Astronomía

Escala de pivote en cosmología, observatiion CMB

Escala de pivote en cosmología, observatiion CMB


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¿Qué es una escala de pivote, frecuencia de pivote en general y particularmente en la cosmología? No entiendo la idea.

Casi en todas partes encontré lo mismo, la misma oración "tomamos el valor estándar de una escala dinámica $ k = 0.05 $ Mpc$^{-1}$ para Planck y frecuencia de pivote como $ f_ {cmb} = (c / 2 pi) k $". ¿Qué significa?

(Por ejemplo en https://www.cosmos.esa.int/documents/387566/387653/Planck_2018_results_L10.pdf)


¿La diferencia entre astronomía y cosmología es?

La cosmología se ocupa de la estructura y geometría a gran escala del universo, su historia, cómo ha evolucionado. Es la composición química y de partículas en general y cómo ha evolucionado. Su edad.
Hoy en día tenemos cosmología tanto teórica como observacional. Una de las principales razones para instalar el telescopio espacial Hubble fue determinar con precisión la tasa de expansión. Y otros parámetros del cosmo. Medir un parámetro a gran escala, como la curvatura general o la tasa de expansión, sería cosmología observacional.

Un departamento de astronomía en una universidad generalmente tendrá algunas personas que hacen cosmología (estudian la forma general y la historia del universo) y algunas personas que hacen astrofísica (cómo se forman las estrellas, cómo cambian con el tiempo, cómo explotan, cómo funcionan los quásares, qué hace que los rayos cósmicos, etc., etc.)

Hoy en día obtienes astrofísica tanto teórica como observacional: la teoría significa hacer modelos matemáticos (de una estrella, por ejemplo) y la observación significa comparar los modelos con la realidad para ver si coinciden.

Y como dije, también obtienes cosmología tanto teórica como observacional. Un gran aporte a la cosmología observacional es el mapeo del CMB (fondo cósmico de microondas) y también los recuentos de galaxias o estudios de desplazamiento al rojo, donde cuentan cuántas galaxias hay a varias distancias para detectar ondulaciones a gran escala en la concentración de materia. Obs. La gente del cosmo busca patrones a gran escala, estructura a gran escala y trata de modelar cómo se formó y qué dice sobre las fluctuaciones y la expansión en el universo temprano.

Como dijo Marcus, hay astrónomos y cosmólogos tanto teóricos como observacionales (con muchas personas en algún punto intermedio tanto en el espectro teórico-observador como en el astrónomo-cosmólogo).

La forma en que yo diría es que un astrónomo generalmente quiere mirar alguna clase de objetos para aprender sobre ellos por el simple hecho de aprender sobre ellos. Por lo tanto, un astrónomo que trabaje con estrellas usará telescopios para observarlas y / o modelarlas teóricamente con el objetivo final de comprender más sobre las estrellas. Lo mismo se aplica a las personas que estudian galaxias, púlsares o lo que sea.

Por otro lado, los cosmólogos necesitan usar la enorme riqueza de conocimiento que los astrónomos han acumulado sobre la naturaleza de los objetos (estrellas, galaxias, etc.) en el Universo, pero usan ese conocimiento para abordar preguntas más amplias sobre el Universo. Sin embargo, hay mucha superposición, por ejemplo, para usar galaxias para hacer cosmología, es necesario pensar mucho en detalle sobre la naturaleza de las galaxias y, por lo tanto, las simulaciones o estudios de observación a menudo se realizan con grandes grupos de personas, algunas de las cuales En última instancia, se desea estudiar las galaxias en sí, mientras que otros solo quieren que se entienda el bit de la galaxia para poder usar los resultados para inferir cosas sobre cosmología.

Por otro lado, a menudo tienes que asumir una cosmología cuando quieres decir algo sobre, por ejemplo, la evolución de las galaxias. Los dos van de la mano y es un caso en el que el ruido de una persona es otra señal.


15.1: Observaciones del espectro CMB

Algunos estudiantes están hablando de la temperatura del Universo, ya sea fría o caliente, y cómo podría cambiar con el tiempo.

  • Audrey: "Vi en la televisión que el espacio es muy frío".
  • Bradford: "Creo que la temperatura del Universo se está calentando". Escuché que los glaciares de Groenlandia se están derritiendo a causa de eso ''.
  • Carissa: “Los glaciares se están derritiendo porque la Tierra se está calentando. Pero creo que el Universo también se está calentando. Tal vez porque el sol está caliente & quot.
  • Damian: `` No estoy de acuerdo. Creo que el Universo se mantiene a la misma temperatura. Sé que hace mucho calor cerca del Sol, pero hay algunos lugares donde las estrellas se están formando y otros donde están muriendo, así que creo que todo se iguala & quot.
  • Evie: "Creo que se mantiene a la misma temperatura porque el Sol y las estrellas son demasiado pequeños para afectar a todo el Universo".

Podemos usar la luz de los objetos astronómicos para medir sus temperaturas. El CMB viene de todas las direcciones del cielo, por lo que podemos usar esta luz para tomar la temperatura del Universo en su conjunto. Pero primero, ¿qué es exactamente el fondo cósmico de microondas?

Arno Penzias y Robert Wilson no se propusieron descubrir el CMB. Estaban trabajando con un nuevo tipo de detector en Bell Labs en Nueva Jersey en 1964. En el transcurso de realizar mediciones muy cuidadosas y volver a verificar su equipo, se dieron cuenta de que habían detectado una fuente de & ldquonoise & rdquo en su antena. Venía de todas las direcciones del cielo y no se podía atribuir a ninguna fuente conocida.

Ni Penzias ni Wilson sabían qué hacer con el ruido de su antena. Pero luego Arno Penzias se enteró de un artículo de Robert Dicke, Jim Peebles y David Wilkinson, todos cosmólogos de la cercana Universidad de Princeton. En el documento, que todavía estaba en forma de borrador, discutieron la radiación reliquia que debería haberse creado en las primeras etapas de un Universo denso y caliente. Después de leer el artículo, Penzias invitó a los científicos de Princeton a ir a Bell Labs y echar un vistazo a la antena (Figura 15.1), junto con sus resultados y los de Wilson. Juntos decidieron publicar artículos simultáneos anunciando el descubrimiento de la radiación de fondo predicha por la teoría del Big Bang. El grupo de Princeton escribiría sobre los fundamentos teóricos de la radiación, y la pareja de Bell Labs escribiría sobre su descubrimiento. Los artículos se publicaron consecutivamente en Astrofísica diario Letras en 1965. Penzias y Wilson ganaron el premio Nobel de física 1978 por el descubrimiento.

Figura 15.1: Esta antena de cuerno fue utilizada por Penzias y Wilson en Bell Labs en su descubrimiento del CMB. Crédito: Wikimedia Commons

A primera vista, el CMB es un resplandor casi completamente uniforme en todo el cielo como se ve en microondas. Es similar al resplandor azul que se ve en el cielo en un día sin nubes; casi no hay características perceptibles. La figura 15.2 ilustra la uniformidad de la temperatura del CMB en todo el cielo en comparación con un mapa de temperaturas en la Tierra. Dado que el CMB se observa con telescopios de microondas en lugar de con luz visible, el color se utiliza normalmente para representar la temperatura, no la longitud de onda, en los mapas del CMB. Además, los mapas CMB generalmente se muestran en la proyección de Mollweide para que todas las posiciones en el cielo se puedan ver a la vez. En las Figuras 15.2 (panel inferior) y 15.3 se muestra un ejemplo de cómo se vería un mapa de la Tierra en una proyección de Mollweide.

Figura 15.2: La uniformidad de la temperatura del CMB (panel superior) en comparación con un mapa de la Tierra en la misma escala de temperatura (panel inferior). La temperatura del CMB es mucho más uniforme que la temperatura en la Tierra. Ambos mapas utilizan una proyección tal que toda la esfera del cielo (en el caso del CMB) o el globo (en el caso de la Tierra) se puede representar a la vez (como en la Figura 15.3). Crédito: Equipo científico de NASA / WMAP Figura 15.3: Proyección de un mapa de Mollweide de la Tierra. La ventaja de esta proyección es que permite ver todas las posiciones del globo a la vez. Todavía hay distorsiones relativas a un globo esférico, pero son menores que las de un mapa rectangular (cartesiano). Crédito: Equipo científico de NASA / WMAP

Recuerde que podemos medir la temperatura de un objeto a partir de su espectro y gráfico mdasha de longitud de onda (eje horizontal) frente a su intensidad de emisión (eje vertical) a esa longitud de onda. El tipo más común de espectro continuo se llama espectro de cuerpo negro (o espectro de Planck) y tiene una forma característica. También aprendimos que la longitud de onda máxima del espectro del cuerpo negro corresponde a la temperatura: cuanto más caliente está el objeto, más corta es la longitud de onda en el pico y más alta es la curva en todas las longitudes de onda.

En 1989, se lanzó el satélite COBE, con el objetivo de medir el espectro del CMB en todo el cielo. El equipo de COBE incluyó a decenas de científicos e ingenieros. Cientos de otras personas ayudaron a que la misión fuera un éxito. Los líderes del equipo del proyecto, John Mather y George Smoot, ganaron el Premio Nobel en 2006 por los descubrimientos realizados por el equipo de COBE.

COBE contenía un instrumento llamado Espectrofotómetro absoluto de infrarrojo lejano, o FIRAS. El instrumento FIRAS midió la intensidad del CMB en múltiples longitudes de onda y determinó que tiene un espectro de cuerpo negro con una temperatura de 2.725 y más de 0.002 K. Este es el mejor ejemplo de un espectro de cuerpo negro que conocemos en el Universo, es un espectro más perfecto cuerpo negro que cualquier horno, briqueta de carbón o lámpara que hayamos creado. La Figura 15.4 muestra el espectro del CMB, medido por FIRAS. Los datos y el modelo concuerdan con una alta precisión; la incertidumbre en los puntos de datos es menor que el ancho de la línea utilizada para trazar el ajuste del modelo.

Figura 15.4: Espectro del CMB medido por el instrumento FIRAS en el satélite COBE. El CMB es el cuerpo negro más perfecto conocido. Tiene una temperatura de aproximadamente 3 grados por encima del cero absoluto, que corresponde a una longitud de onda máxima de aproximadamente un milímetro. La teoría y la observación concuerdan mejor que el ancho de la línea en el gráfico. Crédito: NASA / SSU / Aurore Simonnet basado en datos de COBE / FIRAS


Cosmología

Princeton tiene una larga tradición en cosmología observacional, numérica y teórica con esfuerzos de investigación en física, astronomía y en la IAS. Los profesores de Princeton ayudaron a desarrollar el modelo cosmológico estándar actual (Bahcall, Cen, Dunkley, Gott, J. Ostriker, Spergel, Steinhardt, Zaldarriaga) y ayudaron a introducir conceptos importantes como materia oscura, energía oscura e inflación. Paul Steinhardt (física) no solo fue una figura clave en el desarrollo del modelo inflacionario, sino que recientemente ha estado desarrollando su alternativa más prometedora: el universo ekpyrotic. Los profesores de Princeton están trabajando en un conjunto diverso de problemas en cosmología teórica: viajes en el tiempo (Gott), la topología de la estructura a gran escala (Gott), la forma del universo (Spergel), la formación y evolución de las galaxias y la estructura a gran escala. (Bahcall, Cen, J. Ostriker), cúmulos de galaxias y su uso como herramientas cosmológicas (Bahcall, Cen, J. Ostriker), la distribución de la materia oscura (Bahcall, J. Ostriker), no gaussianidades del universo temprano ( Spergel, Zaldarriaga), formación estelar temprana y reionización cosmológica (Cen), formación de galaxias y la física del IGM (Bahcall, Cen, J. Ostriker).

Los estudiantes y profesores de Princeton están desempeñando papeles de liderazgo tanto en los estudios de fondo de microondas cósmicos como en los estudios ópticos, que han establecido nuestro modelo de concordancia actual de cosmología. Jo Dunkley, Lyman Page, Suzanne Staggs y David Spergel están mapeando el fondo cósmico de microondas con el Telescopio de Cosmología de Atacama (ACT) y están estudiando su interacción con las galaxias y el gas en primer plano. Michael Strauss, Jenny Greene, Jim Gunn y Robert Lupton están llevando a cabo un estudio de imágenes de gran área con el Hyper Suprime-Cam (HSC) en el telescopio Subaru de 8,2 m, utilizando lentes gravitacionales para mapear la distribución de la materia oscura. También forman parte de un consorcio internacional que construye el Subaru Prime Focus Spectrograph (PFS), que medirá los desplazamientos al rojo de millones de galaxias z & gt1. Strauss y Lupton están involucrados en todos los aspectos del Large Synoptic Survey Telescope, el telescopio terrestre preeminente de la década de 2020. Gunn continúa con su papel de liderazgo en Sloan Digital Sky Survey. Princeton también está desempeñando un papel de liderazgo en la misión WFIRST de la NASA: Jeremy Kasdin y David Spergel son copresidentes del Grupo de Trabajo Científico. Adam Burrows, Jenny Greene y Robert Lupton son miembros de los equipos de investigación científica de WFIRST.

J. Ostriker, Cen y sus estudiantes han ayudado a desarrollar la cosmología numérica. Han desarrollado códigos de simulación hidrodinámica que han ayudado a dar forma a nuestra comprensión del bosque alfa de Lyman, la formación de galaxias y el medio intergaláctico cálido caliente. Trabajan en estrecha colaboración con Jim Stone, E. Ostriker y otros para modelar la física a pequeña escala ("sub-cuadrícula") que determina las propiedades físicas de las galaxias, y con Strauss, Greene y otros para comparar los resultados de sus simulaciones. con observaciones. De hecho, la astrofísica computacional es un foco principal del departamento.


2. SMASH y sus variantes

En esta sección describiremos una serie de extensiones del SM que explotan el mecanismo Peccei-Quinn (PQ) (Peccei y Quinn, 1977) para resolver el problema de PC fuerte y así tener el potencial de resolver los cinco grandes problemas de la física de partículas. y cosmología de un solo golpe.

2.1. APLASTAR

El modelo con el contenido de campo más pequeño & # x02014 recogido aquí y en el siguiente SMASH & # x02014 se basa en un modelo de axiones de tipo KSVZ (Kim, 1979 Shifman et al., 1980): un campo escalar complejo SM-singlete & # x003C3, que presenta un (roto espontáneamente) global U(1)PQ simetría, y un fermión de Dirac coloreado similar a un vector Q, que se transforma como 2 (3, 1, & # x022121 / 3) o, alternativamente, como (3, 1, 2/3) en el grupo de manómetros SM SU(3)C & # x000D7 SU(2)L & # x000D7 U(1)Y y que se transforma quiralmente bajo U(1)PQ, se agregan al contenido de campo del & # x003BDMSM (ver Figura 2). El potencial escalar, que relaciona el campo de Higgs H a & # x003C3, se supone que tiene la forma general

con & # x003BBH, & # x003BB & # x003C3 & # x0003E 0 y & # x003BB H & # x003C3 2 & # x0003C & # x003BB H & # x003BB & # x003C3, para asegurar que tanto la simetría electrodébil como la simetría PQ se rompan en el vacío, es decir, el mínimo de el potencial escalar se alcanza a los valores esperados de vacío (VEV)

dónde v = 246 GeV. La escala de ruptura de simetría PQ v& # x003C3 se supone que es mucho más grande que el VEV de Higgs v. En consecuencia, la excitación de partículas del módulo & # x003C1 de & # x003C3, cf.

mientras que la excitación de la partícula A del grado angular de libertad de & # x003C3 & # x02013 que se denomina & # x0201Caxion & # x00022 en el contexto de la solución PQ del problema de PC fuerte (Weinberg, 1978 Wilczek, 1978) & # x02014 es un Nambu-Goldstone sin masa ( NG) bosón, metroA = 0.

Figura 2. Contenido de partículas / campo de SMASH.

Sin embargo, debido a la supuesta transformación quiral del nuevo fermión similar a un vector Q, la U(1)PQ la simetría se rompe debido a la anomalía del triángulo gluónico,

En estas circunstancias, el campo NG

actúa como un ángulo & # x003B8 dependiente del espacio-tiempo en QCD. De hecho, la anomalía asegura que, a energías por encima de la escala de QCD, & # x0039BQCD, pero muy por debajo de la escala de ruptura de simetría PQ, v& # x003C3, eso es después de integrar el saxion & # x003C1 y el quark vector-like Q, que también obtiene una gran masa de su acoplamiento Yukawa con el escalar PQ,

el lagrangiano efectivo del axión tiene la forma

En consecuencia, el ángulo & # x003B8 & # x000AF en QCD puede eliminarse mediante un desplazamiento & # x003B8 (x) & # x02192 & # x003B8 (x) - & # x003B8 & # x000AF. En energías por debajo de & # x0039BQCD, el potencial efectivo del campo desplazado, que por conveniencia volvemos a denotar con & # x003B8 (X), coincidirá con la energía de vacío de QCD en función de & # x003B8 & # x000AF

donde V es el volumen espacio-temporal euclidiano, Z (& # x003B8 & # x000AF) es la función de partición de QCD, y & # x003A3 0 = - & # x02329 & # x0016B u & # x0232A = - & # x02329 d & # x00304 d & # x0232A es el condensado quiral (Vecchia y Veneziano, 1980 Leutwyler y Smilga, 1992). Cabe destacar que la CP se conserva en el vacío, ya que V(& # x003B8) tiene un mínimo absoluto en & # x003B8 = 0 y, por lo tanto, el valor esperado de vacío de & # x003B8 desaparece, & # x02329 & # x003B8 & # x0232A = 0 (Vafa y Witten, 1984). Expandiendo el potencial alrededor de cero y usando

se encuentra la masa del axión como el coeficiente del término cuadrático,

donde & # x003C70 es la susceptibilidad topológica en QCD, metro& # x003C0 = 135 MeV la masa de piones neutrales, F& # x003C0 & # x02248 92 MeV su constante de desintegración, y metrotu, metroD son las masas de los quarks más ligeros, con relación z = metrotu/metroD & # x02248 0,56. Una determinación reciente en la teoría de perturbación quiral de orden próximo al líder (NLO) (Grilli di Cortona et al., 2016) arrojó & # x003C7 0 = [75. 5 (5) MeV] 4, que concuerda maravillosamente con el resultado de la red QCD, & # x003C7 0 = [75. 6 (1. 8) (0. 9) MeV] 4 (Borsanyi et al., 2016), resultando en 3

Además, también los acoplamientos al fotón y los núcleos se heredan del axion & # x00027s que se mezcla con el pion. El Lagrangiano completo de baja energía del axión con fotones (F& # x003BC & # x003BD), nucleones, & # x003C8norte = p, n, electronesmi) y neutrinos activos (& # x003BDI) tiene la forma genérica

dónde V(A) = V(& # x003B8 = A/FA). El acoplamiento adimensional a los fotones, CA & # x003B3, implica una parte independiente del modelo de la mezcla con el pión y una parte dependiente del modelo en función de la carga eléctrica de Q. Se muestra en la Tabla 1 para las dos variantes de SMASH.De manera similar, el protón y el neutrón tienen una parte independiente del modelo y una contribución dependiente del modelo que surge de posibles acoplamientos axión-quark de la forma (CA q / 2) (& # x02202 & # x003BC A / f A) & # x003C8 & # x00304 q & # x003B3 & # x003BC & # x003B3 5 & # x003C8 q en la teoría de las altas energías

como se encuentra en el cálculo de última generación (Grilli di Cortona et al., 2016). En SMASH, todos los acoplamientos axión-quark y axión-cargado-leptón se desvanecen a nivel de árbol (cf. Tabla 1).

tabla 1. Predicciones de Axion para dos variantes de SMASH que explotan distintos quarks similares a vectores que se transforman como RQ bajo los factores del grupo de calibre SM SU(3)C & # x000D7 SU(2)L & # x000D7 U(1)Y: Constante de desintegración del axión FA, acoplando al fotón CA & # x003B3y acoplamientos a nivel de árbol con quarks y leptones cargados CAi, I = tu, & # x02026, t, e,. & # x003C4.

Para evitar límites fuertes de los experimentos de laboratorio y la astrofísica estelar, la constante de desintegración del axión FA tiene que ser mucho más grande que la escala electrodébil (Tanabashi et al., 2018), en particular f A & # x02273 1 0 8 & # x000A0GeV de la duración medida de la señal de neutrinos de la supernova 1987A (Raffelt, 2008 Fischer et al., 2016 Chang et al., 2018).

Opcionalmente, se puede unificar la simetría PQ con una simetría del número de leptones asignando cargas PQ también a los leptones y neutrinos estériles (Shin, 1987 Dias et al., 2014). En este caso, estos últimos obtienen sus masas de Majorana también de la ruptura de la simetría PQ,

dónde Yij son acoplamientos Yukawa, y la escala de masa de los neutrinos activos está determinada por la escala PQ,

Además, el axion A es en este caso al mismo tiempo el majoron J: el bosón NG que surge de la ruptura de la simetría del número global de leptones (Chikashige et al., 1981 Gelmini y Roncadelli, 1981 Schechter y Valle, 1982). Esto conduce a un acoplamiento a nivel de árbol distinto de cero de la A/J a los neutrinos activos, (- 1/4) (& # x02202 & # x003BC A / f A) & # x003BD & # x00304 i & # x003B3 & # x003BC & # x003B3 5 & # x003BD i y posiblemente un bucle considerable- acoplamientos inducidos a quarks SM y leptones cargados del bucle que involucra a los neutrinos estériles norteI (Shin, 1987 Pilaftsis, 1994). Al orden más bajo en el límite del balancín, metroD/METROMETRO & # x0226A 1, son dadas por García-Cely y Heeck (2017)

donde T 3 d = - 1 2 = - T 3 u y la matriz ermitaña adimensional 3 & # x000D7 3 & # x003BA se define como

Curiosamente, un axión / majorón de tipo KSVZ con f A & # x0007E 1 0 8 GeV puede explicar el indicio & # x0007E3 & # x003C3 de una pérdida de energía anormalmente grande de estrellas ardientes de helio, gigantes rojas y enanas blancas, si | & # x003BA & # x02212 2 & # x003BAee| es de unidad de orden (Giannotti et al., 2017).

2.2. 2hdSMASH

Una variante menos mínima de SMASH & # x02014dubbed 2hdSMASH & # x02014 explota modelos de axiones de tipo DFSZ (Zhitnitsky, 1980 Dine et al., 1981): en ellos, el sector SM Higgs se extiende por dos dobletes de Higgs, Htu y HD, cuyos valores esperados de vacío vtu y vD dar masas a los quarks up-type y down-type, respectivamente. Hay dos posibilidades, denominadas 2hdSMASH (d) o 2hdSMASH (u), según si los leptones se acoplan a HD, que ocurre en las conocidas Grand Unified Theories (GUT), o para Htu. La norteF = Se supone que los quarks del modelo 6 SM llevan cargas PQ de manera que la anomalía del triángulo gluónico surge solo de ellos,

El Lagrangiano de baja energía de una extensión PQ de tipo DFSZ del SM es idéntico al de un Modelo de 2 Doblete de Higgs (2HDM), aumentado por masas de neutrinos generadas por un balancín (Ecuación 2), y el de un axión de tipo DFSZ . Las propiedades del axión DFSZ se dan en la Tabla 2. En este caso, hay acoplamientos a nivel de árbol para quarks y leptones. De hecho, las pérdidas de energía estelar anómala mencionadas anteriormente se pueden explicar alternativamente por un axión de tipo DFSZ con f A & # x02273 1 0 8 GeV y tan & # x003B2 & # x02261 vtu/vD & # x0007E 1 (Giannotti et al., 2017).

Tabla 2. Predicciones de axiones de tipo DFSZ: constante de desintegración de axiones FA, acoplando al fotón CA & # x003B3y acoplamientos a nivel de árbol con quarks y leptones cargados CAi, I = tu, & # x02026, t, e,. & # x003C4, con bronceado & # x003B2 & # x02261 vtu/vD.

Nuevamente, opcionalmente, la simetría PQ se puede unificar con una simetría del número de leptones (Langacker et al., 1986 Volkas et al., 1988 Clarke y Volkas, 2016), en cuyo caso la escala de masa de neutrinos activos está determinada por la escala PQ y la escala de masa de neutrinos activos. El axión DFSZ es al mismo tiempo un Majoron.

2.3. gutSMASH

Como se comentó en la sección anterior, el modelo 2hdSMASH (d) se puede incrustar en un GUT. El grupo unificado más simple es SU(5) (Georgi y Glashow, 1974 Georgi, 1975), con cada generación de fermiones (sin incluir los neutrinos diestros) encajando en las representaciones 10F y 5 & # x00304 F, con SU(5) dividido en el grupo SM por el VEV de un escalar en el 24H, y con la rotura electrodébil realizada por dos escalares en los 5H. Se dio cuenta desde el principio que SU(5) Las GUT pueden acomodar un axión con una constante de desintegración FA vinculado a la escala de unificación (Wise et al., 1981). Sin embargo, un mínimo no supersimétrico SU(5) Las GUT son incompatibles con los límites de desintegración de protones, porque la SU(2) y U(1) los acoplamientos de calibre se encuentran a una escala demasiado baja. Sin embargo, existen extensiones viables en las que las partículas en SU(5) los multipletes modifican apropiadamente el funcionamiento de los acoplamientos de calibre para producir una unificación exitosa compatible con los límites de desintegración de protones. La extensión propuesta en Bajc y Senjanovic (2007) y más estudiada en Bajc et al. (2007) Luzio y Mihaila (2013) hace uso de un multiplete fermiónico en el 24F, que contiene neutrinos diestros que obtienen una masa del VEV de los 24H, que se rompe SU(5) en el SM. Esto genera masas para los neutrinos ligeros a través de una combinación de los mecanismos de balancín de tipo I y III, y también permite la bariogénesis a partir de la leptogénesis. Al extender este viable SU(5) modelo para acomodar una simetría PQ global con su correspondiente axión (Di Luzio et al., 2018), uno tiene una construcción tipo SMASH con el escalar complejo en el 24H que contiene el axión y actúa como un Majoron. El lagrangiano de este modelo, al que nos referiremos como miniSU (5) PQ, contiene las siguientes interacciones (escritas solo esquemáticamente),

que hacen cumplir las asignaciones de cargos PQ en la Tabla 3.

Tabla 3. Contenido de campo y asignaciones de cargo de PQ en el PQ-extended SU(5) modelo de Di Luzio et al. (2018).

La constante de desintegración del axión está relacionada con la escala de unificación. vU como FA = vU/ 11, mientras que los acoplamientos de axiones a nucleones y leptones se dan en la Tabla 4.

Cuadro 4. Predicciones de Axion en SU(5) & # x000D7 U(1)PQ (Di Luzio et al., 2018) y ENTONCES(10) & # x000D7 U(1)PQ modelos (Ernst et al., 2018): constante de desintegración del axión FA, acoplando al fotón CA & # x003B3y acoplamientos a nivel de árbol con quarks y leptones cargados CAi, I = tu, & # x02026, t, e,. & # x003C4.

La escala de unificación resulta ser muy restringida y crece con la masa decreciente del triplete de fermiones ligero contenido en 24F. Esto se debe al hecho de que aumentar la escala de unificación requiere una mayor desviación en el funcionamiento de la SU(2) y U(1) acoplamientos de calibre con respecto a la caja SM, que solo se pueden lograr si las partículas adicionales con cargas electrodébiles en el 24F multiplete se vuelve más ligero. Los tripletes electrodébiles ligeros se pueden probar mediante búsquedas en el LHC (Arhrib et al., 2010 Sirunyan et al., 2017), que luego dan límites superiores para vU & # x0221D FA. Por otro lado, los experimentos de desintegración de protones, como Super-Kamiokande (Abe et al., 2017) limitan la escala de unificación desde abajo. Dada la relación (15) entre FA y la masa del axión, esto da como resultado una ventana notablemente restringida de valores permitidos de metroA:

El límite superior se puede relajar para metroA & # x0003C 330 neV cuando se permite un ajuste fino en la estructura de sabor del modelo para cerrar tantos canales de desintegración para el protón como sea posible (Dorsner y Fileviez Perez, 2005). La ventana de masa de axiones anterior puede ser dirigida de manera complementaria por futuros colisionadores de alta energía (Ruiz, 2015 Cai et al., 2018), experimentos de desintegración de protones, como Hyper-Kamiokande (Abe et al., 2011), también como búsquedas directas de materia oscura de axiones con CASPER-Electric (Budker et al., 2014 Jackson Kimball et al., 2017) y ABRACADABRA (Kahn et al., 2016).

La pequeñez de la masa del axión en este modelo implica que el axión puede identificarse con la materia oscura solo si la simetría Peccei-Quinn se rompe antes o durante el inflado y no se restaura después, como se revisó en la sección 6. Por otro lado, la simetría grande valor de FA implica que la inflación puede generar grandes fluctuaciones de isocurvatura axiónica que pueden estar en conflicto con las observaciones (véase la sección 6).

En comparación con SU(5) GUTs, teorías basadas en la ENTONCES(10) grupo (Fritzsch y Minkowski, 1975 Georgi, 1975) puede producir patrones de unificación viables sin la necesidad de considerar extensiones supersimétricas o agregar multipletes de fermiones adicionales más allá de los que contienen los fermiones SM. Además, los neutrinos diestros se incorporan automáticamente, ya que estos ocurren automáticamente con el resto de quarks y leptones SM si se consideran tres representaciones espinoriales 16F de ENTONCES(10). Este último puede tener los siguientes acoplamientos Yukawa con Higgses escalares en el 10H y 126 & # x000AF H representaciones,

que puede dar lugar al mecanismo de balancín (Gell-Mann et al., 1979). Además, una simetría PQ, bajo la cual los campos se transforman como

puede estar motivado independientemente del fuerte problema de PC: prohíbe el segundo término en las interacciones Yukawa (25), mejorando así de manera crucial la economía y predictividad de los modelos (Babu y Mohapatra, 1993 Bajc et al., 2006).

Añadiendo una representación adicional de Higgs, digamos 210H, la ENTONCES(10) la simetría se puede romper en la escala de unificación METROU por el VEV del 210H al grupo de galgas Pati-Salam SU(4)C & # x000D7 SU(2)L & # x000D7 SU(2)R, que se divide en el grupo de medidores SM SU(3)C & # x000D7 SU(2)L & # x000D7 U(1)Y a la escala de B& # x02212L rotura METROlicenciado en Derecho (que es, por tanto, la escala de balancín) por el VEV del 126 & # x000AF H, que a su vez se rompe en la escala débil METROZ por el VEV de los 10H,

Desafortunadamente, la simetría PQ mínima (26) conduce a una constante de desintegración FA = v/ 3 (Holman et al., 1983 Mohapatra y Senjanovic, 1983 Altarelli y Meloni, 2013 Ernst et al., 2018), que está claramente excluido experimentalmente. La forma más sencilla de solucionar este problema es asociar un cargo PQ también al 210H,

Llamamos a este modelo miniSO (10) PQ & # x02014 para Minimal ENTONCES(10) & # x000D7 U(1)PQ modele & # x02014 y resuma el contenido del campo y las asignaciones de cargo de PQ en la primera fila de la Tabla 5. Sus propiedades de axión se dan en la Tabla 4.

Cuadro 5. Contenido de campo y asignaciones de cargo de PQ en dos ENTONCES(10) & # x000D7 U(1)PQ modelos (Ernst et al., 2018).

Los acoplamientos de fotones y fermiones son los mismos que para 2hdSMASH (d), aunque el origen microscópico del parámetro & # x003B2 difiere, ya que está determinado por los VEV de cuatro Higgses, a diferencia de dos en los modelos DFSZ. Además, como en miniSU (5) PQ, la constante de desintegración en miniSO (10) PQ es proporcional a la escala de gran unificación, FA = vU/ 3, que está determinado por el requisito de unificación del acoplamiento de calibre. Por lo tanto, este modelo es más predictivo en el sector de axiones que SMASH o 2hdSMASH, pero menos predictivo que miniSU (5) PQ debido a la libertad adicional inherente a tener una ruptura de múltiples pasos del gran grupo unificado & # x02014 en contraposición al single- ruptura de pasos en el caso SU (5) & # x02014, así como debido a las correcciones de umbral adicionales que pueden surgir del mayor número de partículas incluidas en el ENTONCES(10) multipletes. Permitiendo un rango razonable de correcciones de umbral escalar y teniendo en cuenta las limitaciones de la superradiancia de los agujeros negros (Arvanitaki et al., 2015) y la desintegración de protones, se predice que la constante de desintegración del axión y la masa se encontrarán en el rango (Ernst et al., 2018) ).

Como en el modelo miniSU (5) PQ, tal axión ligero solo puede ser compatible con la materia oscura con una ruptura preinflacionaria de la simetría PQ, y las restricciones de isocurvatura pueden ser importantes. De hecho, un modelo de ruptura de un paso análogo a miniSU (5) PQ también se puede realizar en ENTONCES(10) rompiendo el grupo a gran escala no solo con el 210H, pero con el efecto añadido de un VEV distinto de cero en un 45H multiplete escalar (Boucenna et al., 2019). En este modelo, la unificación exitosa con una vida útil del protón al alcance de Hyper-Kamiokande se logra al asegurar que los octetos y tripletes dentro del 210H permanecen ligeros, en analogía con los tripletes ligeros en miniSU (5) PQ. La carga PQ del 210H ahora es cero, mientras que el 45H se le asigna la carga 4, que todavía da un axión de escala GUT con una masa baja y, por lo tanto, se ve afectado por las restricciones de isocurvatura.

Definitivamente, estas limitaciones pueden eludirse en el ENTONCES(10) & # x000D7 U(1)PQ variante denominada gutSMASH cuyo contenido de campo y asignaciones de cargo de PQ se especifican en la segunda fila de la Tabla 5. En este modelo, el 210H no tiene cargo PQ. En cambio, presenta un escalar singlete más complejo & # x003C3 que se carga bajo la simetría PQ. Su VEV determina la escala de ruptura de simetría PQ (ver también Babu y Khan, 2015 Boucenna y Shafi, 2018) y la constante de desintegración del axión resulta ser FA = v& # x003C3/ 3 (Ernst et al., 2018) (cf. segunda fila de la Tabla 4), que es un parámetro libre del modelo.


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

El CMB establece un registro de antiguas oscilaciones acústicas en el plasma bariónico-fotónico. Hemos estado estudiando cómo evolucionan estas ondas sonoras primordiales y cómo analizar la última superficie de dispersión para aprender sobre ellas. Ha llegado el momento de afrontar su origen: ¿qué proceso compuso la sinfonía cósmica? A lo largo de los años se han presentado algunas propuestas diferentes para explicar el origen de las perturbaciones primordiales. Se han investigado las fluctuaciones térmicas y los defectos topológicos, los últimos están descartados por los datos actuales de CMB, mientras que los primeros proporcionan un mecanismo viable en los modelos de gas de cadena y de universo de contracción. Sin embargo, la historia más notable con mucho es que la estructura a gran escala es en realidad de origen mecánico cuántico: que las perturbaciones de densidad son en realidad fluctuaciones cuánticas amplificadas y congeladas. Esta extraña propuesta se materializa en el escenario del universo inflacionario, en el que un breve pero decisivo período de expansión exponencial estiró el universo desde su infancia primordial hasta, al menos, su tamaño actual. Como exploraremos en esta sección, este estiramiento logró magnificar y preservar las fluctuaciones cuánticas de los campos que impregnan el espacio en el universo posinflacionario, se encuentra que estas fluctuaciones generan perturbaciones de densidad de un tipo casi perfecto de acuerdo con las observaciones del CMB. .

Considere a continuación un campo escalar distribuido uniformemente en el espacio con densidad de energía y presión,
empezar
etiqueta
rho & amp = & amp frac <1> <2> dot < phi> ^ 2 + V ( phi), nonumber
p & amp = & amp frac <1> <2> dot < phi> ^ 2 & # 8211 V ( phi).
final
Si asumimos que el campo escalar tiene muy poca cinética en comparación con la energía potencial, ## dot < phi> ^ 2/2 ll V ( phi) ##, entonces ## p approx - rho ## y, según Eq. (árbitro), se cumple la condición de expansión acelerada. Si imaginamos que ## V ( phi) ## es una función monótonamente decreciente de ## phi ##, entonces, a medida que el campo evoluciona, la energía potencial se convierte en cinética, al igual que una bola clásica que rueda cuesta abajo. Eventualmente, si la energía cinética crece más allá del valor ## 2V ( phi) ##, el factor de escala ya no se acelera y el universo deja de inflarse (nuevamente, según la Ec. ( Ref)). Tenemos entonces, a través del campo escalar, un mecanismo aparentemente simple para iniciar un período de inflación y luego cerrarlo. La inflación no necesita durar mucho tiempo para causar una expansión seria: eso es porque el factor de escala crece casi exponencialmente, ## a (t) approx e ^## con ## H ^ 2 approx V approx const ##, durante el tiempo en que ## dot < phi> ^ 2/2 ll V ##. De hecho, la expansión inflacionaria causó al menos un aumento de ## e ^ <60> ## - veces en el factor de escala en menos de ## Delta t approx 10 ^ <-34> ## segundos (asumiendo ## H ## está cerca de la gran escala de unificación.) Esta tremenda expansión deja el universo muy suave, muy frío y muy vacío (p.ej. las densidades de materia se diluyen en un factor de ## e ^ <180> ##). Entonces, ¿qué pasa con el CMB? ¿No debería haberlo borrado la inflación?

Aunque no sabemos qué campo impulsó la inflación, generalmente se espera que este campo, el inflación—Debería encontrar un hogar en alguna extensión del modelo estándar de física de partículas, y debería interactuar con algunas de las especies de partículas en esta teoría. Cuando la inflación alcanza su energía potencial mínima, se condensa en un mar de partículas a medida que el campo ejecuta oscilaciones alrededor de este mínimo (observe la Figura 2 para obtener ayuda para visualizar esto). Las partículas de inflación son masivas y el universo es frío, por lo que la inflación pronto se descompone en aquellas partículas con las que interactúa de acuerdo con el modelo de física de partículas predominante. Este proceso de descomposición recalenta el universo en una fase caliente dominada por la radiación idéntica a la esperada después del Big Bang.La radiación que resulta de la desintegración del inflatón pasa a formar el CMB. Y así, desde el punto de vista operativo, se puede considerar que el final de la inflación coincide con el big bang estándar, en la medida en que establece condiciones iniciales idénticas para la evolución cosmológica estándar posterior. ¿Qué hay del & # 8220true & # 8221 big bang antes de la inflación? Nadie lo sabe realmente. La Figura 1 es una representación popular de esta línea de tiempo, cortesía de la NASA, con la inflación antes de la generación del CMB y después del misterioso origen del universo.

Fig 1. Cronología del universo. Crédito de la imagen NASA / WMAP Science Team, 2006.

Cualquiera que sea la verdadera identidad de la inflación, sabemos que debe ser una cuántico campo. Esto significa, entre otras cosas, que no podemos estar seguros de su valor en un punto dado del espacio-tiempo, ## phi (x) ##. En particular, la función ## phi (< bf x>) ## en un instante particular variará de un lugar a otro. Dinámicamente, entendemos esto de la siguiente manera: mientras que el movimiento clásico de la inflación fluye estrictamente de energía potencial alta a baja, a medida que & # 8220 gira hacia abajo & # 8221 la función de energía potencial, hay cierta confusión en su trayectoria real,

Fig 2. Rodamiento clásico de la inflación, con fluctuaciones cuánticas superpuestas al movimiento clásico.

Las fluctuaciones cuánticas hacen que el campo dé pequeños saltos discretos hacia arriba o hacia abajo del potencial, lo que da como resultado pequeñas variaciones en la energía del campo en el espacio.

En cualquier instante particular en el tiempo, el espacio se parece a la ilustración de la Figura 3, que es una superposición aleatoria de regiones de inflado separadas, cada región de inflado es causada por una fluctuación del campo de inflación alrededor de la densidad promedio:

Fig 3. La energía del campo de inflación a través del espacio en un instante en el tiempo. Las variaciones surgen como fluctuaciones aleatorias, cada una de las cuales conduce a una región del espacio que se infla por separado. La imagen es un fotograma fijo del gif animado que se encuentra en http://www.astro.ucla.edu/

Una vez que ocurre una fluctuación en algún lugar del espacio, esa región sufre inflación de acuerdo con la densidad de energía clásica allí, después de un tiempo, esta región de inflación podría dar lugar a más fluctuaciones. En cualquier momento, estos eventos de fluctuación posteriores aparecen como regiones inflables más pequeñas dentro de las regiones más grandes, nucleadas anteriormente.

El resultado final de todo esto es que diferentes partes del universo terminarán con la inflación en diferentes momentos. La razón es fácil de ver: a medida que el movimiento clásico del campo se acerca al punto junto con el potencial en el que la condición inflacionaria deja de mantenerse, las fluctuaciones cuánticas pueden hacer que el campo baje aún más el potencial en un lugar, terminando con la inflación allí, mientras que en algún lugar. de lo contrario, una fluctuación podría enviar al campo de regreso al potencial, nucleando nuevas regiones inflacionarias. Eventualmente, la inflación llega a su fin, aunque en diferentes momentos, en una región del espacio aproximadamente del tamaño de la esfera actual del Hubble. Aquellos lugares que terminaron con la inflación antes se recalentaron antes, experimentando una expansión no inflacionaria durante más tiempo: el resultado es un panorama energético accidentado en el espacio al final de la inflación.

Para examinar el comportamiento de las perturbaciones en escalas de longitud individuales, empleamos la transformada de Fourier para escribir el campo de contraste de densidad espacial en términos de sus componentes,
empezar
etiqueta
delta (< bf x>, t) = int frac << rm d> ^ 3 k> <(2 pi) ^ <3/2 >> delta_k (t) e ^ <- i < bf k> cdot < bf r >>,
final
donde recuerde que ## < bf k> ## y ## < bf r> ## son cantidades comanditarias. La escala, ## k ##, de una región de fluctuación en el momento en que deja de inflar se determina, simplemente, por cuánto tiempo se infló, ## Delta t = t_ < rm end> ​​& # 8211 t_i ##. Mientras tanto, el amplitud de la fluctuación está determinada por el período de tiempo que experimenta una expansión no inflacionaria en relación con otras regiones en el parche de Hubble, ## delta t ##. Considere una región del universo que dejó de inflarse un tiempo ## delta t ## antes que otra región. Según la ecuación de continuidad, la diferencia de densidad es proporcional a este cambio de tiempo,
empezar
etiqueta


frac < delta rho> < bar < rho >> = delta = cH delta t,
final
donde la constante ## c ## está determinada por la forma dominante de energía después de la inflación 1. Tenga en cuenta que es posible tener perturbaciones en la misma escala con diferentes amplitudes. Eche un vistazo a la Figura 4:

Fig 4. Regiones de fluctuación en la misma escala de longitud con diferentes amplitudes.

Imagine que la región ## A ## sufre inflación con un valor de campo inicial, ## phi ^ A_##, alto en el potencial como se muestra.
Supongamos que se reduce a ## phi _ < rm end> ​​## en el tiempo ## Delta t ##. Otra región, ## B ##, comienza a inflarse al mismo tiempo que la región ## A ## pero con una densidad de energía ligeramente menor: después de que el campo se desliza clásicamente hacia abajo por un tiempo, ## delta t ##, hay un cuanto saltar hasta ## phi ^ A_##. Esto nuclea una región de fluctuación que comienza a inflarse desde ## phi ^ A_##, y así, como la región ## A ##, se reduce a ## phi _ < rm end> ​​## en el tiempo ## Delta t ##. Tanto la región A como la fluctuación dentro de la región ## B ## son del mismo tamaño, ya que ambas se inflaron durante un tiempo ## Delta t ##, sin embargo, la región ## A ## terminó con la inflación una vez ## delta t ## antes y, por tanto, tiene una densidad diferente.

De particular interés es la magnitud de esta variabilidad en la densidad en función de la escala. La diferencia de la densidad de energía con respecto a la media en una escala de longitud dada por el número de onda, ## k ##, se escribe
empezar
etiqueta
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,
final
donde hemos hecho explícitas las contribuciones del balanceo clásico y el salto cuántico de campo. La contribución cuántica a la varianza es en la actualidad bastante misteriosa, sin embargo, dado que ## H ## es casi constante, la contribución de la evolución clásica a la dependencia de escala de la varianza es evidentemente a través de ## dot < phi> # #. ¿Por qué es esto? Mire hacia atrás en la Figura 4: suponga que ## phi ## se mueve inicialmente muy lentamente a medida que comienza a reducir el potencial. Cuanto más lentamente atraviesa el campo un rango determinado ## Delta phi ##, más & # 8220oportunidades & # 8221 tiene para realizar un salto cuántico a nuevos valores de campo dentro del rango ## langle delta phi_k rangle # #. Como ilustra la Figura 4, cuando se alcanza un cierto valor de campo a través de la fluctuación cuántica en diferentes momentos en diferentes partes del universo, las regiones tienen diferentes densidades de energía postinflacionarias. Por lo tanto, cuando ## dot < phi> ## es pequeño en relación con la tasa de expansión, ## H ##, existe una alta variabilidad en las amplitudes de perturbación en una escala dada, ## k ##. En potenciales del tipo ilustrado en la Figura 4, ## dot < phi> ## aumenta con el tiempo y, por lo tanto, esperamos una mayor variabilidad en escalas de longitud grandes (pequeñas ## k ## y pequeñas ## phi_k ##) que escalas de longitud pequeña (más grande ## k ## y más grande ## phi_k ##). Este tipo de espectro de perturbación se llama rojo espectro porque hay más potencia (variabilidad) en escalas de longitud grandes (o infrarrojo momentos, ## k ##). Por el contrario, si ## dot < phi> ## es inicialmente grande y decreciente, esperamos lo contrario: más oportunidades para nuclear regiones hacia el fondo del potencial. Este espectro es azul porque hay & # 8217s más poder en escalas de longitud pequeña (o ultravioleta momentos, ## k ##). La figura 5 es una ilustración de un espectro rojo:

Fig 5. Dibujo de cómo las densidades de fluctuaciones varían con la escala. Este es un ejemplo de un espectro & # 8220red & # 8221, con mayor variabilidad en escalas de gran longitud (pequeñas ## k ##). No ponga ningún pensamiento en la forma del estrechamiento: ¡esto es simplemente una ilustración!

Considere ahora el extremo opuesto: fluctuaciones de longitud de onda muy grandes, con ## k / aH ll 1 ##. En Eq. (árbitro), ahora domina el primer término entre corchetes, con la solución ## delta phi_k sim const. ##. ¡Ya no es una ola! Esto también tiene sentido intuitivo: estamos hablando de una fluctuación con una longitud de onda física mas grande que el horizonte. Entonces, esencialmente, un solo modo de Fourier se estira a escalas de longitud que superan la distancia que la luz podría haber viajado desde el Big Bang. La única expectativa, en este caso, es que la dinámica causal se apague, el modo ya no evoluciona. Entonces, las fluctuaciones del vacío que nacen en longitudes de onda pequeñas inicialmente exhiben un comportamiento ondulatorio, pero después de un tiempo crecen demasiado y se "congelan" en escalas de superhorizonte. ¿Qué creemos que está sucediendo entre estos regímenes asintóticos? ¡Si tan solo tuviéramos una solución analítica que cubriera toda la evolución del modo! Si bien es posible que no tengamos un general solución a la ecuación. (árbitro), existe una solución exacta para un tipo especial de inflación: la verdadera expansión exponencial.

Inflación con ## H = constante ##, conocida como de Sitter expansión, es exactamente exponencial, ## a (t) propto e ^##. La inflación en el universo real no podría haber sido realmente De Sitter, o de lo contrario nunca habría terminado, sin embargo, esperamos que la inflación esté bastante cerca de De Sitter en todas las escalas de interés cosmológico y, por lo tanto, las fluctuaciones cuánticas que se pueden resolver exactamente en este caso servir como un prototipo valioso. Sin embargo, antes de llegar allí, dos tareas de limpieza: dejemos que & # 8217s cambie de coordenada a conforme tiempo, ## < rm d> tau = < rm d> t / a ## este es un reloj que se ralentiza con la expansión del universo y cambia la escala de la fluctuación del campo, ## u_k = a delta phi_k ##. Esto nos lleva a una versión perfectamente compacta de Eq. (árbitro), llamó al ecuación de modo,
empezar
etiqueta
u_k & # 8221 + left (k ^ 2 & # 8211 frac right) u_k = 0,
final
donde los primos denotan derivadas con respecto al tiempo conforme. Lo bueno de la ecuación de modo es que todas las dinámicas cosmológicas están cuidadosamente empaquetadas en el término ## a & # 8221 / a ##. Especializados en la expansión de De Sitter, el tiempo de conformación es,
empezar
tau = int < rm d> t e ^ <-Ht> = - frac <1>,
final
dando ## a ( tau) = -1 / (H tau) ##. Observe que ## tau ## es en realidad negativo durante la inflación, y hemos elegido ## tau = 0 ## para que coincida con el final de la inflación. El término ## a & # 8221 / a ## en la Ec. (árbitro) se convierte en
$
frac = 2a ^ 2H ^ 2 = frac <2> < tau ^ 2>
$
y podemos escribir la ecuación del 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 ecuación se puede resolver exactamente en términos de funciones 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) derecha],
$
donde ## H ^ <(1)> _ <3/2> = J_ <3/2> + iY_ <3/2> = H ^ <(2) *> _ <3/2> ##, y # #J_ <3/2> ## y ## Y_ <3/2> ## son funciones de Bessel del primer y segundo tipo. Para determinar los coeficientes ## c_1 ## y ## c_2 ##, apelamos a las condiciones de contorno en ## u_k (-k tau) ## y ## u & # 8217_k (-k tau) ##. Acabamos de observar que en longitudes de onda muy cortas, ## k / aH = -k tau rightarrow infty ##, el modo ## u_k (-k tau) ## evoluciona como una onda plana. Podemos usar este hecho para deshacernos de uno de los contantes. Las funciones de Bessel de hecho se reducen a sinusoides para argumentos grandes, con solución asintótica
$
u_k (-k tau) = frac <1> < sqrt <2k>> left (c_1 e ^ <-ik tau> + c_2 e ^derecho).
$
Al hacer coincidir esta solución con la de la Ec. (árbitro) requiere que el modo de frecuencia & # 8220negativo & # 8221 no desempeñe un papel, por lo que ## c_2 = 0 ##. A continuación, el coeficiente ## c_1 ## se calcula imponiendo una condición a la primera derivada de la función de modo, ## u_k & # 8217 ##. ¿Qué sabemos al respecto? En la teoría cuántica de campos, el operador de campo 5, aquí dado por ## delta phi (< bf x>, t) ##, satisface una relación de conmutación canónica, ## [ delta phi (< bf x>, tau), pi (< bf x> & # 8217, tau & # 8217)] _ < tau = tau & # 8217> = i delta ^ 3 (< bf x> & # 8211 < bf x> & # 8217) ##, con una cantidad llamada impulso conjugado, ## pi (< bf x>, t) = a ^ 2 delta phi (< bf x>, t) & # 8217 ##. Este conmutador es el análogo teórico de campo del principio de incertidumbre de Heisenberg y equivale a una restricción de localidad en el operador de campo: la función delta de Dirac, ## delta ^ 3 (< bf x> & # 8211 < bf x> & # 8217) ##, prohíbe que el operador ## delta phi (< bf x>, tau) ## instantáneamente (## tau = tau & # 8217 ##) afecte el comportamiento del operador ## pi (< bf x> & # 8217, tau & # 8217) ## a menos que actúen en el mismo punto en el espacio, ## < bf x> = < bf x> & # 8217 ##. Como una derivada de ## delta phi (< bf x>, tau) ##, el momento conjugado involucra la cantidad ## u_k '(- k tau) ##, por lo que el conmutador nos da una condición que podemos usar para determinar ## c_1 ##. Le guardaré los detalles, que involucran un par de abstrusas identidades de función de Bessel descubiertas de una copia polvorienta de Abramowitz y Stegun [1], y simplemente citaré el resultado: ## c_1 = sqrt < pi / k> # #. Nuestra función de modo completo es entonces
empezar
etiqueta
u_k (-k tau) = - frac < sqrt < pi tau >> <2> H ^ <(1)> _ <3/2> (- k tau).
final
Podemos mejorar nuestra intuición sobre cómo esta función evoluciona en el tiempo al observar que las funciones de Bessel de orden medio entero se construyen a partir de funciones trigonométricas, lo que nos permite escribir la función de modo en términos más familiares,
$
u_k (-k tau) = - frac <1> < sqrt <2k>> left (1 & # 8211 frac derecha) e ^ <- ik tau>.
$
Esta es una expresión reveladora: revela cómo la función de modo evoluciona alejándose de un estado de onda plana a medida que el modo se estira, ## - k tau rightarrow 0 ##. El efecto de la expansión cosmológica está contenido en el término ## i / k tau ##, & # 8220 activando & # 8221 gradualmente a medida que crece la longitud de onda del modo & # 8217s.

Si bien la función de modo de De Sitter es un caso límite especial, es cualitativamente representativa del comportamiento de las funciones de modo en espaciotiempos inflacionarios más generales. La Figura 6 muestra la fluctuación ## delta phi_k = u_k / a ## obtenida numéricamente para una solución inflacionaria más general:

Fig. 6. Evolución de un modo de fluctuación cuántica, ## delta phi_k ##, desde su nacimiento en el vacío cuántico hasta las escalas de superhorizonte.

Observe cómo el modo & # 8220 se congela & # 8221, volviéndose constante a medida que la longitud de onda crece a escalas de superhorizonte. Estamos presenciando algo bastante profundo aquí: entendemos que la naturaleza ondulatoria de la fluctuación a pequeña escala se debe al hecho de que es fundamentalmente un campo cuántico. ¿Qué vamos a hacer con la transición suave a un valor constante a gran escala? La fluctuación cuántica se ha convertido en un objeto clásico al alcanzar un crecimiento tan vertiginoso: la función de onda experimenta decoherencia una vez que supera el límite causal del espacio-tiempo. Ahora una perturbación clásica, la fluctuación de campo una vez naciente puede influir en la estructura del espacio-tiempo y, después de que el universo se recalienta, generará perturbaciones acústicas en el plasma de fotones bariónicos.

Ahora estamos finalmente listos para responder la pregunta que lanzó esta búsqueda: ¿cuál es el término ## langle | delta phi_k | ^ 2 rangle ## que aparece en la ecuación. (árbitro)? Primero, necesitamos seleccionar una escala en la cual evaluarlo, ya que es una función del tiempo que oscila rápidamente. Dado que la fluctuación no se convierte en una perturbación bonificada hasta que se descodifica a un objeto clásico en escalas de superhorizonte, aquí es donde debemos evaluar ## delta phi_k ##. Este importante evento, cuando la fluctuación pasa a escalas de superhorizonte, se denomina cruce de horizonte, y está marcado por la condición ## k = aH ##. Continuaremos con nuestra aproximación del espacio de De Sitter para que podamos obtener más fácilmente una expresión de forma cerrada para ## langle | delta phi_k | rangle ^ 2 ##, pero luego discutiremos cómo esperamos que cambie cuando dejamos que la dinámica se generalice. Lo que queremos, entonces, es evaluar la ecuación. (árbitro) en el cruce del horizonte para cada escala de comandita, ## k ##,
$
langle | delta_k | ^ 2 rangle = left. left ( frac< dot < phi >> right) ^ 2 langle | delta phi_k | ^ 2 rangle right | _.
$
Ahora, en lugar de dejar ## delta phi_k ## en términos de funciones de Hankel, que no son especialmente fáciles de usar, podemos simplificar las cosas considerablemente si recordamos que ## delta phi_k ## se vuelve constante en escalas de superhorizonte. Podemos hacer explícito este hecho en nuestra expresión evaluando la Ec. (árbitro) en el límite de longitud de onda larga: ## - k tau rightarrow 0 ##. Concedido: ## - k tau rightarrow 0 ## no es lo mismo que ## - k tau = k / aH = 1 ##, pero dado que el modo se establece en una constante después de cruzar el horizonte, esta diferencia es irrelevante. Las expresiones asintóticas de las funciones de Bessel para argumentos pequeños están bien documentadas: en el límite ## - k tau rightarrow 0 ##, la función ## H ^ <(1)> _ <3/2> (- k tau) ## se convierte en ## sqrt <2 / pi> (k tau) ^ <- 3/2> ## y obtenemos
$
| delta phi_k | = frac <| u_k |> = frac< sqrt <2k ^ 3 >>,
$
que conduce a una expresión final para la varianza
empezar
etiqueta
langle | delta_k | ^ 2 rangle = frac<2 dot < phi> ^ 2 k ^ 3>.
final
Este es un resultado importante, pero no con el que me gustaría terminar. ¿Por qué nos preocupamos por la varianza en primer lugar? Porque es la transformada de Fourier del función de correlación 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.
$
La función ## xi (< bf r>) ## da una medida de la grumosidad del campo de densidad tridimensional en todo el espacio y es especialmente interesante porque se debe únicamente a mecánica cuántica fluctuaciones: las semillas de las inhomogeneidades de densidad que originan las oscilaciones acústicas que estudiamos en la última sección.Como realización de la función de correlación en el dominio de la frecuencia, la cantidad ## langle | delta_k | ^ 2 rangle ## se llama espectro de potencia, aunque en la literatura cosmológica moderna la cantidad se considera adimensional,
empezar
etiqueta
P (k) = frac <2 pi ^ 2> langle | delta_k | ^ 2 rangle = frac <1> <4 pi> left. frac< dot < phi> ^ 2> right | _,
final
donde recordamos al lector que esta cantidad es la varianza en el cruce del horizonte, ## k = aH ##. Este es el resultado clave de esta sección, la llamada espectro de potencia escalar porque proporciona las condiciones iniciales para las perturbaciones de densidad (escalares) en la era postinflacionaria.

Mencioné anteriormente que, aunque estaríamos desarrollando este resultado, es decir, Eq. (árbitro), para el caso especial de la expansión de De Sitter, discutiríamos cómo modificarla en presencia de dinámicas cosmológicas más generales. De hecho, como está, Eq. (árbitro) ni siquiera funciona en el límite de De Sitter ## H = const. ##, porque si ## H ## es constante que ## dot < phi> = 0 ##, y la amplitud de fluctuación diverge gravemente 6 . Que embarazoso. Pero espera. Resulta que, si bien esta expresión puede tener problemas, podemos usarla siempre que nos mantengamos alejados de la expansión pura de De Sitter. De hecho, funciona infinitesimalmente cerca de De Sitter. Dado que la expansión pura de De Sitter se define como ## H = < rm const> ##, podemos modelar pequeñas desviaciones de la expansión de De Sitter considerando el término de orden más bajo en una expansión de Taylor del parámetro de Hubble,
$
H (t) = H (t_0) + dot(t-t_0) + cdots
$
donde asumimos ## dot/ H ^ 2 ## es distinto de cero pero aún mucho más pequeño que 1. Trabajando en este límite de expansión cada vez más cercana a De Sitter, podemos usar esta nueva expresión para estudiar analíticamente la dependencia de escala de la varianza. Hacerlo agregará algo de rigor a la discusión bastante heurística que dimos en el contexto de la Ec. (árbitro).

Para terminar, hemos mostrado cómo la naturaleza cuántica del campo de inflación da como resultado la generación de perturbaciones de densidad física reales en el plasma de fotones bariónicos después de la inflación. Estas perturbaciones existen en una amplia gama de escalas cosmológicas, y una estadística importante ligada a la dinámica inflacionaria es la varianza de las fluctuaciones en función de la escala. Esta estadística es proporcionada por el espectro de potencias, ## P (k) ##, que toma la forma de una ley de potencias cuando la dinámica inflacionaria está cerca de De Sitter.

Al escribir esta sección para atraer al hombre pobre sin un conocimiento significativo de la relatividad general, la teoría cuántica de campos o la teoría de la perturbación cosmológica, me he desviado un poco del tratamiento estándar de las fluctuaciones inflacionarias visto en la literatura moderna. En particular, Eq. (árbitro) se deriva de una manera un tanto inconexa, con la parte clásica emergiendo fácilmente de la Ec. (árbitro

), pero con el término de fluctuación cuántica que requiere una excursión bastante más detallada al ámbito de la teoría cuántica de campos en el espacio-tiempo curvo. De hecho, la derivación estándar de la perturbación de densidad no hace tal separación en partes clásicas y cuánticas, y proporciona el resultado final para la varianza, Eq. (árbitro), mediante un tratamiento similar pero más completo 7 de las fluctuaciones inflacionarias que evolucionan en el universo inflacionario. Al presentar un tratamiento menos avanzado de este tema, lo que hemos sacrificado en términos de rigor espero que lo hayamos compensado con una mayor claridad conceptual: en particular, el papel de la dinámica clásica de la inflación en la modulación de la varianza de la inflación. las fluctuaciones cuánticas son explícitas en esta presentación, pero bastante oscuras en la derivación estándar. Se anima a los lectores interesados ​​en abordar la teoría completa a consultar las siguientes revisiones: [2-4]

Referencias y notas a pie de página


[1] Abramowitz, M., Stegun, I. A., Manual de funciones matemáticas con fórmulas, gráficos y tablas matemáticas, Dover (1960).
[2] Liddle, A. R., Lyth, D. H., La perturbación de la densidad de la materia oscura fría. Phys. Rept. 231, 1 (1993).
[3] Mukhanov, V. F., Feldman, H. A., Brandenberger, R. H., Teoría de las perturbaciones cosmológicas. Parte 1. Perturbaciones clásicas. Parte 2. Teoría cuántica de perturbaciones. Parte 3. Extensiones. Phys. Rept. 215, 203 (1992).
[4] Kodama, H., Sasaki, M., Teoría de la perturbación cosmológica. Prog. Theor. Phys. Supl. 78, 1 (1984).

1 Si bien ## H ## varía durante la inflación, es & # 8217 típicamente casi constante en la mayoría de los modelos de interés, por lo que asumimos que ## H ## no cambia con el tiempo que las regiones separadas dentro de nuestra esfera de Hubble tardan en detenerse. inflar. espalda
2 Las escalas de interés son escalas de longitud probables con datos cosmológicos, como CMB y estudios de estructuras a gran escala. espalda
3 Realmente lo que estamos considerando aquí es la función de modo asociada con el componente de frecuencia positiva de la fluctuación cuantificada del vacío de inflación, es decir. el modo aniquilado por el ## hat _ < bf k> ## en la descomposición de Fourier ## delta phi = int frac << rm d> ^ 3k> <(2 pi) ^ <3 / 2 >> izquierda ( 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) # #. espalda
4 Tenga en cuenta que estas expresiones difieren del caso de un homogéneo campo escalar. Debido a que las perturbaciones de campo son funciones del espacio, ## delta phi (< bf x>, t) ##, también lo es el valor de campo completo, ## phi (< bf x>, t) = phi_0 (t) + delta phi (< bf x>, t) ##. espalda
5 Sí, la fluctuación del campo en sí se trata aquí como un campo cuántico libre. espalda
6 Esta divergencia es en realidad una artefacto de calibre, pero sí indica que estamos tratando de hacer algo que no es físico. Resulta que en realidad no hay perturbaciones de densidad en la inflación de De Sitter, por el simple hecho de que la inflación nunca termina, en ninguna parte. (Recuerde el papel fundamental de ## delta t ##, el lapso de tiempo entre los eventos de recalentamiento en todo el universo, en la formación de perturbaciones de densidad).
7 El ingrediente que falta es el hecho de que las fluctuaciones de la inflación influyen en el espacio-tiempo de fondo, creando perturbaciones de curvatura que a su vez influyen en la evolución de la inflación. Un tratamiento completo debe incluir fluctuaciones de curvatura e inflación en las ecuaciones de movimiento. espalda

Después de un breve período como cosmólogo, terminé en la interfaz de la ciencia de datos y la ciberseguridad, pensando en formas de aplicar el aprendizaje automático y el análisis de big data para detectar ataques cibernéticos. Todavía disfruto pensando y aprendiendo sobre el universo, y los foros de física han sido una excelente manera de mantenerme involucrado. Me gusta leer y escribir sobre ciencia, informática y, a veces, en contra de mi buen juicio, filosofía. Me gusta la cerveza, los gatos, los libros y una mujer espectacular que aguanta mis payasadas.


Resumen de los intereses de investigación de la facultad

Los intereses de investigación del profesor Bhattacharya incluyen la astrofísica de estrellas compactas (enanas blancas, estrellas de neutrones y agujeros negros), la estructura y campos magnéticos de estrellas de neutrones, explosiones cósmicas (novas, supernovas y estallidos de rayos gamma), objetos accionados por acreción, X- astronomía de rayos e imágenes de máscara codificadas.

Los intereses de investigación del profesor Sukanta Bose incluyen las búsquedas de señales de ondas gravitacionales de objetos binarios compactos y un fondo de ondas gravitacionales estocásticas, y la medición de sus parámetros astrofísicos o cosmológicos, caracterización del ruido en detectores de ondas gravitacionales, restricción de la ecuación nuclear del estado de las estrellas de neutrones , Seguimiento de los disparadores de ondas gravitacionales para encontrar sus contrapartes electromagnéticas y Aceleración computacional del análisis de datos de ondas gravitacionales.

El profesor Debarati Chatterjee es un astrofísico teórico con experiencia en descripción analítica y numérica de estrellas compactas (estrellas de neutrones y enanas blancas). Sus principales intereses son el desarrollo de modelos globales que tengan en cuenta tanto los aspectos microscópicos (que involucran la física interdisciplinaria como la física nuclear y de partículas, la superconductividad) como los macroscópicos (campos magnéticos, relatividad) de manera consistente para mejorar las simulaciones astrofísicas y para una mejor interpretación de múltiples Observaciones astrofísicas del mensajero.

Los intereses de investigación del profesor Dadhich abarcan la gravitación relativista y sus aplicaciones en astrofísica y cosmología, la gravedad de Gauss-Bonnet de dimensiones superiores y sus efectos en el espacio-tiempo de cuatro dimensiones, y cuestiones conceptuales básicas en la unificación de fuerzas y la gravedad cuántica. El profesor Dadhich también está interesado en el diálogo entre ciencia y sociedad.

96%) de la densidad de energía del Universo se compone de dos componentes misteriosos y poco entendidos: la materia oscura y la energía oscura. Su trabajo de investigación ha ayudado a comprender la conexión entre las propiedades observables de las galaxias y los cúmulos de materia oscura en los que viven las galaxias. Esto ha permitido el uso de galaxias como balizas brillantes para explorar los parámetros que describen el Universo oscuro. Es miembro de la encuesta Subaru Hyper Suprime-Cam, así como del próximo proyecto Large Synoptic Survey Telescope, dos proyectos ambiciosos que tienen como objetivo cartografiar la materia oscura en el Universo y comprender la energía oscura.


Resumen. Utilizando un método de probabilidad aproximado adaptado a estimaciones de potencia de banda, analizamos el conjunto de experimentos de anisotropía de fondo de microondas cósmico de primera generación para deducir restricciones sobre un espacio de parámetros de seis dimensiones que describen fluctuaciones escalares adiabáticas generadas por inflación. Las preferencias básicas de los escenarios de inflación simples son consistentes con el conjunto de datos: se favorecen las geometrías planas (Ωtot ≡ 1 - Ωκ ∼ 1) y un espectro primitivo invariante de escala (n ∼ 1). Se eliminan los modelos con curvatura negativa significativa (Ωtot & lt 0.7), mientras que las restricciones sobre la curvatura positiva son menos estrictas. Las degeneraciones entre los parámetros impiden determinaciones independientes de la densidad de materia Ωm y la constante cosmológica Λ, y la constante de Hubble Ho permanece relativamente libre. También encontramos que la altura del primer pico Doppler en relación con la amplitud sugerida por los datos a mayor l indica un alto contenido de bariones (Ωbh 2), casi independientemente de los otros parámetros. Además del avance cualitativo general esperado de los experimentos de la próxima generación, sus calibraciones de dipolos mejoradas serán particularmente útiles para restringir la altura del pico. Nuestro análisis incluye una estadística de bondad de ajuste aplicable a las estimaciones de potencia y que indica que el modelo de máxima verosimilitud proporciona un ajuste aceptable al conjunto de datos. Palabras clave: cosmología: fondo cósmico de microondas - cosmología: observaciones - cosmología: teoría 1.


Radiación cósmica primaria

Peter K.F. Grieder, en Rayos cósmicos en la Tierra, 2001

5.5.4 Límites superiores experimentales de flujos de neutrinos de fuentes puntuales astrofísicas

Los límites superiores para el flujo de neutrinos extraterrestres de fuentes establecidas de rayos gamma de alta energía se obtuvieron mediante algunos experimentos (Svoboda et al., 1987 Koshiba, 1992 Miller et al., 1994 Barish, 1995 Ambrosio et al., 2001). En la Tabla 5.41 damos los límites superiores para el flujo de neutrinos muónicos (ν μ + ν ¯ μ) de varias fuentes probables según lo determinado por el experimento IMB (Becker-Szendy et al., 1995).

Cuadro 5.41. Límites de flujo IMB en posibles fuentes puntuales de neutrinos astrofísicos. (Becker-Szendy et al., 1995)

FuenteEventos dentro de 1σEventos de fondo esperados90% CL μ-Flux [· 10 −14 cm −2 s −1]90% CL v-Flujo [· 10 −6 cm −2 s −1]
Cangrejo PSR20.564.34.8
Vela PSR00.720.780.85
Cyg X – 300.504.14.5
Geminga10.433.13.5
Su 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

El análisis se basa en eventos simulados de fuentes puntuales con un espectro de ley de potencia, mi −γ, con índice espectral γ = 2 que produce una dispersión de puntos gaussianos de σ = 3.4 °. En la tabla se enumera el número de muones ascendentes detectados por IMB dentro de 1σ de las fuentes junto con un fondo estimado a partir de la aleatorización de los tiempos de llegada del evento y los límites de confianza (CL) del 90% en los flujos de muones y neutrinos. No se encontraron excesos significativos de neutrinos con este experimento.

La Colaboración MACRO había realizado un análisis más reciente y muy extenso (Ambrosio et al., 2001). Sus resultados se presentan en la Tabla 5.42.

Cuadro 5.42. Límites de flujo MACRO en posibles fuentes puntuales de neutrinos astrofísicos. (Ambrosio et al., 2001)

90% CL de límites de flujo de muones inducidos por neutrinos para la lista de detectores MACRO de 42 fuentes. Los límites correspondientes del flujo de neutrinos se dan en la última columna para miv min = 1 GeV. Estos límites se calculan para un índice espectral γ = 2,1 y para miμ & ampgt 1 GeV, incluida la disminución de la eficiencia a energías muy altas. Se incluyen los factores de reducción para un cono de ancho medio de 3 °. Estos límites incluyen el efecto de la absorción de neutrinos en la Tierra. Los límites superiores de flujo se calculan con el enfoque unificado de Feldman y Cousins ​​(1998).

FuenteDecl. δ (grados)Eventos en 3 °Backgr. en 3 °vLímites de flujo μ inducidos [10 −14 cm −2 s −1]v-Límites de flujo [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
Acuario−1.030.82.093.95
4U0336 + 010.610.81.172.19
FuenteDecl. δ (grados)Eventos en 3 °Backgr. en 3 °vLímites de flujo μ inducidos [10 −14 cm −2 s −1]v-Límites de flujo [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
Cangrejo22.010.42.524.70
2U0352 + 3031.020.35.9811.43
Cyg XR-135.200.23.246.24
Su 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

De los datos presentados aquí es evidente que la búsqueda de fuentes de neutrinos extraterrestres debe llevarse a cabo a energías mucho más allá del punto donde el espectro de neutrinos atmosféricos está siendo superado por los espectros más planos de las fuentes astrofísicas, donde estas últimas hacen la contribución dominante a flujo total de neutrinos y antineutrinos. Sin embargo, esto solo será posible con una matriz de detector gigante con un volumen efectivo del orden de 1 km 3, como se mencionó anteriormente. La alta resolución angular de dicho detector es de suma importancia porque reduce la tasa de fondo por píxel, mejora la relación señal / ruido y la sensibilidad, y reduce el flujo mínimo detectable (Bosetti et al., 1982 y 1989 Roberts, 1992 Anassontzis et al. ., 1995 ver también el Capítulo 4, Sección 4.5).


¿Qué hemos aprendido de la cosmología observacional?

Revisamos los fundamentos observacionales del modelo Λ CDM, considerado por la mayoría de los cosmólogos como el modelo estándar de cosmología. El Principio Cosmológico, un supuesto clave del modelo, se demuestra que se verifica con una precisión cada vez mayor. El hecho de que el Universo parece haberse expandido a partir de un pasado cálido y denso está respaldado por muchas sondas independientes (corrimientos al rojo de galaxias, fondo cósmico de microondas, nucleosíntesis del Big-Bang y reionización). La explosión de observaciones detalladas en las últimas décadas ha permitido mediciones precisas de los parámetros cosmológicos dentro de las cosmologías de Friedman-Lemaître-Robertson-Walker que conducen al modelo Λ CDM: un Universo aparentemente plano, dominado por una constante cosmológica, cuyo componente de materia es predominantemente oscuro. Describimos y discutimos las diversas sondas observacionales que llevaron a esta conclusión y concluimos que el modelo Λ CDM, aunque deja una serie de preguntas abiertas sobre la naturaleza profunda de los constituyentes del Universo, proporciona el mejor marco teórico para explicar las observaciones.

Reflejos

► Repasamos los fundamentos observacionales del modelo cosmológico estándar Λ CDM. ► El Principio Cosmológico se verifica cada vez con mayor precisión. ► La expansión desde una fase caliente y densa es compatible con muchas sondas independientes. ► Parece que vivimos en un Universo plano dominado por una constante cosmológica. ► La mayor parte de la materia del Universo es aparentemente oscura.


Anomalías en el CMB por un rebote cósmico

Exploramos un modelo del universo temprano en el que la época inflacionaria está precedida por un rebote cósmico, y argumentamos que este escenario proporciona un origen común a varias de las características anómalas que se han observado a grandes escalas angulares en el fondo cósmico de microondas (CMB ). Más concretamente, mostramos que de este escenario se espera una supresión de potencia, una asimetría dipolar y una preferencia por correlaciones de paridad impar, con dependencia de amplitud y escala en consonancia con las observaciones. El modelo también alivia la tensión en la amplitud de la lente. Estas señales se originan por el efecto indirecto que las correlaciones no gaussianas entre los modos CMB y las longitudes de onda del superhorizonte inducen en el espectro de potencia. Seguimos un enfoque fenomenológico, restringido a una familia de modelos de rebote, y complementamos nuestro análisis señalando teorías bien establecidas donde se materializan nuestras ideas.

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Comentarios:

  1. Salem

    Disculpe por lo que sé de interferir ... esta situación. Escribe aquí o en PM.

  2. Trey

    Se puede discutir infinitamente...

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  4. Wolfrick

    bonita frase



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