Modele cosmologice

Modelele cosmologice sunt modele care descriu dezvoltarea Universului ca întreg.

În cazul general, următoarele teorii și secțiuni ale fizicii sunt folosite pentru a construi modele:

Fizica statistică a echilibrului, conceptele și principiile sale de bază, precum și teoria gazului relativist.
Teoria gravitației, de obicei GR. Deși efectele sale au fost testate doar la scara sistemului solar [1] [2] , utilizarea sa la scara galaxiilor și a universului în ansamblu poate fi pusă sub semnul întrebării.
Câteva informații din fizica particulelor elementare: o listă de particule de bază, caracteristicile lor, tipuri de interacțiuni, legile de conservare. Modelele cosmologice ar fi mult mai simple dacă protonul nu ar fi o particulă stabilă și s-ar descompune [3] , ceea ce experimentele moderne din laboratoarele fizice nu confirmă.

În prezent, setul de modele care explică cel mai bine datele observaționale este:

Teoria Big Bang. Descrie compoziția chimică a universului .	Teoria stadiului inflației. Explică motivul extinderii .	Model de extensie Friedman. Descrie extensia .	Teoria ierarhică. Descrie structura pe scară largă .

notă: culoarea verde înseamnă teorii absolut dominante; chihlimbar - recunoscut de mulți, dar larg discutat; stacojiu - cu probleme mari în ultima vreme, dar susținută de mulți teoreticieni.

Pozițiile de pornire

Dintre întregul set de date observaționale pentru construirea și confirmarea teoriilor, cele cheie sunt următoarele:

Toate observațiile legate de scara distanței. Rezultatele lor sunt cele care dau valorile constantei Hubble H , în legea care îi poartă numele: $cz=H_{0}D,$ , unde z este deplasarea către roșu a galaxiei, D este distanța până la aceasta, c este viteza luminii .
Vârsta Universului, obținută din legea expansiunii, trebuie să fie strict mai mare decât vârsta celor mai vechi obiecte. (De exemplu, din observațiile clusterelor de stele)
Măsurătorile abundenței inițiale de elemente. (De exemplu, din observațiile galaxiilor BCDG și ale piticilor G)
Date de fundal relicve.
Date despre evoluția structurilor la scară largă. (Pe lângă observațiile directe ale structurii, sursele de date pot fi foarte diverse de la observații ale obiectelor individuale până la fundal).

Interpretarea lor începe cu postulatul că fiecare observator în același moment de timp, indiferent de locul și direcția de observație, descoperă în medie aceeași imagine. Adică, la scară mare, Universul este omogen și izotrop din punct de vedere spațial. Rețineți că această afirmație nu interzice neomogenitatea în timp, adică existența unor secvențe distincte de evenimente accesibile tuturor observatorilor.

Susținătorii teoriilor unui Univers staționar formulează uneori un „ principiu cosmologic perfect ”, conform căruia spațiul-timp cu patru dimensiuni trebuie să aibă proprietăți de omogenitate și izotropie. Cu toate acestea, procesele evolutive observate în Univers nu par a fi în concordanță cu un astfel de principiu cosmologic.

Modelul Universului în Expansiune

Modelul Universului în expansiune descrie însuși faptul expansiunii. În cazul general, nu se ia în considerare când și de ce Universul a început să se extindă. Majoritatea modelelor se bazează pe relativitatea generală și pe viziunea sa geometrică asupra naturii gravitației.

Dacă un mediu în expansiune izotropă este considerat într-un sistem de coordonate conectat rigid cu materia, atunci expansiunea Universului se reduce formal la o schimbare a factorului de scară a întregii rețele de coordonate, în nodurile cărora sunt „plantate” galaxiile. Un astfel de sistem de coordonate se numește însoțire . Originea referinței este de obicei atașată observatorului.

Nu există un singur punct de vedere dacă Universul este într-adevăr infinit sau finit în spațiu și volum. Cu toate acestea, universul observabil este finit, deoarece viteza luminii este finită și Big Bang-ul a existat .

Modelul lui Friedmann

Etapă	Evoluţie $a(\eta )$	Parametrul Hubble
inflaţionist	$a\propto e^{{Ht}}$	$H^{2}={\frac {8\pi }{3}}{\frac {\rho _{vac}}{M_{pl}^{2}}}$
Dominanța radiațiilor p=ρ/3	$a\propto t^{\frac {1}{2}}$	$H={\frac {1}{2t))$
Etapa de praf p=const	$a\propto t^{\frac {2}{3}}$	$H={\frac {2}{3t))$
$\lambda$ -dominare	$a\propto e^{{Ht}}$	$H^{2}={\frac {8\pi }{3}}G\rho _{\Lambda }$

În cadrul relativității generale, întreaga dinamică a Universului poate fi redusă la ecuații diferențiale simple pentru factorul de scară [4] . $la)$

Într-un spațiu cu patru dimensiuni omogen, izotrop, cu curbură constantă, distanța dintre două puncte infinit apropiate poate fi scrisă după cum urmează:

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

unde k ia valoarea:

k = 0 pentru un plan tridimensional, k = 1 pentru o sferă 3D, k = −1 pentru o hipersferă tridimensională,

$x=\{x_{1},x_{2},x_{3}\}$ este un vector de rază tridimensional în coordonate cvasi-carteziene.

Dacă expresia metricii este înlocuită în ecuațiile GR, atunci obținem următorul sistem de ecuații:

Ecuația energiei

\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}}

Ecuația mișcării

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

Ecuația de continuitate

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

unde este constanta cosmologică , este densitatea medie a Universului, este presiunea, este viteza luminii. $\lambda$ $\rho$ $P$ $c$

Sistemul de ecuații dat admite multe soluții, în funcție de parametrii aleși. De fapt, valorile parametrilor sunt fixate doar la momentul curent și evoluează în timp, astfel că evoluția extensiei este descrisă printr-un set de soluții [4] .

Explicația legii lui Hubble

Să presupunem că există o sursă situată în sistemul comov la o distanță r 1 de observator. Echipamentul de recepție al observatorului înregistrează faza undei de intrare. Luați în considerare două intervale între puncte cu aceeași fază [4] :

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

Pe de altă parte, pentru o undă luminoasă în metrica acceptată, este valabilă următoarea egalitate:

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

Dacă integrăm această ecuație și ne amintim că în coordonatele comove r nu depinde de timp, atunci, cu condiția ca lungimea de undă să fie mică în raport cu raza de curbură a Universului, obținem relația:

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

Dacă îl înlocuim acum în raportul inițial:

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

După extinderea părții din dreapta într- o serie Taylor, ținând cont de termenul de ordinul întâi al micii, obținem o relație care coincide exact cu legea Hubble. Unde constanta H ia forma:

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

ΛCDM

Parametri cosmologici conform datelor WMAP și Planck
	WMAP [5]	Planck [6]
Vârsta Universului t 0 miliarde de ani	13,75±0,13	13,81±0,06
H 0 km/s/MPc	71,0±2,5	67,4±1,4
Densitatea materiei barionice Ω b h 2	0,0226±0,0006	0,0221±0,0003
Densitatea materiei întunecate Ω cu h 2	0,111±0,006	0,120±0,003
Densitatea totală Ω t	1.08+0,09 -0,07	1,0±0,02
Densitatea materiei barionice Ω b	0,045±0,003
Densitatea energiei întunecate Ω Λ	0,73±0,03	0,69±0,02
Densitatea materiei întunecate Ω c	0,22±0,03

După cum sa menționat deja, ecuațiile Friedmann admit multe soluții, în funcție de parametri. Iar modelul modern ΛCDM este modelul Friedman cu parametri general acceptați. De obicei, în munca observatorilor, acestea sunt date în termeni de densitate critică [4] :

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

Dacă exprimăm partea stângă din legea Hubble, atunci după reducere obținem următoarea formă:

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

unde Ω m =ρ/ρ cr , Ω k = -(kc 2 )/(a 2 H 2 ) , Ω Λ =(8πGΛc 2 )/ρ cr . Din această intrare se poate observa că dacă Ω m + Ω Λ = 1 , adică densitatea totală a materiei și a energiei întunecate este egală cu cea critică, atunci k = 0 , adică spațiul este plat, dacă mai mult , atunci k = 1 , dacă mai mic k= -1 .

În modelul modern de expansiune general acceptat, constanta cosmologică este pozitivă și semnificativ diferită de zero, adică forțele antigravitaționale apar la scară mare. Natura unor astfel de forțe este necunoscută, teoretic un astfel de efect ar putea fi explicat prin acțiunea vidului fizic, totuși, densitatea de energie așteptată se dovedește a fi cu multe ordine de mărime mai mare decât energia corespunzătoare valorii observate a constantei cosmologice. - problema constantei cosmologice [4] .

Opțiunile rămase sunt în prezent doar de interes teoretic, dar acest lucru se poate schimba odată cu apariția de noi date experimentale. Istoria modernă a cosmologiei cunoaște deja astfel de exemple: modele cu constantă cosmologică zero dominate necondiționat (în afară de o scurtă explozie de interes pentru alte modele în anii 1960) de la descoperirea deplasării cosmologice către roșu de către Hubble până în 1998, când datele de tip Ia. supernovele le-au infirmat în mod convingător [comm. 1] .

Evoluția ulterioară a expansiunii

Evoluția ulterioară a expansiunii depinde, în general, de valorile constantei cosmologice Λ , curbura spațiului k și ecuația stării P(ρ) . Evoluția extinderii poate fi însă evaluată calitativ pe baza unor ipoteze destul de generale [4] .

\Lambda <0

Dacă valoarea constantei cosmologice este negativă, atunci acționează doar forțele atractive și nimic altceva. Partea dreaptă a ecuației de energie va fi nenegativă numai la valori finite ale lui R. Aceasta înseamnă că la o anumită valoare a lui R c Universul va începe să se contracte la orice valoare a lui k și indiferent de forma ecuației lui stare [7] .

\Lambda =0

Dacă constanta cosmologică este egală cu zero, atunci evoluția pentru o valoare dată a lui H 0 depinde în întregime de densitatea inițială a materiei [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).

Dacă , atunci expansiunea continuă la nesfârșit, în limita cu rata asimptotic tinde spre zero. Dacă densitatea este mai mare decât cea critică, atunci expansiunea Universului încetinește și este înlocuită de contracție. Dacă este mai mică, atunci extinderea continuă la nesfârșit cu o limită diferită de zero . $\rho _{0}=\rho _{cr}$ $H$

\Lambda >0

Dacă și , atunci Universul se extinde monoton, dar spre deosebire de cazul cu valori mari , rata de expansiune crește [7] : $\Lambda >0$ $k\leq 0$ $\Lambda =0$ $R$

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

Când valoarea evidențiată este . În acest caz, există o valoare pentru care și , adică Universul este static. $k=1$ $\Lambda _{c}=4\pi G\rho$ $R$ $R'=0$ $R''=0$

La , rata de expansiune scade până la un anumit moment, apoi începe să crească la nesfârșit. Dacă depășește puțin , atunci rata de expansiune rămâne practic neschimbată de ceva timp. $\Lambda >\Lambda _{c}$ $\Lambda$ $\Lambda _{c}$

În acest caz, totul depinde de valoarea inițială de la care a început expansiunea. În funcție de această valoare, Universul fie se va extinde la o anumită dimensiune și apoi se va contracta, fie se va extinde la infinit. $\Lambda </Lambda _{c}$ $R$

The Big Bang Theory (modelul universului fierbinte)

Teoria Big Bang este teoria nucleosintezei primordiale . Răspunde la întrebarea - cum s-au format elementele chimice și de ce prevalența lor este exact aceeași cu cea observată acum. Se bazează pe extrapolarea legilor fizicii nucleare și cuantice, pe ipoteza că la trecerea în trecut, energia medie a particulelor (temperatura) crește [8] .

Limita de aplicabilitate este regiunea energiilor înalte, deasupra căreia legile studiate încetează să funcționeze. În același timp, nu mai există nicio substanță ca atare, dar există practic energie pură. Dacă extrapolăm legea Hubble la acel moment, se dovedește că regiunea vizibilă a Universului este situată într-un volum mic. Volumul mic și energia mare este o stare caracteristică a materiei după o explozie, de unde și numele teoriei - teoria Big Bang. În același timp, răspunsul la întrebarea: „Ce a provocat această explozie și care este natura ei?” rămâne în afara domeniului de aplicare.

De asemenea, teoria Big Bang a prezis și a explicat originea radiației cosmice de fond cu microunde - aceasta este moștenirea momentului în care toată materia era încă ionizată și nu putea rezista presiunii luminii. Cu alte cuvinte, fundalul relicte este rămășița „fotosferei Universului”.

Entropia Universului

Principalul argument care confirmă teoria Universului fierbinte este valoarea entropiei sale specifice . Este egal cu raportul dintre concentrația de fotoni de echilibru n γ și concentrația de barioni n b , până la un coeficient numeric .

Să exprimăm n b în termeni de densitate critică și fracție de barioni [4] :

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

unde h 100 este valoarea modernă Hubble, exprimată în unități de 100 km / (s Mpc), și, având în vedere că pentru fondul cosmic de microunde cu T = 2,73 K

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

cm −3 ,

primim:

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

Valoarea reciprocă este valoarea entropiei specifice.

Primele trei minute. Nucleosinteză primară

Probabil, de la începutul nașterii (sau cel puțin de la sfârșitul etapei inflaționiste) și în timpul până când temperatura rămâne sub 10 16 GeV (10 −10 s), toate particulele elementare cunoscute sunt prezente și toate au nici o masă. Această perioadă se numește perioada Marii Uniri, când interacțiunile electroslabe și puternice sunt unite [9] .

În acest moment, este imposibil să spunem exact ce particule sunt prezente în acel moment, dar încă se știe ceva. Valoarea lui η nu este doar un indicator al entropiei specifice, ci caracterizează și excesul de particule față de antiparticule [10] :

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

În momentul în care temperatura scade sub 10 15 GeV , sunt probabil eliberați bozoni X și Y cu mase corespunzătoare .

Epoca Marii Uniri este înlocuită de epoca unificării electroslăbice , când interacțiunile electromagnetice și slabe reprezintă un singur întreg. În această eră are loc anihilarea bosonilor X și Y. În momentul în care temperatura scade la 100 GeV , se termină epoca de unificare electroslabă, se formează quarci, leptoni și bosoni intermediari.

Urmează era hadronilor, era producției active și anihilării hadronilor și leptonilor. În această epocă este de remarcat momentul tranziției quarc-hadron sau momentul închiderii quarcurilor , când a devenit posibilă fuziunea quarcilor în hadroni. În acest moment, temperatura este de 300-1000 MeV , iar timpul de la nașterea Universului este de 10 −6 s .

Epoca erei hadronului este moștenită de era leptonică - în momentul în care temperatura scade la nivelul de 100 MeV , iar pe ceas 10 −4 s . În această epocă, compoziția universului începe să semene cu cea modernă; principalele particule sunt fotonii, pe lângă ei există doar electroni și neutrini cu antiparticulele lor, precum și protoni și neutroni. În această perioadă, are loc un eveniment important: substanța devine transparentă pentru neutrini. Există ceva ca un fundal relict, dar pentru neutrini. Dar, din moment ce separarea neutrinilor a avut loc înainte de separarea fotonilor, când unele tipuri de particule nu se anihilaseră încă, dându-și energia celorlalți, s-au răcit mai mult. Până acum, gazul neutrin ar trebui să se fi răcit la 1,9 K dacă neutrinii nu au masă (sau masele lor sunt neglijabile).

La o temperatură T≈0,7 MeV , echilibrul termodinamic dintre protoni și neutroni, care exista înainte, este încălcat și raportul dintre concentrația de neutroni și protoni îngheață la o valoare de 0,19. Începe sinteza nucleelor de deuteriu, heliu, litiu. După ~200 de secunde de la nașterea Universului, temperatura scade la valori la care nucleosinteza nu mai este posibilă, iar compoziția chimică a materiei rămâne neschimbată până la nașterea primelor stele [9] .

Probleme în teoria Big Bang

În ciuda progreselor semnificative, teoria universului fierbinte se confruntă cu o serie de dificultăți. Dacă Big Bang-ul a provocat expansiunea Universului, atunci în cazul general ar putea apărea o distribuție neomogenă puternică a materiei, ceea ce nu este observat. Teoria Big Bang, de asemenea, nu explică expansiunea Universului, o acceptă ca pe un fapt [11] .

Teoria presupune, de asemenea, că raportul dintre numărul de particule și antiparticule în stadiul inițial a fost de așa natură încât a dus la predominanța modernă a materiei asupra antimateriei. Se poate presupune că la început Universul a fost simetric - a existat aceeași cantitate de materie și antimaterie, dar apoi, pentru a explica asimetria barionică , este nevoie de un mecanism de bariogeneză , care ar trebui să conducă la posibilitatea dezintegrarii protonilor. , care de asemenea nu se observă [3] .

Diverse teorii ale Marii Unificări sugerează nașterea în Universul timpuriu a unui număr mare de monopoli magnetici , care nu au fost descoperite până în prezent [12] .

Model inflaționist

Sarcina teoriei inflației este să răspundă la întrebările lăsate în urmă de teoria expansiunii și teoria Big Bang: „De ce se extinde Universul? Și ce este Big Bang-ul? Pentru a face acest lucru, expansiunea este extrapolată la punctul zero în timp și întreaga masă a Universului se află la un moment dat, formând o singularitate cosmologică, numită adesea Big Bang. Aparent, teoria generală a relativității la acea vreme nu mai este aplicabilă, ceea ce duce la numeroase, dar până acum, vai, doar încercări pur speculative de a dezvolta o teorie mai generală (sau chiar „nouă fizică”) care să rezolve această problemă a singularitate cosmologică .

Ideea principală a etapei inflaționiste este că, dacă introducem un câmp scalar numit inflanton , al cărui impact este puternic în etapele inițiale (începând de la aproximativ 10 -42 s), dar scade rapid în timp, atunci geometria plată. a spațiului poate fi explicată, în timp ce expansiunea Hubble devine mișcare prin inerție datorită energiei cinetice mari acumulate în timpul inflației, iar originea dintr-o regiune mică inițial conectată cauzal explică uniformitatea și izotropia Universului [13] .

Cu toate acestea, există o mulțime de moduri de a seta un inflaton, care, la rândul său, dă naștere la o mulțime de modele. Dar majoritatea se bazează pe ipoteza rulării lente: potențialul inflanton scade lent până la o valoare egală cu zero. Tipul specific de potențial și metoda de stabilire a valorilor inițiale depind de teoria aleasă.

Teoriile inflației sunt, de asemenea, împărțite în infinit și finit în timp. Într-o teorie cu inflație infinită, există regiuni ale spațiului - domenii - care au început să se extindă, dar din cauza fluctuațiilor cuantice au revenit la starea lor inițială, în care apar condiții pentru o inflație repetată. Astfel de teorii includ orice teorie cu potențial infinit și teoria inflației haotice a lui Linde [13] .

Teoriile cu un timp finit de inflație includ modelul hibrid. Există două tipuri de câmpuri în el: primul este responsabil pentru energiile mari (și, prin urmare, pentru rata de expansiune), iar al doilea pentru cele mici, care determină momentul în care inflația se termină. În acest caz, fluctuațiile cuantice pot afecta doar primul câmp, dar nu și al doilea și, prin urmare, procesul de inflație în sine este finit.

Problemele nerezolvate ale inflației includ salturi de temperatură într-un interval foarte larg, la un moment dat aceasta coboară aproape la zero absolut. La sfârșitul inflației, substanța este reîncălzită la temperaturi ridicate. Rolul unei posibile explicații pentru un comportament atât de ciudat este propus „rezonanța parametrică” [14] .

Multivers

„Multiverse”, „Big Universe”, „Multiverse”, „Hyperuniverse”, „Superuniverse”, „Multiverse”, „Omniverse” sunt diverse traduceri ale termenului englez multivers. A apărut în timpul dezvoltării teoriei inflației [15] .

Regiunile universului separate de distanțe mai mari decât dimensiunea orizontului particulelor evoluează independent unele de altele. Orice observator vede doar acele procese care au loc într-un domeniu egal ca volum cu o sferă cu o rază egală cu distanța până la orizontul particulelor. În epoca inflației, două regiuni de expansiune, separate de o distanță de ordinul orizontului, nu se intersectează.

Astfel de domenii pot fi gândite ca universuri separate ca al nostru: ele sunt la fel de uniforme și izotrope la scară mare. Conglomeratul unor astfel de formațiuni este Multiversul.

Teoria haotică a inflației presupune o varietate infinită de Universuri, fiecare dintre acestea putând avea constante fizice diferite față de alte Universuri [16] . Într - o altă teorie , universurile diferă în măsurarea cuantică [17] . Prin definiție, aceste ipoteze nu pot fi testate experimental.

Alternative la teoria inflației

Modelul inflației cosmice este destul de reușit, dar nu este necesar pentru luarea în considerare a cosmologiei. Ea are adversari, inclusiv Roger Penrose . Argumentul lor se rezumă la faptul că soluțiile propuse de modelul inflaționist lasă în urmă detalii ratate. De exemplu, această teorie nu oferă nicio justificare fundamentală conform căreia perturbațiile de densitate în stadiul pre-inflaționist ar trebui să fie atât de mici încât să apară un grad observabil de omogenitate după inflație. Situația este similară cu curbura spațială: scade foarte mult în timpul inflației, dar nimic nu a împiedicat-o să fie atât de importantă înainte de inflație încât se manifestă încă în stadiul actual al dezvoltării Universului. Cu alte cuvinte, problema valorilor inițiale nu este rezolvată, ci doar drapat cu pricepere.

Ca alternative sunt propuse teorii precum teoria corzilor și teoria branelor , precum și teoria ciclică . Ideea principală a acestor teorii este că toate valorile inițiale necesare sunt formate înainte de Big Bang.

Teoria corzilor necesită adăugarea de câteva dimensiuni la spațiu-timp obișnuit cu patru dimensiuni, care ar fi jucat un rol în stadiul incipient al Universului, dar acum sunt într-o stare compactată. La întrebarea inevitabilă de ce aceste dimensiuni sunt compactate, se propune următorul răspuns: superstringurile au dualitate T , în legătură cu care șirul „se înfășoară” pe dimensiuni suplimentare, limitându-le dimensiunea [18] .
În teoria branelor (teoria M), totul începe cu un spațiu-timp cu cinci dimensiuni, rece, static. Cele patru dimensiuni spațiale sunt limitate de pereți tridimensionali sau trei brațe ; unul dintre acești pereți este spațiul în care trăim, în timp ce a doua brană este ascunsă percepției. Există o altă „pierdută” cu trei brane undeva între cele două brane de graniță în spațiul cu patru dimensiuni. Conform teoriei, atunci când această brană se ciocnește de a noastră, se eliberează o cantitate mare de energie și astfel se formează condițiile pentru apariția Big Bang-ului [19] .
Teoriile ciclice postulează că Big Bang-ul nu este unic în felul său, ci implică tranziția Universului de la o stare la alta. Teoriile ciclice au fost propuse pentru prima dată în anii 1930 . Piesa de poticnire a unor astfel de teorii a fost cea de-a doua lege a termodinamicii , conform căreia entropia nu poate decât să crească. Aceasta înseamnă că ciclurile anterioare ar fi fost mult mai scurte și materia din ele ar fi fost mult mai fierbinte decât la momentul ultimului Big Bang, ceea ce este puțin probabil. În momentul de față, există două teorii de tip ciclic care au reușit să rezolve problema entropiei în continuă creștere: teoria Steinhardt-Turok și teoria Baum-Frampton [20] [21] .

Teoria evoluției structurilor la scară mare

După cum arată datele de pe fundal, în momentul separării radiațiilor de materie, Universul era de fapt omogen, fluctuațiile materiei erau extrem de mici, iar aceasta este o problemă semnificativă. A doua problemă este structura celulară a superclusterelor de galaxii și, în același timp, structura sferică a clusterelor mai mici. Orice teorie care încearcă să explice originea structurii pe scară largă a universului trebuie să rezolve în mod necesar aceste două probleme (precum și să modeleze corect morfologia galaxiilor).

Teoria modernă a formării unei structuri la scară largă, precum și a galaxiilor individuale, este numită „teoria ierarhică”. Esența teoriei se rezumă la următoarele: la început, galaxiile erau de dimensiuni mici (aproximativ ca norul Magellanic ), dar în timp se unesc, formând galaxii din ce în ce mai mari.

Recent, validitatea teoriei a fost pusă sub semnul întrebării, iar reducerea personalului a contribuit în mare măsură la aceasta . Cu toate acestea, în studiile teoretice această teorie este dominantă. Cel mai frapant exemplu de astfel de cercetare este simularea Millennium (Millenium run) [22] .

Dispoziții generale

Teoria clasică a originii și evoluției fluctuațiilor în Universul timpuriu este teoria Jeans pe fundalul expansiunii unui Univers izotrop omogen [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 .

unde u s este viteza sunetului în mediu, G este constanta gravitațională și ρ este densitatea mediului neperturbat, este mărimea fluctuației relative, Φ este potențialul gravitațional creat de mediu, v este viteza a mediului, p(x,t) este densitatea locală a mediului, iar luarea în considerare are loc în sistemul de coordonate comoving. $\delta ={\frac {\delta \rho }{\rho }}.$

Sistemul de ecuații dat poate fi redus la unul, descriind evoluția neomogenităților:

{\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,

unde a este factorul de scară și k este vectorul de undă. Din aceasta, în special, rezultă că instabile sunt fluctuațiile a căror dimensiune depășește:

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

În acest caz, perturbația crește liniar sau mai slab, în funcție de evoluția parametrului Hubble și de densitatea de energie.

Acest model descrie în mod adecvat colapsul perturbațiilor într-un mediu non-relativist dacă dimensiunea lor este mult mai mică decât orizontul curent al evenimentelor (inclusiv pentru materia întunecată în timpul etapei dominate de radiații). Pentru cazurile opuse, este necesar să se ia în considerare ecuațiile relativiste exacte. Tensorul energiei-impuls al unui fluid ideal cu totuși mici perturbații de densitate

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

se conserva covariant, din care rezulta ecuatiile hidrodinamice generalizate pentru cazul relativist. Împreună cu ecuațiile GR, ele reprezintă sistemul original de ecuații care determină evoluția fluctuațiilor în cosmologie pe fondul soluției lui Friedman [23] .

Era de dinaintea recombinării

Momentul selectat în evoluția structurii pe scară largă a Universului poate fi considerat momentul recombinării hidrogenului. Până în acest punct funcționează unele mecanisme, după - altele complet diferite [24] .

Undele inițiale de densitate sunt mai mari decât orizontul evenimentelor și sunt înghețate - nu afectează densitatea materiei din Univers. Dar pe măsură ce se extinde, dimensiunea orizontului este comparată cu lungimea de undă a perturbației, așa cum se spune, „unda părăsește orizontul” sau „intră în orizont”. După aceea, densitatea începe să fluctueze - o undă sonoră se propagă pe un fundal în expansiune.

În epoca recombinării, undele cu o lungime de undă de cel mult 790 Mpc pentru epoca actuală intră sub orizont. Undele importante pentru formarea galaxiilor și a clusterelor lor intră chiar la începutul acestei etape.

În acest moment, materia este o plasmă multicomponentă, în care există multe mecanisme eficiente diferite pentru atenuarea tuturor perturbațiilor sonore. Poate cea mai eficientă dintre ele în cosmologie este amortizarea mătăsii . După ce toate perturbațiile sonore sunt suprimate, rămân doar perturbațiile adiabatice.

De ceva timp, evoluția materiei obișnuite și a materiei întunecate merge sincron, dar din cauza interacțiunii cu radiația, temperatura materiei obișnuite scade mai lent. Există o separare cinematică și termică a materiei întunecate și a materiei barionice. Se presupune că acest moment are loc la z=10 5 .

Comportarea componentei barion-foton după separare și până la sfârșitul etapei radiative este descrisă de ecuația [24] :

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

unde k este vectorul de undă al undei considerate, iar derivatele sunt luate în raport cu η , timpul conform. Din soluția sa rezultă că în acea epocă amplitudinea perturbațiilor în densitatea componentei barionului nu a crescut sau a scăzut, ci a experimentat oscilații acustice:

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

În același timp, materia întunecată nu a experimentat astfel de oscilații, deoarece nici presiunea luminii, nici presiunea barionilor și a electronilor nu o afectează. Mai mult, amplitudinea perturbațiilor sale crește:

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

După recombinare

După recombinare, presiunea fotonilor și neutrinilor asupra materiei este neglijabilă. În consecință, sistemele de ecuații care descriu perturbațiile materiei întunecate și ale materiei barionice sunt similare:

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

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

Deja din similitudinea tipului de ecuații, se poate presupune, și apoi dovedi, că diferența de fluctuații dintre materia întunecată și cea barionică tinde spre o constantă. Cu alte cuvinte, materia obișnuită se rostogolește în puțuri potențiale formate din materie întunecată. Creșterea perturbațiilor imediat după recombinare este determinată de soluție

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

unde C i sunt constante în funcţie de valorile iniţiale. După cum se poate observa din cele de mai sus, în mare măsură fluctuațiile densității cresc proporțional cu factorul de scară:

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

Toate ratele de creștere ale perturbațiilor prezentate în acest paragraf și în cel precedent cresc cu numărul de undă k, prin urmare, cu un spectru plat inițial de perturbații, perturbațiile celor mai mici scări spațiale intră mai devreme în stadiul de colaps, adică obiectele cu o valoare mai mică. masa se formează mai întâi.

Pentru astronomie, obiectele cu o masă de ~10 5 Mʘ sunt de interes . Faptul este că atunci când materia întunecată se prăbușește, se formează un protohalo. Hidrogenul și heliul care tind spre centrul său încep să radieze, iar la mase mai mici de 10 5 M ʘ , această radiație aruncă gazul înapoi la periferia protostructurii. La mase mai mari, începe procesul de formare a primelor stele.

O consecință importantă a colapsului inițial este că apar stele de masă mare, emitând în partea dura a spectrului. Cuantele dure emise, la rândul lor, întâlnesc hidrogenul neutru și îl ionizează. Astfel, imediat după prima explozie de formare a stelelor, are loc ionizarea secundară a hidrogenului [24] .

Etapa de dominanță a energiei întunecate

Să presupunem că presiunea și densitatea energiei întunecate nu se modifică în timp, adică este descrisă de o constantă cosmologică. Apoi, din ecuațiile generale pentru fluctuațiile în cosmologie rezultă că perturbațiile evoluează după cum urmează:

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

Ținând cont de faptul că potențialul este invers proporțional cu factorul de scară a, aceasta înseamnă că nu există o creștere a perturbațiilor și dimensiunea lor este neschimbată. Aceasta înseamnă că teoria ierarhică nu permite structuri mai mari decât cele observate în prezent.

În epoca dominației energiei întunecate, au loc două ultime evenimente importante pentru structurile la scară largă: apariția unor galaxii precum Calea Lactee - acest lucru se întâmplă la z~2, iar puțin mai târziu - formarea de clustere și superclustere de galaxii [ 24] .

Probleme de teorie

Teoria ierarhică, care decurge logic din ideile moderne, dovedite despre formarea stelelor și folosește un arsenal mare de instrumente matematice, a întâmpinat recent o serie de probleme, atât teoretice, cât și, mai important, de natură observațională [22] :

Cea mai mare problemă teoretică constă în punctul în care termodinamica și mecanica sunt îmbinate: fără introducerea unor forțe non-fizice suplimentare, este imposibil să forțați două halouri de materie întunecată să fuzioneze.
Golurile se formează mai probabil mai aproape de timpul nostru decât de recombinare, cu toate acestea, spațiile absolut goale descoperite recent cu dimensiuni de 300 Mpc intră în disonanță cu această afirmație.
De asemenea, galaxiile gigantice se nasc la momentul nepotrivit, numărul lor pe unitate de volum la z mare este mult mai mare decât ceea ce prezice teoria. Mai mult, rămâne la fel când teoretic ar trebui să crească foarte repede.
Datele despre cele mai vechi clustere globulare nu doresc să suporte o explozie de formare de stele de 100 Mʘ și preferă stele precum Soarele nostru.

Și aceasta este doar o parte din problemele cu care s-a confruntat teoria.

Probleme ale modelelor moderne

Dacă extrapolezi legea lui Hubble înapoi în timp, atunci ajungi la un punct, o singularitate gravitațională , numită singularitate cosmologică . Aceasta este o mare problemă, deoarece întregul aparat analitic al fizicii devine inutil. Și deși, urmând calea lui Gamow , propusă în 1946, este posibil să se extrapoleze în mod fiabil până când legile moderne ale fizicii sunt operaționale, nu este încă posibil să se determine cu exactitate acest moment al debutului „noii fizicii”. Se presupune că în mărime este egală cu timpul Planck , s. $\sim 10^{-43}$

Întrebarea formei universului este o întrebare deschisă importantă în cosmologie. Matematic vorbind, ne confruntăm cu problema găsirii unei topologii tridimensionale a secțiunii spațiale a Universului, adică a unei astfel de figuri care să reprezinte cel mai bine aspectul spațial al Universului. Teoria generală a relativității ca teorie locală nu poate oferi un răspuns complet la această întrebare, deși introduce și unele limitări.

În primul rând, nu se știe dacă universul este plan global din punct de vedere spațial, adică dacă legile geometriei euclidiene se aplică la cele mai mari scale. În prezent, majoritatea cosmologilor cred că universul observabil este foarte aproape de plan spațial, cu pliuri locale în care obiectele masive distorsionează spațiu-timp. Această viziune a fost confirmată de datele recente WMAP care analizează „oscilațiile acustice” ale abaterilor de temperatură ale CMB.

În al doilea rând, nu se știe dacă Universul este pur și simplu conectat sau multiconectat. Conform modelului standard de expansiune, universul nu are granițe spațiale, dar poate fi spațial finit. Acest lucru poate fi înțeles prin exemplul unei analogii bidimensionale: suprafața unei sfere nu are granițe, dar are o zonă limitată, iar curbura sferei este constantă. Dacă Universul este într-adevăr limitat spațial, atunci în unele dintre modelele sale, mișcându-se în linie dreaptă în orice direcție, puteți ajunge la punctul de plecare al călătoriei (în unele cazuri acest lucru este imposibil din cauza evoluției spațiu-timpului [ 25] ).

În al treilea rând, există sugestii că Universul s-a născut inițial în rotație. Ideea clasică a originii este ideea izotropiei Big Bang , adică distribuția energiei în mod egal în toate direcțiile. Cu toate acestea, există câteva indicii ale rotației la scară largă: o echipă de cercetători de la Universitatea din Michigan, condusă de profesorul de fizică Michael Longo, a descoperit că brațele spiralate în sens invers acelor de ceasornic ale galaxiilor sunt cu 7% mai frecvente decât galaxiile „orientate în sens opus”. .care poate indica prezența momentului inițial de rotație a universului. Această ipoteză ar trebui testată și prin observații din emisfera sudică [26] .

Comentarii

↑ Impopularitatea modelelor cu constantă cosmologică este evidențiată în mod elocvent de faptul că Weinberg în cartea sa „Cosmology and Gravity” (publicată în limba rusă în 1975) trimite la secțiune paragraful modelelor cu constantă cosmologică alături de modele și modele naive. a Universului staționar, deturnând 4 pagini din 675 per descriere.

Note

↑ Capozziello S. și Francaviglia M. Extended theories of gravitation and their cosmological and astrophysical applications // General Relativity and Gravitation. - 2008. - Vol. 40 , iss. 2-3 . - P. 357-420 . - doi : 10.1007/s10714-007-0551-y .
↑ Dar nu numai în sistemul solar - efectele relativității generale sunt, de asemenea, bine studiate în câmpuri puternice de stele binare apropiate , totuși, cu aceleași dimensiuni caracteristice.
↑ 1 2 Sazhin M. V. Cosmologie modernă într-o prezentare populară. - M. : URSS, 2002. - S. 145-148. — 240 s. - 2500 de exemplare. — ISBN 5-354-00012-2 .
↑ 1 2 3 4 5 6 7 8
- Zasov A. V., Postnov K. A. Astrofizică generală . - Fryazino: Age 2, 2006. - S. 421 -432. — 496 p. — ISBN 5-85099-169-7 .
- D. S. Gorbunov, V. A. Rubakov. Introducere în teoria universului timpuriu: The Hot Big Bang Theory. - M. : LKI, 2008. - S. 45-80. — 552 p. - ISBN 978-5-382-00657-4 .
↑ Jarosik, N., et.al. (Colaborare WMAP). Observații de șapte ani Wilkinson Microwave Anisotropy Probe (WMAP): hărți cerești, erori sistematice și rezultate de bază (PDF). nasa.gov. Preluat la 4 decembrie 2010. Arhivat din original la 16 august 2012. (nedefinit) (din documentele WMAP ale NASA arhivate la 30 noiembrie 2010 pe pagina Wayback Machine )
↑ Colaborarea Planck. Rezultatele Planck 2013. XVI. Parametrii cosmologici . - arXiv : 1303.5076 .
↑ 1 2 Michael Rowan-Robinson. Cosmologie = Cosmologie / Tradus din engleză de N. A. Zubchenko. Sub conducerea științifică a lui P. K. Silaev. - M.-Izhevsk: Centrul de cercetare „Dinamica regulată și haotică”, 2008. - P. 96-102. — 256 p. - ISBN 976-5-93972-659-7.
↑ [https://web.archive.org/web/20170806022050/https://arxiv.org/abs/0806.1065 Arhivat 6 august 2017 la Wayback Machine [0806.1065] B2FH, Fundalul Cosmic Microunde și Cosmologia]
↑ 1 2 Kapitonov I. M. Introducere în fizica nucleului și a particulelor. - M. : URSS, 2002. - S. 251-259. — 384 p. - 1700 de exemplare. — ISBN 5-354-00058-0 .
↑ Sazhin M. V. Cosmologie modernă într-o prezentare populară. - M. : URSS, 2002. - S. 144. - 240 p. - 2500 de exemplare. — ISBN 5-354-00012-2 .
↑ Sazhin M. V. Cosmologie modernă într-o prezentare populară. - M. : URSS, 2002. - S. 104-106. — 240 s. - 2500 de exemplare. — ISBN 5-354-00012-2 .
↑ Traducerea „Site-ului oficial al teoriei superstringurilor” . Astronet . Data accesului: 18 septembrie 2015. Arhivat din original la 23 februarie 2009. (nedefinit)
↑ 1 2 În sursele deschise, o prezentare bună este prezentată într-un articol în limba engleză Robert Brandenberger. Subiecte în cosmologie . - 2007. - arXiv : hep-th/0701157 . În rusă, echivalentul în ceea ce privește datele sondajului este D. S. Gorbunov, V. A. Rubokov. Instabilitatea blugilor în teoria Newtoniană a gravitației // Introducere în teoria Universului timpuriu: Perturbații cosmologice. teoria inflaționistă. - M . : Krasnad, 2010. - S. 335-371. — 568 p. - ISBN 978-5-396-00046-9 .
↑ Lev Kofman, Linde Andrei, Starobinsky Alexei A. Reîncălzirea după inflație . — Fiz. Rev. Lett., 1994.
↑ Astronomie secolul XXI / Ed. V. G. Surdina . - al 2-lea. - Fryazino: Secolul 2, 2008. - S. 414-416. — 608 p. — ISBN 978-5-85099-181-4 .
↑ Victor J Stenger. Este Universul reglat fin pentru noi? (engleză) . Arhivat din original pe 16 iulie 2012.
↑ Tegmark Max. Interpretarea mecanicii cuantice: multe lumi sau multe cuvinte? . Fortschritte der Physik, 1998.
↑ Green B. Elegant Univers. Superstringuri, dimensiuni ascunse și căutarea teoriei supreme . - 1999. - 464 p. — ISBN 0-375-70811-1 .
↑ Cosmologie. Despre ce este teoria corzilor? . Astronet . Consultat la 15 mai 2010. Arhivat din original la 22 august 2011. (nedefinit)
↑ L. Baum și P. H. Frampton. Întorsătură în cosmologia ciclică. - Physical Review Letters, 2007. - doi : 10.1103/PhysRevLett.98.071301 . - Cod . - arXiv : hep-th/0610213 . — PMID 17359014 .
↑ PJ Steinhardt, N. Turok. Modelul ciclic simplificat. - New Astron. Rev., 2004. - doi : 10.1016/j.newar.2005.01.003 . — Cod biblic . - arXiv : astro-ph/0404480 .
↑ 1 2 Gibson CH, Schild RE Evoluția clusterelor de proto-galaxii la forma lor actuală: teorie și observație . — Journal of Cosmology, 2010.
↑ 1 2 Gorbunov D. S., Rubokov V. A. Instabilitatea Jeans în teoria Newtoniană a gravitației // Introducere în teoria Universului timpuriu: Perturbații cosmologice. teoria inflaționistă. - M. : Krasnad, 2010. - 568 p. - ISBN 978-5-396-00046-9 .
↑ 1 2 3 4 Gorbunov D. S., Rubakov V. A. Scalar perturbations: results for one-component media. // Introducere în teoria Universului timpuriu: Perturbații cosmologice. teoria inflaționistă. — M. : LKI, 2008. — 552 p. - ISBN 978-5-396-00046-9 .
↑ Landau L. D., Lifshitz E. M. Teoria câmpului. - M . : Fizmatlit, 2006. - S. 493-494. - (Fizica teoretica).
↑ Longo Michael J. Detection of a dipol in handedness of spiral galaxies with redshifts z~0.04 . — Literele de fizică B, 2011.

Link -uri

Universuri exotice (Cele mai neobișnuite concepte ale Universului) // Popular Mechanics Nr. 12, decembrie 2012

Dicționare și enciclopedii	Britannica (online)

Cosmologie
Concepte și obiecte de bază	Univers univers observabil Tura roșie cosmologic radiația CMB Valuri gravitationale Expansiunea universului accelerat masă ascunsă Materie întunecată energie întunecată
Istoria Universului	Marea explozie mare revenire Cronologia Big Bang-ului Inflația Nucleosinteză primară Recombinare Evoluția galaxiilor Epoca Universului Viitorul Universului
Structura Universului	Structura la scară largă a Universului Supercluster de galaxii Grup mare de quasari Fir galactic Vidul Bubble Hubble Forma Universului
Concepte teoretice	Istoria dezvoltării ideilor despre univers Legea Hubble Instabilitatea gravitațională Principiul cosmologic Modele cosmologice Singularitatea cosmologică Modelul De Sitter modelul universului fierbinte Universul Friedman Distanța de însoțitor Densitatea critică Ecuația lui Friedman Ecuația cosmologică de stare Model Lambda-CDM
Experimente	Cosmologie observațională 2dF 6dF Bumerang COBE SDSS WMAP Planck DES
Portal: Astronomie