorskou van intekenaarinhoud, toegang via u instelling.


Kyk die video: Het universum is rond. Uitdijing van het heelal zonder donkere energie. (Januarie 2023).