Kosmologiske modeller

Kosmologiske modeller er modeller, der beskriver udviklingen af universet som helhed.

I det generelle tilfælde bruges følgende teorier og sektioner af fysik til at bygge modeller:

Ligevægtsstatistisk fysik, dens grundlæggende begreber og principper, samt teorien om relativistisk gas.
Tyngdekraftsteorien, normalt GR. Selvom dets virkninger kun er blevet testet på skalaen af solsystemet [1] [2] , kan der stilles spørgsmålstegn ved dets brug på skalaen af galakser og universet som helhed.
Nogle oplysninger fra elementarpartiklernes fysik: en liste over grundlæggende partikler, deres karakteristika, interaktionstyper, bevarelseslove. Kosmologiske modeller ville være meget enklere, hvis protonen ikke var en stabil partikel og ville henfalde [3] , hvilket moderne eksperimenter i fysiske laboratorier ikke bekræfter.

I øjeblikket er det sæt af modeller, der bedst forklarer observationsdataene:

Big Bang teorien. Beskriver universets kemiske sammensætning .	Teori om inflationsstadiet. Forklarer årsagen til forlængelsen .	Friedman tilbygningsmodel. Beskriver udvidelsen .	Hierarkisk teori. Beskriver strukturen i stor skala .

bemærk: grøn farve betyder absolut dominerende teorier; rav - anerkendt af mange, men bredt diskuteret; scarlet - har oplevet store problemer på det seneste, men støttet af mange teoretikere.

Startpositioner

Af hele sættet af observationsdata til at konstruere og bekræfte teorier er de vigtigste følgende:

Alle observationer relateret til afstandsskalaen. Det er deres resultater, der giver værdierne af Hubble-konstanten H , i loven, der bærer hans navn: $cz=H_{0}D,$ , hvor z er galaksens rødforskydning , D er afstanden til den, c er lysets hastighed .
Universets alder, opnået fra ekspansionsloven, skal strengt taget være større end alderen på de ældste objekter. (For eksempel fra observationer af stjernehobe)
Målinger af den oprindelige overflod af elementer. (For eksempel fra observationer af BCDG-galakser og G-dværge)
Relikvie baggrundsdata.
Data om udviklingen af store strukturer. (Ud over direkte observationer af strukturen kan datakilder være meget forskellige fra observationer af individuelle objekter til baggrundsbaggrunden).

Deres fortolkning begynder med det postulat, at enhver iagttager på samme tidspunkt, uanset observationssted og -retning, i gennemsnit opdager det samme billede. Det vil sige, at universet i store skalaer er rumligt homogent og isotropt. Bemærk, at denne erklæring ikke forbyder inhomogenitet i tid, det vil sige eksistensen af fornemme sekvenser af begivenheder, der er tilgængelige for alle observatører.

Tilhængere af teorier om et stationært univers formulerer nogle gange et " perfekt kosmologisk princip ", ifølge hvilket den firedimensionelle rumtid skal have egenskaberne homogenitet og isotropi. Imidlertid synes de evolutionære processer, der observeres i universet, ikke at være i overensstemmelse med et sådant kosmologisk princip.

Udvidende universmodel

Modellen af det ekspanderende univers beskriver selve kendsgerningen af ekspansion. I det generelle tilfælde overvejes det ikke, hvornår og hvorfor universet begyndte at udvide sig. De fleste modeller er baseret på generel relativitetsteori og dens geometriske syn på tyngdekraftens natur.

Hvis et isotropisk ekspanderende medium betragtes i et koordinatsystem, der er stift forbundet med stof, så reduceres universets ekspansion formelt til en ændring i skalafaktoren for hele koordinatnettet, i hvis knudepunkter galakser er "plantet". Et sådant koordinatsystem kaldes ledsagende . Oprindelsen af referencen er normalt knyttet til observatøren.

Der er ikke et enkelt synspunkt, om universet virkelig er uendeligt eller begrænset i rum og volumen. Imidlertid er det observerbare univers begrænset, da lysets hastighed er begrænset , og Big Bang eksisterede .

Friedmanns model

Scene	Udvikling $a(\eta)$	Hubble-parameter
inflationær	$a\propto e^{{Ht}}$	$H^{2}={\frac {8\pi }{3}}{\frac {\rho _{vac}}{M_{pl}^{2}}}$
Strålingsdominans p=ρ/3	$a\propto t^{\frac {1}{2}}$	$H={\frac {1}{2t))$
Støvtrin p=konst	$a\propto t^{\frac {2}{3}}$	$H={\frac {2}{3t}}$
$\lambda$ -dominans	$a\propto e^{{Ht}}$	$H^{2}={\frac {8\pi }{3}}G\rho _{\Lambda }$

Inden for rammerne af den generelle relativitetsteori kan hele universets dynamik reduceres til simple differentialligninger for skalafaktoren [4] . $på)$

I et homogent, isotropisk firedimensionelt rum med konstant krumning kan afstanden mellem to uendeligt tætte punkter skrives som følger:

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

hvor k tager værdien:

k = 0 for et tredimensionalt plan, k = 1 for en 3D-kugle, k = −1 for en tredimensionel hypersfære,

$x=\{x_{1},x_{2},x_{3}\}$ er en tredimensionel radiusvektor i kvasi-kartesiske koordinater.

Hvis udtrykket for metrikken er substitueret i GR-ligningerne, får vi følgende ligningssystem:

Energiligning

\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}}

Bevægelsesligning

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

Kontinuitetsligning

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

hvor er den kosmologiske konstant , er den gennemsnitlige tæthed af universet, er trykket, er lysets hastighed. $\lambda$ $\rho$ $P$ $c$

Det givne ligningssystem tillader mange løsninger, afhængigt af de valgte parametre. Faktisk er værdierne af parametrene kun fastsat i det aktuelle øjeblik og udvikler sig over tid, så udviklingen af udvidelsen er beskrevet af et sæt løsninger [4] .

Forklaring af Hubbles lov

Antag, at der er en kilde placeret i det kommende system i en afstand r 1 fra observatøren. Observatørens modtageudstyr registrerer fasen af den indkommende bølge. Overvej to intervaller mellem punkter med samme fase [4] :

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

På den anden side gælder følgende lighed for en lysbølge i den accepterede metrik:

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

Hvis vi integrerer denne ligning og husker på, at r ikke afhænger af tiden, når koordinaterne kommer, så får vi, under forudsætning af at bølgelængden er lille i forhold til universets krumningsradius, forholdet:

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

Hvis vi nu erstatter det i det oprindelige forhold:

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

Efter at have udvidet højre side til en Taylor-serie, under hensyntagen til termen for den første lillehedsorden, opnår vi en relation, der nøjagtigt falder sammen med Hubble-loven. Hvor konstanten H har formen:

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

ΛCDM

Kosmologiske parametre ifølge WMAP og Planck data
	WMAP [5]	Planck [6]
Universets alder t 0 milliarder år	13,75±0,13	13,81±0,06
H 0 km/s/MPc	71,0±2,5	67,4±1,4
Densitet af baryonisk stof Ω b h 2	0,0226±0,0006	0,0221±0,0003
Mørkt stof tæthed Ω med h 2	0,111±0,006	0,120±0,003
Total massefylde Ω t	1.08+0,09 -0,07	1,0±0,02
Densitet af baryonisk stof Ω b	0,045±0,003
Mørk energitæthed Ω Λ	0,73±0,03	0,69±0,02
Mørkt stof tæthed Ω c	0,22±0,03

Som allerede nævnt tillader Friedmann-ligningerne mange løsninger, afhængigt af parametrene. Og den moderne ΛCDM-model er Friedman-modellen med generelt accepterede parametre. Normalt i observatørers arbejde gives de i form af kritisk tæthed [4] :

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

Hvis vi udtrykker venstre side fra Hubble-loven, får vi efter reduktion følgende form:

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

hvor Ωm = ρ/ρ cr , Ωk = - ( kc2 ) / ( a2H2 ) , ΩΛ = ( 8πGΛc2 ) / ρcr . Det kan ses fra denne post, at hvis Ω m + Ω Λ = 1 , det vil sige den samlede tæthed af stof og mørk energi er lig med den kritiske, så er k = 0 , det vil sige, at rummet er fladt, hvis mere , så k = 1 , hvis mindre k = -1 .

I den moderne almindeligt accepterede ekspansionsmodel er den kosmologiske konstant positiv og væsentligt forskellig fra nul, det vil sige, at der opstår antigravitationskræfter i store skalaer. Naturen af sådanne kræfter er ukendt, teoretisk kan en sådan effekt forklares ved virkningen af det fysiske vakuum, men den forventede energitæthed viser sig at være mange størrelsesordener større end energien svarende til den observerede værdi af den kosmologiske konstant - problemet med den kosmologiske konstant [4] .

De resterende muligheder er i øjeblikket kun af teoretisk interesse, men dette kan ændre sig med fremkomsten af nye eksperimentelle data. Kosmologiens moderne historie kender allerede sådanne eksempler: modeller med en kosmologisk konstant på nul dominerede ubetinget (bortset fra et kort udbrud af interesse for andre modeller i 1960'erne) fra Hubbles opdagelse af den kosmologiske rødforskydning indtil 1998, hvor data om type Ia supernovaer modbeviste dem overbevisende [komm. 1] .

Yderligere udvikling af udvidelsen

Det videre forløb af udvidelsen afhænger generelt af værdierne af den kosmologiske konstant Λ , rumkrumning k og ligningen for tilstand P(ρ) . Udviklingen af udvidelsen kan dog vurderes kvalitativt ud fra ret generelle antagelser [4] .

\Lambda <0

Hvis værdien af den kosmologiske konstant er negativ, så virker kun tiltrækningskræfter og intet andet. Højre side af energiligningen vil kun være ikke-negativ ved endelige værdier af R. Dette betyder, at ved en eller anden værdi af R c vil universet begynde at trække sig sammen ved enhver værdi af k og uanset formen af ligningen af tilstand [7] .

\Lambda =0

Hvis den kosmologiske konstant er lig nul, så afhænger udviklingen for en given værdi af H 0 helt af stoffets initiale tæthed [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).

Hvis , så fortsætter udvidelsen på ubestemt tid, i grænsen med hastigheden asymptotisk tendens til nul. Hvis tætheden er større end den kritiske, så bremses universets udvidelse og erstattes af sammentrækning. Hvis mindre, fortsætter udvidelsen på ubestemt tid med en grænse, der ikke er nul . $\rho _{0}=\rho _{cr}$ $H$

\Lambda >0

Hvis og , så udvider universet sig monotont, men i modsætning til tilfældet med store værdier stiger ekspansionshastigheden [7] : $\Lambda >0$ $k\leq 0$ $\Lambda =0$ $R$

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

Når den fremhævede værdi er . I dette tilfælde er der en værdi for hvilken og , det vil sige, at universet er statisk. $k=1$ $\Lambda _{c}=4\pi G\rho$ $R$ $R'=0$ $R''=0$

Ved falder ekspansionshastigheden op til et bestemt øjeblik, og begynder derefter at stige i det uendelige. Hvis den overstiger lidt , forbliver ekspansionshastigheden i nogen tid praktisk talt uændret. $\Lambda >\Lambda _{c}$ $\Lambda$ $\Lambda _{c}$

I tilfældet afhænger alt af den oprindelige værdi , hvorfra udvidelsen begyndte. Afhængigt af denne værdi vil universet enten udvide sig til en vis størrelse og derefter trække sig sammen, eller det vil udvide sig på ubestemt tid. $\Lambda </Lambda _{c}$ $R$

The Big Bang Theory (hot univers model)

The Big Bang Theory er teorien om primordial nukleosyntese . Det besvarer spørgsmålet - hvordan de kemiske grundstoffer blev dannet, og hvorfor deres udbredelse er nøjagtig den samme, som den nu observeres. Den er baseret på ekstrapoleringen af kerne- og kvantefysikkens love, ud fra den antagelse, at når man bevæger sig ind i fortiden, stiger den gennemsnitlige partikelenergi (temperatur) [8] .

Grænsen for anvendelighed er området med høje energier, over hvilket de studerede love ophører med at virke. Samtidig er der ikke længere noget stof som sådan, men der er praktisk talt ren energi. Hvis vi ekstrapolerer Hubble-loven til det øjeblik, viser det sig, at det synlige område af universet er placeret i et lille volumen. Lille volumen og høj energi er en karakteristisk tilstand af stof efter en eksplosion, deraf navnet på teorien - Big Bang-teorien. Samtidig forbliver svaret på spørgsmålet: "Hvad forårsagede denne eksplosion og hvad er dens natur?" uden for rammerne.

Også Big Bang-teorien forudsagde og forklarede oprindelsen af den kosmiske mikrobølgebaggrundsstråling - dette er arven fra det øjeblik, hvor alt stof stadig var ioniseret og ikke kunne modstå lysets tryk. Med andre ord er reliktbaggrunden resten af "universets fotosfære."

Universets entropi

Hovedargumentet, der bekræfter teorien om det varme univers, er værdien af dets specifikke entropi . Det er lig med forholdet mellem koncentrationen af ligevægtsfotoner n γ og koncentrationen af baryoner n b , op til en numerisk koefficient .

Lad os udtrykke n b i forhold til den kritiske tæthed og fraktionen af baryoner [4] :

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

hvor h 100 er den moderne Hubble-værdi, udtrykt i enheder på 100 km / (s Mpc), og givet at for den kosmiske mikrobølgebaggrund med T = 2,73 K

n_{\gamma }\ca. 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 }.

Den gensidige værdi er værdien af den specifikke entropi.

De første tre minutter. Primær nukleosyntese

Fra begyndelsen af fødslen (eller i det mindste fra slutningen af inflationsstadiet) og i tiden indtil temperaturen forbliver under 10 16 GeV (10 −10 s) er alle kendte elementarpartikler til stede, og alle har de ingen masse. Denne periode kaldes perioden for den store forening, hvor de elektrosvage og stærke vekselvirkninger forenes [9] .

I øjeblikket er det umuligt at sige præcis, hvilke partikler der er til stede i det øjeblik, men noget er stadig kendt. Værdien af η er ikke kun en indikator for specifik entropi, men karakteriserer også overskuddet af partikler i forhold til antipartikler [10] :

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

I det øjeblik, hvor temperaturen falder til under 10 15 GeV , vil X- og Y-bosoner med tilsvarende masser sandsynligvis blive frigivet .

Den store forenings æra er erstattet af æraen med elektrosvag forening , hvor de elektromagnetiske og svage vekselvirkninger repræsenterer en enkelt helhed. I denne æra finder udslettelse af X- og Y-bosoner sted . I det øjeblik, hvor temperaturen falder til 100 GeV , slutter den elektrosvage foreningsepoke, kvarker, leptoner og mellembosoner dannes.

Hadron-æraen kommer, æraen med aktiv produktion og udslettelse af hadroner og leptoner. I denne epoke er tidspunktet for kvark-hadron-overgangen eller tidspunktet for kvark indespærring bemærkelsesværdigt , hvor sammensmeltningen af kvarker til hadroner blev mulig. I dette øjeblik er temperaturen 300-1000 MeV , og tiden fra universets fødsel er 10 −6 s .

Hadron-æraens epoke er nedarvet af lepton-æraen - i det øjeblik, hvor temperaturen falder til niveauet 100 MeV , og på uret 10 −4 s . I denne æra begynder universets sammensætning at ligne det moderne; hovedpartiklerne er fotoner, udover dem er der kun elektroner og neutrinoer med deres antipartikler, samt protoner og neutroner. I denne periode indtræffer en vigtig begivenhed: stoffet bliver gennemsigtigt for neutrinoer. Der er noget som en reliktbaggrund, men for neutrinoer. Men da adskillelsen af neutrinoer fandt sted før adskillelsen af fotoner, hvor nogle typer partikler endnu ikke var udslettet, hvilket gav deres energi til resten, kølede de mere ned. Nu burde neutrinogassen være kølet ned til 1,9 K , hvis neutrinoer ikke har nogen masse (eller deres masser er ubetydelige).

Ved en temperatur T≈0,7 MeV krænkes den termodynamiske ligevægt mellem protoner og neutroner, som eksisterede før, og forholdet mellem koncentrationen af neutroner og protoner fryser til en værdi på 0,19. Syntesen af kerner af deuterium, helium, lithium begynder. Efter ~200 sekunder efter universets fødsel falder temperaturen til værdier, hvor nukleosyntese ikke længere er mulig, og den kemiske sammensætning af stof forbliver uændret indtil fødslen af de første stjerner [9] .

Problemer i Big Bang Theory

På trods af betydelige fremskridt står teorien om det varme univers over for en række vanskeligheder. Hvis Big Bang forårsagede udvidelsen af universet, så kunne der i det generelle tilfælde opstå en stærk inhomogen fordeling af stof, som ikke observeres. Big Bang-teorien forklarer heller ikke universets udvidelse, den accepterer det som et faktum [11] .

Teorien antager også, at forholdet mellem antallet af partikler og antipartikler i den indledende fase var sådan, at det resulterede i den moderne overvægt af stof over antistof. Det kan antages, at universet i begyndelsen var symmetrisk - der var den samme mængde stof og antistof, men så, for at forklare baryonasymmetrien , er der brug for en eller anden mekanisme for baryogenese , som skulle føre til muligheden for protonhenfald , hvilket heller ikke er observeret [3] .

Forskellige teorier om den store forening antyder fødslen i det tidlige univers af et stort antal magnetiske monopoler , som ikke er blevet opdaget før nu [12] .

Inflationsmodel

Inflationsteoriens opgave er at besvare spørgsmålene efterladt af ekspansionsteorien og teorien om Big Bang: ”Hvorfor udvider Universet sig? Og hvad er Big Bang? For at gøre dette ekstrapoleres ekspansionen til nulpunktet i tid, og hele universets masse er på et tidspunkt og danner en kosmologisk singularitet, ofte kaldet Big Bang. Tilsyneladende er den generelle relativitetsteori på det tidspunkt ikke længere anvendelig, hvilket fører til talrige, men indtil videre, desværre, kun rent spekulative forsøg på at udvikle en mere generel teori (eller endda "ny fysik"), der løser dette problem. kosmologisk singularitet .

Hovedideen med inflationsstadiet er, at hvis vi introducerer et skalarfelt kaldet inflanton , hvis indvirkning er stærk i de indledende faser (startende fra omkring 10 -42 s), men hurtigt aftager med tiden, så er den flade geometri af rummet kan forklares, mens Hubble-ekspansionen bliver til bevægelse ved inerti på grund af den store kinetiske energi, der akkumuleres under oppustning, og oprindelsen fra et lille oprindeligt kausalt forbundet område forklarer universets ensartethed og isotropi [13] .

Der er dog rigtig mange måder at indstille en inflaton på, hvilket igen giver anledning til en hel masse modeller. Men størstedelen er baseret på antagelsen om langsom rullende: Inflantonpotentialet falder langsomt til en værdi lig med nul. Den specifikke type potentiale og metoden til at indstille startværdierne afhænger af den valgte teori.

Teorier om inflation er også opdelt i uendelig og endelig i tid. I en teori med uendelig inflation er der områder af rummet - domæner - der begyndte at udvide sig, men som på grund af kvanteudsving vendte tilbage til deres oprindelige tilstand, hvor der opstår betingelser for gentagen inflation. Sådanne teorier omfatter enhver teori med uendeligt potentiale og Lindes kaotiske inflationsteori [13] .

Teorier med en begrænset inflationstid omfatter hybridmodellen. Der er to typer felter i den: den første er ansvarlig for store energier (og dermed for ekspansionshastigheden), og den anden for små, som bestemmer det øjeblik, hvor inflationen slutter. I dette tilfælde kan kvanteudsving kun påvirke det første felt, men ikke det andet, og derfor er selve inflationsprocessen begrænset.

De uløste problemer med inflation omfatter temperaturspring i et meget bredt område, på et tidspunkt falder det næsten til det absolutte nul. Ved slutningen af oppustningen genopvarmes stoffet til høje temperaturer. Rollen af en mulig forklaring på en sådan mærkelig adfærd er foreslået "parametrisk resonans" [14] .

Multivers

"Multiverse", "Big Universe", "Multiverse", "Hyperuniverse", "Superuniverse", "Multiverse", "Omniverse" er forskellige oversættelser af det engelske udtryk multiverse. Det dukkede op under udviklingen af teorien om inflation [15] .

Områder af universet adskilt af afstande større end størrelsen af partikelhorisonten udvikler sig uafhængigt af hinanden. Enhver observatør ser kun de processer, der forekommer i et domæne, der er lig med volumen til en kugle med en radius svarende til afstanden til partikelhorisonten. I inflationens epoke krydser to ekspansionsområder, adskilt af en afstand af horisontens rækkefølge, ikke hinanden.

Sådanne domæner kan opfattes som separate universer som vores eget: de er ligeledes ensartede og isotrope i store skalaer. Konglomeratet af sådanne formationer er Multiverset.

Den kaotiske teori om inflation antager en uendelig variation af universer, som hver kan have forskellige fysiske konstanter fra andre universer [16] . I en anden teori adskiller universerne sig i kvantemålinger [17] . Per definition kan disse antagelser ikke testes eksperimentelt.

Alternativer til inflationsteori

Den kosmiske inflationsmodel er ganske vellykket, men ikke nødvendig for overvejelserne om kosmologi. Hun har modstandere, herunder Roger Penrose . Deres argument bunder i det faktum, at løsningerne foreslået af den inflationære model efterlader savnede detaljer. For eksempel giver denne teori ikke nogen grundlæggende begrundelse for, at tæthedsforstyrrelser på det præ-inflationære stadium skulle være lige så små, at der opstår en observerbar grad af homogenitet efter inflation. Situationen ligner den rumlige krumning: den aftager kraftigt under inflationen, men intet forhindrede den i at være så vigtig før inflationen, at den stadig manifesterer sig på det nuværende stadium af universets udvikling. Med andre ord er problemet med begyndelsesværdier ikke løst, men kun dygtigt draperet.

Teorier som strengteori og brane teori samt cyklisk teori foreslås som alternativer . Hovedideen med disse teorier er, at alle de nødvendige begyndelsesværdier er dannet før Big Bang.

Strengteori kræver at tilføje et par flere dimensioner til den sædvanlige firedimensionelle rumtid, som ville have spillet en rolle i universets tidlige stadie, men nu er i en komprimeret tilstand. På det uundgåelige spørgsmål, hvorfor disse dimensioner komprimeres, foreslås følgende svar: superstrenge har T-dualitet , i forbindelse med hvilken strengen "vinder sig" på yderligere dimensioner, hvilket begrænser deres størrelse [18] .
I braneteori (M-teori) starter alt med en kold, statisk femdimensionel rumtid. De fire rumlige dimensioner er begrænset af tredimensionelle vægge eller tre-braner ; en af disse vægge er det rum, vi lever i, mens den anden bran er skjult for opfattelsen. Der er en anden tre-bran "tabt" et sted mellem de to grænsebraner i det firedimensionale rum. Når denne brane kolliderer med vores, frigives der ifølge teorien en stor mængde energi og dermed dannes betingelserne for Big Bangs opståen [19] .
Cykliske teorier postulerer, at Big Bang ikke er unikt i sin art, men indebærer universets overgang fra en tilstand til en anden. Cykliske teorier blev først foreslået i 1930'erne . Anstødssten for sådanne teorier var termodynamikkens anden lov , ifølge hvilken entropi kun kan øges. Det betyder, at tidligere cyklusser ville have været meget kortere, og at stoffet i dem ville have været meget varmere end på tidspunktet for sidste Big Bang, hvilket er usandsynligt. I øjeblikket er der to teorier af den cykliske type, der har formået at løse problemet med stadigt stigende entropi: Steinhardt-Turok-teorien og Baum-Frampton-teorien [20] [21] .

Teorien om evolution af storskala strukturer

Som dataene på baggrundsbaggrunden viser, var universet i det øjeblik, hvor stråling fra stof adskilles, faktisk homogent, stofsvingningerne var ekstremt små, og dette er et betydeligt problem. Det andet problem er den cellulære struktur af superhobe af galakser og på samme tid den sfæriske struktur af mindre hobe. Enhver teori, der forsøger at forklare oprindelsen af universets storskalastruktur, må nødvendigvis løse disse to problemer (samt korrekt modellere galaksernes morfologi).

Den moderne teori om dannelsen af en storskala struktur, såvel som individuelle galakser, kaldes den "hierarkiske teori". Essensen af teorien koger ned til følgende: Til at begynde med var galakserne små i størrelse (omtrent ligesom den magellanske sky ), men med tiden smelter de sammen og danner stadig større galakser.

På det seneste er der blevet sat spørgsmålstegn ved teoriens gyldighed, og nedtrapning har ikke i ringe grad bidraget til dette . Men i teoretiske studier er denne teori dominerende. Det mest slående eksempel på sådan forskning er Millennium-simulering (Millennium run) [22] .

Generelle bestemmelser

Den klassiske teori om oprindelsen og udviklingen af fluktuationer i det tidlige univers er Jeans-teorien på baggrund af udvidelsen af et homogent isotropt univers [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 .

hvor u s er lydens hastighed i mediet, G er gravitationskonstanten, og ρ er tætheden af det uforstyrrede medium, er størrelsen af den relative fluktuation, Φ er gravitationspotentialet skabt af mediet, v er hastigheden af mediet er p(x,t) mediets lokale tæthed, og hensynet finder sted i det kommende koordinatsystem. $\delta ={\frac {\delta \rho }{\rho }}.$

Det givne ligningssystem kan reduceres til et, der beskriver udviklingen af 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,

hvor a er skalafaktoren og k er bølgevektoren. Heraf følger det især, at ustabile er udsving, hvis størrelse overstiger:

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

I dette tilfælde vokser forstyrrelsen lineært eller svagere, afhængigt af udviklingen af Hubble-parameteren og energitætheden.

Denne model beskriver tilstrækkeligt sammenbruddet af forstyrrelser i et ikke-relativistisk medium, hvis deres størrelse er meget mindre end den aktuelle begivenhedshorisont (inklusive for mørkt stof under det strålingsdominerede stadium). For de modsatte tilfælde er det nødvendigt at overveje de nøjagtige relativistiske ligninger. Energi-momentum-tensoren af en ideel væske med hensyn til små tæthedsforstyrrelser

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

er konserveret kovariant, hvorfra de hydrodynamiske ligninger generaliseret for det relativistiske tilfælde følger. Sammen med GR-ligningerne repræsenterer de det oprindelige ligningssystem, der bestemmer udviklingen af fluktuationer i kosmologien på baggrund af Friedmans løsning [23] .

Tiden før rekombination

Det valgte øjeblik i udviklingen af universets storskalastruktur kan betragtes som øjeblikket for brintrekombination. Indtil dette punkt fungerer nogle mekanismer, efter - helt andre [24] .

De indledende tæthedsbølger er større end begivenhedshorisonten og er frosne - de påvirker ikke massefylden af stof i universet. Men når den udvider sig, sammenlignes størrelsen af horisonten med bølgelængden af forstyrrelsen, som man siger, "bølgen forlader horisonten" eller "træder ind i horisonten." Derefter begynder tætheden at svinge - en lydbølge forplanter sig mod en ekspanderende baggrund.

I rekombinationsepoken kommer bølger med en bølgelængde på ikke mere end 790 Mpc for den aktuelle epoke ind under horisonten. Bølger, der er vigtige for dannelsen af galakser og deres hobe, kommer ind i begyndelsen af dette stadie.

På nuværende tidspunkt er sagen et multikomponent plasma, hvori der er mange forskellige effektive mekanismer til at dæmpe alle lydforstyrrelser. Måske den mest effektive blandt dem i kosmologi er silkedæmpning . Efter at alle lydforstyrrelser er undertrykt, er der kun adiabatiske forstyrrelser tilbage.

I nogen tid går udviklingen af almindeligt og mørkt stof synkront, men på grund af interaktion med stråling falder temperaturen af almindeligt stof langsommere. Der er en kinematisk og termisk adskillelse af mørkt stof og baryonisk stof. Det antages, at dette moment forekommer ved z=10 5 .

Baryon-foton-komponentens opførsel efter adskillelse og op til slutningen af det strålingstrin er beskrevet ved ligningen [24] :

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

hvor k er bølgevektoren for den betragtede bølge, og de afledte er taget med hensyn til η , den konforme tid. Det følger af hans løsning, at i den epoke steg amplituden af forstyrrelser i tætheden af baryonkomponenten ikke, men oplevede akustiske svingninger:

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

På samme tid oplevede mørkt stof ikke sådanne svingninger, da hverken lystrykket eller trykket fra baryoner og elektroner påvirker det. Desuden vokser amplituden af dens forstyrrelser:

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

Efter rekombination

Efter rekombination er trykket af fotoner og neutrinoer på stof ubetydeligt. Følgelig er ligningssystemerne, der beskriver forstyrrelser af mørkt og baryonisk stof, ens:

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

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

Allerede ud fra ligheden mellem ligningstypen kan man antage, og derefter bevise, at forskellen i fluktuationer mellem mørkt og baryonisk stof har en tendens til en konstant. Med andre ord ruller almindeligt stof ind i potentielle brønde dannet af mørkt stof. Væksten af forstyrrelser umiddelbart efter rekombination bestemmes af opløsningen

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

hvor C i er konstanter afhængig af startværdierne. Som det kan ses af ovenstående, vokser tæthedsudsvingene ved store tidspunkter i forhold til skalafaktoren:

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

Alle forstyrrelsesvæksthastighederne, der er angivet i dette afsnit og i det foregående, vokser med bølgetallet k, og derfor, med et indledende fladt spektrum af forstyrrelser, kommer forstyrrelser af de mindste rumlige skalaer tidligere ind i kollapsstadiet, det vil sige objekter med en mindre masse dannes først.

For astronomi er objekter med en masse på ~10 5 Mʘ af interesse . Faktum er, at når mørkt stof kollapser, dannes en protohalo. Brint og helium, der har tendens til dets centrum, begynder at stråle, og ved masser mindre end 10 5 M ʘ , kaster denne stråling gassen tilbage til udkanten af protostrukturen. Ved højere masser starter processen med dannelsen af de første stjerner.

En vigtig konsekvens af det indledende kollaps er, at der opstår stjerner med høj masse, der udsender i den hårde del af spektret. De udsendte hårde kvanter møder til gengæld neutralt brint og ioniserer det. Således sker der umiddelbart efter det første udbrud af stjernedannelse sekundær ionisering af brint [24] .

Mørk energi dominans fase

Lad os antage, at trykket og tætheden af mørk energi ikke ændrer sig med tiden, det vil sige, det er beskrevet af en kosmologisk konstant. Så følger det af de generelle ligninger for fluktuationer i kosmologi, at forstyrrelserne udvikler sig som følger:

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

Når man tager i betragtning, at potentialet er omvendt proportional med skalafaktoren a, betyder det, at der ikke er nogen vækst af forstyrrelser, og deres størrelse er uændret. Det betyder, at den hierarkiske teori ikke tillader strukturer, der er større end dem, der i øjeblikket observeres.

I æraen med dominans af mørk energi opstår to sidste vigtige begivenheder for strukturer i stor skala: fremkomsten af galakser som Mælkevejen - dette sker ved z~2, og lidt senere - dannelsen af hobe og superhobe af galakser [ 24] .

Teoriproblemer

Den hierarkiske teori, som følger logisk af moderne, beviste ideer om dannelsen af stjerner og bruger et stort arsenal af matematiske værktøjer, har for nylig stødt på en række problemer, både teoretiske og, endnu vigtigere, observationsmæssige [22] :

Det største teoretiske problem ligger på det punkt, hvor termodynamikken og mekanikken smelter sammen: uden introduktionen af yderligere ikke-fysiske kræfter er det umuligt at tvinge to mørkt stof-haloer til at smelte sammen.
Tomrum dannes mere sandsynligt tættere på vores tid end på rekombination, men for nylig opdagede absolut tomme rum med dimensioner på 300 Mpc kommer i dissonans med denne erklæring.
Også gigantiske galakser er født på det forkerte tidspunkt, deres antal pr. volumenenhed ved stort z er meget større end hvad teorien forudsiger. Hvad mere er, forbliver det det samme, når det teoretisk set burde vokse meget hurtigt.
Data om de ældste kuglehobe ønsker ikke at tåle en byge på 100 Mʘ stjernedannelse og foretrækker stjerner som vores sol.

Og dette er kun en del af de problemer, som teorien konfronterede.

Problemer med moderne modeller

Hvis du ekstrapolerer Hubbles lov tilbage i tiden, så ender du med et punkt, en gravitationel singularitet , kaldet en kosmologisk singularitet . Dette er et stort problem, eftersom hele fysikkens analytiske apparat bliver ubrugeligt. Og selvom det, efter Gamows vej , foreslået i 1946, er muligt pålideligt at ekstrapolere, indtil de moderne fysiklove er operationelle, er det endnu ikke muligt nøjagtigt at bestemme dette øjeblik for begyndelsen af den "nye fysik". Det antages, at den i størrelsesorden er lig med Planck-tiden , s. $\sim 10^{-43}$

Spørgsmålet om universets form er et vigtigt åbent spørgsmål i kosmologien. Når vi taler matematisk, står vi over for problemet med at finde en tredimensionel topologi af den rumlige del af universet, det vil sige en sådan figur, der bedst repræsenterer universets rumlige aspekt. Den generelle relativitetsteori som lokal teori kan ikke give et fuldstændigt svar på dette spørgsmål, selvom den også indfører nogle begrænsninger.

For det første vides det ikke, om universet er globalt rumligt fladt, det vil sige om lovene for euklidisk geometri gælder i de største skalaer. I øjeblikket mener de fleste kosmologer, at det observerbare univers er meget tæt på rumligt fladt med lokale folder, hvor massive objekter forvrænger rumtiden. Denne opfattelse er blevet bekræftet af nylige WMAP -data, der ser på "akustiske svingninger" i temperaturafvigelserne i CMB.

For det andet vides det ikke, om universet blot er forbundet eller multipliceret. Ifølge standardudvidelsesmodellen har universet ingen rumlige grænser, men kan være rumligt begrænset. Dette kan forstås ved eksemplet med en todimensionel analogi: overfladen af en kugle har ingen grænser, men har et begrænset areal, og kuglens krumning er konstant. Hvis universet virkelig er rumligt begrænset, så kan du i nogle af dets modeller, der bevæger dig i en lige linje i enhver retning, komme til rejsens startpunkt (i nogle tilfælde er dette umuligt på grund af udviklingen af rum-tid [ 25] ).

For det tredje er der forslag om, at universet oprindeligt blev født roterende. Den klassiske idé om oprindelse er ideen om Big Bang -isotropien , det vil sige fordeling af energi ligeligt i alle retninger. Der er dog nogle indikationer på storstilet rotation: et hold forskere fra University of Michigan, ledet af fysikprofessor Michael Longo, fandt ud af, at galaksers spiralarme mod uret er 7 % mere almindelige end "modsat-orienterede" galakser. hvilket kan indikere tilstedeværelsen af universets første rotationsmoment. Denne hypotese bør også testes ved observationer på den sydlige halvkugle [26] .

Kommentarer

↑ Upopulariteten af modeller med en kosmologisk konstant er veltalende bevist af, at Weinberg i sin bog "Cosmology and Gravity" (udgivet på russisk i 1975) henviser afsnittet om modeller med en kosmologisk konstant til afsnittet sammen med naive modeller og modeller af det stationære univers, der omdirigerer 4 sider ud af 675 pr. beskrivelse.

Noter

↑ Capozziello S. og Francaviglia M. Udvidede teorier om gravitation og deres kosmologiske og astrofysiske anvendelser // Generel relativitet og gravitation. - 2008. - Bd. 40 , iss. 2-3 . - S. 357-420 . - doi : 10.1007/s10714-007-0551-y .
↑ Men ikke kun i solsystemet - virkningerne af den generelle relativitet er også velundersøgte i stærke felter af tætte dobbeltstjerner , dog med de samme karakteristiske størrelser.
↑ 1 2 Sazhin M. V. Moderne kosmologi i en populær præsentation. - M. : URSS, 2002. - S. 145-148. - 240 sek. - 2500 eksemplarer. — ISBN 5-354-00012-2 .
↑ 1 2 3 4 5 6 7 8
- Zasov A. V., Postnov K. A. Generel astrofysik . - Fryazino: Alder 2, 2006. - S. 421 -432. — 496 s. — ISBN 5-85099-169-7 .
- D. S. Gorbunov, V. A. Rubakov. Introduktion til teorien om det tidlige univers: The Hot Big Bang Theory. - M. : LKI, 2008. - S. 45-80. — 552 s. - ISBN 978-5-382-00657-4 .
↑ Jarosik, N., et.al. (WMAP-samarbejde). Syvårige Wilkinson Microwave Anisotropy Probe (WMAP) observationer: Sky Maps, Systematic Errors og Basic Results (PDF). nasa.gov. Hentet 4. december 2010. Arkiveret fra originalen 16. august 2012. (ubestemt) (fra NASAs WMAP-dokumenter arkiveret 30. november 2010 på Wayback Machine - siden)
↑ Planck-samarbejde. Planck 2013 resultater. XVI. Kosmologiske parametre . - arXiv : 1303.5076 .
↑ 1 2 Michael Rowan-Robinson. Kosmologi = Kosmologi / Oversat fra engelsk af N. A. Zubchenko. Under den videnskabelige redaktion af P. K. Silaev. - M.-Izhevsk: Forskningscenter "Regular and Chaotic Dynamics", 2008. - S. 96-102. — 256 s. - ISBN 976-5-93972-659-7.
↑ [https://web.archive.org/web/20170806022050/https://arxiv.org/abs/0806.1065 Arkiveret 6. august 2017 på Wayback Machine [0806.1065] B2FH, den kosmiske mikrobølgebaggrund og kosmologi]
↑ 1 2 Kapitonov I. M. Introduktion til kernens og partiklernes fysik. - M. : URSS, 2002. - S. 251-259. — 384 s. - 1700 eksemplarer. — ISBN 5-354-00058-0 .
↑ Sazhin M. V. Moderne kosmologi i en populær præsentation. - M. : URSS, 2002. - S. 144. - 240 s. - 2500 eksemplarer. — ISBN 5-354-00012-2 .
↑ Sazhin M. V. Moderne kosmologi i en populær præsentation. - M. : URSS, 2002. - S. 104-106. - 240 sek. - 2500 eksemplarer. — ISBN 5-354-00012-2 .
↑ Oversættelse af det "officielle websted for superstrengteori" . Astronet . Dato for adgang: 18. september 2015. Arkiveret fra originalen 23. februar 2009. (ubestemt)
↑ 1 2 I åbne kilder præsenteres et godt overblik i en engelsksproget artikel Robert Brandenberger. Emner i kosmologi . - 2007. - arXiv : hep-th/0701157 . På russisk er det tilsvarende med hensyn til undersøgelsesdata D. S. Gorbunov, V. A. Rubokov. Jeans ustabilitet i den newtonske teori om tyngdekraft // Introduktion til teorien om det tidlige univers: Kosmologiske forstyrrelser. inflationsteori. - M . : Krasnad, 2010. - S. 335-371. — 568 s. - ISBN 978-5-396-00046-9 .
↑ Lev Kofman, Linde Andrei, Starobinsky Alexei A. Genopvarmning efter inflation . — Fysisk. Rev. Lett., 1994.
↑ Astronomi XXI århundrede / Udg. V. G. Surdina . - 2. - Fryazino: Century 2, 2008. - S. 414-416. — 608 s. — ISBN 978-5-85099-181-4 .
↑ Victor J Stenger. Er universet finjusteret til os? (engelsk) . Arkiveret fra originalen den 16. juli 2012.
↑ Tegmark Max. Fortolkningen af kvantemekanik: mange verdener eller mange ord? . Fortschritte der Physik, 1998.
↑ Grøn B. Elegant univers. Superstrenge, skjulte dimensioner og søgen efter den ultimative teori . - 1999. - 464 s. — ISBN 0-375-70811-1 .
↑ Kosmologi. Hvad handler strengteori om? . Astronet . Hentet 15. maj 2010. Arkiveret fra originalen 22. august 2011. (ubestemt)
↑ L. Baum og P. H. Frampton. Turnaround i cyklisk kosmologi. - Physical Review Letters, 2007. - doi : 10.1103/PhysRevLett.98.071301 . - . - arXiv : hep-th/0610213 . — PMID 17359014 .
↑ PJ Steinhardt, N. Turok. Den cykliske model forenklet. - New Astron. Rev., 2004. - doi : 10.1016/j.newar.2005.01.003 . — . - arXiv : astro-ph/0404480 .
↑ 1 2 Gibson CH, Schild RE Udvikling af proto-galakse-klynger til deres nuværende form: teori og observation . — Journal of Cosmology, 2010.
↑ 1 2 Gorbunov D. S., Rubokov V. A. Jeans ustabilitet i den Newtonske gravitationsteori // Introduktion til teorien om det tidlige univers: Kosmologiske forstyrrelser. inflationsteori. - M. : Krasnad, 2010. - 568 s. - ISBN 978-5-396-00046-9 .
↑ 1 2 3 4 Gorbunov D. S., Rubakov V. A. Skalære forstyrrelser: resultater for én-komponent medier. // Introduktion til teorien om det tidlige univers: Kosmologiske forstyrrelser. inflationsteori. — M. : LKI, 2008. — 552 s. - ISBN 978-5-396-00046-9 .
↑ Landau L. D., Lifshitz E. M. Felteori. - M . : Fizmatlit, 2006. - S. 493-494. - (Teoretisk fysik).
↑ Longo Michael J. Detektering af en dipol i spiralgalakser med rødforskydninger z~0,04 . — Fysik bogstaver B, 2011.

Links

Eksotiske universer (Universets mest usædvanlige begreber) // Popular Mechanics No. 12, December 2012

Ordbøger og encyklopædier	Britannica (online)

Kosmologi
Grundlæggende begreber og objekter	Univers observerbart univers Rødforskydning kosmologisk CMB stråling Gravitationsbølger Univers ekspansion accelereret skjult masse Mørkt stof mørk energi
Universets historie	Stort brag stor rebound Kronologi af Big Bang Inflation Primær nukleosyntese Rekombination Udvikling af galakser Universets alder Universets fremtid
Universets struktur	Universets struktur i stor skala Superhob af galakser Stor gruppe af kvasarer Galaktisk tråd Ugyldig Hubble boble Universets form
Teoretiske begreber	Historien om udviklingen af ideer om universet Hubble lov Gravitationel ustabilitet Kosmologisk princip Kosmologiske modeller Kosmologisk singularitet De Sitter model hot univers model Friedman-universet Ledsager afstand Kritisk tæthed Friedmans ligning Kosmologisk tilstandsligning Lambda-CDM model
Eksperimenter	Observationel kosmologi 2dF 6dF BOOMERANG COBE SDSS WMAP Planck DES
Portal: Astronomi