Kosmologiska modeller

Kosmologiska modeller är modeller som beskriver utvecklingen av universum som helhet.

I det allmänna fallet används följande teorier och delar av fysiken för att bygga modeller:

Jämviktsstatistisk fysik, dess grundläggande begrepp och principer, samt teorin om relativistisk gas.
Tyngdkraftsteorin, vanligtvis GR. Även om dess effekter endast har testats på skalan av solsystemet [1] [2] , kan dess användning på skalan av galaxer och universum som helhet ifrågasättas.
Lite information från elementarpartiklarnas fysik: en lista över grundläggande partiklar, deras egenskaper, interaktionstyper, bevarandelagar. Kosmologiska modeller skulle vara mycket enklare om protonen inte var en stabil partikel och skulle sönderfalla [3] , vilket moderna experiment i fysiska laboratorier inte bekräftar.

För närvarande är uppsättningen modeller som bäst förklarar observationsdata:

Big Bang-teorin. Beskriver universums kemiska sammansättning .	Teori om inflationsstadiet. Förklarar anledningen till förlängningen .	Friedman förlängningsmodell. Beskriver tillägget .	Hierarkisk teori. Beskriver den storskaliga strukturen .

notera: grön färg betyder absolut dominerande teorier; bärnsten - igenkänd av många, men brett diskuterad; Scarlet - har upplevt stora problem på sistone, men stöds av många teoretiker.

Startpositioner

Av hela uppsättningen observationsdata för att konstruera och bekräfta teorier är de viktigaste följande:

Alla observationer relaterade till avståndsskalan. Det är deras resultat som ger värdena för Hubble-konstanten H , i lagen som bär hans namn: $cz=H_{0}D,$ , där z är galaxens rödförskjutning , D är avståndet till den, c är ljusets hastighet .
Universums ålder, erhållen från expansionslagen, måste vara strikt högre än åldern för de äldsta föremålen. (Till exempel från observationer av stjärnhopar)
Mätningar av den initiala mängden av element. (Till exempel från observationer av BCDG-galaxer och G-dvärgar)
Relikbakgrundsdata.
Data om utvecklingen av storskaliga strukturer. (Förutom direkta observationer av strukturen kan datakällor vara mycket olika från observationer av enskilda objekt till bakgrundsbakgrunden).

Deras tolkning börjar med postulatet att varje observatör vid samma ögonblick, oavsett observationsplats och riktning, upptäcker i genomsnitt samma bild. Det vill säga i stor skala är universum rumsligt homogent och isotropiskt. Observera att detta uttalande inte förbjuder inhomogenitet i tid, det vill säga förekomsten av distingerade sekvenser av händelser som är tillgängliga för alla observatörer.

Förespråkare av teorier om ett stationärt universum formulerar ibland en " perfekt kosmologisk princip ", enligt vilken den fyrdimensionella rum-tiden måste ha egenskaperna homogenitet och isotropi. Emellertid verkar de evolutionära processer som observeras i universum inte vara förenliga med en sådan kosmologisk princip.

Expanderande universumsmodell

Modellen för det expanderande universum beskriver själva expansionens faktum. I det allmänna fallet övervägs det inte när och varför universum började expandera. De flesta modeller är baserade på allmän relativitet och dess geometriska syn på gravitationens natur.

Om ett isotropiskt expanderande medium betraktas i ett koordinatsystem som är stelt kopplat till materia, reduceras universums expansion formellt till en förändring av skalfaktorn för hela koordinatnätet, i vars noder galaxer är "planterade". Ett sådant koordinatsystem kallas för medföljande . Referensens ursprung är vanligtvis fäst vid observatören.

Det finns ingen enskild syn på om universum verkligen är oändligt eller ändligt i rymden och volymen. Det observerbara universum är dock ändligt eftersom ljusets hastighet är ändlig och Big Bang existerade .

Friedmanns modell

Skede	Evolution $a(\eta)$	Hubble-parameter
inflatorisk	$a\propto e^{{Ht}}$	$H^{2}={\frac {8\pi }{3}}{\frac {\rho _{vac}}{M_{pl}^{2}}}$
Strålningsdominans p=ρ/3	$a\propto t^{\frac {1}{2}}$	$H={\frac {1}{2t}}$
Dammsteg p=konst	$a\propto t^{\frac {2}{3}}$	$H={\frac {2}{3t}}$
$\lambda$ -dominans	$a\propto e^{{Ht}}$	$H^{2}={\frac {8\pi }{3}}G\rho _{\Lambda }$

Inom ramen för allmän relativitet kan hela universums dynamik reduceras till enkla differentialekvationer för skalfaktorn [4] . $på)$

I ett homogent, isotropt fyrdimensionellt utrymme med konstant krökning kan avståndet mellan två oändligt nära punkter skrivas på följande sätt:

ds^{2}=dt^{2}-a^{2}(t)\left(dx^{2}+k{\frac {(xdx)^{2}}{1-kx^ {2}}}\right),

där k tar värdet:

k = 0 för ett tredimensionellt plan, k = 1 för en 3D-sfär, k = −1 för en tredimensionell hypersfär,

$x=\{x_{1},x_{2},x_{3}\}$ är en tredimensionell radievektor i kvasi-kartesiska koordinater.

Om uttrycket för metriken ersätts i GR-ekvationerna får vi följande ekvationssystem:

Energiekvation

\left({\frac {\dot {a}}{a}}\right)^{2}={\frac {8\pi G\rho }{3}}-\left({\frac {kc^ {2}}{a^{2}}}\right)+{\frac {\Lambda c^{2}}{3}}

Rörelseekvation

{\frac {\ddot {a}}{a}}=-{\frac {4\pi G}{3}}\left(\rho +{\frac {3P}{c^{2}}}\ höger)+{\frac {\Lambda c^{2}}{3}}

Kontinuitetsekvation

{\frac {d\rho }{dt}}=-3H\left(\rho +{\frac {P}{c^{2}}}\right),

där är den kosmologiska konstanten , är universums genomsnittliga densitet, är trycket, är ljusets hastighet. $\lambda$ $\rho$ $P$ $c$

Det givna ekvationssystemet tillåter många lösningar, beroende på de valda parametrarna. Faktum är att parametrarnas värden är fixerade endast i det aktuella ögonblicket och utvecklas över tiden, så utvecklingen av förlängningen beskrivs av en uppsättning lösningar [4] .

Förklaring av Hubbles lag

Antag att det finns en källa i det tillkommande systemet på ett avstånd r 1 från observatören. Observatörens mottagande utrustning registrerar fasen för den inkommande vågen. Betrakta två intervall mellan punkter med samma fas [4] :

{\frac {\delta t_{1}}{\delta t_{0}}}={\frac {\nu _{0}}{\nu _{1}}}\equiv 1+z.

Å andra sidan, för en ljusvåg i det accepterade måttet gäller följande likhet:

dt=\pm a(t){\frac {dr}{\sqrt {1-kr^{2))))

Om vi integrerar denna ekvation och kommer ihåg att när koordinaterna r inte beror på tiden, då, under förutsättning att våglängden är liten i förhållande till universums krökningsradie, får vi sambandet:

{\frac {\delta t_{1}}{a(t_{1})}}={\frac {\delta t_{0}}{a(t_{0}})))

Om vi nu ersätter det med det ursprungliga förhållandet:

1+z={\frac {a(t_{0})}{a(t_{1}))))

Efter att ha utökat den högra sidan till en Taylor-serie, med hänsyn till termen för den första ordningen av litenhet, får vi en relation som exakt sammanfaller med Hubble-lagen. Där konstanten H har formen:

H={\frac {{\dot {a}}(t)}{a(t))).

ΛCDM

Kosmologiska parametrar enligt WMAP och Planck data
	WMAP [5]	Planck [6]
Universums ålder t 0 miljarder år	13,75±0,13	13,81±0,06
H 0 km/s/MPc	71,0±2,5	67,4±1,4
Densitet av baryonmateria Ω b h 2	0,0226±0,0006	0,0221±0,0003
Mörk materia densitet Ω med h 2	0,111±0,006	0,120±0,003
Total densitet Ω t	1.08+0,09 -0,07	1,0±0,02
Densitet av baryonmateria Ω b	0,045±0,003
Mörk energitäthet Ω Λ	0,73±0,03	0,69±0,02
Mörk materia densitet Ω c	0,22±0,03

Som redan nämnts tillåter Friedmann-ekvationerna många lösningar, beroende på parametrarna. Och den moderna ΛCDM-modellen är Friedman-modellen med allmänt accepterade parametrar. Vanligtvis i observatörernas arbete ges de i termer av kritisk densitet [4] :

\rho _{cr}={\frac {3H_{0}^{2}}{8\pi G)).

Om vi uttrycker vänster sida från Hubble-lagen, får vi efter reduktion följande form:

1=\Omega _{m}+\Omega _{k}+\Omega _{{\Lambda )),

där Qm = ρ/ ρcr , Qk = - (kc2 ) / ( a2H2 ) , ΩΛ = ( 8πGΛc2 ) / ρcr . Det kan ses från denna post att om Ω m + Ω Λ = 1 , det vill säga den totala densiteten av materia och mörk energi är lika med den kritiska, så är k = 0 , det vill säga rymden är platt, om mer , då k = 1 , om mindre k= -1 .

I den moderna allmänt accepterade expansionsmodellen är den kosmologiska konstanten positiv och skiljer sig väsentligt från noll, det vill säga antigravitationskrafter uppstår i stor skala. Naturen hos sådana krafter är okänd, teoretiskt kan en sådan effekt förklaras av verkan av det fysiska vakuumet, men den förväntade energitätheten visar sig vara många storleksordningar större än energin som motsvarar det observerade värdet av den kosmologiska konstanten - problemet med den kosmologiska konstanten [4] .

De återstående alternativen är för närvarande endast av teoretiskt intresse, men detta kan förändras med uppkomsten av nya experimentella data. Den moderna kosmologins historia känner redan till sådana exempel: modeller med en kosmologisk konstant på noll dominerade ovillkorligt (bortsett från en kort spräng av intresse för andra modeller på 1960-talet) från upptäckten av den kosmologiska rödförskjutningen av Hubble fram till 1998, då data om typ Ia supernovor motbevisade dem på ett övertygande sätt [komm. 1] .

Ytterligare utveckling av expansionen

Det fortsatta förloppet av expansionen beror i allmänhet på värdena för den kosmologiska konstanten Λ , rymdkurvaturen k och ekvationen för tillståndet P(ρ) . Utvecklingen av förlängningen kan dock bedömas kvalitativt utifrån ganska allmänna antaganden [4] .

\Lambda <0

Om värdet på den kosmologiska konstanten är negativt så verkar bara attraktionskrafter och inget annat. Den högra sidan av energiekvationen kommer att vara icke-negativ endast vid ändliga värden på R. Detta betyder att vid något värde av R c kommer universum att börja dra ihop sig vid vilket värde som helst av k och oavsett formen på ekvationen av tillstånd [7] .

\Lambda =0

Om den kosmologiska konstanten är lika med noll, beror utvecklingen för ett givet värde på H 0 helt på materiens initiala täthet [4] :

\left({\frac {da}{dt}}\right)^{2}=G{\frac {8\pi \rho _{0}a_{0}^{3}}{3a}}-a_ {0}^{2}H_{0}\left(\rho _{0}-{\frac {3H_{0}^{2}}{8\pi G}}\right).

Om , så fortsätter expansionen på obestämd tid, i gränsen med hastigheten som asymptotiskt tenderar till noll. Om densiteten är större än den kritiska, saktar universums expansion ner och ersätts av sammandragning. Om mindre, så fortsätter expansionen på obestämd tid med en gräns som inte är noll . $\rho _{0}=\rho _{cr}$ $H$

\Lambda >0

Om och , då expanderar universum monotont, men i motsats till fallet med stora värden ökar expansionshastigheten [7] : $\Lambda >0$ $k\leq 0$ $\Lambda =0$ $R$

R\propto exp[(\Lambda /3)^{1/2}t].

När det markerade värdet är . I det här fallet finns det ett värde för vilket och , det vill säga universum är statiskt. $k=1$ $\Lambda _{c}=4\pi G\rho$ $R$ $R'=0$ $R''=0$

Vid minskar expansionshastigheten upp till ett visst ögonblick och börjar sedan öka på obestämd tid. Om den överstiger något , förblir expansionshastigheten praktiskt taget oförändrad under en tid. $\Lambda >\Lambda _{c}$ $\Lambda$ $\Lambda _{c}$

I fallet beror allt på det initiala värdet från vilket expansionen började. Beroende på detta värde kommer universum antingen att expandera till en viss storlek och sedan dra ihop sig, eller så kommer det att expandera på obestämd tid. $\Lambda </Lambda _{c}$ $R$

The Big Bang Theory (modell för hett universum)

Big Bang Theory är teorin om primordial nukleosyntes . Det svarar på frågan - hur de kemiska grundämnena bildades och varför deras förekomst är exakt densamma som nu observeras. Den är baserad på extrapoleringen av kärn- och kvantfysikens lagar, på antagandet att när man går in i det förflutna ökar den genomsnittliga partikelenergin (temperaturen) [8] .

Gränsen för tillämplighet är området med höga energier, över vilket de studerade lagarna upphör att fungera. Samtidigt finns det inte längre något ämne som sådant, utan det finns praktiskt taget ren energi. Om vi extrapolerar Hubble-lagen till det ögonblicket, visar det sig att den synliga delen av universum är belägen i en liten volym. Liten volym och hög energi är ett karakteristiskt tillstånd av materia efter en explosion, därav namnet på teorin - Big Bang-teorin. Samtidigt förblir svaret på frågan: "Vad orsakade denna explosion och vad är dess natur?" utanför ramarna.

Dessutom förutspådde och förklarade Big Bang-teorin ursprunget till den kosmiska mikrovågsbakgrundsstrålningen - detta är arvet från det ögonblick då all materia fortfarande var joniserad och inte kunde motstå ljusets tryck. Med andra ord, reliktbakgrunden är kvarlevan av "universums fotosfär".

Universums entropi

Huvudargumentet som bekräftar teorin om det heta universum är värdet av dess specifika entropi . Det är lika med förhållandet mellan koncentrationen av jämviktsfotoner n γ och koncentrationen av baryoner n b , upp till en numerisk koefficient .

Låt oss uttrycka n b i termer av den kritiska densiteten och andelen baryoner [4] :

n_{b}={\frac {\rho _{c}r}{m_{p))}=1{,}124\cdot 10^{-5}\Omega _{b}h_{100}^{ 2},

där h 100 är det moderna Hubble-värdet, uttryckt i enheter av 100 km / (s Mpc), och givet att för den kosmiska mikrovågsbakgrunden med T = 2,73 K

n_{\gamma }\approx 420(1+z)^{3}

cm −3 ,

vi får:

\eta \simeq n_{b}/n_{\gamma }\approx 2{,}7\cdot 10^{-8}\Omega _{b}h_{100}^{2}\sim 10^{-9 }.

Det reciproka värdet är värdet av den specifika entropin.

Första tre minuterna. Primär nukleosyntes

Förmodligen, från början av födseln (eller åtminstone från slutet av inflationsstadiet) och under tiden tills temperaturen förblir under 10 16 GeV (10 −10 s), är alla kända elementarpartiklar närvarande, och alla har ingen massa. Denna period kallas perioden för den stora föreningen, då de elektrosvaga och starka interaktionerna förenas [9] .

I nuläget är det omöjligt att säga exakt vilka partiklar som finns i det ögonblicket, men något är fortfarande känt. Värdet på η är inte bara en indikator på specifik entropi, utan karakteriserar också överskottet av partiklar över antipartiklar [10] :

{\frac {n_{p}-n_{\bar {p}}}{n_{p}}}=10^{-9}.

I det ögonblick då temperaturen sjunker under 10 15 GeV kommer sannolikt X- och Y-bosoner med motsvarande massor att frigöras .

Eran av den stora föreningen ersätts av eran av elektrosvag förening , när de elektromagnetiska och svaga interaktionerna representerar en enda helhet. I denna era sker förintelsen av X- och Y-bosoner . I det ögonblick då temperaturen sjunker till 100 GeV , slutar den elektrosvaga föreningsepoken, kvarkar, leptoner och mellanbosoner bildas.

Hadron-eran kommer, eran av aktiv produktion och förintelse av hadroner och leptoner. I denna epok är ögonblicket av kvark-hadron-övergången eller ögonblicket av kvark - inneslutning anmärkningsvärt , när sammansmältningen av kvarkar till hadroner blev möjlig. I detta ögonblick är temperaturen 300-1000 MeV , och tiden från universums födelse är 10 −6 s .

Hadrontidens epok ärvs av leptoneran - i det ögonblick då temperaturen sjunker till nivån 100 MeV och på klockan 10 −4 s . I denna era börjar universums sammansättning likna det moderna; huvudpartiklarna är fotoner, utöver dem finns det bara elektroner och neutriner med sina antipartiklar, samt protoner och neutroner. Under denna period inträffar en viktig händelse: ämnet blir transparent för neutriner. Det finns något som liknar en relikbakgrund, men för neutriner. Men eftersom separationen av neutriner inträffade före separationen av fotoner, när vissa typer av partiklar ännu inte hade förintats, vilket gav sin energi till resten, kyldes de ner mer. Vid det här laget borde neutrinogasen ha svalnat till 1,9 K om neutrinos inte har någon massa (eller deras massor är försumbara).

Vid en temperatur T≈0,7 MeV bryts den termodynamiska jämvikten mellan protoner och neutroner, som fanns tidigare, och förhållandet mellan koncentrationen av neutroner och protoner fryser vid ett värde av 0,19. Syntesen av kärnor av deuterium, helium, litium börjar. Efter ~200 sekunder efter universums födelse sjunker temperaturen till värden där nukleosyntes inte längre är möjlig, och den kemiska sammansättningen av materia förblir oförändrad fram till födelsen av de första stjärnorna [9] .

Problem i Big Bang Theory

Trots betydande framsteg står teorin om det heta universum inför ett antal svårigheter. Om Big Bang orsakade universums expansion, kan i det allmänna fallet en stark inhomogen fördelning av materia uppstå, vilket inte observeras. Big Bang-teorin förklarar inte heller universums expansion, den accepterar det som ett faktum [11] .

Teorin antar också att förhållandet mellan antalet partiklar och antipartiklar i det inledande skedet var sådant att det resulterade i den moderna dominansen av materia över antimateria. Man kan anta att universum i början var symmetriskt - det fanns samma mängd materia och antimateria, men sedan, för att förklara baryonasymmetrin , behövs någon mekanism för baryogenes , vilket borde leda till möjligheten för protonsönderfall , vilket inte heller observeras [3] .

Olika teorier om den stora föreningen tyder på att ett stort antal magnetiska monopoler föddes i det tidiga universum , som inte har upptäckts förrän nu [12] .

Inflationsmodell

Inflationsteorin har till uppgift att svara på de frågor som lämnas efter sig av expansionsteorin och teorin om Big Bang: ”Varför expanderar universum? Och vad är Big Bang? För att göra detta extrapoleras expansionen till nollpunkten i tiden och hela universums massa är vid en punkt och bildar en kosmologisk singularitet, ofta kallad Big Bang. Tydligen är den allmänna relativitetsteorin vid den tiden inte längre tillämplig, vilket leder till många, men än så länge, tyvärr, endast rent spekulativa försök att utveckla en mer allmän teori (eller till och med "ny fysik") som löser detta problem med kosmologisk singularitet .

Huvudidén med inflationsstadiet är att om vi introducerar ett skalärt fält som kallas inflanton , vars inverkan är stark i de inledande stadierna (med början från cirka 10 −42 s), men snabbt minskar med tiden, då blir den platta geometrin av rymden kan förklaras, medan Hubble-expansionen blir rörelse genom tröghet på grund av den stora kinetiska energin som ackumuleras under uppblåsning, och ursprunget från en liten initialt kausalt sammankopplad region förklarar universums enhetlighet och isotropi [13] .

Det finns dock väldigt många sätt att ställa in en uppblåsning, vilket i sin tur ger upphov till en hel massa modeller. Men majoriteten bygger på antagandet om långsam rullning: inflantonpotentialen minskar långsamt till ett värde lika med noll. Den specifika typen av potential och metoden för att ställa in de initiala värdena beror på den valda teorin.

Teorier om inflation är också indelade i oändlig och ändlig i tid. I en teori med oändlig inflation finns det regioner av rymden - domäner - som började expandera, men på grund av kvantfluktuationer återgått till sitt ursprungliga tillstånd, där förutsättningar för upprepad inflation uppstår. Sådana teorier inkluderar vilken teori som helst med oändlig potential och Lindes kaotiska inflationsteori [13] .

Teorier med en ändlig inflationstid inkluderar hybridmodellen. Det finns två typer av fält i den: den första är ansvarig för stora energier (och därmed för expansionshastigheten), och den andra för små, som bestämmer ögonblicket när inflationen tar slut. I det här fallet kan kvantfluktuationer bara påverka det första fältet, men inte det andra, och därför är själva inflationsprocessen ändlig.

De olösta problemen med inflationen inkluderar temperaturhopp inom ett mycket brett område, någon gång sjunker den nästan till absolut noll. Vid slutet av uppblåsningen återupphettas ämnet till höga temperaturer. Rollen av en möjlig förklaring till ett sådant konstigt beteende föreslås "parametrisk resonans" [14] .

Multiverse

"Multiverse", "Big Universe", "Multiverse", "Hyperuniverse", "Superuniverse", "Multiverse", "Omniverse" är olika översättningar av den engelska termen multiversum. Det dök upp under utvecklingen av teorin om inflation [15] .

Områden i universum som är åtskilda av avstånd större än storleken på partikelhorisonten utvecklas oberoende av varandra. Varje observatör ser bara de processer som sker i en domän lika i volym som en sfär med en radie som är lika med avståndet till partikelhorisonten. Under inflationens epok korsar inte två expansionsregioner, åtskilda av ett avstånd av horisontens storlek.

Sådana domäner kan ses som separata universum som vårt eget: de är likadana enhetliga och isotropa i stor skala. Konglomeratet av sådana formationer är Multiversum.

Den kaotiska teorin om inflation antar en oändlig variation av universum, som vart och ett kan ha olika fysiska konstanter från andra universum [16] . I en annan teori skiljer sig universum i kvantmätning [17] . Per definition kan dessa antaganden inte testas experimentellt.

Alternativ till inflationsteori

Den kosmiska inflationsmodellen är ganska framgångsrik, men inte nödvändig för att överväga kosmologi. Hon har motståndare, inklusive Roger Penrose . Deras argument handlar om att lösningarna som föreslås av inflationsmodellen lämnar efter sig missade detaljer. Till exempel ger denna teori ingen grundläggande motivering för att täthetsstörningar i det pre-inflationära skedet ska vara precis så små att en observerbar grad av homogenitet uppstår efter inflationen. Situationen är liknande med rumslig krökning: den minskar avsevärt under inflationen, men ingenting hindrade den från att vara så viktig före inflationen att den fortfarande visar sig i det nuvarande skedet av universums utveckling. Med andra ord är problemet med initiala värden inte löst, utan bara skickligt draperat.

Teorier som strängteori och braneori samt cyklisk teori föreslås som alternativ . Huvudtanken med dessa teorier är att alla nödvändiga initiala värden bildas före Big Bang.

Strängteori kräver att man lägger till några fler dimensioner till den vanliga fyrdimensionella rum-tiden, som skulle ha spelat en roll i universums tidiga skede, men som nu är i ett kompakterat tillstånd. På den oundvikliga frågan varför dessa dimensioner kompakteras, föreslås följande svar: supersträngar har T-dualitet , i samband med vilken strängen "vindar" på ytterligare dimensioner, vilket begränsar deras storlek [18] .
I brane-teorin (M-teorin) börjar allt med en kall, statisk femdimensionell rumtid. De fyra rumsliga dimensionerna begränsas av tredimensionella väggar eller trebranor ; en av dessa väggar är utrymmet där vi bor, medan den andra klien är dold för perception. Det finns ytterligare en trebran "förlorad" någonstans mellan de två gränsbranerna i det fyrdimensionella rummet. Enligt teorin frigörs en stor mängd energi när denna kli kolliderar med vår och därmed bildas förutsättningarna för Big Bangs uppkomst [19] .
Cykliska teorier postulerar att Big Bang inte är unik i sitt slag, utan innebär universums övergång från ett tillstånd till ett annat. Cykliska teorier föreslogs först på 1930 -talet . Stötestenen för sådana teorier var termodynamikens andra lag , enligt vilken entropin bara kan öka. Det betyder att tidigare cykler skulle ha varit mycket kortare och att ämnet i dem skulle ha varit mycket hetare än vid tiden för den senaste Big Bang, vilket är osannolikt. För tillfället finns det två teorier av cyklisk typ som har lyckats lösa problemet med den ständigt ökande entropin: Steinhardt-Turok-teorin och Baum-Frampton-teorin [20] [21] .

Evolutionsteorin för storskaliga strukturer

Som data på bakgrundsbakgrunden visar, vid ögonblicket för separation av strålning från materia, var universum faktiskt homogent, materiens fluktuationer var extremt små, och detta är ett betydande problem. Det andra problemet är den cellulära strukturen hos superkluster av galaxer och samtidigt den sfäriska strukturen hos mindre hopar. Varje teori som försöker förklara ursprunget till universums storskaliga struktur måste nödvändigtvis lösa dessa två problem (liksom korrekt modellera galaxernas morfologi).

Den moderna teorin om bildandet av en storskalig struktur, såväl som enskilda galaxer, kallas den "hierarkiska teorin". Kärnan i teorin kokar ner till följande: till en början var galaxerna små i storlek (ungefär som det magellanska molnet ), men med tiden smälter de samman och bildar allt större galaxer.

På senare tid har teorins giltighet ifrågasatts, och neddragningar har bidragit i inte ringa utsträckning till detta . Men i teoretiska studier är denna teori dominerande. Det mest slående exemplet på sådan forskning är Millennium-simulering (Millennium run) [22] .

Allmänna bestämmelser

Den klassiska teorin om ursprunget och utvecklingen av fluktuationer i det tidiga universum är Jeans-teorin mot bakgrund av expansionen av ett homogent isotropiskt universum [23] :

\vartriangle \Phi =4\pi G\rho \delta ,

{\frac {\partial \delta }{\partial t))+Hx\triangledown \delta +\triangledown v=0,

{\frac {\partial v}{\partial t))+Hv+H(x\triangledown )v=-u_{s}^{2}\triangledown \delta -\triangledown \Phi .

där u s är ljudets hastighet i mediet, G är gravitationskonstanten och ρ är densiteten för det opåverkade mediet, är storleken på den relativa fluktuationen, Φ är gravitationspotentialen som skapas av mediet, v är hastigheten av mediet är p(x,t) mediets lokala densitet, och hänsynen sker i det efterföljande koordinatsystemet. $\delta ={\frac {\delta \rho }{\rho }}.$

Det givna ekvationssystemet kan reduceras till ett, som beskriver utvecklingen av inhomogeniteter:

{\frac {\partial ^{2}\delta }{\partial t^{2))}+2H{\frac {\partial \delta }{\partial t))+\left({\frac {k^{2}}{a^{2}}}u_{s}^{2}-4\pi G\rho \right)\delta =0,

där a är skalfaktorn och k är vågvektorn. Av det, i synnerhet, följer att instabila är fluktuationer vars storlek överstiger:

\lambda >\lambda _{J}={\sqrt {\frac {u_{s}^{2}\pi}{G\rho }}}.

I detta fall växer störningen linjärt eller svagare, beroende på utvecklingen av Hubble-parametern och energitätheten.

Denna modell beskriver på ett adekvat sätt kollapsen av störningar i ett icke-relativistiskt medium om deras storlek är mycket mindre än den aktuella händelsehorisonten (inklusive för mörk materia under det strålningsdominerade skedet). För de motsatta fallen är det nödvändigt att överväga de exakta relativistiska ekvationerna. Energimomentum-tensorn för en idealisk vätska med hänsyn till störningar med liten densitet

T_{\nu }^{\mu }=(\rho +\delta \rho +p+\delta p)u^{\mu }u_{\nu }-\delta _{\nu }^{\mu }( p+\delta p)

bevaras kovariant, varifrån de hydrodynamiska ekvationerna generaliserade för det relativistiska fallet följer. Tillsammans med GR-ekvationerna representerar de det ursprungliga ekvationssystemet som bestämmer utvecklingen av fluktuationer i kosmologin mot bakgrund av Friedmans lösning [23] .

Eran före rekombination

Det valda ögonblicket i utvecklingen av universums storskaliga struktur kan betraktas som ögonblicket för väterekombination. Fram till denna punkt fungerar vissa mekanismer, efter - helt andra [24] .

De initiala täthetsvågorna är större än händelsehorisonten och är frusna - de påverkar inte materiens densitet i universum. Men när den expanderar jämförs storleken på horisonten med störningens våglängd, som man säger, "vågen lämnar horisonten" eller "träder in i horisonten". Därefter börjar tätheten fluktuera - en ljudvåg fortplantar sig mot en expanderande bakgrund.

Under rekombinationsepoken kommer vågor med en våglängd på högst 790 Mpc för den aktuella epoken in under horisonten. Vågor som är viktiga för bildandet av galaxer och deras kluster kommer in i början av detta skede.

För närvarande handlar det om ett flerkomponentplasma, där det finns många olika effektiva mekanismer för att dämpa alla ljudstörningar. Den kanske mest effektiva av dem inom kosmologi är Silk-dämpning . Efter att alla ljudstörningar har undertryckts återstår endast adiabatiska störningar.

Under en tid går utvecklingen av vanlig och mörk materia synkront, men på grund av interaktion med strålning sjunker temperaturen hos vanlig materia långsammare. Det finns en kinematisk och termisk separation av mörk materia och baryonisk materia. Det antas att detta moment inträffar vid z=10 5 .

Baryon-fotonkomponentens beteende efter separation och fram till slutet av strålningssteget beskrivs av ekvationen [24] :

\Phi ''+{\frac {4}{\eta }}\Phi '+u_{s}^{2}k^{2}\Phi =0,

där k är vågvektorn för den betraktade vågen, och derivatorna tas med avseende på η , den konforma tiden. Det följer av hans lösning att under den epok amplituden av störningar i baryonkomponentens täthet inte ökade eller minskade, utan upplevde akustiska svängningar:

\delta _{rad}\propto -cos(u_{s}k\eta ).

Samtidigt upplevde inte mörk materia sådana svängningar, eftersom varken ljustrycket eller trycket från baryoner och elektroner påverkar det. Dessutom växer amplituden av dess störningar:

\delta _{CDM}\propto ln(k\eta ).

Efter rekombination

Efter rekombination är trycket från fotoner och neutriner på materia försumbart. Följaktligen är ekvationssystemen som beskriver störningar av mörk och baryonisk materia liknande:

\delta '-k^{2}v=3\Phi ',

v'+{\frac {2}{\eta }}v=-\Phi .

Redan utifrån likheten mellan typen av ekvationer kan man anta, och sedan bevisa, att skillnaden i fluktuationer mellan mörk och baryonisk materia tenderar att vara konstant. Med andra ord rullar vanlig materia in i potentiella brunnar som bildas av mörk materia. Tillväxten av störningar omedelbart efter rekombination bestäms av lösningen

\delta =C_{1}+{\frac {\Omega _{B}}{\Omega _{CDM}}}C_{2}{\frac {1}{\eta }}+{\frac {C_{3}}{\eta ^{3}}}+C_{4}\eta ^{2},

där C i är konstanter beroende på initialvärdena. Som framgår av ovanstående, vid stora tillfällen växer täthetsfluktuationerna i proportion till skalfaktorn:

\delta \propto \eta ^{2}\propto a(\eta ).

Alla störningstillväxthastigheter som anges i detta stycke och i det föregående växer med vågtalet k, därför, med ett initialt platt spektrum av störningar, kommer störningar av de minsta rumsliga skalorna in i kollapsstadiet tidigare, det vill säga objekt med ett mindre massa bildas först.

För astronomi är föremål med en massa på ~10 5 Mʘ av intresse . Faktum är att när mörk materia kollapsar bildas en protohalo. Väte och helium som tenderar mot dess centrum börjar stråla, och vid massor mindre än 10 5 M ʘ , kastar denna strålning gasen tillbaka till utkanten av protostrukturen. Vid högre massor startar processen för bildandet av de första stjärnorna.

En viktig konsekvens av den initiala kollapsen är att stjärnor med hög massa dyker upp och sänder ut i den hårda delen av spektrumet. De emitterade hårda kvantorna möter i sin tur neutralt väte och joniserar det. Omedelbart efter den första stjärnbildningen sker sekundär jonisering av väte [24] .

Mörk energi dominans skede

Låt oss anta att trycket och densiteten hos mörk energi inte förändras med tiden, det vill säga det beskrivs av en kosmologisk konstant. Sedan följer det av de allmänna ekvationerna för fluktuationer i kosmologin att störningarna utvecklas enligt följande:

\delta _{M}\propto a^{3}{\frac {k^{2}}{a^{2}}}\Phi .

Med hänsyn till att potentialen är omvänt proportionell mot skalfaktorn a, betyder detta att det inte sker någon tillväxt av störningar och deras storlek är oförändrad. Detta innebär att den hierarkiska teorin inte tillåter strukturer större än de som för närvarande observeras.

I eran av dominans av mörk energi inträffar två sista viktiga händelser för storskaliga strukturer: uppkomsten av galaxer som Vintergatan - detta händer vid z~2, och lite senare - bildandet av kluster och superkluster av galaxer [ 24] .

Teoriproblem

Den hierarkiska teorin, som följer logiskt från moderna, beprövade idéer om bildandet av stjärnor och använder en stor arsenal av matematiska verktyg, har nyligen stött på ett antal problem, både teoretiska och, ännu viktigare, observationsmässiga till sin natur [22] :

Det största teoretiska problemet ligger vid den punkt där termodynamiken och mekaniken slås samman: utan införandet av ytterligare icke-fysikaliska krafter är det omöjligt att tvinga två mörk materia-glorier att smälta samman.
Tomrum bildas mer sannolikt närmare vår tid än rekombination, men nyligen upptäckta absolut tomma utrymmen med dimensioner 300 Mpc kommer i dissonans med detta uttalande.
Dessutom föds jättegalaxer vid fel tidpunkt, deras antal per volymenhet vid stora z är mycket större än vad teorin förutspår. Dessutom förblir det samma när det teoretiskt sett borde växa väldigt snabbt.
Data om de äldsta klothoparna vill inte stå ut med en skur på 100 Mʘ stjärnbildning och föredrar stjärnor som vår sol.

Och detta är bara en del av de problem som ställdes inför teorin.

Problem med moderna modeller

Om du extrapolerar Hubbles lag bakåt i tiden, så hamnar du i en punkt, en gravitationssingularitet , som kallas en kosmologisk singularitet . Detta är ett stort problem, eftersom hela fysikens analytiska apparat blir värdelös. Och även om det, genom att följa Gamows väg , som föreslogs 1946, är möjligt att på ett tillförlitligt sätt extrapolera tills de moderna fysikens lagar är operativa, är det ännu inte möjligt att exakt bestämma detta ögonblick av början av den "nya fysiken". Det antas att den i magnitud är lika med Plancktiden , s. $\sim 10^{-43}$

Frågan om universums form är en viktig öppen fråga inom kosmologin. När vi talar matematiskt står vi inför problemet att hitta en tredimensionell topologi av universums rumsliga sektion, det vill säga en sådan figur som bäst representerar universums rumsliga aspekt. Den allmänna relativitetsteorin som lokal teori kan inte ge ett fullständigt svar på denna fråga, även om den också inför vissa begränsningar.

För det första är det inte känt om universum är globalt spatialt platt, det vill säga om lagarna för euklidisk geometri gäller i de största skalorna. För närvarande tror de flesta kosmologer att det observerbara universum är mycket nära spatialt platt med lokala veck där massiva objekt förvränger rumtiden. Denna uppfattning har bekräftats av nyare WMAP- data som tittar på "akustiska oscillationer" i temperaturavvikelserna för CMB.

För det andra är det inte känt om universum är helt enkelt anslutet eller multiplicerat. Enligt standardexpansionsmodellen har universum inga rumsliga gränser, men kan vara rumsligt ändliga. Detta kan förstås av exemplet med en tvådimensionell analogi: ytan av en sfär har inga gränser, men har en begränsad yta, och sfärens krökning är konstant. Om universum verkligen är rumsligt begränsat, kan du i vissa av dess modeller, som rör dig i en rak linje i vilken riktning som helst, komma till resans startpunkt (i vissa fall är detta omöjligt på grund av utvecklingen av rum-tid [ 25] ).

För det tredje finns det förslag på att universum ursprungligen föddes roterande. Den klassiska idén om ursprung är idén om Big Bang -isotropin , det vill säga fördelningen av energi lika i alla riktningar. Det finns dock vissa indikationer på storskalig rotation: ett team av forskare från University of Michigan, ledd av fysikprofessorn Michael Longo, fann att moturs spiralarmar hos galaxer är 7 % vanligare än "motursorienterade" galaxer vilket kan indikera närvaron av universums första rotationsmoment. Denna hypotes bör också testas genom observationer på södra halvklotet [26] .

Kommentarer

↑ Opopulariteten hos modeller med en kosmologisk konstant bevisas vältaligt av det faktum att Weinberg i sin bok "Cosmology and Gravity" (publicerad på ryska 1975) hänvisar stycket om modeller med en kosmologisk konstant till avsnittet tillsammans med naiva modeller och modeller av det stationära universum, avleder 4 sidor av 675 per beskrivning.

Anteckningar

↑ Capozziello S. och Francaviglia M. Utökade teorier om gravitation och deras kosmologiska och astrofysiska tillämpningar // Allmän relativitet och gravitation. - 2008. - Vol. 40 , iss. 2-3 . - s. 357-420 . - doi : 10.1007/s10714-007-0551-y .
↑ Men inte bara i solsystemet - effekterna av allmän relativitet är också väl studerade i starka fält av nära dubbelstjärnor , dock med samma karaktäristiska storlekar.
↑ 1 2 Sazhin M. V. Modern kosmologi i en populär presentation. - M. : URSS, 2002. - S. 145-148. — 240 s. - 2500 exemplar. — ISBN 5-354-00012-2 .
↑ 1 2 3 4 5 6 7 8
- Zasov A. V., Postnov K. A. Allmän astrofysik . - Fryazino: Ålder 2, 2006. - S. 421 -432. — 496 sid. — ISBN 5-85099-169-7 .
- D.S. Gorbunov, V.A. Rubakov. Introduktion till teorin om det tidiga universum: The Hot Big Bang Theory. - M. : LKI, 2008. - S. 45-80. — 552 sid. - ISBN 978-5-382-00657-4 .
↑ Jarosik, N., et.al. (WMAP-samarbete). Sjuåriga Wilkinson Microwave Anisotropy Probe (WMAP) Observationer: Sky Maps, Systematic Errors och Basic Results (PDF). nasa.gov. Hämtad 4 december 2010. Arkiverad från originalet 16 augusti 2012. (obestämd) (från NASA:s WMAP-dokument arkiverade 30 november 2010 på Wayback Machine - sidan)
↑ Planck Collaboration. Planck 2013 resultat. XVI. Kosmologiska parametrar . - arXiv : 1303.5076 .
↑ 1 2 Michael Rowan-Robinson. Kosmologi = Kosmologi / Översatt från engelska av N. A. Zubchenko. Under den vetenskapliga redaktionen av P. K. Silaev. - M.-Izhevsk: Forskningscentrum "Regular and Chaotic Dynamics", 2008. - P. 96-102. — 256 sid. - ISBN 976-5-93972-659-7.
↑ [https://web.archive.org/web/20170806022050/https://arxiv.org/abs/0806.1065 Arkiverad 6 augusti 2017 på Wayback Machine [0806.1065] B2FH, Cosmic Microwave Background and Cosmology]
↑ 1 2 Kapitonov I. M. Introduktion till kärnans och partiklarnas fysik. - M. : URSS, 2002. - S. 251-259. — 384 sid. - 1700 exemplar. — ISBN 5-354-00058-0 .
↑ Sazhin M. V. Modern kosmologi i en populär presentation. - M. : URSS, 2002. - S. 144. - 240 sid. - 2500 exemplar. — ISBN 5-354-00012-2 .
↑ Sazhin M. V. Modern kosmologi i en populär presentation. - M. : URSS, 2002. - S. 104-106. — 240 s. - 2500 exemplar. — ISBN 5-354-00012-2 .
↑ Översättning av "den officiella webbplatsen för Superstring Theory" . Astronet . Tillträdesdatum: 18 september 2015. Arkiverad från originalet 23 februari 2009. (obestämd)
↑ 1 2 I öppna källor presenteras en bra översikt i en engelskspråkig artikel Robert Brandenberger. Ämnen i kosmologi . - 2007. - arXiv : hep-th/0701157 . På ryska är motsvarigheten vad gäller undersökningsdata D.S. Gorbunov, V.A. Rubokov. Jeans instabilitet i Newtons gravitationsteorin // Introduktion till teorin om det tidiga universum: kosmologiska störningar. inflationsteori. - M . : Krasnad, 2010. - S. 335-371. — 568 sid. - ISBN 978-5-396-00046-9 .
↑ Lev Kofman, Linde Andrei, Starobinsky Alexei A. Uppvärmning efter inflation . — Fysisk. Varv. Lett., 1994.
↑ Astronomi XXI århundradet / Ed. V. G. Surdina . - 2:a. - Fryazino: Century 2, 2008. - S. 414-416. — 608 sid. — ISBN 978-5-85099-181-4 .
↑ Victor J Stenger. Är universum finjusterat för oss? (engelska) . Arkiverad från originalet den 16 juli 2012.
↑ Tegmark Max. Tolkningen av kvantmekanik: många världar eller många ord? . Fortschritte der Physik, 1998.
↑ Grön B. Elegant universum. Superstrings, Hidden Dimensions och Quest for the Ultimate Theory . - 1999. - 464 sid. — ISBN 0-375-70811-1 .
↑ Kosmologi. Vad handlar strängteori om? . Astronet . Hämtad 15 maj 2010. Arkiverad från originalet 22 augusti 2011. (obestämd)
↑ L. Baum och P. H. Frampton. Vändning i cyklisk kosmologi. - Physical Review Letters, 2007. - doi : 10.1103/PhysRevLett.98.071301 . - . - arXiv : hep-th/0610213 . — PMID 17359014 .
↑ PJ Steinhardt, N. Turok. Den cykliska modellen förenklad. - New Astron. Rev., 2004. - doi : 10.1016/j.newar.2005.01.003 . — . - arXiv : astro-ph/0404480 .
↑ 1 2 Gibson CH, Schild RE Evolution av Proto-Galax-kluster till deras nuvarande form: Teori och observation . — Journal of Cosmology, 2010.
↑ 1 2 Gorbunov D. S., Rubokov V. A. Jeans instabilitet i den Newtonska gravitationsteorin // Introduktion till teorin om det tidiga universum: Kosmologiska störningar. inflationsteori. - M. : Krasnad, 2010. - 568 sid. - ISBN 978-5-396-00046-9 .
↑ 1 2 3 4 Gorbunov D. S., Rubakov V. A. Skalära störningar: resultat för enkomponentsmedia. // Introduktion till teorin om det tidiga universum: Kosmologiska störningar. inflationsteori. — M. : LKI, 2008. — 552 sid. - ISBN 978-5-396-00046-9 .
↑ Landau L. D., Lifshitz E. M. Fältteori. - M . : Fizmatlit, 2006. - S. 493-494. - (Teoretisk fysik).
↑ Longo Michael J. Detektering av en dipol i spiralgalaxer med rödförskjutningar z~0,04 . — Fysikbokstäver B, 2011.

Länkar

Exotiska universum (Universums mest ovanliga begrepp) // Popular Mechanics No. 12, December 2012

Ordböcker och uppslagsverk	Britannica (online)

Kosmologi
Grundläggande begrepp och objekt	Universum observerbart universum Rödförskjutning kosmologiska CMB-strålning Gravitationsvågor Universums expansion accelererad dold massa Mörk materia mörk energi
Universums historia	Big Bang stor rekyl Kronologi av Big Bang Inflation Primär nukleosyntes Rekombination Evolution av galaxer Universums ålder Universums framtid
Universums struktur	Universums struktur i stor skala Superkluster av galaxer Stor grupp av kvasarer Galaktisk tråd Tomhet Hubble bubbla Universums form
Teoretiska begrepp	Historien om utvecklingen av idéer om universum Hubble lag Gravitationsinstabilitet Kosmologisk princip Kosmologiska modeller Kosmologisk singularitet De Sitter modell het universum modell Friedmans universum Ledsagaravstånd Kritisk densitet Friedmans ekvation Kosmologisk tillståndsekvation Lambda-CDM-modell
Experiment	Observationskosmologi 2dF 6dF Bumerang COBE SDSS WMAP Planck DES
Portal: Astronomi