Partikelhorisont

Den aktuella versionen av sidan har ännu inte granskats av erfarna bidragsgivare och kan skilja sig väsentligt från versionen som granskades den 24 april 2021; kontroller kräver 4 redigeringar .

Partikelhorisonten (även kallad den kosmologiska horisonten , följeslagarehorisonten (i Dodelsons text) eller kosmisk ljushorisont ) är det maximala avståndet som ljus från en partikel kunde resa till en observatör under universums ålder . Liksom begreppet jordens horisont representerar den gränsen mellan de observerbara och oobserverbara områdena i universum [1] , så avståndet till det i den nuvarande eran bestämmer storleken på det observerbara universum [2] . På grund av universums expansion är det inte bara universums ålder gånger ljusets hastighet (ungefär 13,8 miljarder ljusår ), utan snarare ljusets hastighet gånger den konforma tiden . Den kosmologiska horisontens existens, egenskaper och innebörd beror på den speciella kosmologiska modellen .

Konform tid och partikelhorisonten

När det gäller färdavstånd är partikelns horisont lika med den konforma tiden som förflutit sedan Big Bang gånger ljusets hastighet . I allmänhet ges den konforma tiden vid en viss tidpunkt av: $\eta$ $c$ $t$

\eta =\int _{0}^{t}{\frac {dt'}{a(t')}}~,

var:

på)

är skalfaktorn i Friedman-Lemaitre-Robertson-Walker-måttet .

Låt oss anta att Big Bang inträffade kl . Låt sänkningen 0 betyda idag , då är den konforma tiden idag: $t=0$

\eta (t_{0})=\eta _{0}=1,48\ gånger 10^{18}{\text{ s}}~.

Konform tid är inte universums ålder , konform tid är den tid det tar för en foton att resa från där vi är till det längsta observerbara avståndet, förutsatt att universum slutar expandera. Det är alltså inte en fysiskt signifikant tid (i själva verket har den här tiden ännu inte kommit), även om, som kommer att visas senare, partikelhorisonten som den är förknippad med är ett begreppsmässigt signifikant avstånd. $\eta _{0}$

Partikelhorisonten minskar hela tiden med tiden, medan den konforma tiden ökar. Således ökar universums observerade storlek alltid [1] [3] . Eftersom det korrekta avståndet till partikelhorisonten vid en given tidpunkt helt enkelt är färdavståndet gånger skalfaktorn [4] (med färdavståndet vanligtvis definierat som lika med det korrekta avståndet för närvarande, alltså vid den aktuella tiden ), vid tidpunkten ges den av [5] : $a(t_{0})=1$ $t$

a(t)H_{p}(t)=a(t)\int _{0}^{t}{\frac {c\,dt'}{a(t')))

och för idag, det vill säga kl : $t=t_{0}$

H_{p}(t_{0})=c\eta _{0}=14.4

Gpc på en miljard ljusår.

=46.9

Partikelhorisontutveckling

I samband med den kosmologiska modellen FLRU [6] kan universum approximeras som bestående av icke-interagerande komponenter, som var och en är en idealisk vätska med densitet , partialtryck och tillståndsekvation , så att de summerar till en total densitet och totaltryck [7] . Vi definierar följande funktioner: $\rho _{i}$ $pi}$ ${\displaystyle p_{i}=\omega _{i}\rho _{i))$ $\rho$ $sid$

Hubble funktion $H={\frac {\dot {a}}{a}}$
Kritisk densitet $\rho _{c}={\frac {3}{8\pi G}}H^{2}$
Dimensionslös i -te energitäthet ${\displaystyle \Omega _{i}={\frac {\rho _{i)){\rho _{c))))$
Dimensionslös energitäthet ${\displaystyle \Omega ={\frac {\rho }{\rho _{c))}=\summa \Omega _{i))$
Rödförskjutning ges av formel $z$ $1+z={\frac {a_{0}}{a(t)))$

Vidare betecknar vilken funktion som helst med index noll den funktion som för närvarande utvärderas (eller motsvarande ). Den sista termen tas lika med , inklusive ekvationen för krökningstillstånd [8] . Det kan bevisas att Hubble-funktionen ges av: $t_0$ $z=0$ $ett$

H(z)=H_{0}{\sqrt {\sum \Omega _{i0}(1+z)^{n_{i)))))~,

var:

n_{i}=3(1+\omega _{i})~.

Här sträcker sig tillägget till alla möjliga delkomponenter, och i synnerhet kan det finnas oräkneligt oändligt många av dem. I dessa notationer har vi [8] :

En partikelhorisont existerar om och endast om ,

H_{p}

N>2

var:

N

- den största (möjligen oändlig).

n_{i}

Utveckling av partikelhorisonten för det expanderande universum ( ) [8] : ${\dot {a}}>0$

{\frac {dH_{p}}{dt}}=H_{p}(z)H(z)+c~,

var:

c

- ljusets hastighet och kan tas lika med (naturlig enhet).

ett

Här tas derivatan med avseende på FLRU-tiden [6] medan funktionerna uppskattas med avseende på rödförskjutningen , som är relaterade som tidigare nämnts. Det finns ett liknande men något annorlunda resultat för händelsehorisonten . $t$ $z$

Horisontproblemet

Begreppet en partikelhorisont kan användas för att illustrera det välkända horisontproblemet, som är ett olöst problem kopplat till Big Bang-modellen. Extrapolerar vi tillbaka till tiden för rekombination , när den kosmiska mikrovågsbakgrunden (CMB) emitterades, får vi partikelhorisonten ungefär lika med:

H_{p}(t_{\text{KM F)))=c\eta _{\text{KM F))=284

Mpc

=8.9\ gånger 10^{-3}H_{p}(t_{0})~,

som motsvarar den rätta storleken vid den tiden:

a_{\text{KM F}}H_{p}(t_{\text{KM F)))=261

pda

Eftersom den observerade kosmiska mikrovågsbakgrundsstrålningen huvudsakligen emitteras från den moderna partikelhorisonten ( Mpc Gpc), kan vi förvänta oss att de delar av den kosmiska mikrovågsbakgrunden (kosmisk mikrovågsbakgrund), som är åtskilda på himlen med en bråkdel av en storcirkel , är ungefär lika med: $284$ $\ll 14.4$

f={\frac {H_{p}(t_{\text{KM F)))}{H_{p}(t_{0)))))

( vinkelmått ) [9] måste vara ur kausal kontakt med varandra. Att all CMB-strålning är i termisk jämvikt och är en bra approximation av en svart kropp förklaras inte av standardbeskrivningarna av hur universums expansion sker . Den mest populära lösningen på detta problem är kosmisk inflation . $\theta \sim 1.7^{\circ }$

Se även

Länkar

↑ 1 2 Edward Robert Harrison. Kosmologi: Universums vetenskap . — Cambridge University Press , 2000. — S. 447–. — ISBN 978-0-521-66148-5 .
↑ Andrew R. Liddle. Kosmologisk inflation och storskalig struktur / Andrew R. Liddle, David Hilary Lit. - Cambridge University Press, 13 april 2000. - S. 24–. - ISBN 978-0-521-57598-0 .
↑ Michael Paul Hobson. General Relativity: An Introduction for Physicists / Michael Paul Hobson, George Efstatiou, Anthony N. Lasenby. — Cambridge University Press, 2006. — S. 419–. - ISBN 978-0-521-82951-9 .
↑ Tamara M. Davis; Charles H. Lineweaver (2004). "Expanderande förvirring: vanliga missuppfattningar om kosmologiska horisonter och den superluminala expansionen av universum." Publikationer från Astronomical Society of Australia . 21 (1): 97. arXiv : astro-ph/0310808 . Bibcode : 2004PASA...21...97D . DOI : 10.1071/AS03040 .
↑ Massimo Giovannini. En primer om fysiken i den kosmiska mikrovågsbakgrunden . - World Scientific , 2008. - S. 70 -. — ISBN 978-981-279-142-9 .
↑ 1 2 Förkortning för " Friedmann -Lemeter - Robertson - Woker Metric "
↑ Bertha Margalef-Bentabol; Juan Margalef-Bentabol; Jordi Sepa (21 december 2012). "Utvecklingen av kosmologiska horisonter i ett konsekvent universum". Tidskrift för kosmologi och astronomisk partikelfysik . 2012 (12): 035.arXiv : 1302.1609 . Bibcode : 2012JCAP...12..035M . DOI : 10.1088/1475-7516/2012/12/035 .
↑ 1 2 3 Bertha Margalef-Bentabol; Juan Margalef-Bentabol; Jordi Sepa (8 februari 2013). "Utvecklingen av kosmologiska horisonter i universum med ett oräkneligt oändligt antal tillståndsekvationer". Tidskrift för kosmologi och astronomisk partikelfysik . 015.2013 (2) : 015.arXiv : 1302.2186 . Bibcode : 2013JCAP...02..015M . DOI : 10.1088/1475-7516/2013/02/015 .
↑ Förstå det kosmiska mikrovågsbakgrundstemperatureffektspektrumet . Hämtad: 5 november 2015. (obestämd)