Astronomia

Escala dinâmica em cosmologia, observação CMB

Escala dinâmica em cosmologia, observação CMB



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O que é uma escala de pivô, frequência de pivô em geral e particularmente na cosmologia? Eu não entendo.

Quase em todos os lugares, encontrei a mesma frase "tomamos o valor padrão de uma escala dinâmica $ k = 0,05 $ Mpc$^{-1}$ para Planck e frequência de pivô como $ f_ {cmb} = (c / 2 pi) k $". O que isto significa?

(Por exemplo, em https://www.cosmos.esa.int/documents/387566/387653/Planck_2018_results_L10.pdf)


Diferença entre Astronomia e Cosmologia é?

A cosmologia lida com a estrutura e geometria em grande escala do universo --- sua história, como ele evoluiu. É partícula geral e composição química e como isso evoluiu. Sua idade.
Hoje em dia temos cosmologia teórica e observacional. Uma das principais razões para colocar o Telescópio Espacial Hubble foi determinar com precisão a taxa de expansão. E outros parâmetros do cosmo. Medir um parâmetro de grande escala, como curvatura geral ou taxa de expansão seria cosmologia observacional.

O departamento de astronomia de uma universidade normalmente terá algumas pessoas que fazem cosmologia (estudam a forma geral e a história do universo) e algumas pessoas que fazem astrofísica (como as estrelas se formam, como mudam com o tempo, como explodem, como funcionam os quasares, o que torna os raios cósmicos etc. etc.)

Hoje em dia você tem astrofísica teórica e observacional - teoria significa fazer modelos matemáticos (de uma estrela, por exemplo) e observação significa verificar os modelos em relação à realidade para ver se eles combinam.

E como eu disse, você também obtém cosmologia teórica e observacional. Uma grande entrada para a cosmologia observacional é o mapeamento do CMB (fundo cósmico de micro-ondas) e também as contagens de galáxias ou levantamentos de redshift, onde contam quantas galáxias existem em várias distâncias para detectar ondulações em grande escala na concentração de matéria. Obs. as pessoas do cosmo procuram padrões em escala muito grande, estrutura em escala grande e tentam modelar como ela se formou e o que ela diz sobre as flutuações e expansão no universo inicial.

Como disse Marcus, existem astrônomos e cosmologistas teóricos e observacionais (com muitas pessoas em algum ponto intermediário, tanto no espectro do observador de teoria quanto no do astrônomo-cosmólogo).

Eu diria que um astrônomo geralmente quer olhar para alguma classe de objetos para aprender sobre eles, apenas para aprender sobre eles. Assim, um astrônomo trabalhando com estrelas usará telescópios para observá-las e / ou fazer modelagem teórica delas com o objetivo final de entender mais sobre as estrelas. O mesmo se aplica a pessoas que estudam galáxias, pulsares ou o que seja.

Por outro lado, os cosmologistas precisam usar a enorme riqueza de conhecimento que os astrônomos acumularam sobre a natureza dos objetos (estrelas, galáxias etc.) no Universo, mas eles usam esse conhecimento para tratar de questões mais amplas sobre o Universo. Há muita sobreposição, porém, por exemplo, para usar galáxias para fazer cosmologia, você precisa pensar muito sobre a natureza das galáxias e, portanto, simulações ou pesquisas observacionais são frequentemente feitas com grandes grupos de pessoas, algumas das quais pretendem estudar as próprias galáxias, enquanto outros querem apenas que a parte da galáxia seja entendida para que possam usar os resultados para inferir coisas sobre cosmologia.

Por outro lado, você frequentemente tem que assumir uma cosmologia quando quer dizer algo sobre, por exemplo, a evolução das galáxias. Os dois andam de mãos dadas e, de certa forma, o ruído de uma pessoa é outro sinal.


15.1: Observações do espectro CMB

Alguns alunos estão falando sobre a temperatura do Universo, seja ela fria ou quente, e como ela pode mudar com o tempo.

  • Audrey: & quotEu vi na TV que o espaço é muito frio. & quot
  • Bradford: “Acho que a temperatura do Universo está esquentando. Ouvi dizer que as geleiras da Groenlândia estão derretendo por causa disso. & Quot
  • Carissa: & quotAs geleiras estão derretendo porque a Terra está esquentando. Mas acho que o Universo também está esquentando. Talvez porque o Sol esteja quente. & Quot
  • Damian: & quotEu discordo. Acho que o Universo mantém a mesma temperatura. Eu sei que é muito quente perto do Sol, mas há alguns lugares onde as estrelas estão se formando e alguns onde estão morrendo, então acho que tudo se equilibra. & Quot
  • Evie: & quotAcho que permanece a mesma temperatura porque o Sol e as estrelas são muito pequenos para afetar todo o Universo. & quot

Podemos usar a luz de objetos astronômicos para medir suas temperaturas. O CMB está vindo de todas as direções do céu, então podemos usar essa luz para medir a temperatura do Universo como um todo. Mas, primeiro, o que exatamente é a radiação cósmica de fundo em micro-ondas?

Arno Penzias e Robert Wilson não pretendiam descobrir o CMB. Eles estavam trabalhando com um novo tipo de detector no Bell Labs em New Jersey em 1964. Durante as medições cuidadosas e a nova verificação do equipamento, eles perceberam que haviam detectado uma fonte de & ldquonoise & rdquo em sua antena. Estava vindo de todas as direções do céu e não podia ser atribuído a nenhuma fonte conhecida.

Nem Penzias nem Wilson sabiam o que fazer com o ruído da antena. Mas então Arno Penzias soube de um artigo de Robert Dicke, Jim Peebles e David Wilkinson, todos cosmólogos da vizinha Universidade de Princeton. No artigo, que ainda estava em fase de rascunho, eles discutiram a radiação relíquia que deveria ter sido criada nos estágios iniciais de um Universo quente e denso. Depois de ler o artigo, Penzias convidou os cientistas de Princeton para vir ao Bell Labs e dar uma olhada na antena (Figura 15.1), junto com os resultados dele e de Wilson. Juntos, eles decidiram publicar artigos simultâneos anunciando a descoberta da radiação de fundo prevista pela teoria do Big Bang. O grupo de Princeton escreveria sobre os fundamentos teóricos da radiação, e a dupla do Bell Labs escreveria sobre sua descoberta. Os artigos foram publicados consecutivamente em Astrofísico Diário Letras em 1965. Penzias e Wilson ganharam o Prêmio Nobel de Física em 1978 pela descoberta.

Figura 15.1: Esta antena em forma de chifre foi usada por Penzias e Wilson no Bell Labs em sua descoberta do CMB. Crédito: Wikimedia Commons

À primeira vista, o CMB é um brilho quase totalmente uniforme em todo o céu, visto em microondas. É semelhante ao brilho azul visto no céu em um dia sem nuvens - quase não há características discerníveis. A Figura 15.2 ilustra a uniformidade da temperatura do CMB em todo o céu em comparação com um mapa de temperaturas na Terra. Uma vez que o CMB é observado com telescópios de microondas em vez de luz visível, a cor é normalmente usada para representar a temperatura, não o comprimento de onda, em mapas do CMB. Além disso, os mapas CMB são geralmente mostrados na projeção de Mollweide para que todas as posições no céu possam ser vistas ao mesmo tempo. Um exemplo de como um mapa da Terra ficaria em uma projeção de Mollweide é mostrado nas Figuras 15.2 (painel inferior) e 15.3.

Figura 15.2: A uniformidade da temperatura da CMB (painel superior) em comparação com um mapa da Terra na mesma escala de temperatura (painel inferior). A temperatura do CMB é muito mais uniforme do que a temperatura na Terra. Ambos os mapas usam uma projeção de forma que toda a esfera do céu (no caso da CMB) ou globo (no caso da Terra) possa ser representada de uma só vez (como na Figura 15.3). Crédito: NASA / WMAP Science Team Figura 15.3: Uma projeção do mapa Mollweide da Terra. A vantagem dessa projeção é que ela permite que todas as posições no globo sejam vistas ao mesmo tempo. Ainda há distorções em relação a um globo esférico, mas são menores do que as de um mapa retangular (cartesiano). Crédito: NASA / WMAP Science Team

Lembre-se de que podemos medir a temperatura de um objeto a partir de seu espectro e gráfico mdasha de comprimento de onda (eixo horizontal) vs. sua intensidade de emissão (eixo vertical) naquele comprimento de onda. O tipo mais comum de espectro contínuo é chamado de espectro de corpo negro (ou espectro de Planck) e tem uma forma característica. Também aprendemos que o pico do comprimento de onda do espectro do corpo negro corresponde à temperatura: quanto mais quente o objeto, menor o comprimento de onda no pico e mais alta a curva em todos os comprimentos de onda.

Em 1989, foi lançado o satélite COBE, com o objetivo de medir o espectro do CMB em todo o céu. A equipe do COBE incluía dezenas de cientistas e engenheiros. Centenas de outras pessoas ajudaram a tornar a missão um sucesso. Os líderes da equipe do projeto, John Mather e George Smoot, ganharam o Prêmio Nobel em 2006 pelas descobertas feitas pela equipe do COBE.

O COBE continha um instrumento chamado de Espectrofotômetro absoluto de infravermelho distante, ou FIRAS. O instrumento FIRAS mediu a intensidade do CMB em vários comprimentos de onda e determinou que ele tem um espectro de corpo negro com uma temperatura de 2,725 e mais 0,002 K. Este é o melhor exemplo de um espectro de corpo negro que conhecemos no Universo, é um mais perfeito corpo negro do que qualquer forno, briquete de carvão ou lâmpada que já criamos. A Figura 15.4 mostra o espectro do CMB, conforme medido pelo FIRAS. Os dados e o modelo concordam com alta precisão: a incerteza nos pontos de dados é menor do que a largura da linha usada para traçar o ajuste do modelo.

Figura 15.4: Espectro do CMB medido pelo instrumento FIRAS no satélite COBE. O CMB é o negro mais perfeito conhecido. Tem uma temperatura de cerca de 3 graus acima do zero absoluto, o que corresponde a um comprimento de onda de pico de cerca de um milímetro. Teoria e observação concordam em melhor do que a largura da linha no gráfico. Crédito: NASA / SSU / Aurore Simonnet com base em dados COBE / FIRAS


Cosmologia

Princeton tem uma longa tradição em cosmologia observacional, numérica e teórica, com esforços de pesquisa em física, astronomia e no IAS. O corpo docente de Princeton ajudou a desenvolver o modelo cosmológico padrão de hoje (Bahcall, Cen, Dunkley, Gott, J. Ostriker, Spergel, Steinhardt, Zaldarriaga) e ajudou a introduzir conceitos importantes, como matéria escura, energia escura e inflação. Paul Steinhardt (físico) não foi apenas uma figura-chave no desenvolvimento do modelo inflacionário, mas recentemente desenvolveu sua alternativa mais promissora: o universo ekpirótico. O corpo docente de Princeton está trabalhando em um conjunto diversificado de problemas na cosmologia teórica: viagem no tempo (Gott), a topologia da estrutura em grande escala (Gott), a forma do universo (Spergel), formação e evolução de galáxias e estrutura em grande escala (Bahcall, Cen, J. Ostriker), aglomerados de galáxias e seu uso como ferramentas cosmológicas (Bahcall, Cen, J. Ostriker), a distribuição de matéria escura (Bahcall, J. Ostriker), não gaussianidades do universo inicial ( Spergel, Zaldarriaga), formação estelar precoce e reionização cosmológica (Cen), formação de galáxias e a física do IGM (Bahcall, Cen, J. Ostriker).

Os alunos e professores de Princeton estão desempenhando papéis importantes tanto em pesquisas de fundo de microondas cósmicas quanto em pesquisas ópticas, que estabeleceram nosso atual modelo de concordância de cosmologia. Jo Dunkley, Lyman Page, Suzanne Staggs e David Spergel estão mapeando a radiação cósmica de fundo com o Atacama Cosmology Telescope (ACT) e estudando sua interação com galáxias e gás em primeiro plano. Michael Strauss, Jenny Greene, Jim Gunn e Robert Lupton estão realizando uma pesquisa de imagem de grande área com o Hyper Suprime-Cam (HSC) no telescópio Subaru de 8,2 m, usando lentes gravitacionais para mapear a distribuição da matéria escura. Eles também fazem parte de um consórcio internacional que está construindo o Subaru Prime Focus Spectrograph (PFS), que medirá os desvios para o vermelho de milhões de galáxias z & gt1. Strauss e Lupton estão envolvidos em todos os aspectos do Large Synoptic Survey Telescope, o preeminente telescópio de pesquisa baseado em solo da década de 2020. Gunn continua seu papel de liderança no Sloan Digital Sky Survey. Princeton também desempenha um papel de liderança na missão WFIRST da NASA: Jeremy Kasdin e David Spergel são co-presidentes do Grupo de Trabalho Científico. Adam Burrows, Jenny Greene e Robert Lupton são membros das equipes de Investigação Científica do WFIRST.

J. Ostriker, Cen e seus alunos ajudaram a desenvolver a cosmologia numérica. Eles desenvolveram códigos de simulação hidrodinâmica que ajudaram a moldar nossa compreensão da floresta alfa de Lyman, a formação de galáxias e o meio intergalático quente quente. Eles trabalham em estreita colaboração com Jim Stone, E. Ostriker e outros para modelar a física em pequena escala ("sub-grade") que determina as propriedades físicas das galáxias, e com Strauss, Greene e outros para comparar os resultados de suas simulações com observações. Na verdade, a astrofísica computacional é o foco principal do departamento.


2. SMASH e suas variantes

Nesta seção, descreveremos uma série de extensões do SM que exploram o mecanismo Peccei-Quinn (PQ) (Peccei e Quinn, 1977) para resolver o problema de CP forte e, portanto, tem o potencial de resolver os cinco grandes problemas da física de partículas e cosmologia em um só sucesso.

2.1. ESMAGAR

O modelo com menor conteúdo de campo & # x02014 dublado aqui e no seguinte SMASH & # x02014é baseado em um modelo de axião do tipo KSVZ (Kim, 1979 Shifman et al., 1980): um campo escalar complexo SM-singlet & # x003C3, que apresenta um (quebrado espontaneamente) global você(1)PQ simetria e um férmion Dirac colorido semelhante a um vetor Q, que se transforma como 2 (3, 1, & # x022121 / 3) ou, alternativamente, como (3, 1, 2/3) no grupo de medidor SM SU(3)C & # x000D7 SU(2)eu & # x000D7 você(1)Y e que se transforma chirally sob você(1)PQ, são adicionados ao conteúdo do campo do & # x003BDMSM (veja a Figura 2). O potencial escalar, que se relaciona com o campo de Higgs H para & # x003C3, assume-se que tem a forma geral

com & # x003BBH, & # x003BB & # x003C3 & # x0003E 0 e & # x003BB H & # x003C3 2 & # x0003C & # x003BB H & # x003BB & # x003C3, a fim de garantir que a simetria eletrofraca e a simetria PQ sejam quebradas no vácuo, ou seja, o mínimo de o potencial escalar é alcançado nos valores de expectativa de vácuo (VEVs)

Onde v = 246 GeV. A escala de quebra de simetria PQ v& # x003C3 é considerado muito maior do que Higgs VEV v. Correspondentemente, a excitação de partícula do módulo & # x003C1 de & # x003C3, cf.

enquanto a excitação da partícula UMA do grau de liberdade angular de & # x003C3 & # x02013 que é apelidado de & # x0201Caxion & # x00022 no contexto da solução PQ do problema de CP forte (Weinberg, 1978 Wilczek, 1978) & # x02014 é um Nambu-Goldstone sem massa ( NG) bóson, mUMA = 0.

Figura 2. Conteúdo de partícula / campo de SMASH.

No entanto, devido à transformação quiral assumida do novo férmion semelhante a vetor Q, a você(1)PQ simetria é quebrada devido à anomalia do triângulo gluônico,

Nessas circunstâncias, o campo NG

atua como um ângulo & # x003B8 dependente do espaço-tempo em QCD. Na verdade, a anomalia garante que, em energias acima da escala de QCD, & # x0039BQCD, mas muito abaixo da escala de quebra de simetria PQ, v& # x003C3, isto é, depois de integrar o saxion & # x003C1 e o quark semelhante a vetor Q, que também obtém uma grande massa de seu acoplamento Yukawa com o escalar PQ,

o Lagrangiano efetivo do axião tem a forma

Correspondentemente, o ângulo & # x003B8 & # x000AF em QCD pode ser eliminado por um deslocamento & # x003B8 (x) & # x02192 & # x003B8 (x) - & # x003B8 & # x000AF. Com energias abaixo de & # x0039BQCD, o potencial efetivo do campo deslocado, que por conveniência denotamos novamente por & # x003B8 (x), então coincidirá com a energia do vácuo de QCD como uma função de & # x003B8 & # x000AF

onde V é o volume do espaço-tempo euclidiano, Z (& # x003B8 & # x000AF) é a função de partição de QCD e & # x003A3 0 = - & # x02329 & # x0016B u & # x0232A = - & # x02329 d & # x00304 d & # x0232A é o condensado quiral (Vecchia e Veneziano, 1980 Leutwyler e Smilga, 1992). Notavelmente, o CP é conservado no vácuo, uma vez que V(& # x003B8) tem um mínimo absoluto em & # x003B8 = 0 e, portanto, o valor de expectativa de vácuo de & # x003B8 desaparece, & # x02329 & # x003B8 & # x0232A = 0 (Vafa e Witten, 1984). Expandindo o potencial em torno de zero e usando

encontra-se a massa do axião como o coeficiente do termo quadrático,

onde & # x003C70 é a suscetibilidade topológica em QCD, m& # x003C0 = 135 MeV a massa neutra do píon, f& # x003C0 & # x02248 92 MeV sua constante de decaimento, e mvocê, md são as massas dos quarks mais leves, com razão z = mvocê/md & # x02248 0,56. Uma determinação recente na teoria de perturbação quiral de ordem seguinte (NLO) (Grilli di Cortona et al., 2016) rendeu & # x003C7 0 = [75. 5 (5) MeV] 4, que concorda perfeitamente com o resultado da rede QCD, & # x003C7 0 = [75. 6 (1. 8) (0. 9) MeV] 4 (Borsanyi et al., 2016), resultando em 3

Além disso, também os acoplamentos ao fóton e aos núcleos são herdados do axião & # x00027s que se mistura com o píon. O Lagrangiano de baixa energia completo do axião com fótons (F& # x003BC & # x003BD), núcleons, & # x003C8N = p, n, elétrons (e) e neutrinos ativos (& # x003BDeu) tem a forma genérica

Onde V(UMA) = V(& # x003B8 = UMA/fUMA) O acoplamento adimensional aos fótons, CA & # x003B3, envolve uma parte independente do modelo da mistura com o píon e uma parte dependente do modelo dependendo da carga elétrica de Q. É fornecido na Tabela 1 para as duas variantes do SMASH.Da mesma forma, o próton e o nêutron têm uma parte independente do modelo e uma contribuição dependente do modelo que surge de possíveis acoplamentos axiom-quark da forma (CA q / 2) (& # x02202 & # x003BC A / f A) & # x003C8 & # x00304 q & # x003B3 & # x003BC & # x003B3 5 & # x003C8 q na teoria de alta energia

conforme encontrado no cálculo do estado da arte (Grilli di Cortona et al., 2016). No SMASH, todos os acoplamentos axion-quark e axion-carregado-lepton desaparecem no nível da árvore (cf. Tabela 1).

tabela 1. Predições do Axion para duas variantes SMASH que exploram quarks distintos do tipo vetor transformando-se como RQ sob os fatores do grupo de calibres SM SU(3)C & # x000D7 SU(2)eu & # x000D7 você(1)Y: Constante de decaimento do axion fUMA, acoplando-se ao fóton CA & # x003B3, e acoplamentos em nível de árvore para quarks e léptons carregados CAi, eu = você, & # x02026, t, e,. & # x003C4.

Para evitar limites fortes de experimentos de laboratório e astrofísica estelar, a constante de decaimento do axion fUMA tem que ser muito maior do que a escala eletrofraca (Tanabashi et al., 2018), notavelmente f A & # x02273 1 0 8 & # x000A0GeV da duração medida do sinal de neutrino da supernova 1987A (Raffelt, 2008 Fischer et al., 2016 Chang et al., 2018).

Opcionalmente, pode-se unificar a simetria PQ com uma simetria de número de leptões atribuindo cargas PQ também aos leptões e neutrinos estéreis (Shin, 1987 Dias et al., 2014). Neste caso, os últimos obtêm suas massas de Majorana também da quebra de simetria PQ,

Onde Yeu j são acoplamentos Yukawa, e a escala de massa dos neutrinos ativos é determinada pela escala PQ,

Além disso, o axion UMA é neste caso ao mesmo tempo o majoron J: o bóson NG decorrente da quebra da simetria do número leptônico global (Chikashige et al., 1981 Gelmini e Roncadelli, 1981 Schechter e Valle, 1982). Isso leva a um acoplamento diferente de zero no nível da árvore do UMA/J aos neutrinos ativos, (- 1/4) (& # x02202 & # x003BC A / f A) & # x003BD & # x00304 i & # x003B3 & # x003B3 & # x003B3 5 & # x003BD i e possivelmente um loop considerável acoplamentos induzidos a quarks SM e léptons carregados do loop envolvendo os neutrinos estéreis Neu (Shin, 1987 Pilaftsis, 1994). Para a ordem mais baixa no limite da gangorra, mD/MM & # x0226A 1, são fornecidos por Garcia-Cely e Heeck (2017)

onde T 3 d = - 1 2 = - T 3 u e a matriz adimensional hermitiana 3 & # x000D7 3 & # x003BA é definida como

Curiosamente, um axião / majorão do tipo KSVZ com f A & # x0007E 1 0 8 GeV pode explicar a sugestão & # x0007E3 & # x003C3 de uma perda de energia anormalmente grande de estrelas que queimam hélio, gigantes vermelhas e anãs brancas, se | & # x003BA & # x02212 2 & # x003BAee| é de unidade de ordem (Giannotti et al., 2017).

2.2. 2hdSMASH

Uma variante menos mínima de SMASH & # x02014 apelidada de 2hdSMASH & # x02014 explora modelos de axion do tipo DFSZ (Zhitnitsky, 1980 Dine et al., 1981): nesses, o setor de SM Higgs é estendido por dois dupletos de Higgs, Hvocê e Hd, cujos valores de expectativa de vácuo vvocê e vd dê massas para quarks do tipo up e do tipo down, respectivamente. Existem duas possibilidades, chamadas 2hdSMASH (d) ou 2hdSMASH (u), de acordo com se os leptões se acoplam a Hd, que ocorre nas conhecidas Teorias da Grande Unificação (GUTs), ou para Hvocê. O nf = 6 quarks modelo SM são considerados portadores de cargas PQ de modo que a anomalia do triângulo gluônico surge apenas deles,

O Lagrangiano de baixa energia de uma extensão PQ do tipo DFSZ do SM é idêntico ao de um Modelo Dupleto de 2 Higgs (2HDM), aumentado por massas de neutrinos gerados em gangorra (Equação 2) e de um axião do tipo DFSZ . As propriedades do axião DFSZ são fornecidas na Tabela 2. Nesse caso, há acoplamentos em nível de árvore para quarks e leptons. Na verdade, as perdas anômalas de energia estelar mencionadas acima podem ser explicadas alternativamente por um axião do tipo DFSZ com f A & # x02273 1 0 8 GeV e tan & # x003B2 & # x02261 vvocê/vd & # x0007E 1 (Giannotti et al., 2017).

mesa 2. Predições de axion do tipo DFSZ: constante de decaimento do axion fUMA, acoplando-se ao fóton CA & # x003B3, e acoplamentos em nível de árvore para quarks e léptons carregados CAi, eu = você, & # x02026, t, e,. & # x003C4, com tan & # x003B2 & # x02261 vvocê/vd.

Novamente, opcionalmente, a simetria PQ pode ser unificada com uma simetria de número de leptões (Langacker et al., 1986 Volkas et al., 1988 Clarke e Volkas, 2016), caso em que a escala de massa de neutrino ativo é determinada pela escala PQ e o O axião DFSZ é ao mesmo tempo um Majoron.

2.3. gutSMASH

Conforme comentado na seção anterior, o modelo 2hdSMASH (d) pode ser embutido em um GUT. O grupo unificado mais simples é SU(5) (Georgi e Glashow, 1974 Georgi, 1975), com cada geração de férmions (não incluindo neutrinos destros) se encaixando nas representações 10F e 5 & # x00304 F, com SU(5) dividido no grupo SM pelo VEV de um escalar no 24H, e com a quebra eletrofraca realizada por dois escalares no 5H. Foi percebido logo no início que SU(5) GUTs podem acomodar um axion com uma constante de decaimento fUMA vinculado à escala de unificação (Wise et al., 1981). No entanto, o mínimo não supersimétrico SU(5) GUTs são incompatíveis com os limites de decaimento de prótons, porque o SU(2) e você(1) os acoplamentos de calibre encontram-se em uma escala muito baixa. No entanto, existem extensões viáveis ​​em que as partículas em adicionais SU(5) os multipletos modificam apropriadamente o funcionamento dos acoplamentos de medidor de modo a produzir uma unificação bem-sucedida compatível com os limites de decaimento de prótons. A extensão proposta em Bajc e Senjanovic (2007) e posteriormente estudada em Bajc et al. (2007) Luzio e Mihaila (2013) faz uso de um multipleto fermiônico na década de 24F, que contém neutrinos destros obtendo uma massa do VEV dos 24H, que quebra SU(5) no SM. Isso gera massas para os neutrinos de luz por meio de uma combinação dos mecanismos de gangorra tipo I e III, e também permite a bariogênese a partir da leptogênese. Ao estender este viável SU(5) modelo para acomodar uma simetria PQ global com seu axion correspondente (Di Luzio et al., 2018), um tem uma construção do tipo SMASH com o escalar complexo no 24H contendo o axion e agindo como um Majoron. O Lagrangiano deste modelo, ao qual nos referiremos como miniSU (5) PQ, contém as seguintes interações (escritas apenas esquematicamente),

que reforçam as atribuições de encargos PQ na Tabela 3.

Tabela 3. Conteúdo de campo e atribuições de carga PQ na extensão PQ SU(5) modelo de Di Luzio et al. (2018).

A constante de decaimento do axion está relacionada à escala de unificação vvocê como fUMA = vvocê/ 11, enquanto os acoplamentos axion para nucleons e leptons são dados na Tabela 4.

Tabela 4. Predições Axion em SU(5) e # x000D7 você(1)PQ (Di Luzio et al., 2018) e TÃO(10) e # x000D7 você(1)PQ modelos (Ernst et al., 2018): constante de decaimento do axião fUMA, acoplando-se ao fóton CA & # x003B3, e acoplamentos em nível de árvore para quarks e léptons carregados CAi, eu = você, & # x02026, t, e,. & # x003C4.

A escala de unificação acaba sendo altamente restrita e cresce com a diminuição da massa do tripleto de férmions leves contido em 24F. Isso se deve ao fato de que o aumento da escala de unificação requer um maior desvio no funcionamento do SU(2) e você(1) acoplamentos de medida em relação ao caso SM, o que só pode ser alcançado se as partículas extras com cargas eletrofracas nos 24F multipleto torna-se mais leve. Os tripletos eletrofracos leves podem ser sondados por pesquisas do LHC (Arhrib et al., 2010 Sirunyan et al., 2017), que fornecem limites superiores para vvocê & # x0221D fUMA. Por outro lado, experimentos de decaimento de prótons, como Super-Kamiokande (Abe et al., 2017) restringem a escala de unificação de baixo. Dada a relação (15) entre fUMA e a massa do axião, isso resulta em uma janela notavelmente restrita de valores permitidos de mUMA:

O limite superior pode ser relaxado para mUMA & # x0003C 330 neV ao permitir o ajuste fino na estrutura de sabor do modelo de modo a fechar o máximo possível de canais de decaimento para o próton (Dorsner e Fileviez Perez, 2005). A janela de massa do axião acima pode ser direcionada de forma complementar por futuros coletores de alta energia (Ruiz, 2015 Cai et al., 2018), experimentos de decaimento de prótons, como Hyper-Kamiokande (Abe et al., 2011), também como buscas diretas de matéria escura em axion com CASPER-Electric (Budker et al., 2014 Jackson Kimball et al., 2017) e ABRACADABRA (Kahn et al., 2016).

A pequenez da massa do axion neste modelo implica que o axion pode ser identificado com a matéria escura apenas se a simetria de Peccei-Quinn for quebrada antes ou durante a inflação e não restaurada depois, como revisado na seção 6. Por outro lado, o grande valor de fUMA implica que a inflação pode originar grandes flutuações de isocurvatura axiônica que podem estar em conflito com as observações (cf. seção 6).

Comparado com SU(5) GUTs, teorias baseadas na TÃO(10) grupo (Fritzsch e Minkowski, 1975 Georgi, 1975) pode produzir padrões de unificação viáveis ​​sem a necessidade de considerar extensões supersimétricas ou adicionar multipletos de férmions adicionais além daqueles contendo os férmions SM. Além disso, os neutrinos destros são incorporados automaticamente, uma vez que ocorrem automaticamente com o resto dos quarks e léptons SM, se considerarmos três representações espinoriais 16F de TÃO(10). Este último pode ter os seguintes acoplamentos Yukawa com Higgses escalares no 10H e representações 126 & # x000AF H,

que pode dar origem ao mecanismo de gangorra (Gell-Mann et al., 1979). Além disso, uma simetria PQ, sob a qual os campos se transformam como

pode ser motivado independentemente do problema de CP forte: ele proíbe o segundo termo nas interações de Yukawa (25), melhorando de forma crucial a economia e a previsibilidade dos modelos (Babu e Mohapatra, 1993 Bajc et al., 2006).

Adicionando mais uma representação de Higgs, digamos 210H, a TÃO(10) simetria pode ser quebrada na escala de unificação Mvocê pelo VEV do 210H para o grupo de medidor Pati-Salam SU(4)C & # x000D7 SU(2)eu & # x000D7 SU(2)R, que é quebrado para o grupo de medidores SM SU(3)C & # x000D7 SU(2)eu & # x000D7 você(1)Y na escala de B& # x02212eu quebra MBL (que é, portanto, a escala de gangorra) pelo VEV de 126 & # x000AF H, que por sua vez está quebrado na escala fraca MZ pelo VEV dos 10H,

Infelizmente, a simetria PQ mínima (26) leva a uma constante de decaimento fUMA = v/ 3 (Holman et al., 1983, Mohapatra e Senjanovic, 1983 Altarelli e Meloni, 2013 Ernst et al., 2018), que está claramente excluído experimentalmente. A maneira mais simples de remediar este problema é associar uma carga PQ também ao 210H,

Denominamos este modelo de miniSO (10) PQ & # x02014 para mínimo TÃO(10) e # x000D7 você(1)PQ modelar & # x02014 e resumir o conteúdo do campo e as atribuições de carga PQ na primeira linha da Tabela 5. Suas propriedades axion são fornecidas na Tabela 4.

Tabela 5. Conteúdo de campo e atribuições de carga PQ em duas TÃO(10) e # x000D7 você(1)PQ modelos (Ernst et al., 2018).

Os acoplamentos de fótons e férmions são iguais aos de 2hdSMASH (d), embora a origem microscópica do parâmetro & # x003B2 seja diferente, pois é determinado pelos VEVs de quatro Higgses, em oposição a dois em modelos DFSZ. Além disso, como em miniSU (5) PQ, a constante de decaimento em miniSO (10) PQ é proporcional à escala de grande unificação, fUMA = vvocê/ 3, que é determinado pelo requisito de unificação do acoplamento de bitola. Portanto, este modelo é mais preditivo no setor axion do que SMASH ou 2hdSMASH, mas menos preditivo do que miniSU (5) PQ devido à liberdade adicional inerente em ter uma quebra de várias etapas do grande grupo unificado & # x02014 em oposição ao único- quebra de etapa no caso SU (5) & # x02014, bem como devido às correções de limite adicionais que podem surgir do maior número de partículas incluídas no TÃO(10) multipletos. Permitindo um intervalo razoável de correções de limiar escalar e levando em consideração as restrições da superradiância do buraco negro (Arvanitaki et al., 2015) e decaimento do próton, a constante de decaimento do axião e a massa estão previstas para estar na faixa (Ernst et al., 2018 )

Como no modelo miniSU (5) PQ, tal axião leve só pode ser compatível com a matéria escura com uma quebra pré-inflacionária da simetria PQ, e as restrições de isocurvatura podem ser importantes. Na verdade, um modelo de quebra de uma etapa análogo ao miniSU (5) PQ também pode ser realizado em TÃO(10) ao quebrar o grupo em alta escala não apenas com o 210H, mas com o efeito adicional de um VEV diferente de zero em um 45H multipleto escalar (Boucenna et al., 2019). Neste modelo, a unificação bem-sucedida com uma vida útil de próton ao alcance de Hyper-Kamiokande é alcançada garantindo que os octetos e trigêmeos dentro do 210H permanecem leves, em analogia com os trigêmeos leves em miniSU (5) PQ. A carga PQ do 210H agora é zero, enquanto o 45H é atribuída a carga 4, que ainda dá um axion na escala GUT com uma massa baixa e, portanto, afetado por restrições de isocurvatura.

Essas restrições podem ser definitivamente evitadas no TÃO(10) e # x000D7 você(1)PQ variante apelidada de gutSMASH cujo conteúdo de campo e atribuições de carga PQ são especificados na segunda linha da Tabela 5. Neste modelo, o 210H não tem carga PQ. Em vez disso, ele apresenta um escalar singlete complexo adicional & # x003C3 que é carregado sob a simetria PQ. Seu VEV determina a escala de quebra de simetria PQ (ver também Babu e Khan, 2015 Boucenna e Shafi, 2018) e a constante de decaimento do axião acaba sendo fUMA = v& # x003C3/ 3 (Ernst et al., 2018) (cf. segunda linha da Tabela 4), que é um parâmetro livre do modelo.


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

O CMB estabelece um registro de oscilações acústicas antigas no plasma bárion-fóton. Estamos estudando como essas ondas sonoras primordiais evoluem e como analisar a última superfície de dispersão para aprender sobre elas. Agora é a hora de confrontar sua origem: que processo compôs a sinfonia cósmica? Algumas propostas diferentes foram apresentadas ao longo dos anos para explicar a origem das perturbações primordiais. As flutuações térmicas e defeitos topológicos foram investigados, o último é descartado pelos dados CMB atuais, enquanto o primeiro fornece um mecanismo viável em gás de cadeia e modelos de universo de contração. De longe, a história mais notável, no entanto, é que a estrutura em grande escala é, na verdade, de origem na mecânica quântica - que as perturbações de densidade são na verdade amplificadas e congelam as flutuações quânticas. Essa proposta bizarra se concretiza no cenário do universo inflacionário, no qual um breve mas decisivo período de expansão exponencial estendeu o universo desde sua infância primordial até pelo menos seu tamanho atual. Como exploraremos nesta seção, esse alongamento teve sucesso em ampliar e preservar os tremores quânticos dos campos que permeiam o espaço no universo pós-inflacionário, essas flutuações são encontradas para originar perturbações de densidade de um tipo em quase perfeito acordo com as observações CMB .

Considere a seguir um campo escalar uniformemente distribuído pelo espaço com densidade de energia e pressão,
começar
ótulo
rho & amp = & amp frac <1> <2> dot < phi> ^ 2 + V ( phi), nonumber
p & amp = & amp frac <1> <2> dot < phi> ^ 2 & # 8211 V ( phi).
fim
Se assumirmos que o campo escalar tem muito pouca cinética em comparação com a energia potencial, ## dot < phi> ^ 2/2 ll V ( phi) ##, então ## p approx - rho ## e, de acordo com a Eq. ( ref), a condição para expansão acelerada é satisfeita. Se imaginarmos que ## V ( phi) ## é uma função monotonicamente decrescente de ## phi ##, então, conforme o campo evolui, a energia potencial é convertida em cinética, como uma bola clássica rolando colina abaixo. Eventualmente, se a energia cinética crescer além do valor ## 2V ( phi) ##, o fator de escala não acelera mais e o universo para de inflar (novamente, conforme a Eq. ( Ref)). Temos então, por meio do campo escalar, um mecanismo aparentemente simples para iniciar um período de inflação e, em seguida, encerrá-lo. A inflação não precisa durar muito para causar alguma expansão séria: isso & # 8217s porque o fator de escala cresce quase exponencialmente, ## a (t) approx e ^## com ## H ^ 2 approx V approx const ##, durante o tempo em que ## dot < phi> ^ 2/2 ll V ##. De fato, a expansão inflacionária causou pelo menos um aumento de ## e ^ <60> ## - vezes no fator de escala em menos de ## Delta t approx 10 ^ <-34> ## segundos (assumindo ## H ## está perto da grande escala de unificação.) Essa tremenda expansão deixa o universo muito suave, muito frio e muito vazio (por exemplo. as densidades da matéria são diluídas por um fator de ## e ^ <180> ##). Então, o que dizer do CMB? A inflação não deveria tê-lo apagado?

Embora não saibamos qual campo impulsionou a inflação, geralmente se espera que este campo - o inflação- deve encontrar um lar em alguma extensão do modelo padrão da física de partículas e deve interagir com algumas das espécies de partículas nesta teoria. Quando a inflação atinge sua energia potencial mínima, ela se condensa em um mar de partículas à medida que o campo executa oscilações sobre esse mínimo (observe a Figura 2 para obter ajuda na visualização disso.) As partículas de inflação são massivas e o universo é frio, e assim a inflação logo decai nas partículas com as quais interage de acordo com o modelo de física de partículas prevalecente. Este processo de decadência reaquece o universo em uma fase quente, dominada por radiação, idêntica à esperada após o big bang.A radiação resultante da decadência do ínflaton passa a constituir o CMB. E assim, operacionalmente, o fim da inflação pode ser considerado como coincidindo com o big bang padrão, na medida em que estabelece condições iniciais idênticas para a evolução cosmológica padrão subsequente. O que dizer do big bang & # 8220true & # 8221 antes da inflação? Ninguém sabe ao certo. A Figura 1 é uma representação popular desta linha do tempo, elogios da NASA, com a inflação colocada antes da geração do CMB e após a origem misteriosa do universo.

Fig 1. Cronologia do universo. Crédito da imagem NASA / WMAP Science Team, 2006.

Seja qual for a verdadeira identidade da inflação, sabemos que deve ser um quantum campo. Isso significa, entre outras coisas, que não podemos ter certeza de seu valor em um determinado ponto no espaço-tempo, ## phi (x) ##. Em particular, a função ## phi (< bf x>) ## em um determinado instante no tempo irá variar de um lugar para outro. Dinamicamente, entendemos isso da seguinte forma: enquanto o movimento clássico da inflação flui estritamente de alta para baixa energia potencial, conforme ela & # 8220 rola para baixo & # 8221 a função de energia potencial, há alguma imprecisão em sua trajetória real,

Fig 2. Rolagem clássica da inflação, com flutuações quânticas sobrepostas ao movimento clássico.

Os jitters quânticos fazem com que o campo dê pequenos saltos discretos para cima ou para baixo no potencial, resultando em pequenas variações na energia do campo através do espaço.

Em qualquer instante particular no tempo, o espaço se parece com a ilustração na Figura 3, que é uma superposição aleatória de regiões de inflação separadas, cada região de inflação é causada por uma flutuação do campo de inflação sobre a densidade média:

Fig 3. A energia do campo de inflação através do espaço em um instante no tempo. As variações surgem como flutuações aleatórias, cada uma levando a uma região inflável separada do espaço. A imagem é um quadro estático do GIF animado encontrado em http://www.astro.ucla.edu/

Uma vez que uma flutuação ocorre em algum lugar do espaço, aquela região sofre inflação de acordo com a densidade de energia clássica depois de um tempo, esta região inflada pode dar origem a mais flutuações. A qualquer momento, esses eventos de flutuação posteriores aparecem como regiões infláveis ​​menores dentro das regiões maiores e nucleadas anteriormente.

O resultado final de tudo isso é que diferentes partes do universo acabarão com a inflação em momentos diferentes. A razão é fácil de ver: conforme o movimento clássico do campo se aproxima do ponto junto com o potencial em que a condição inflacionária deixa de se manter, as flutuações quânticas podem empurrar o campo ainda mais para baixo do potencial em um lugar, terminando a inflação lá, enquanto em algum lugar do contrário, uma flutuação pode enviar o campo de volta ao potencial, nucleando novas regiões inflacionárias. Eventualmente, a inflação chega ao fim, embora em momentos diferentes, em uma região do espaço aproximadamente do tamanho da esfera de Hubble de hoje. Os lugares que acabaram com a inflação mais cedo se reaqueceram mais cedo, passando por uma expansão não inflacionária por mais tempo: o resultado é uma paisagem de energia acidentada no espaço no final da inflação.

Para examinar o comportamento das perturbações em escalas de comprimento individuais, empregamos a transformada de Fourier para escrever o campo de contraste de densidade espacial em termos de seus componentes,
começar
ótulo
delta (< bf x>, t) = int frac << rm d> ^ 3 k> <(2 pi) ^ <3/2 >> delta_k (t) e ^ <- i < bf k> cdot < bf r >>,
fim
onde lembre-se de que ## < bf k> ## e ## < bf r> ## são quantidades móveis. O escala, ## k ##, de uma região de flutuação no momento em que ela para de inflar é determinado, simplesmente, por quanto tempo ela inflou, ## Delta t = t_ < rm end> ​​& # 8211 t_i ##. Enquanto isso, o amplitude da flutuação é determinada pelo período de tempo que sofre expansão não inflacionária em relação a outras regiões no patch de Hubble, ## delta t ##. Considere uma região do universo que parou de inflar um tempo ## delta t ## antes de outra região. De acordo com a equação de continuidade, a diferença na densidade é proporcional a esta mudança de tempo,
começar
ótulo


frac < delta rho> < bar < rho >> = delta = cH delta t,
fim
onde a constante ## c ## é determinada pela forma dominante de energia após a inflação 1. Observe que é possível ter perturbações na mesma escala com amplitudes diferentes. Dê uma olhada na Figura 4:

Fig 4. Regiões de flutuação na mesma escala de comprimento com amplitudes diferentes.

Imagine que a região ## A ## sofre inflação com um valor de campo inicial, ## phi ^ A_##, alto no potencial, conforme mostrado.
Suponha que ele desça até ## phi _ < rm end> ​​## no tempo ## Delta t ##. Outra região, ## B ##, começa a inflar ao mesmo tempo que a região ## A ##, mas com uma densidade de energia ligeiramente inferior: depois que o campo desce classicamente por um tempo, ## delta t ##, há um quantum pule para ## phi ^ A_##. Isso nuclea uma região de flutuação que começa a inflar a partir de ## phi ^ A_##, e assim, como a região ## A ##, desce para ## phi _ < rm end> ​​## no tempo ## Delta t ##. A região A e a flutuação dentro da região ## B ## são do mesmo tamanho, uma vez que ambas inflaram por um tempo ## Delta t ##, no entanto, a região ## A ## terminou a inflação por um tempo ## delta t ## mais cedo e, portanto, tem uma densidade diferente.

É de particular interesse quão grande é essa variabilidade na densidade em função da escala. O variância da densidade de energia sobre a média em uma escala de comprimento dada pelo número de onda comovente, ## k ##, é escrito
começar
ótulo
langle | delta_k | ^ 2 rangle = c ^ 2H ^ 2 delta t ^ 2 propto underbrace < left ( frac< dot < phi >> right) ^ 2> _ text underbrace < langle | delta phi_k | ^ 2 rangle> _ text,
fim
onde tornamos explícitas as contribuições da rolagem clássica e do salto quântico de campo. A contribuição quântica para a variância é no momento bastante misteriosa, entretanto, uma vez que ## H ## é quase constante, a contribuição da evolução clássica para a dependência de escala da variância é evidentemente através de ## dot < phi> # # Por que é isso? Olhe novamente para a Figura 4: suponha que ## phi ## esteja se movendo inicialmente muito lentamente à medida que começa a diminuir o potencial. Quanto mais devagar o campo percorrer um determinado intervalo ## Delta phi ##, mais & # 8220oportunidades & # 8221 ele terá que dar um salto quântico para novos valores de campo dentro do intervalo ## langle delta phi_k rangle # # Como a Figura 4 ilustra, quando um determinado valor de campo é alcançado por meio da flutuação quântica em momentos diferentes em diferentes partes do universo, as regiões têm densidades de energia pós-inflacionárias diferentes. Portanto, quando ## dot < phi> ## é pequeno em relação à taxa de expansão, ## H ##, há alta variabilidade nas amplitudes de perturbação em uma determinada escala, ## k ##. Em potenciais do tipo ilustrado na Figura 4, ## dot < phi> ## aumenta com o tempo e, portanto, esperamos maior variabilidade em escalas de comprimento grandes (pequeno ## k ## e pequeno ## phi_k ##) do que escalas de comprimento pequeno (maiores ## k ## e maiores ## phi_k ##). Este tipo de espectro de perturbação é chamado de vermelho espectro porque há mais poder (variabilidade) em escalas de grande comprimento (ou infravermelho momento, ## k ##). Por outro lado, se ## dot < phi> ## for inicialmente grande e decrescente, esperamos o contrário: mais oportunidades de nuclear regiões em direção à parte inferior do potencial. Este espectro é azul porque há mais potência em escalas pequenas (ou ultravioleta momento, ## k ##). A Figura 5 é uma ilustração de um espectro vermelho:

Fig 5. Desenho de como as densidades das flutuações variam com a escala. Este é um exemplo de espectro & # 8220red & # 8221, com maior variabilidade em grandes escalas de comprimento (pequeno ## k ##). Não coloque nenhum pensamento na forma do afunilamento: esta é apenas uma ilustração!

Considere agora o extremo oposto: flutuações de comprimento de onda muito grandes, com ## k / aH ll 1 ##. Na Eq. ( ref), agora o primeiro termo entre colchetes domina, com a solução ## delta phi_k sim const. ##. Não é mais uma onda! Isso também faz sentido intuitivamente: estamos falando sobre uma flutuação com um comprimento de onda físico maior do que o horizonte. Então, essencialmente, um único modo de Fourier é esticado em escalas de comprimento que ultrapassam a distância que a luz poderia ter viajado desde o big bang. A única expectativa, neste caso, é que a dinâmica causal se desligue - o modo não evolui mais. Portanto, as flutuações de vácuo nascidas em comprimentos de onda pequenos exibem inicialmente um comportamento de onda, mas depois de um tempo elas ficam muito grandes e & # 8220 congelam & # 8221 em escalas do super-horizonte. O que achamos que está acontecendo entre esses regimes assintóticos? Se ao menos tivéssemos uma solução analítica cobrindo toda a evolução do modo! Embora possamos não ter um em geral solução para a Eq. ( ref), há uma solução exata para um tipo especial de inflação: a verdadeira expansão exponencial.

Inflação com ## H = const. ##, conhecido como de Sitter expansão, é exatamente exponencial, ## a (t) propto e ^##. A inflação no universo real não poderia ter sido verdadeiramente de Sitter, ou então nunca teria terminado, entretanto, esperamos que a inflação estivesse muito próxima de Sitter em escalas de interesse cosmológico, e assim as flutuações quânticas que podem ser resolvidas exatamente neste case servir como um protótipo valioso. Antes de chegarmos lá, no entanto, duas peças de manutenção: vamos & # 8217s mudar de coordenada para conforme tempo, ## < rm d> tau = < rm d> t / a ## este é um relógio que desacelera com a expansão do universo - e redimensiona a flutuação do campo, ## u_k = a delta phi_k ##. Isso nos leva a uma versão perfeitamente compacta da Eq. ( ref), Chamou o equação de modo,
começar
ótulo
u_k & # 8221 + left (k ^ 2 & # 8211 frac direita) u_k = 0,
fim
onde os primos denotam derivados em relação ao tempo conforme. A coisa boa sobre a equação de modo é que todas as dinâmicas cosmológicas são agrupadas ordenadamente no termo ## a & # 8221 / a ##. Especializando-se na expansão de Sitter, o tempo conforme é,
começar
tau = int < rm d> t e ^ <-Ht> = - frac <1>,
fim
dando ## a ( tau) = -1 / (H tau) ##. Observe que ## tau ## é realmente negativo durante a inflação e nós & # 8217escolhemos ## tau = 0 ## para coincidir com o fim da inflação. O termo ## a & # 8221 / a ## na Eq. ( ref) torna-se
$
frac = 2a ^ 2H ^ 2 = frac <2> < tau ^ 2>
$
e podemos escrever a equação de modo como
$
(k tau) ^ 2 frac << rm d> ^ 2u_k> << rm d> (k tau) ^ 2> + left [(k tau) ^ 2 & # 8211 2 right] u_k = 0.
$
Esta equação pode ser resolvida exatamente em termos de funções de Hankel,
$
u_k (-k tau) = frac <1> <2> sqrt <-k tau> left [c_1 H ^ <(1)> _ <3/2> (- k tau) + c_2H ^ <(2)> _ <3/2> (- k tau) direita],
$
onde ## H ^ <(1)> _ <3/2> = J_ <3/2> + iY_ <3/2> = H ^ <(2) *> _ <3/2> ## e # #J_ <3/2> ## e ## Y_ <3/2> ## são funções de Bessel de primeiro e segundo tipo. Para determinar os coeficientes ## c_1 ## e ## c_2 ##, apelamos às condições de contorno em ## u_k (-k tau) ## e ## u & # 8217_k (-k tau) ##. Acabamos de observar que em comprimentos de onda muito curtos, ## k / aH = -k tau rightarrow infty ##, o modo ## u_k (-k tau) ## evolui como uma onda plana. Podemos usar esse fato para nos livrar de um dos contantes. As funções de Bessel de fato se reduzem a sinusóides para grandes argumentos, com solução assintótica
$
u_k (-k tau) = frac <1> < sqrt <2k>> left (c_1 e ^ <-ik tau> + c_2 e ^direito).
$
Combinando esta solução com a da Eq. ( ref) requer que o modo de frequência & # 8220negative & # 8221 não desempenhe uma função e, portanto, ## c_2 = 0 ##. Em seguida, o coeficiente ## c_1 ## é encontrado impondo uma condição na primeira derivada da função de modo, ## u_k & # 8217 ##. O que sabemos sobre isso? Na teoria quântica de campos, o operador de campo 5, dado aqui por ## delta phi (< bf x>, t) ##, satisfaz uma relação de comutação canônica, ## [ delta phi (< bf x>, tau), pi (< bf x> & # 8217, tau & # 8217)] _ < tau = tau & # 8217> = i delta ^ 3 (< bf x> & # 8211 < bf x> & # 8217) ##, com uma quantidade chamada de momento conjugado, ## pi (< bf x>, t) = a ^ 2 delta phi (< bf x>, t) & # 8217 ##. Este comutador é o análogo teórico de campo do princípio de incerteza de Heisenberg e equivale a uma restrição de localidade no operador de campo: a função delta de Dirac, ## delta ^ 3 (< bf x> & # 8211 < bf x> & # 8217) ##, proíbe o operador ## delta phi (< bf x>, tau) ## de instantaneamente (## tau = tau & # 8217 ##) afetando o comportamento do operador ## pi (< bf x> & # 8217, tau & # 8217) ## a menos que ajam no mesmo ponto no espaço, ## < bf x> = < bf x> & # 8217 ##. Como derivado de ## delta phi (< bf x>, tau) ##, o momento conjugado envolve a quantidade ## u_k '(- k tau) ##, e assim o comutador nos dá uma condição que podemos usar para determinar ## c_1 ##. Vou guardar os detalhes, que envolvem algumas identidades de função de Bessel obscuras descobertas de uma cópia empoeirada de Abramowitz e Stegun [1], e simplesmente cito o resultado: ## c_1 = sqrt < pi / k> # # Nossa função de modo completo é então
começar
ótulo
u_k (-k tau) = - frac < sqrt < pi tau >> <2> H ^ <(1)> _ <3/2> (- k tau).
fim
Podemos melhorar nossa intuição sobre como essa função evolui no tempo, observando que as funções de Bessel de ordem meio-inteira são construídas a partir de funções trigonométricas, o que nos permite escrever a função de modo em termos mais familiares,
$
u_k (-k tau) = - frac <1> < sqrt <2k>> left (1 & # 8211 frac right) e ^ <- ik tau>.
$
Esta é uma expressão perspicaz: ela revela como a função de modo evolui para longe de um estado de onda plana conforme o modo se estende, ## - k tau rightarrow 0 ##. O efeito da expansão cosmológica está contido no termo ## i / k tau ##, & # 8220 ativando & # 8221 gradualmente conforme o comprimento de onda do modo & # 8217s cresce.

Embora a função de modo de Sitter seja um caso especial e limitante, é qualitativamente representativa do comportamento das funções de modo em espaços-tempos inflacionários mais gerais. A Figura 6 representa a flutuação ## delta phi_k = u_k / a ## obtida numericamente para uma solução inflacionária mais geral:

Fig 6. Evolução de um modo de flutuação quântica, ## delta phi_k ##, de seu nascimento no vácuo quântico até escalas do superhorizon.

Observe como o modo & # 8220 congela & # 8221, tornando-se constante à medida que o comprimento de onda cresce para escalas do super-horizonte. Estamos testemunhando algo muito profundo aqui: entendemos que a natureza ondulatória da flutuação em pequenas escalas se deve ao fato de ser fundamentalmente um campo quântico. O que devemos fazer com a transição suave para um valor constante em grandes escalas? A flutuação quântica se tornou um objeto clássico ao atingir um crescimento tão vertiginoso: a função de onda sofre decoerência quando ultrapassa o limite causal do espaço-tempo. Agora, uma perturbação clássica, a flutuação do campo, uma vez nascente, pode influenciar a estrutura do espaço-tempo e, depois que o universo se reaquecer, irá originar distúrbios acústicos no plasma bárion-fóton.

Agora estamos finalmente prontos para responder à pergunta que lançou esta busca: qual é o termo ## langle | delta phi_k | ^ 2 rangle ## aparecendo na Eq. ( ref)? Primeiro, precisamos selecionar uma escala para avaliá-lo, visto que é uma função do tempo que oscila rapidamente. Uma vez que a flutuação não se torna uma perturbação bonificada até que se descoole a um objeto clássico nas escalas do super-horizonte, é aqui que devemos avaliar ## delta phi_k ##. Este evento importante - quando as transições de flutuação para escalas do superhorizon - é chamado cruzamento do horizonte, e é marcado pela condição ## k = aH ##. Continuaremos com nossa aproximação de espaço de Sitter para que possamos obter mais facilmente uma expressão de forma fechada para ## langle | delta phi_k | rangle ^ 2 ##, mas depois discutiremos como esperamos que isso mude quando deixarmos a dinâmica se tornar mais geral. O que queremos, então, é avaliar a Eq. ( ref) no cruzamento do horizonte para cada escala comovente, ## k ##,
$
langle | delta_k | ^ 2 rangle = left. left ( frac< dot < phi >> right) ^ 2 langle | delta phi_k | ^ 2 rangle right | _.
$
Agora, em vez de deixar ## delta phi_k ## em termos de funções de Hankel, que não são especialmente amigáveis, podemos simplificar as coisas consideravelmente se lembrarmos que ## delta phi_k ## torna-se constante nas escalas do superhorizon. Podemos tornar esse fato explícito em nossa expressão avaliando a Eq. ( ref) no limite de comprimento de onda longo: ## - k tau rightarrow 0 ##. Concedido: ## - k tau rightarrow 0 ## não é o mesmo que ## - k tau = k / aH = 1 ##, mas como o modo se estabelece em uma constante após o cruzamento do horizonte, essa diferença é irrelevante. As expressões assintóticas das funções de Bessel para pequenos argumentos estão bem documentadas: no limite ## - k tau rightarrow 0 ##, a função ## H ^ <(1)> _ <3/2> (- k tau) ## torna-se ## sqrt <2 / pi> (k tau) ^ <- 3/2> ## e obtemos
$
| delta phi_k | = frac <| u_k |> = frac< sqrt <2k ^ 3 >>,
$
o que leva a uma expressão final para a variância
começar
ótulo
langle | delta_k | ^ 2 rangle = frac<2 dot < phi> ^ 2 k ^ 3>.
fim
Este é um resultado importante, mas não aquele com o qual eu gostaria de terminar. Por que nos preocupamos com a variação em primeiro lugar? Porque é a transformada de Fourier do função de correlação espacial,
$
xi (< bf r>) = langle delta (< bf x>) delta (< bf x> + < bf r>) rangle = frac <1> <(2 pi) ^ 2> int langle | delta_k | ^ 2 rangle e ^ <- i < bf k> cdot < bf r >> , < rm d> ^ 3k.
$
A função ## xi (< bf r>) ## dá uma medida da granulometria do campo de densidade tridimensional em todo o espaço e é especialmente interessante porque é devido exclusivamente a mecânica quântica flutuações - as sementes da falta de homogeneidade da densidade que originam as oscilações acústicas que estudamos na última seção.Como a personificação da função de correlação no domínio da frequência, a quantidade ## langle | delta_k | ^ 2 rangle ## é chamado de espectro de força, embora na literatura cosmológica moderna a quantidade seja considerada adimensional,
começar
ótulo
P (k) = frac <2 pi ^ 2> langle | delta_k | ^ 2 rangle = frac <1> <4 pi> left. frac< dot < phi> ^ 2> right | _,
fim
onde lembramos ao leitor que esta quantidade é a variância no cruzamento do horizonte, ## k = aH ##. Este é o principal resultado desta seção, o chamado espectro de potência escalar porque fornece as condições iniciais para perturbações de densidade (escalar) na era pós-inflacionária.

Mencionei anteriormente que, embora estejamos desenvolvendo esse resultado, a saber, a Eq. ( ref), para o caso especial da expansão de Sitter, discutiríamos como modificá-la na presença de uma dinâmica cosmológica mais geral. Na verdade, como está, a Eq. ( ref) nem mesmo funciona no limite de Sitter ## H = const. ##, porque se ## H ## for constante do que ## dot < phi> = 0 ##, e a amplitude de flutuação diverge bastante 6 . Que vergonha. Mas, espere. Acontece que, embora essa expressão possa ter problemas, podemos usá-la, desde que fiquemos longe da expansão de Sitter pura. Na verdade, ele funciona infinitesimalmente perto de de Sitter. Como a expansão de Sitter pura é definida como ## H = < rm const> ##, podemos modelar pequenos desvios da expansão de Sitter considerando o termo de ordem mais baixa em uma expansão de Taylor do parâmetro de Hubble,
$
H (t) = H (t_0) + ponto(t-t_0) + cdots
$
onde assumimos ## dot/ H ^ 2 ## é diferente de zero, mas ainda muito menor do que 1. Trabalhando neste limite de expansão sempre tão próxima de Sitter, podemos usar esta nova expressão para estudar analiticamente a dependência de escala da variância. Isso adicionará algum rigor à discussão bastante heurística que demos no contexto da Eq. ( ref).

Para encerrar, mostramos como a natureza quântica do campo de inflação resulta na geração de perturbações de densidade física real no plasma bárion-fóton após a inflação. Essas perturbações existem em uma ampla gama de escalas cosmológicas, e uma estatística importante ligada à dinâmica inflacionária é a variância das flutuações em função da escala. Esta estatística é fornecida pelo espectro de potência, ## P (k) ##, que assume a forma de uma lei de potência quando a dinâmica inflacionária está próxima de Sitter.

Ao escrever esta seção para atrair o homem pobre sem conhecimento significativo de relatividade geral, teoria quântica de campo ou teoria de perturbação cosmológica, desviei-me um pouco do tratamento padrão das flutuações inflacionárias visto na literatura moderna. Em particular, a Eq. ( ref) é derivado de uma forma um tanto desarticulada, com a porção clássica emergindo prontamente da Eq. ( ref

), mas com o termo de flutuação quântica exigindo uma excursão um pouco mais detalhada no domínio da teoria quântica de campos no espaço-tempo curvo. Na verdade, a derivação padrão da perturbação de densidade não faz essa separação em partes clássicas e quânticas e fornece o resultado final para a variância, Eq. ( ref), por meio de um tratamento semelhante 7, porém mais completo, das flutuações da inflação em evolução no universo inflacionário. Ao apresentar um tratamento menos avançado deste assunto, o que sacrificamos em termos de rigor, espero que tenhamos compensado com maior clareza conceitual: em particular, o papel da dinâmica clássica da inflação na modulação da variância de as flutuações quânticas são explícitas nesta apresentação, mas bastante obscuras na derivação padrão. Os leitores interessados ​​em abordar a teoria completa são encorajados a consultar as seguintes revisões: [2-4]

Referências e notas de rodapé


[1] Abramowitz, M., Stegun, I. A., Manual de funções matemáticas com fórmulas, gráficos e tabelas matemáticas, Dover (1960).
[2] Liddle, A. R., Lyth, D. H., The Cold dark matter densidade perturbation. Phys. Rept. 231, 1 (1993).
[3] Mukhanov, V. F., Feldman, H. A., Brandenberger, R. H., Theory of cosmological perturbations. Parte 1. Perturbações clássicas. Parte 2. Teoria quântica de perturbações. Parte 3. Extensões. Phys. Rept. 215, 203 (1992).
[4] Kodama, H., Sasaki, M., Cosmological Perturbation Theory. Prog. Theor. Phys. Supl. 78, 1 (1984).

1 Embora ## H ## varie durante a inflação, normalmente é quase constante na maioria dos modelos de interesse e, portanto, assumimos que ## H ## não muda com o tempo que leva para as regiões separadas dentro de nossa esfera de Hubble pararem inflando. voltar
2 Escalas de interesse são escalas de comprimento prováveis ​​com dados cosmológicos, como CMB e levantamentos de estrutura em grande escala. voltar
3 Na verdade, o que estamos considerando aqui é a função de modo associada ao componente de frequência positiva da flutuação quantizada do vácuo da inflação, ou seja, o modo aniquilado pelo ## hat _ < bf k> ## na decomposição de Fourier ## delta phi = int frac << rm d> ^ 3k> <(2 pi) ^ <3 / 2 >> left ( delta phi_k (t) hat _ < bf k> e ^ cdot < bf r >> + delta phi_k ^ * (t) hat ^ dagger _ < bf k> e ^ <- i < bf k> cdot < bf r >> right) # # voltar
4 Observe que essas expressões diferem do caso de um homogêneo campo escalar. Como as perturbações de campo são funções do espaço, ## delta phi (< bf x>, t) ##, também o é o valor de campo completo, ## phi (< bf x>, t) = phi_0 (t) + delta phi (< bf x>, t) ##. voltar
5 Sim, a própria flutuação do campo está sendo tratada como um campo quântico livre aqui. voltar
6 Esta divergência é na verdade um medidor de artefato, mas indica que estamos tentando fazer algo não físico. Acontece que não há realmente nenhuma perturbação de densidade na inflação de Sitter, pelo simples fato de que a inflação nunca termina, em qualquer lugar. (Lembre-se do papel crítico de ## delta t ## - o intervalo de tempo entre os eventos de reaquecimento em todo o universo - na formação de perturbações de densidade.)
7 O ingrediente que falta é o fato de que as flutuações da inflação influenciam o espaço-tempo de fundo, criando perturbações de curvatura que por sua vez influenciam a evolução da inflação. Um tratamento completo deve incluir flutuações de curvatura e inflação nas equações de movimento. voltar

Após uma breve passagem como cosmologista, acabei na interface de ciência de dados e segurança cibernética, pensando em maneiras de aplicar aprendizado de máquina e análise de big data para detectar ataques cibernéticos. Ainda gosto de pensar e aprender sobre o universo, e os Fóruns de Física têm sido uma ótima maneira de me manter engajado. Gosto de ler e escrever sobre ciência, computadores e, às vezes, contra meu melhor julgamento, filosofia. Gosto de cerveja, gatos, livros e uma mulher espetacular que aguenta minha tolice.


Resumo dos interesses de pesquisa do corpo docente

Os interesses de pesquisa do Prof. Bhattacharya incluem a astrofísica de estrelas compactas (anãs brancas, estrelas de nêutrons e buracos negros), a estrutura e os campos magnéticos de estrelas de nêutrons, explosões cósmicas (novas, supernovas e rajadas de raios gama), objetos movidos a acreção, X- astronomia de raios e imagem de máscara codificada.

Os interesses de pesquisa do Prof. Sukanta Bose incluem as Pesquisas por sinais de ondas gravitacionais de binários de objetos compactos e um fundo de onda gravitacional estocástica e medição de seus parâmetros astrofísicos ou cosmológicos, Caracterização do ruído em detectores de ondas gravitacionais, Restringindo a equação nuclear de estado de estrelas de nêutrons , Acompanhamento de gatilhos de ondas gravitacionais para encontrar suas contrapartes eletromagnéticas e Acelerar a análise de dados de ondas gravitacionais computacionalmente.

O Prof. Debarati Chatterjee é um astrofísico teórico com experiência em descrição analítica e numérica de estrelas compactas (estrelas de nêutrons e anãs brancas). Seus principais interesses são no desenvolvimento de modelos globais que levam em consideração tanto microscópicos (envolvendo física interdisciplinar, como física nuclear e de partículas, supercondutividade) e macroscópicos (campos magnéticos, relatividade) de forma consistente, a fim de melhorar as simulações astrofísicas e para uma melhor interpretação de observações astrofísicas do mensageiro.

Os interesses de pesquisa do Prof. Dadhich cobrem gravitação relativística e suas aplicações em astrofísica e cosmologia, gravidade Gauss-Bonnet de dimensão superior e seus efeitos no espaço-tempo quadridimensional e questões conceituais básicas na unificação de forças e gravidade quântica. O Prof. Dadhich também se interessa pelo diálogo entre ciência e sociedade.

96%) da densidade de energia do Universo é composta de dois componentes misteriosos e mal compreendidos: matéria escura e energia escura. Seu trabalho de pesquisa ajudou a entender a conexão entre as propriedades observáveis ​​das galáxias e os aglomerados de matéria escura em que vivem as galáxias. Isso permitiu o uso de galáxias como faróis brilhantes para explorar os parâmetros que descrevem o Universo escuro. Ele é membro da pesquisa Subaru Hyper Suprime-Cam, bem como do próximo projeto Large Synoptic Survey Telescope, dois projetos ambiciosos que visam mapear a matéria escura no Universo e entender a energia escura.


Abstrato. Usando um método de verossimilhança aproximado adaptado a estimativas de potência de banda, analisamos o conjunto de experimentos de anisotropia de fundo de micro-ondas cósmicas de primeira geração para deduzir restrições sobre um espaço de parâmetro de seis dimensões que descreve flutuações escalares adiabáticas geradas por inflação. As preferências básicas de cenários de inflação simples são consistentes com o conjunto de dados: geometrias planas (Ωtot ≡ 1 - Ωκ ∼ 1) e um espectro primitivo invariante de escala (n ∼ 1) são favorecidas. Os modelos com curvatura negativa significativa (Ωtot & lt 0,7) são eliminados, enquanto as restrições na curvatura positiva são menos rigorosas. Degenerescências entre os parâmetros impedem determinações independentes da densidade da matéria Ωm e da constante cosmológica Λ, e a constante de Hubble Ho permanece relativamente irrestrita. Também descobrimos que a altura do primeiro pico Doppler em relação à amplitude sugerida pelos dados em l maior indica um alto conteúdo de bárions (Ωbh 2), quase independentemente dos outros parâmetros. Além do avanço qualitativo geral esperado dos experimentos da próxima geração, suas calibrações de dipolo melhoradas serão particularmente úteis para restringir a altura do pico. Nossa análise inclui uma estatística de Goodness-of-Fit aplicável a estimativas de poder e que indica que o modelo de máxima verossimilhança fornece um ajuste aceitável para o conjunto de dados. Palavras-chave: cosmologia: fundo cósmico de microondas - cosmologia: observações - cosmologia: teoria 1.


Radiação Cósmica Primária

Peter K.F. Grieder, em Cosmic Rays at Earth, 2001

5.5.4 Limites Superiores Experimentais de Fluxos de Neutrino de Fontes Pontuais Astrofísicas

Limites superiores para o fluxo de neutrinos extraterrestres de fontes estabelecidas de raios gama de alta energia foram obtidos por alguns experimentos (Svoboda et al., 1987 Koshiba, 1992 Miller et al., 1994 Barish, 1995 Ambrosio et al., 2001). Na Tabela 5.41, damos os limites superiores para o fluxo de neutrino do múon (ν μ + ν ¯ μ) de várias fontes prováveis, conforme determinado pelo experimento IMB (Becker-Szendy et al., 1995).

Tabela 5.41. Limites de fluxo IMB em fontes de pontos de neutrino astrofísicos prospectivos. (Becker-Szendy et al., 1995)

FonteEventos dentro de 1σEventos esperados de fundo90% CL μ-Flux [· 10 −14 cm −2 s −1]90% CL v-Flux [· 10 −6 cm −2 s −1]
Caranguejo PSR20.564.34.8
Vela PSR00.720.780.85
Cyg X – 300.504.14.5
Geminga10.433.13.5
Seu X – l10.384.34.8
LMC X – 401.00.660.75
Sco X − 130.543.43.8
Vela X – l01.10.840.95
3C27300.791.53.3
3C27910.602.02.4
Cen A00.760.800.9
Mrk42100.403.33.6
NGC106800.701.41.6
NGC415120.437.78.5
SN1987a00.591.21.3

A análise é baseada em eventos simulados de fontes pontuais com um espectro de lei de potência, E −γ, com índice espectral γ = 2 que produz uma dispersão de ponto gaussiana de σ = 3,4 °. Listado na tabela está o número de múons ascendentes detectados pelo IMB dentro de 1σ das fontes junto com um fundo estimado da randomização dos tempos de chegada do evento e os limites de confiança de 90% (CL) nos fluxos de múon e neutrino. Nenhum excesso significativo de neutrino foi encontrado com esta experiência.

Uma análise mais recente e extensa foi realizada pela Colaboração MACRO (Ambrosio et al., 2001). Seus resultados são apresentados na Tabela 5.42.

Tabela 5.42. Limites de fluxo MACRO em fontes de pontos de neutrino astrofísicos prospectivos. (Ambrosio et al., 2001)

90% CL dos limites de fluxo de múon induzido por neutrino para a lista de detectores MACRO de 42 fontes. Limites correspondentes no fluxo de neutrino são dados na última coluna para Ev min = 1 GeV. Esses limites são calculados para um índice espectral γ = 2,1 e para Eµ & ampgt 1 GeV, incluindo a diminuição da eficiência em energias muito altas. Os fatores de redução para um cone de meia largura de 3 ° estão incluídos. Esses limites incluem o efeito de absorção de neutrinos na Terra. Os limites superiores de fluxo são calculados com a abordagem unificada de Feldman e Cousins ​​(1998).

FonteDecl. δ (graus)Eventos em 3 °Backgr. em 3 °v- Limites de fluxo μ induzido [10 −14 cm −2 s −1]v-Limites de fluxo [10 −6 cm −2 s −1]
SMC X-1−73.532.10.621.18
LMCX-2−72.002.00.150.33
LMCX-4−69.502.00.150.29
SN1987A−69.302.00.150.31
GX301-2−62.721.80.531.10
Cen X-5−62.221.70.551.04
GX304-1−61.621.70.541.05
CENXR-3−60.611.70.360.68
CirXR-1−57.151.71.182.21
2U1637-53−53.401.70.190.36
MX1608-53−52.401.70.200.38
GX339-4−48.861.71.623.00
ARA XR1−45.631.61.001.87
VelaP−45.211.50.510.94
GX346-7−44.501.50.230.43
SN1006−41.711.30.561.04
VelaXR-1−40.501.30.260.55
2U1700-37−37.811.30.581.08
L10−37.021.10.911.72
SGR XR-4−30.400.90.340.63
Gal Cen−28.900.90.340.65
GX1 + 4−24.700.90.360.67
Kep1604−21.520.91.122.12
GX9 + 9−17.000.90.400.75
Sco XR-1−15.610.90.851.59
Aquário−1.030.82.093.95
4U0336 + 010.610.81.172.19
FonteDecl. δ (graus)Eventos em 3 °Backgr. em 3 °v- Limites de fluxo μ induzido [10 −14 cm −2 s −1]v-Limites de fluxo [10 −6 cm −2 s −1]
AQL XR-10.600.80.571.18
2U1907 + 21.300.80.581.27
SER XR-15.000.70.671.41
SS4335.700.70.671.27
2U0613 + 099.110.61.523.02
Geminga18.300.51.122.10
Caranguejo22.010.42.524.70
2U0352 + 3031.020.35.9811.43
Cyg XR-135.200.23.246.24
Seu X-135.400.23.306.96
Cyg XR-238.300.14.9910.61
Mkn 42138.400.15.009.56
Mkn 50140.300.15.7310.69
Cyg X-340.900.16.5912.49
Por XR-141.500.17.5113.99

A partir dos dados aqui apresentados, é evidente que a busca por fontes extraterrestres de neutrinos deve ser realizada em energias muito além do ponto onde o espectro de neutrinos atmosféricos está sendo superado pelos espectros mais planos de fontes astrofísicas, onde estas últimas fazem a contribuição dominante para o fluxo total de neutrinos e antineutrinos. Isso, no entanto, só será possível com uma matriz detectora gigante com volume efetivo da ordem de 1 km 3, conforme mencionado anteriormente. A alta resolução angular de tal detector é de suma importância porque reduz a taxa de fundo por pixel, melhora a relação sinal-ruído e a sensibilidade e reduz o fluxo mínimo detectável (Bosetti et al., 1982 e 1989 Roberts, 1992 Anassontzis et al ., 1995, consulte também o Capítulo 4, Seção 4.5).


O que aprendemos com a cosmologia observacional?

Revisamos os fundamentos observacionais do modelo Λ CDM, considerado pela maioria dos cosmologistas como o modelo padrão da cosmologia. O Princípio Cosmológico, um pressuposto fundamental do modelo, é mostrado para ser verificado com precisão crescente. O fato de que o Universo parece ter se expandido de um passado quente e denso é suportado por muitas sondas independentes (redshifts de galáxias, Fundo de Microondas Cósmico, Nucleosíntese de Big Bang e reionização). A explosão de observações detalhadas nas últimas décadas permitiu medições precisas dos parâmetros cosmológicos dentro das cosmologias de Friedman – Lemaître – Robertson – Walker levando ao modelo Λ CDM: um Universo aparentemente plano, dominado por uma constante cosmológica, cujo componente de matéria é predominantemente escuro. Descrevemos e discutimos as várias sondagens observacionais que levaram a esta conclusão e concluímos que o modelo Λ CDM, embora deixando uma série de questões em aberto sobre a natureza profunda dos constituintes do Universo, fornece o melhor arcabouço teórico para explicar as observações.

Luzes

► Nós revisamos os fundamentos observacionais do modelo cosmológico padrão Λ CDM. ► O Princípio Cosmológico é verificado com precisão crescente. ► A expansão de uma fase quente e densa é suportada por muitas sondas independentes. ► Parece que vivemos em um Universo plano dominado por uma constante cosmológica. ► A maior parte da matéria no Universo é aparentemente escura.


Anomalias no CMB de um salto cósmico

Exploramos um modelo do universo inicial em que a época inflacionária é precedida por um salto cósmico e argumentamos que este cenário fornece uma origem comum para várias das características anômalas que foram observadas em grandes escalas angulares no fundo de microondas cósmico (CMB ) Mais concretamente, mostramos que uma supressão de potência, uma assimetria dipolar e uma preferência por correlações de paridade ímpar, com amplitude e dependência de escala em consonância com as observações, são esperadas deste cenário. O modelo também alivia a tensão na amplitude da lente. Esses sinais se originam do efeito indireto que as correlações não gaussianas entre os modos CMB e os comprimentos de onda do super-horizonte induzem no espectro de potência. Seguimos uma abordagem fenomenológica, restrita a uma família de modelos saltitantes, e complementamos nossa análise apontando para teorias bem estabelecidas onde nossas ideias se materializam.

Esta é uma prévia do conteúdo da assinatura, acesso através de sua instituição.


Assista o vídeo: Astrofísica - 21 cm cosmology and the BINGO radio telescope (Agosto 2022).