Astronomía

Términos faltantes en el tratamiento de Weinberg de las perturbaciones en la cosmología newtoniana

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estaba leyendo Apéndice F del libro de Steven Weingberg "Cosmology". En este Apéndice, resuelve las perturbaciones de un fluido cosmológico descrito por la hidrodinámica no relativista y la gravedad newtoniana.

Resulta que las perturbaciones de primer orden satisfacen,

$$ frac { parcial delta rho} { parcial t} + 3 H delta rho + H vec {X} cdot nabla delta rho + bar { rho} nabla cdot vec {v} = 0, qquad etiqueta {1} $$

$$ frac { parcial delta vec {v}} { parcial t} + H vec {X} cdot nabla delta vec {v} + H delta vec {v} = - nabla delta phi, qquad tag {2} $$

$$ nabla ^ 2 delta phi = 4 pi G delta rho. qquad tag {3} $$

Weinberg aplica la siguiente transformada de Fourier a estas ecuaciones,

$$ f ( vec {X}, t) = int exp left ( frac {i vec {q} cdot vec {X}} {a} right) f _ { vec {q} } (t) mathrm {d} ^ 3 vec {q} $$,

donde $ f ( vec {X}, t) $ es un marcador de posición para $ delta vec {v}, delta rho, $ y $ delta phi $.

Las ecuaciones resultantes que obtiene son,

$$ frac { mathrm d delta rho _ { vec {q}}} { mathrm dt} + 3 H delta rho _ { vec {q}} + frac {i bar { rho} } {a} vec {q} cdot delta vec {v} _ { vec {q}} = 0 qquad tag {1 '} $$

$$ frac { mathrm d delta vec {v} _ { vec {q}}} { mathrm dt} + H delta vec {v} _ { vec {q}} = - frac {i} {a} vec {q} delta phi _ { vec {q}} qquad tag {2 '} $$

$$ vec {q} ^ 2 delta phi _ { vec {q}} = -4 pi G a ^ 2 delta rho _ { vec {q}} qquad tag {3 '} $$ .

En su mayor parte, estas nuevas ecuaciones se pueden obtener haciendo la sustitución $ nabla rightarrow i vec {q} / a $.


Mi pregunta : No parece haber ningún término en las ecuaciones transformadas que corresponda a los términos $ H vec {X} cdot nabla delta rho $ y $ H vec {X} cdot nabla delta vec {v} $. Weinberg no hace ningún comentario sobre su ausencia. ¿Alguien tiene conocimiento de una razón matemática legítima para que estos términos desaparezcan en las ecuaciones transformadas?


La respuesta resulta ser vergonzosamente simple, y sospecho que a nadie se le ocurrió debido a mi mala comunicación en la pregunta.

El $ a $ es lo que ocurre en la transformada de Fourier es el factor de escala que tiene una dependencia del tiempo. Entonces, si miramos el término $ frac { parcial} { parcial t} rho $ obtendremos,

$$ frac { parcial} { t parcial} rho = frac { parcial} { t parcial} int exp izquierda ( frac {i vec {q} cdot vec {X} } {a (t)} right) rho _ { vec {q}} (t) mathrm {d} ^ 3 vec {q} $$

$$ = int frac { parcial} { parcial t} left ( frac {i vec {q} cdot vec {X}} {a (t)} right) exp left ( frac {i vec {q} cdot vec {X}} {a (t)} right) rho _ { vec {q}} (t) + exp left ( frac {i vec {q} cdot vec {X}} {a (t)} right) frac { mathrm {d} rho _ { vec {q}}} { mathrm {d} t} mathrm { d} ^ 3 vec {q} $$

$$ = int left (- frac { dot {a}} {a} frac {i vec {q} cdot vec {X}} {a (t)} right) exp izquierda ( frac {i vec {q} cdot vec {X}} {a (t)} right) rho _ { vec {q}} (t) + exp left ( frac {i vec {q} cdot vec {X}} {a (t)} right) frac { mathrm {d} rho _ { vec {q}}} { mathrm {d} t} mathrm {d} ^ 3 vec {q} $$

$$ = int left (-H frac {i vec {q} cdot vec {X}} {a (t)} right) exp left ( frac {i vec {q} cdot vec {X}} {a (t)} right) rho _ { vec {q}} (t) + exp left ( frac {i vec {q} cdot vec {X }} {a (t)} right) frac { mathrm {d} rho _ { vec {q}}} { mathrm {d} t} mathrm {d} ^ 3 vec {q} $$

El término de la izquierda en el integrando coincide con la transformada de Fourier de $ H ( vec {X} cdot nabla) rho $. Por eso los términos se cancelan.


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Presentamos un tratamiento sistemático de la teoría lineal de las perturbaciones gravitacionales escalares en el calibre sincrónico y el calibre conformal newtoniano (o longitudinal). Primero derivamos la ley de transformación que relaciona los dos calibres. Luego escribimos en paralelo en ambos medidores las ecuaciones acopladas, linealizadas de Boltzmann, Einstein y de fluidos que gobiernan la evolución de las perturbaciones métricas y las fluctuaciones de densidad de las especies de partículas. Las especies de partículas consideradas incluyen materia oscura fría (CDM), bariones, fotones, neutrinos sin masa y neutrinos masivos (una materia oscura caliente o candidata a HDM), donde los componentes CDM y barión se tratan como fluidos mientras que se presenta una descripción detallada del espacio de fase dado a los fotones y neutrinos. Las ecuaciones de evolución lineal presentadas son aplicables a cualquier modelo $ Omega = 1 $ con MDL o una mezcla de MDL y HDM. Se derivan las condiciones iniciales isentrópicas en escalas de superhorizonte. Las ecuaciones se resuelven numéricamente en ambos calibres para un modelo CDM + HDM con $ Omega _ < rm frío> = 0,65, $ $ Omega _ < rm caliente> = 0,3 $ y $ Omega _ < rm bariónico> = 0,05 PS Discutimos la evolución de la métrica y las perturbaciones de densidad y comparamos sus diferentes comportamientos fuera del horizonte en los dos medidores. En un artículo complementario, integramos las ecuaciones geodésicas para las partículas de neutrino en la métrica de fondo newtoniano conforme perturbado calculada aquí. El propósito es obtener un muestreo preciso del espacio de fase de neutrinos para las condiciones iniciales de HDM en simulaciones de cuerpos de $ N $ de los modelos CDM + HDM.


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Una de las preguntas fundamentales de la astronomía es "¿Cómo llegó todo esto aquí?" (Comunicación privada de Kleinmann 1988). Esto está profundamente relacionado con las observaciones relacionadas con la formación, evolución y distribución de las galaxias. Primero desarrollamos algunas consideraciones básicas sobre la imagen "estándar" del Big Bang, luego nos ocupamos de las observaciones relevantes del universo extragaláctico.

La Expansión del Hubble (interpretado convencionalmente como una expansión del espacio-tiempo con galaxias transportadas durante el viaje) y el principio cosmológico juntos implican uno de dos tipos de universo:

Hay varios datos inmediatamente relevantes para ayudarnos a elegir el mejor esquema de apuesta:

La descripción más útil de los modelos cosmológicos involucra la relatividad general. Su base geométrica permite un tratamiento natural de la propagación de la luz a lo largo de la geodísica, que es como obtenemos la mayor parte de nuestra información. Las soluciones estáticas a las ecuaciones de Einstein son inestables a menos que haya alguna fuerza repulsiva que dé lugar a una constante cosmológica & Lambda distinta de cero. Una descripción de este tipo tiene dos parámetros observables localmente, en términos del comportamiento de un factor de escala R. Esto se define de modo que la evolución de la distancia entre dos puntos comanditarios (es decir, sin velocidades peculiares superpuestas a las de la expansión cosmológica) evoluciona como r12 = r0 R (t). Estos parámetros son la relación de Hubble (no del todo constante ya que, en general, cambiará con el tiempo cósmico)

y el parámetro de densidad o deceleración

Para ambos, un subíndice 0 indica su evaluación en la época actual. q está relacionado con la naturaleza abierta o cerrada del universo. La densidad crítica de cierre es & rho0 = 3 H & # 178/8 & rhoG como se puede derivar fácilmente de la física newtoniana. Considere un elemento de volumen de gas en un medio uniforme de densidad & rho a distancia r desde algún punto central arbitrario. Usando un teorema de Newton, la atracción gravitacional de un medio uniforme fuera r no tiene ningún efecto neto, por lo que la fuerza gravitacional debido al material dentro r genera un potencial - GM (& # 60 r) & rho dV /r = -4G y rho r& # 178 & rho & # 178 dV/ 3 para la materia en el elemento de volumen dV. Su energía cinética para un flujo similar al de Hubble es mv& # 178/2 o & rho dV H & # 178 r & # 178/2. En densidad crítica, la energía neta es cero o alternativamente el material en dV está marginalmente ligado: 4 GRAMO &Pi r& # 178 & rho> & # 178 dV / 3 = & rho dV H & # 178 r& # 178/2 Esto se cumple con el valor de & rho0 dado anteriormente. La densidad en unidades de & rho0 a menudo se denota por & Omega. Para & Lambda = 0, q = & Omega / 2 para que q0 = 1/2 es el valor crítico.

Se ha realizado un enorme esfuerzo en la determinación de H0 y q0 a través de pruebas "clásicas" usando galaxias como velas estándar. Medida de H0 ha sido discutido en la conferencia a distancia. El problema con la medición del parámetro de desaceleración es que el universo está cerca de la densidad crítica, por lo que las desviaciones de este valor crítico se hacen evidentes solo en trayectos tan grandes que la evolución de las galaxias se convierte en el factor dominante. Lo poco que sabemos sobre la evolución de las galaxias dice que las galaxias no serán velas estándar. Estas pruebas están bien documentadas en la revisión de Sandage 1988 (ARA & A 26, 561) en un testimonio elocuente del fracaso final de la mayoría de ellas. Estos se basan en la propagación de la radiación en una métrica en expansión y la consiguiente ruptura de la ley del inverso del cuadrado para las intensidades y la relación inversa del diámetro angular-distancia (más adelante sobre lo que significa la distancia en este contexto). Se puede encontrar más información sobre estas pruebas en Weinberg, Gravitación y cosmología, Peebles, Cosmología físicay cap. 3 de Weedman, Astronomía de cuásar.

Diagrama de Hubble o prueba de corrimiento al rojo de magnitud. Supongamos que tenemos un conjunto de galaxias con brillo intrínseco conocido e invariable. Ha sido popular tomar radiogalaxias o miembros del tercer cúmulo más brillantes para esto. Las radiogalaxias en la banda K se comportan especialmente bien. A pequeños corrimientos al rojo, la expansión de Hubble hace que el registro de magnitud z relación lineal, con algo de dispersión debido a las propiedades de las galaxias y nuestra ignorancia de cómo seleccionar un conjunto de galaxias perfectamente uniforme. En lo alto z, la relación puede curvarse para varios q0. Para ver cómo, considere varias medidas de distancia a un objeto de corrimiento al rojo. z. La distancia adecuada es el que atraviesa un fotón en su propio marco desde allí y luego hasta aquí y ahora, es decir DPAG = 1/C & # 215 tiempo de viaje ligero. La distancia de luminosidad es lo que hace que la ley del cuadrado inverso funcione como lo hace en un universo plano: luminosidad / flujo = 4 & pi DL& # 178. Finalmente, el distancia de diámetro angular es aquello para lo cual la relación lineal tamaño-tamaño angular tiene su forma familiar de ángulo pequeño & theta = longitud /DA.

Para el modelo estándar (Friedman),

Esta es una de un conjunto de formas cerradas elaboradas por Mattig (1958 Astron. Nachr. 284, 109) en una demostración de virtuosismo analítico a partir de la escala métrica y de curvatura de Robertson-Walker en un modelo de Friedmann. [Traté de reproducir esta derivación como un estudiante de posgrado curioso, y me di por vencido después de dos días cuando no estaba más cerca. George Blumenthal dijo que le tomó tres días.] Luego tenemos DL = (1 + z) DPAG y DA = DL/ (1 + z) y # 178 que simplifican de diversas formas para los casos especiales q0= 0,1 / 2,1. Por ejemplo, si q0= 1, el tiempo al pasado y tauLB = DPAG/C = (H0) -1 (z / <1 + z>).

En principio, la curvatura en el diagrama de Hubble extendido para velas estándar puede dar q0 como lo muestra Weinberg p. 448 citando a Sandage. Una gran noticia ha sido el hallazgo de que las supernovas de tipo Ia con alto corrimiento al rojo muestran evidencia de curvatura hacia arriba en la relación análoga magnitud-corrimiento al rojo, lo que implica una constante cosmológica distinta de cero. Los objetos de tipo Ia son útiles porque, para empezar, tienen una dispersión estrecha de magnitud absoluta, y gran parte de esta dispersión está correlacionada con una escala de tiempo de desvanecimiento mensurable independientemente, además del hecho de que todos deberían tener el mismo tipo de progenitor que formó su propio elementos de modo que los efectos de la metalicidad inicial sean pequeños. La evidencia se muestra en la Fig. 4 de Riess et al. (1998 AJ 116, 1009, reproducido con permiso de la AAS):

Las diferencias entre varios valores de q0 se vuelven importantes solo para z & # 62 1. La aplicación de esta prueba a datos reales sobre galaxias se complica aún más por varios efectos, algunos de los cuales no entran en la prueba de supernova. La Corrección K explica el hecho de que uno ya no está observando la misma parte del espectro en varios corrimientos al rojo, y para la disminución en la tasa de llegada de fotones (por un factor 1 + z) incluso si uno sigue la misma longitud de onda de la trama emitida con z. La evolución de la galaxia, tanto estelar como dinámica, resulta ser tan fuerte que es mucho más fácil de medir que q0. En el caso de las galaxias en cúmulo, entran los efectos de la riqueza: con un alto corrimiento al rojo es más fácil seleccionar cúmulos ricos cuyo norteLos miembros más brillantes son entonces más brillantes de lo esperado. No está claro que este sea el camino hacia q0 debido al papel dominante de la luminosidad de las galaxias y la evolución espectral.

La diámetro angular - prueba de corrimiento al rojo busca una ruptura de la relación de inversión entre la distancia y el diámetro angular de algún conjunto de varillas de medición estándar (por ejemplo, isofotas de galaxias o separaciones de lóbulos de radio-galaxias). Los brillos de la superficie deben corregirse para atenuar (1 + z) 4 debido a la expansión del espacio más la energía de los fotones y el tiempo de llegada disminuye. La forma de esto se ha utilizado como una prueba (la prueba de Tolman) de que los desplazamientos al rojo realmente corresponden a una expansión, y no a los fenómenos antes populares de "luz cansada" (Sandage y Perelmuter 1990 ApJ 350, 481 361, 1 1991 ApJ 370 , 455, Wirth 1997 PASP 109, 344). Aquí, nuevamente, uno podría tener que lidiar con los efectos evolutivos en objetos como las fuentes de radio: ¿siempre han tenido el mismo tamaño? Al menos con las estructuras de las galaxias, uno tiene cierto control sobre cuánta evolución dinámica podría haber tenido lugar.

Es interesante que, para cualquier valor positivo dado de q0, existe un mínimo en & theta (z) para cualquier tamaño lineal, las cosas con un mayor desplazamiento al rojo se ven más grandes de nuevo porque estaban bastante cerca cuando se emitió la luz. Para q0= 1/2, el diámetro angular pasa por un mínimo en z= 5/4. Usando la forma analítica listada, por ejemplo, en Lang, Astrophys. Fórmulas, eqn. 5-314, tenemos:

(Si desea experimentar con esto, aquí hay un código IDL simple que generó la trama). Este efecto puede ser en parte responsable de los grandes tamaños aparentes de las radiogalaxias de desplazamiento al rojo muy alto (ver Djorgovski en Galaxias casi normales, por ejemplo). Sin embargo, al interpretar los tamaños de los objetos con alto corrimiento al rojo, la atenuación del brillo de la superficie puede ser un efecto dominante.

El número de Galaxy cuenta puede usarse para rastrear la historia del volumen por galaxia, de modo que el Nueva Zelanda) relación implica R (t) ya que el factor de escala R escalas como (1 + z) -1. Si pudiéramos contar una población conservada en un amplio rango de corrimiento al rojo, podríamos aprender q0 directamente de su definición. Un primer intento utilizó el mapeo de seis colores para estimar los desplazamientos al rojo fotométricos (Loh y Spillar 1986 ApJLett 307, L1). Modelando con una función de luminosidad estándar, obtienen & Omega = 0.9 +0.7 -0.5 de 1000 galaxias de "campo". Esto es independiente de la evolución del color, pero depende de la evolución de la luminosidad y la fusión de ambos procesos podría cambiar el número de galaxias en un rango de luminosidad dado con desplazamiento al rojo. Como discutió Sandage 1988, la mayoría de las aplicaciones de esta prueba son más sensibles a la evolución de las galaxias que a la cosmología (porque el universo es lo suficientemente viejo como para que estemos aquí hablando de él).

Existen limitaciones adicionales de las observaciones locales (o de laboratorio). El más destacado es el fondo de microondas cósmico. Este es el campo de radiación en la época de la (re) combinación, cuando el universo se volvió lo suficientemente transparente por primera vez para que la radiación se propague libremente a distancias cosmológicamente interesantes. Entonces, a altas densidades, el campo de radiación estaba completamente temalizado (cuerpo negro). Desde entonces, la temperatura observada ha disminuido debido al desplazamiento al rojo (un cuerpo negro desplazado al rojo es otro cuerpo negro de temperatura más baja). Consulte Peebles, capítulo 7, para conocer algunas complicaciones. La recombinación estaba en algún lugar z

104 establecido por la temperatura a la que se ioniza el hidrógeno y la temperatura CMB observada (que sabemos por COBE que es 2.785 K, Mather et al 1990 APJLett 354, L37 y Smoot et al 1991 ApJLett 371, L1). El CMB es altamente isotrópico (excepto por un término dipolo que se cree que refleja nuestro movimiento con respecto a la velocidad a gran escala definida por la superficie de emisión del CMB) y vergonzosamente suave. Su espectro es un cuerpo negro tan perfecto como se puede medir: de la Fig. 4 de Fixsen et al. 1996 (ApJ 473, 576, con permiso de la AAS),

Esperaríamos algunos bultos correspondientes a protogalaxias y cúmulos, ya que es bastante difícil entender cómo se forman las galaxias por z

5 por falta de homogeneidad en la recombinación.Estos fueron finalmente detectados de manera convincente por el grupo COBE, con la posterior confirmación por observaciones terrestres desde Tenerife y la Antártida, así como por instrumentos transportados por globos. Las fluctuaciones, medidas a una resolución de unos pocos grados, están en el nivel & Delta T /

3 & # 215 10 -6, que es (a factores "de orden unidad") el contraste de densidad & Delta & rho / & rho de fluctuaciones. El desarrollo lineal de perturbaciones no lo reducirá para aglutinar la materia lo suficientemente rápido, hay algo importante aquí que no sabemos sobre la formación de galaxias. Estoy esperando que la materia no bariónica ya se haya agrupado en la recombinación y proporcione semillas para formar estructuras bariónicas, pero entonces podría estar convencido de lo contrario si aparece algo parecido a la evidencia. El CMB fue una de las principales caídas de una imagen de estado estable, algo ha cambiado claramente desde el momento en que el espacio se llenaba uniformemente con plasma de 4000 K.

Se espera la absorción del CMB por gas caliente en racimo (el efecto Sunyaev-Zeldovich) y se ha observado después de años de límites superiores; esto es interesante como confirmación directa de que no estamos viendo algún efecto local desconocido, ya que el CMB viene por detrás. racimos con corrimiento al rojo sustancial. Tenga en cuenta que la temperatura del CMB debe escalar como 1 + z las mediciones de niveles de estructura fina de baja energía (específicamente C II *) en sistemas de líneas de absorción de QSO muestran de hecho este efecto. Como lo muestran Ge, Bechtold y Black 1997 ApJ 474, 67, (cortesía de la AAS),

En retrospectiva, el primer indicio del CMB fue la temperatura de excitación del CN ​​interestelar visto en absorción a 3874 y Aring contra estrellas galácticas, con observaciones que se remontan a Adams 1941 (ApJ 93, 11 ver Thaddeus 1972 ARA & A 10, 305 para una historia más completa) . Como discutieron Roth, Meyer y Hawkins (1993 ApJL 413, L67), estas líneas se excitan al absorber radiación a 1.3 y 2.6 mm. Estas observaciones tienen cierto interés filosófico en mostrar la uniformidad de esta radiación a escalas galácticas.


Ehlers, J .: En: Actas de las ciencias naturales y matemáticas de la Academia de Ciencias y Literatura de Mainz. Nr. 11, 792 (1961) Gen. Rel. Grav. 25, 1225 traducido en (1993) Ellis, G.F.R .: Relatividad general y cosmología. En: Sachs, R.K. (ed.) Actas de la Escuela Internacional de Verano de Física Curso Enrico Fermi, vol. 47, pág. 104. Academic Press, Nueva York (1971)

Hwang, J., Noh, H .: Phys. Rev. D 72, 044011 (2004) Noh, H., Hwang, J .: Clase. Quant. Grav. 22, 3181 (2005)


Contenido

La cosmología moderna se desarrolló a lo largo de vías en tándem de teoría y observación. En 1916, Albert Einstein publicó su teoría de la relatividad general, que proporcionó una descripción unificada de la gravedad como una propiedad geométrica del espacio y el tiempo. [4] En ese momento, Einstein creía en un universo estático, pero descubrió que su formulación original de la teoría no lo permitía. [5] Esto se debe a que las masas distribuidas por todo el universo se atraen gravitacionalmente y se acercan unas a otras con el tiempo. [6] Sin embargo, se dio cuenta de que sus ecuaciones permitían la introducción de un término constante que podía contrarrestar la fuerza de atracción de la gravedad en la escala cósmica. Einstein publicó su primer artículo sobre cosmología relativista en 1917, en el que añadió este constante cosmológica a sus ecuaciones de campo para obligarlos a modelar un universo estático. [7] El modelo de Einstein describe un espacio universal estático que es finito e ilimitado (análogo a la superficie de una esfera, que tiene un área finita pero sin bordes). Sin embargo, este llamado modelo de Einstein es inestable a pequeñas perturbaciones; eventualmente comenzará a expandirse o contraerse. [5] Más tarde se comprendió que el modelo de Einstein era solo una de un conjunto más amplio de posibilidades, todas las cuales eran consistentes con la relatividad general y el principio cosmológico. Alexander Friedmann encontró las soluciones cosmológicas de la relatividad general a principios de la década de 1920. [8] Sus ecuaciones describen el universo de Friedmann-Lemaître-Robertson-Walker, que puede expandirse o contraerse, y cuya geometría puede ser abierta, plana o cerrada.

En la década de 1910, Vesto Slipher (y más tarde Carl Wilhelm Wirtz) interpretaron el desplazamiento hacia el rojo de las nebulosas espirales como un desplazamiento Doppler que indicaba que se estaban alejando de la Tierra. [12] [13] Sin embargo, es difícil determinar la distancia a los objetos astronómicos. Una forma es comparar el tamaño físico de un objeto con su tamaño angular, pero se debe suponer un tamaño físico para hacer esto. Otro método consiste en medir el brillo de un objeto y asumir una luminosidad intrínseca, a partir de la cual se puede determinar la distancia mediante la ley del cuadrado inverso. Debido a la dificultad de utilizar estos métodos, no se dieron cuenta de que las nebulosas eran en realidad galaxias fuera de nuestra propia Vía Láctea, ni especularon sobre las implicaciones cosmológicas. En 1927, el sacerdote católico belga Georges Lemaître derivó independientemente las ecuaciones de Friedmann-Lemaître-Robertson-Walker y propuso, sobre la base de la recesión de las nebulosas espirales, que el universo comenzó con la "explosión" de un "átomo primitivo" [ 14], que más tarde se denominó Big Bang. En 1929, Edwin Hubble proporcionó una base de observación para la teoría de Lemaître. Hubble demostró que las nebulosas espirales eran galaxias determinando sus distancias usando medidas del brillo de las estrellas variables Cefeidas. Descubrió una relación entre el corrimiento al rojo de una galaxia y su distancia. Interpretó esto como evidencia de que las galaxias se están alejando de la Tierra en todas direcciones a velocidades proporcionales a su distancia. [15] Este hecho se conoce ahora como ley de Hubble, aunque el factor numérico que Hubble encontró que relaciona la velocidad de recesión y la distancia estaba desviado por un factor de diez, debido a que no se conocían los tipos de variables cefeidas.

Dado el principio cosmológico, la ley de Hubble sugirió que el universo se estaba expandiendo. Se propusieron dos explicaciones principales para la expansión. Una fue la teoría del Big Bang de Lemaître, defendida y desarrollada por George Gamow. La otra explicación fue el modelo de estado estable de Fred Hoyle en el que se crea nueva materia a medida que las galaxias se alejan unas de otras. En este modelo, el universo es aproximadamente el mismo en cualquier momento. [16] [17]

Durante varios años, el apoyo a estas teorías se dividió a partes iguales. Sin embargo, la evidencia observacional comenzó a respaldar la idea de que el universo evolucionó a partir de un estado denso y caliente. El descubrimiento del fondo de microondas cósmico en 1965 prestó un fuerte apoyo al modelo del Big Bang, [17] y desde las mediciones precisas del fondo de microondas cósmico por el Explorador de fondo cósmico a principios de la década de 1990, pocos cosmólogos han propuesto seriamente otras teorías de la origen y evolución del cosmos. Una consecuencia de esto es que en la relatividad general estándar, el universo comenzó con una singularidad, como lo demostraron Roger Penrose y Stephen Hawking en la década de 1960. [18]

Se ha presentado una visión alternativa para extender el modelo del Big Bang, que sugiere que el universo no tuvo comienzo ni singularidad y que la edad del universo es infinita. [19] [20] [21]

Los elementos químicos más ligeros, principalmente hidrógeno y helio, se crearon durante el Big Bang mediante el proceso de nucleosíntesis. [22] En una secuencia de reacciones de nucleosíntesis estelar, los núcleos atómicos más pequeños se combinan en núcleos atómicos más grandes, formando finalmente elementos del grupo de hierro estable como el hierro y el níquel, que tienen las energías de unión nuclear más altas. [23] El proceso neto da como resultado una liberación de energía posterior, es decir, posterior al Big Bang. [24] Tales reacciones de partículas nucleares pueden conducir a liberaciones repentinas de energía de estrellas variables cataclísmicas como las novas. El colapso gravitacional de la materia en agujeros negros también impulsa los procesos más energéticos, generalmente vistos en las regiones nucleares de las galaxias, formando cuásares y galaxias activas.

Los cosmólogos no pueden explicar exactamente todos los fenómenos cósmicos, como los relacionados con la expansión acelerada del universo, utilizando formas convencionales de energía. En cambio, los cosmólogos proponen una nueva forma de energía llamada energía oscura que impregna todo el espacio. [25] Una hipótesis es que la energía oscura es solo la energía del vacío, un componente del espacio vacío que está asociado con las partículas virtuales que existen debido al principio de incertidumbre. [26]

No existe una forma clara de definir la energía total en el universo utilizando la teoría de la gravedad más aceptada, la relatividad general. Por lo tanto, sigue siendo controvertido si la energía total se conserva en un universo en expansión. Por ejemplo, cada fotón que viaja a través del espacio intergaláctico pierde energía debido al efecto de corrimiento al rojo. Obviamente, esta energía no se transfiere a ningún otro sistema, por lo que parece que se pierde de forma permanente. Por otro lado, algunos cosmólogos insisten en que la energía se conserva en cierto sentido, esto sigue la ley de conservación de la energía. [27]

Diferentes formas de energía pueden dominar el cosmos: partículas relativistas a las que se hace referencia como radiación, o partículas no relativistas a las que se hace referencia como materia. Las partículas relativistas son partículas cuya masa en reposo es cero o insignificante en comparación con su energía cinética, por lo que se mueven a la velocidad de la luz o muy cerca de ella. de luz.

A medida que el universo se expande, tanto la materia como la radiación se diluyen. Sin embargo, las densidades de energía de la radiación y la materia se diluyen a diferentes velocidades. A medida que un volumen particular se expande, la densidad de masa-energía se modifica solo por el aumento de volumen, pero la densidad de energía de la radiación cambia tanto por el aumento de volumen como por el aumento de la longitud de onda de los fotones que lo componen. Por tanto, la energía de la radiación se convierte en una parte más pequeña de la energía total del universo que la de la materia a medida que se expande. Se dice que el universo primitivo estuvo "dominado por la radiación" y la radiación controló la desaceleración de la expansión. Más tarde, a medida que la energía promedio por fotón se vuelve aproximadamente 10 eV o menos, la materia dicta la tasa de desaceleración y se dice que el universo está "dominado por la materia". El caso intermedio no se trata bien analíticamente. A medida que continúa la expansión del universo, la materia se diluye aún más y la constante cosmológica se vuelve dominante, lo que lleva a una aceleración en la expansión del universo.

La historia del universo es un tema central en cosmología. La historia del universo se divide en diferentes períodos llamados épocas, de acuerdo con las fuerzas y procesos dominantes en cada período. El modelo cosmológico estándar se conoce como modelo Lambda-CDM.

Ecuaciones de movimiento Editar

Dentro del modelo cosmológico estándar, las ecuaciones de movimiento que gobiernan el universo en su conjunto se derivan de la relatividad general con una pequeña constante cosmológica positiva. [28] La solución es un universo en expansión debido a esta expansión, la radiación y la materia en el universo se enfrían y se diluyen. Al principio, la expansión se ralentiza por la gravedad que atrae la radiación y la materia del universo. Sin embargo, a medida que estos se diluyen, la constante cosmológica se vuelve más dominante y la expansión del universo comienza a acelerarse en lugar de desacelerarse. En nuestro universo, esto sucedió hace miles de millones de años. [29]

Física de partículas en cosmología Editar

Durante los primeros momentos del universo, la densidad de energía promedio era muy alta, por lo que el conocimiento de la física de partículas era fundamental para comprender este entorno. Por tanto, los procesos de dispersión y desintegración de partículas elementales inestables son importantes para los modelos cosmológicos de este período.

Como regla general, un proceso de dispersión o desintegración es cosmológicamente importante en una época determinada si la escala de tiempo que describe ese proceso es menor o comparable a la escala de tiempo de la expansión del universo. [ aclaración necesaria ] La escala de tiempo que describe la expansión del universo es 1 / H < displaystyle 1 / H> siendo H < displaystyle H> el parámetro de Hubble, que varía con el tiempo. La escala de tiempo de expansión 1 / H < displaystyle 1 / H> es aproximadamente igual a la edad del universo en cada momento.

Cronología del Big Bang Editar

Las observaciones sugieren que el universo comenzó hace unos 13.800 millones de años. [30] Desde entonces, la evolución del universo ha pasado por tres fases. El universo muy temprano, que todavía se conoce poco, fue la fracción de segundo en la que el universo estaba tan caliente que las partículas tenían energías más altas que las actualmente accesibles en los aceleradores de partículas en la Tierra. Por lo tanto, si bien las características básicas de esta época se han elaborado en la teoría del Big Bang, los detalles se basan en gran medida en conjeturas fundamentadas. Después de esto, en el universo temprano, la evolución del universo procedió de acuerdo con la física de altas energías conocida. Aquí es cuando se forman los primeros protones, electrones y neutrones, luego los núcleos y finalmente los átomos. Con la formación de hidrógeno neutro, se emitió el fondo cósmico de microondas. Finalmente, comenzó la época de la formación de estructuras, cuando la materia comenzó a agregarse en las primeras estrellas y cuásares, y finalmente se formaron galaxias, cúmulos de galaxias y supercúmulos. El futuro del universo aún no se conoce con certeza, pero según el modelo ΛCDM seguirá expandiéndose para siempre.

A continuación, se describen algunas de las áreas de investigación más activas en cosmología, aproximadamente en orden cronológico. Esto no incluye toda la cosmología del Big Bang, que se presenta en Cronología del Big Bang.

Universo muy temprano Editar

El universo temprano y caliente parece estar bien explicado por el Big Bang desde aproximadamente 10 a 33 segundos en adelante, pero hay varios problemas. Una es que no hay ninguna razón de peso, usando la física de partículas actual, para que el universo sea plano, homogéneo e isotrópico. (ver el principio cosmológico). Además, las grandes teorías unificadas de la física de partículas sugieren que debería haber monopolos magnéticos en el universo, que no se han encontrado. Estos problemas se resuelven mediante un breve período de inflación cósmica, que lleva al universo a la planitud, suaviza las anisotropías y las inhomogeneidades al nivel observado y diluye exponencialmente los monopolos. [31] El modelo físico detrás de la inflación cósmica es extremadamente simple, pero aún no ha sido confirmado por la física de partículas, y existen problemas difíciles para conciliar la inflación y la teoría cuántica de campos. [ vago ] Algunos cosmólogos piensan que la teoría de cuerdas y la cosmología de brana proporcionarán una alternativa a la inflación. [32]

Otro problema importante de la cosmología es qué provocó que el universo contuviera mucha más materia que antimateria. Los cosmólogos pueden deducir observacionalmente que el universo no está dividido en regiones de materia y antimateria. Si lo fuera, se producirían rayos X y rayos gamma como resultado de la aniquilación, pero esto no se observa. Por lo tanto, algún proceso en el universo temprano debe haber creado un pequeño exceso de materia sobre la antimateria, y este proceso (actualmente no entendido) se llama bariogénesis. Andrei Sakharov en 1967 derivó tres condiciones requeridas para la bariogénesis, y requiere una violación de la simetría de la física de partículas, llamada simetría CP, entre la materia y la antimateria. [33] Sin embargo, los aceleradores de partículas miden una violación demasiado pequeña de la simetría CP para explicar la asimetría bariónica. Los cosmólogos y físicos de partículas buscan violaciones adicionales de la simetría CP en el universo temprano que podrían explicar la asimetría bariónica. [34]

Tanto los problemas de la bariogénesis como la inflación cósmica están estrechamente relacionados con la física de partículas, y su resolución podría provenir de la teoría y el experimento de altas energías, más que de las observaciones del universo. [ ¿especulación? ]

Teoría del Big Bang Editar

La nucleosíntesis del Big Bang es la teoría de la formación de los elementos en el universo temprano. Terminó cuando el universo tenía unos tres minutos y su temperatura descendió por debajo de aquella en la que podría producirse la fusión nuclear. La nucleosíntesis del Big Bang tuvo un breve período durante el cual pudo operar, por lo que solo se produjeron los elementos más ligeros. Partiendo de iones de hidrógeno (protones), produjo principalmente deuterio, helio-4 y litio. Otros elementos se produjeron solo en trazas de abundancia. La teoría básica de la nucleosíntesis fue desarrollada en 1948 por George Gamow, Ralph Asher Alpher y Robert Herman. [35] Se utilizó durante muchos años como una sonda de la física en la época del Big Bang, ya que la teoría de la nucleosíntesis del Big Bang conecta la abundancia de elementos ligeros primordiales con las características del universo temprano. [22] Específicamente, se puede usar para probar el principio de equivalencia, [36] para sondear la materia oscura y probar la física de los neutrinos. [37] Algunos cosmólogos han propuesto que la nucleosíntesis del Big Bang sugiere que hay una cuarta especie "estéril" de neutrinos. [38]

Modelo estándar de la cosmología del Big Bang Editar

La ΛCDM (Materia oscura fría lambda) o Lambda-CDM modelo es una parametrización del modelo cosmológico del Big Bang en el que el universo contiene una constante cosmológica, denotada por Lambda (griego Λ), asociado con la energía oscura y la materia oscura fría (abreviado MDL). Con frecuencia se lo conoce como el modelo estandar de la cosmología del Big Bang. [39] [40]

Fondo de microondas cósmico Editar

El fondo cósmico de microondas es la radiación que queda del desacoplamiento después de la época de recombinación cuando se formaron por primera vez los átomos neutros. En este punto, la radiación producida en el Big Bang detuvo la dispersión de Thomson de los iones cargados. La radiación, observada por primera vez en 1965 por Arno Penzias y Robert Woodrow Wilson, tiene un espectro de cuerpo negro térmico perfecto. Tiene una temperatura de 2,7 kelvin en la actualidad y es isotrópica a una parte en 10 5. La teoría de la perturbación cosmológica, que describe la evolución de leves inhomogeneidades en el universo temprano, ha permitido a los cosmólogos calcular con precisión el espectro de potencia angular de la radiación, y ha sido medido por los recientes experimentos de satélites (COBE y WMAP) [41] y muchos experimentos terrestres y basados ​​en globos (como el interferómetro de escala angular de grados, el generador de imágenes de fondo cósmico y el boomerang). [42] Uno de los objetivos de estos esfuerzos es medir los parámetros básicos del modelo Lambda-CDM con una precisión cada vez mayor, así como probar las predicciones del modelo Big Bang y buscar nueva física. Los resultados de las mediciones realizadas por WMAP, por ejemplo, han puesto límites a las masas de neutrinos. [43]

Experimentos más nuevos, como QUIET y el Telescopio Cosmológico de Atacama, están tratando de medir la polarización del fondo cósmico de microondas. [44] Se espera que estas mediciones proporcionen una mayor confirmación de la teoría, así como información sobre la inflación cósmica y las llamadas anisotropías secundarias, [45] como el efecto Sunyaev-Zel'dovich y el efecto Sachs-Wolfe, que son causada por la interacción entre galaxias y cúmulos con el fondo cósmico de microondas. [46] [47]

El 17 de marzo de 2014, los astrónomos de la Colaboración BICEP2 anunciaron la aparente detección de B-modo de polarización del CMB, considerado como evidencia de ondas gravitacionales primordiales que la teoría de la inflación predice que ocurrirán durante la fase más temprana del Big Bang. [9] [10] [11] [48] Sin embargo, más tarde ese año la colaboración de Planck proporcionó una medición más precisa del polvo cósmico, concluyendo que la señal del modo B del polvo tiene la misma fuerza que la reportada por BICEP2. [49] [50] El 30 de enero de 2015, se publicó un análisis conjunto de los datos de BICEP2 y Planck y la Agencia Espacial Europea anunció que la señal puede atribuirse por completo al polvo interestelar de la Vía Láctea. [51]

Formación y evolución de estructuras a gran escala Editar

Comprender la formación y evolución de las estructuras más grandes y antiguas (es decir, cuásares, galaxias, cúmulos y supercúmulos) es uno de los mayores esfuerzos en cosmología. Los cosmólogos estudian un modelo de formación de estructura jerárquica en el que las estructuras se forman de abajo hacia arriba, con los objetos más pequeños formándose primero, mientras que los objetos más grandes, como los supercúmulos, todavía se están ensamblando. [52] Una forma de estudiar la estructura en el universo es estudiar las galaxias visibles, con el fin de construir una imagen tridimensional de las galaxias en el universo y medir el espectro de potencia de la materia. Este es el enfoque de la Encuesta Sloan Digital Sky y la encuesta 2dF Galaxy Redshift. [53] [54]

Otra herramienta para comprender la formación de estructuras son las simulaciones, que los cosmólogos utilizan para estudiar la agregación gravitacional de la materia en el universo, a medida que se agrupa en filamentos, supercúmulos y vacíos. La mayoría de las simulaciones contienen solo materia oscura fría no bariónica, que debería ser suficiente para comprender el universo en las escalas más grandes, ya que hay mucha más materia oscura en el universo que materia bariónica visible. Las simulaciones más avanzadas están comenzando a incluir bariones y estudiar la formación de galaxias individuales. Los cosmólogos estudian estas simulaciones para ver si están de acuerdo con los estudios de galaxias y para comprender cualquier discrepancia. [55]

Otras observaciones complementarias para medir la distribución de la materia en el universo distante y sondear la reionización incluyen:

  • El bosque Lyman-alfa, que permite a los cosmólogos medir la distribución de gas hidrógeno atómico neutro en el universo temprano, midiendo la absorción de luz de cuásares distantes por el gas. [56]
  • La línea de absorción de 21 centímetros de hidrógeno atómico neutro también proporciona una prueba sensible de cosmología. [57], la distorsión de una imagen distante por lentes gravitacionales debido a la materia oscura. [58]

Estos ayudarán a los cosmólogos a resolver la cuestión de cuándo y cómo se formó la estructura en el universo.

Materia oscura Editar

La evidencia de la nucleosíntesis del Big Bang, el fondo cósmico de microondas, la formación de estructuras y las curvas de rotación de galaxias sugieren que aproximadamente el 23% de la masa del universo consiste en materia oscura no bariónica, mientras que solo el 4% consiste en materia bariónica visible. Los efectos gravitacionales de la materia oscura son bien conocidos, ya que se comporta como un fluido frío no radiativo que forma halos alrededor de las galaxias. La materia oscura nunca se ha detectado en el laboratorio, y la naturaleza física de partículas de la materia oscura sigue siendo completamente desconocida. Sin restricciones de observación, hay una serie de candidatos, como una partícula supersimétrica estable, una partícula masiva que interactúa débilmente, una partícula masiva que interactúa gravitacionalmente, un axión y un objeto halo compacto masivo. Las alternativas a la hipótesis de la materia oscura incluyen una modificación de la gravedad a pequeñas aceleraciones (MOND) o un efecto de la cosmología de las branas. [59]

Energía oscura Editar

Si el universo es plano, debe haber un componente adicional que represente el 73% (además del 23% de materia oscura y el 4% de bariones) de la densidad de energía del universo. A esto se le llama energía oscura. Para no interferir con la nucleosíntesis del Big Bang y el fondo cósmico de microondas, no debe agruparse en halos como bariones y materia oscura. Existe una fuerte evidencia observacional de la energía oscura, ya que la densidad de energía total del universo se conoce a través de restricciones sobre la planitud del universo, pero la cantidad de materia agrupada se mide con precisión y es mucho menor que esto. El caso de la energía oscura se reforzó en 1999, cuando las mediciones demostraron que la expansión del universo ha comenzado a acelerarse gradualmente. [60]

Aparte de su densidad y sus propiedades de agrupamiento, no se sabe nada sobre la energía oscura. Teoría cuántica de campos predice una constante cosmológica (CC) muy parecida a la energía oscura, pero 120 órdenes de magnitud mayor que la observada. [61] Steven Weinberg y varios teóricos de cuerdas (ver paisaje de cuerdas) han invocado el 'principio antrópico débil': es decir, la razón por la que los físicos observan un universo con una constante cosmológica tan pequeña es que ningún físico (o vida alguna) podría existir en un universo con una constante cosmológica mayor. Muchos cosmólogos encuentran esta explicación insatisfactoria: tal vez porque, si bien el principio antrópico débil es evidente por sí mismo (dado que existen observadores vivos, debe haber al menos un universo con una constante cosmológica que permita que exista la vida), no intenta explicarlo. el contexto de ese universo. [62] Por ejemplo, el principio antrópico débil por sí solo no distingue entre:

  • Solo existirá un universo y hay algún principio subyacente que restringe el CC al valor que observamos.
  • Solo existirá un universo y, aunque no hay un principio subyacente que arregle el CC, tuvimos suerte.
  • Existen muchos universos (simultáneamente o en serie) con un rango de valores de CC y, por supuesto, el nuestro es uno de los que sustentan la vida.

Otras posibles explicaciones para la energía oscura incluyen la quintaesencia [63] o una modificación de la gravedad en las escalas más grandes. [64] El efecto sobre la cosmología de la energía oscura que describen estos modelos viene dado por la ecuación de estado de la energía oscura, que varía según la teoría. La naturaleza de la energía oscura es uno de los problemas más desafiantes de la cosmología.

Es probable que una mejor comprensión de la energía oscura resuelva el problema del destino final del universo. En la época cosmológica actual, la expansión acelerada debida a la energía oscura está impidiendo que se formen estructuras más grandes que los supercúmulos. No se sabe si la aceleración continuará indefinidamente, quizás incluso aumentando hasta una gran ruptura, o si eventualmente se revertirá, conducirá a una gran congelación o seguirá algún otro escenario. [sesenta y cinco]

Ondas gravitacionales Editar

Las ondas gravitacionales son ondulaciones en la curvatura del espacio-tiempo que se propagan como ondas a la velocidad de la luz, generadas en ciertas interacciones gravitacionales que se propagan hacia afuera desde su fuente. La astronomía de ondas gravitacionales es una rama emergente de la astronomía observacional que tiene como objetivo utilizar ondas gravitacionales para recopilar datos de observación sobre fuentes de ondas gravitacionales detectables, como sistemas estelares binarios compuestos por enanas blancas, estrellas de neutrones y agujeros negros y eventos como supernovas, y la formación del universo temprano poco después del Big Bang. [66]

En 2016, los equipos de Colaboración Científica de LIGO y Colaboración de Virgo anunciaron que habían realizado la primera observación de ondas gravitacionales, originadas en un par de agujeros negros fusionados utilizando los detectores LIGO avanzados. [67] [68] [69] El 15 de junio de 2016, se anunció una segunda detección de ondas gravitacionales de agujeros negros en fusión. [70] Además de LIGO, se están construyendo muchos otros observatorios (detectores) de ondas gravitacionales. [71]


Contenido

La historia del tema comienza con el desarrollo en el siglo XIX de la mecánica ondulatoria y la exploración de fenómenos asociados al efecto Doppler. El efecto lleva el nombre de Christian Doppler, quien ofreció la primera explicación física conocida para el fenómeno en 1842. [1] La hipótesis fue probada y confirmada por ondas sonoras por el científico holandés Christophorus Buys Ballot en 1845. [2] Doppler predijo correctamente que el fenómeno debería aplicarse a todas las ondas y, en particular, sugirió que los colores variables de las estrellas podrían atribuirse a su movimiento con respecto a la Tierra. [3] Sin embargo, antes de que esto se verificara, se descubrió que los colores estelares se debían principalmente a la temperatura de una estrella, no al movimiento. Sólo más tarde fue justificado el Doppler mediante observaciones de corrimiento al rojo verificadas.

El primer corrimiento al rojo Doppler fue descrito por el físico francés Hippolyte Fizeau en 1848, quien señaló que el cambio en las líneas espectrales que se ven en las estrellas se debe al efecto Doppler. El efecto a veces se denomina "efecto Doppler-Fizeau". En 1868, el astrónomo británico William Huggins fue el primero en determinar la velocidad de una estrella alejándose de la Tierra mediante este método. [4] En 1871, se confirmó el corrimiento al rojo óptico cuando se observó el fenómeno en las líneas de Fraunhofer utilizando la rotación solar, aproximadamente 0,1 Å en rojo. [5] En 1887, Vogel y Scheiner descubrieron el efecto Doppler anual, el cambio anual en el desplazamiento Doppler de las estrellas ubicadas cerca de la eclíptica debido a la velocidad orbital de la Tierra. [6] En 1901, Aristarkh Belopolsky verificó el corrimiento al rojo óptico en el laboratorio utilizando un sistema de espejos giratorios. [7]

La primera aparición del término corrimiento al rojo impreso (en esta forma con guión) parece ser del astrónomo estadounidense Walter S. Adams en 1908, en el que menciona "Dos métodos para investigar la naturaleza del corrimiento al rojo nebular". [8] La palabra no aparece sin guion hasta aproximadamente 1934 por Willem de Sitter, tal vez indicando que hasta ese momento su equivalente alemán, Rotverschiebung, fue más comúnmente utilizado. [9]

Comenzando con las observaciones en 1912, Vesto Slipher descubrió que la mayoría de las galaxias espirales, que entonces se pensaba principalmente que eran nebulosas espirales, tenían considerables desplazamientos al rojo. Slipher informa por primera vez sobre su medición en el volumen inaugural de la Boletín del Observatorio Lowell. [10] Tres años después, escribió una reseña en la revista. Astronomía popular. [11] En él afirma que "el descubrimiento temprano de que la gran espiral de Andrómeda tenía la velocidad bastante excepcional de -300 km (/ s) mostró los medios disponibles entonces, capaces de investigar no sólo los espectros de las espirales sino sus velocidades como bien." [12] Slipher informó las velocidades de 15 nebulosas espirales repartidas por toda la esfera celeste, todas menos tres con velocidades observables "positivas" (es decir, recesivas). Posteriormente, Edwin Hubble descubrió una relación aproximada entre los desplazamientos al rojo de tales "nebulosas" y las distancias a ellas con la formulación de la ley de Hubble que lleva su nombre. [13] Estas observaciones corroboraron el trabajo de Alexander Friedmann de 1922, en el que derivó las ecuaciones de Friedmann-Lemaître. [14] Hoy en día se consideran una fuerte evidencia de un universo en expansión y la teoría del Big Bang. [15]

Se puede medir el espectro de luz que proviene de una fuente (vea la ilustración del espectro idealizado arriba a la derecha). Para determinar el corrimiento al rojo, se buscan características en el espectro, como líneas de absorción, líneas de emisión u otras variaciones en la intensidad de la luz. Si se encuentran, estas características se pueden comparar con características conocidas en el espectro de varios compuestos químicos encontrados en experimentos donde ese compuesto se encuentra en la Tierra. Un elemento atómico muy común en el espacio es el hidrógeno. El espectro de luz originalmente sin rasgos que brillaba a través del hidrógeno mostrará un espectro característico específico del hidrógeno que tiene características a intervalos regulares. Si se limita a las líneas de absorción, se vería similar a la ilustración (arriba a la derecha). Si se observa el mismo patrón de intervalos en un espectro observado desde una fuente distante pero que ocurre en longitudes de onda cambiadas, también se puede identificar como hidrógeno. Si se identifica la misma línea espectral en ambos espectros, pero a diferentes longitudes de onda, el corrimiento al rojo se puede calcular utilizando la tabla siguiente. Determinar el corrimiento al rojo de un objeto de esta manera requiere un rango de frecuencia o longitud de onda. Para calcular el corrimiento al rojo, se debe conocer la longitud de onda de la luz emitida en el marco de reposo de la fuente: en otras palabras, la longitud de onda que mediría un observador ubicado adyacente a la fuente y en forma conjunta con ella. Dado que en aplicaciones astronómicas esta medición no se puede realizar directamente, porque eso requeriría viajar a la estrella distante de interés, se utiliza en su lugar el método que utiliza líneas espectrales que se describen aquí. Los desplazamientos al rojo no se pueden calcular observando entidades no identificadas cuya frecuencia de fotograma en reposo se desconoce, o con un espectro sin rasgos distintivos o con ruido blanco (fluctuaciones aleatorias en un espectro). [17]

El desplazamiento hacia el rojo (y el desplazamiento hacia el azul) se puede caracterizar por la diferencia relativa entre las longitudes de onda (o frecuencia) observadas y emitidas de un objeto. En astronomía, se acostumbra referirse a este cambio usando una cantidad adimensional llamada z . Si λ representa la longitud de onda y F representa la frecuencia (nota, λf = C dónde C es la velocidad de la luz), entonces z está definido por las ecuaciones: [18]

Cálculo del corrimiento al rojo, z
Basado en longitud de onda Basado en frecuencia
z = λ o segundo s v - λ mi mi yo t λ mi mi yo t < Displaystyle z = < frac < lambda _ < mathrm > - lambda _ < mathrm >> < lambda _ < mathrm >>>> z = f mi m yo t - f o b s v f o b s v < Displaystyle z = < frac > -f_ < mathrm >> >>>>
1 + z = λ o segundo s v λ mi metro yo t < Displaystyle 1 + z = < frac < lambda _ < mathrm >> < lambda _ < mathrm >>>> 1 + z = f mi m yo t f o b s v < Displaystyle 1 + z = < frac >> >>>>

Después z se mide, la distinción entre desplazamiento al rojo y desplazamiento al azul es simplemente una cuestión de si z es positivo o negativo. Por ejemplo, corrimientos al azul con efecto Doppler ( z & lt 0) están asociados con objetos que se acercan (se acercan) al observador con la luz cambiando a energías mayores. Por el contrario, el efecto Doppler desplaza al rojo ( z & gt 0) están asociados con objetos que se alejan (alejándose) del observador con la luz cambiando a energías más bajas. Del mismo modo, los desplazamientos al azul gravitacional están asociados con la luz emitida por una fuente que reside dentro de un campo gravitacional más débil como se observa desde dentro de un campo gravitacional más fuerte, mientras que el desplazamiento al rojo gravitacional implica las condiciones opuestas.

En la relatividad general se pueden derivar varias fórmulas de casos especiales importantes para el desplazamiento al rojo en ciertas geometrías espaciotemporales especiales, como se resume en la siguiente tabla. En todos los casos, la magnitud del desplazamiento (el valor de z ) es independiente de la longitud de onda. [19]

Para un movimiento completamente en la dirección radial o en la línea de visión:


Para un movimiento completamente en la dirección transversal:

Efecto Doppler Editar

575 nm de longitud de onda) la bola aparece verdosa (desplazamiento azul a

565 nm de longitud de onda) que se acerca al observador, se vuelve naranja (corrimiento al rojo a

585 nm de longitud de onda) a medida que pasa, y vuelve a amarillo cuando se detiene el movimiento. Para observar tal cambio de color, el objeto tendría que viajar a aproximadamente 5.200 km / s, o unas 75 veces más rápido que el récord de velocidad de la sonda espacial más rápida hecha por el hombre.

Si una fuente de luz se aleja de un observador, entonces corrimiento al rojo ( z & gt 0) ocurre si la fuente se mueve hacia el observador, luego el desplazamiento hacia el azul ( z & lt 0) ocurre. Esto es cierto para todas las ondas electromagnéticas y se explica por el efecto Doppler. En consecuencia, este tipo de corrimiento al rojo se denomina Corrimiento al rojo Doppler. Si la fuente se aleja del observador con velocidad v , que es mucho menor que la velocidad de la luz ( vC ), el corrimiento al rojo viene dado por

dónde C es la velocidad de la luz. En el efecto Doppler clásico, la frecuencia de la fuente no se modifica, pero el movimiento de recesión provoca la ilusión de una frecuencia más baja.

Un tratamiento más completo del corrimiento al rojo Doppler requiere considerar los efectos relativistas asociados con el movimiento de fuentes cercanas a la velocidad de la luz. Se puede encontrar una derivación completa del efecto en el artículo sobre el efecto Doppler relativista. En resumen, los objetos que se mueven cerca de la velocidad de la luz experimentarán desviaciones de la fórmula anterior debido a la dilatación temporal de la relatividad especial que se puede corregir introduciendo el factor de Lorentz. γ en la fórmula Doppler clásica de la siguiente manera (para el movimiento únicamente en la línea de visión):

Este fenómeno se observó por primera vez en un experimento de 1938 realizado por Herbert E. Ives y G.R. Stilwell, llamado el experimento de Ives-Stilwell. [21]

Dado que el factor de Lorentz depende solo de la magnitud de la velocidad, esto hace que el corrimiento al rojo asociado con la corrección relativista sea independiente de la orientación del movimiento de la fuente. Por el contrario, la parte clásica de la fórmula depende de la proyección del movimiento de la fuente en la línea de visión, lo que produce diferentes resultados para diferentes orientaciones. Si θ es el ángulo entre la dirección del movimiento relativo y la dirección de emisión en el marco del observador [22] (el ángulo cero está directamente alejado del observador), la forma completa del efecto Doppler relativista se convierte en:

y para el movimiento únicamente en la línea de visión ( θ = 0 °), esta ecuación se reduce a:

Para el caso especial de que la luz se mueva en ángulo recto ( θ = 90 °) a la dirección del movimiento relativo en el marco del observador, [23] el desplazamiento al rojo relativista se conoce como desplazamiento al rojo transversal y desplazamiento al rojo:

se mide, aunque el objeto no se aleja del observador. Incluso cuando la fuente se está moviendo hacia el observador, si hay un componente transversal en el movimiento, entonces hay cierta velocidad a la que la dilatación simplemente cancela el desplazamiento al azul esperado y, a mayor velocidad, la fuente que se aproxima se desplazará al rojo. [24]

Expansión del espacio Editar

A principios del siglo XX, Slipher, Wirtz y otros realizaron las primeras mediciones de los desplazamientos al rojo y al azul de las galaxias más allá de la Vía Láctea. Inicialmente interpretaron estos desplazamientos al rojo y al azul como debidos a movimientos aleatorios, pero más tarde Lemaître (1927) y Hubble (1929), utilizando datos anteriores, descubrieron una correlación aproximadamente lineal entre los crecientes desplazamientos al rojo y las distancias a las galaxias. Lemaître se dio cuenta de que estas observaciones podrían explicarse por un mecanismo de producción de corrimientos al rojo visto en las soluciones de Friedmann a las ecuaciones de la relatividad general de Einstein. Todos los modelos que tienen una expansión métrica del espacio requieren la correlación entre los desplazamientos al rojo y las distancias. [15] Como resultado, la longitud de onda de los fotones que se propagan a través del espacio en expansión se estira, creando el corrimiento al rojo cosmológico.

Existe una distinción entre un corrimiento al rojo en el contexto cosmológico en comparación con el que se observa cuando los objetos cercanos exhiben un corrimiento al rojo local con efecto Doppler. En lugar de que los desplazamientos al rojo cosmológicos sean una consecuencia de las velocidades relativas que están sujetas a las leyes de la relatividad especial (y, por lo tanto, están sujetas a la regla de que dos objetos separados localmente no pueden tener velocidades relativas entre sí más rápidas que la velocidad de la luz), en cambio, los fotones aumentan en longitud de onda y se desplazan al rojo debido a una característica global del espacio-tiempo a través del cual viajan. Una interpretación de este efecto es la idea de que el espacio mismo se está expandiendo. [25] Debido a que la expansión aumenta a medida que aumentan las distancias, la distancia entre dos galaxias remotas puede aumentar a más de 3 × 10 8 m / s, pero esto no implica que las galaxias se muevan más rápido que la velocidad de la luz en su ubicación actual. (que está prohibido por la covarianza de Lorentz).

Derivación matemática Editar

Las consecuencias observacionales de este efecto se pueden derivar utilizando las ecuaciones de la relatividad general que describen un universo homogéneo e isótropo.

Para derivar el efecto de corrimiento al rojo, use la ecuación geodésica para una onda de luz, que es

  • ds es el intervalo de espacio-tiempo
  • dt es el intervalo de tiempo
  • Dr es el intervalo espacial
  • C es la velocidad de la luz
  • a es el factor de escala cósmico dependiente del tiempo
  • k es la curvatura por unidad de área.

Para un observador que observa la cresta de una onda de luz en una posición r = 0 y tiempo t = tahora , la cresta de la onda de luz se emitió a la vez t = tluego en el pasado y una posición lejana r = R . La integración sobre el camino tanto en el espacio como en el tiempo que viaja la onda de luz produce:

En general, la longitud de onda de la luz no es la misma para las dos posiciones y tiempos considerados debido a las propiedades cambiantes de la métrica. Cuando se emitió la onda, tenía una longitud de onda λluego . La siguiente cresta de la onda de luz se emitió a la vez.

El observador ve la siguiente cresta de la onda de luz observada con una longitud de onda λahora llegar a una hora

Dado que la cresta posterior se emite de nuevo desde r = R y se observa en r = 0, se puede escribir la siguiente ecuación:

El lado derecho de las dos ecuaciones integrales anteriores es idéntico, lo que significa

Usando la siguiente manipulación:

Para variaciones muy pequeñas en el tiempo (durante el período de un ciclo de una onda de luz), el factor de escala es esencialmente una constante ( a = aahora hoy y a = aluego previamente). Esto produce

que se puede reescribir como

Usando la definición de corrimiento al rojo proporcionada anteriormente, la ecuación

es obtenido. En un universo en expansión como el que habitamos, el factor de escala aumenta monótonamente a medida que pasa el tiempo, por lo tanto, z es positivo y las galaxias distantes aparecen corridas al rojo.

Usando un modelo de la expansión del universo, el corrimiento al rojo se puede relacionar con la edad de un objeto observado, el llamado relación tiempo cósmico-desplazamiento al rojo. Denote una relación de densidad como Ω0 :

con ρcritico la densidad crítica que delimita un universo que eventualmente se rompe de uno que simplemente se expande. Esta densidad es de aproximadamente tres átomos de hidrógeno por metro cúbico de espacio. [26] En grandes corrimientos al rojo, 1 + z & gt Ω0 −1, se encuentra:

dónde H0 es la constante de Hubble actual, y z es el corrimiento al rojo. [27] [28] [29]

Distinguir entre efectos cosmológicos y locales Editar

Para corrimientos al rojo cosmológicos de z & lt 0,01 desplazamientos al rojo Doppler y desplazamientos al azul adicionales debido a los movimientos peculiares de las galaxias entre sí provocan una amplia dispersión de la Ley de Hubble estándar. [30] La situación resultante puede ilustrarse con el Universo de láminas de caucho en expansión, una analogía cosmológica común utilizada para describir la expansión del espacio. Si dos objetos están representados por cojinetes de bolas y el espacio-tiempo por una lámina de goma que se estira, el efecto Doppler se produce al hacer rodar las bolas a lo largo de la lámina para crear un movimiento peculiar. El corrimiento al rojo cosmológico ocurre cuando los rodamientos de bolas se pegan a la hoja y la hoja se estira. [31] [32] [33]

Los desplazamientos al rojo de las galaxias incluyen tanto un componente relacionado con la velocidad de recesión de la expansión del universo como un componente relacionado con el movimiento peculiar (desplazamiento Doppler). [34] El corrimiento al rojo debido a la expansión del universo depende de la velocidad de recesión de una manera determinada por el modelo cosmológico elegido para describir la expansión del universo, que es muy diferente de cómo el corrimiento al rojo Doppler depende de la velocidad local. [35] Al describir el origen de la expansión cosmológica del corrimiento al rojo, el cosmólogo Edward Robert Harrison dijo: "La luz deja una galaxia, que está estacionaria en su región local del espacio, y finalmente es recibida por observadores que están estacionarios en su propia región local del espacio. Entre la galaxia y el observador, la luz viaja a través de vastas regiones de espacio en expansión. Como resultado, todas las longitudes de onda de la luz se estiran por la expansión del espacio. Es tan simple como eso ". [36] Steven Weinberg aclaró:" El El aumento de la longitud de onda de la emisión a la absorción de luz no depende de la tasa de cambio de a(t) [aquí a(t) es el factor de escala de Robertson-Walker] en los momentos de emisión o absorción, pero en el aumento de a(t) en todo el período comprendido entre la emisión y la absorción ". [37]

La literatura popular utiliza a menudo la expresión "desplazamiento al rojo Doppler" en lugar de "desplazamiento al rojo cosmológico" para describir el desplazamiento al rojo de las galaxias dominadas por la expansión del espacio-tiempo, pero el desplazamiento al rojo cosmológico no se encuentra utilizando la ecuación de Doppler relativista [38], que en cambio se caracteriza por relatividad así v & gt C es imposible mientras que, por el contrario, v & gt C Es posible para los desplazamientos al rojo cosmológicos porque el espacio que separa los objetos (por ejemplo, un quásar de la Tierra) puede expandirse más rápido que la velocidad de la luz. [39] Más matemáticamente, el punto de vista de que "las galaxias distantes están retrocediendo" y el punto de vista de que "el espacio entre las galaxias se está expandiendo" están relacionados mediante el cambio de sistemas de coordenadas. Expresar esto con precisión requiere trabajar con las matemáticas de la métrica de Friedmann-Robertson-Walker. [40]

Si el universo se contrajera en lugar de expandirse, veríamos galaxias distantes desplazadas al azul en una cantidad proporcional a su distancia en lugar de desplazadas al rojo. [41]

Desplazamiento al rojo gravitacional Editar

En la teoría de la relatividad general, hay una dilatación del tiempo dentro de un pozo gravitacional. Esto se conoce como desplazamiento al rojo gravitacional o Cambio de Einstein. [42] La derivación teórica de este efecto se deriva de la solución de Schwarzschild de las ecuaciones de Einstein que produce la siguiente fórmula para el desplazamiento al rojo asociado con un fotón que viaja en el campo gravitacional de una masa esférica simétrica, sin carga y sin rotación:

  • GRAMO es la constante gravitacional,
  • METRO es la masa del objeto que crea el campo gravitacional,
  • r es la coordenada radial de la fuente (que es análoga a la distancia clásica desde el centro del objeto, pero en realidad es una coordenada de Schwarzchild), y
  • C es la velocidad de la luz.

Este resultado de desplazamiento al rojo gravitacional puede derivarse de los supuestos de la relatividad especial y del principio de equivalencia, no se requiere la teoría completa de la relatividad general. [43]

El efecto es muy pequeño pero medible en la Tierra utilizando el efecto Mössbauer y se observó por primera vez en el experimento Pound-Rebka. [44] Sin embargo, es significativo cerca de un agujero negro, y cuando un objeto se acerca al horizonte de eventos, el corrimiento al rojo se vuelve infinito. También es la causa dominante de grandes fluctuaciones de temperatura de escala angular en la radiación cósmica de fondo de microondas (ver efecto Sachs-Wolfe). [45]

El corrimiento al rojo observado en astronomía se puede medir porque los espectros de emisión y absorción de los átomos son distintivos y bien conocidos, calibrados a partir de experimentos espectroscópicos en laboratorios de la Tierra. Cuando se mide el corrimiento al rojo de varias líneas de absorción y emisión de un solo objeto astronómico, z se encuentra notablemente constante. Aunque los objetos distantes pueden verse ligeramente borrosos y las líneas ensanchadas, no es más de lo que puede explicarse por el movimiento térmico o mecánico de la fuente. Por estas y otras razones, el consenso entre los astrónomos es que los corrimientos al rojo que observan se deben a alguna combinación de las tres formas establecidas de corrimientos al rojo similares a Doppler. Las hipótesis y explicaciones alternativas para el corrimiento al rojo, como la luz cansada, generalmente no se consideran plausibles. [46]

La espectroscopia, como medida, es considerablemente más difícil que la simple fotometría, que mide el brillo de los objetos astronómicos a través de ciertos filtros. [47] Cuando los datos fotométricos son todo lo que está disponible (por ejemplo, el campo profundo del Hubble y el campo ultraprofundo del Hubble), los astrónomos confían en una técnica para medir los desplazamientos al rojo fotométricos. [48] ​​Debido a los amplios rangos de longitud de onda en los filtros fotométricos y las suposiciones necesarias sobre la naturaleza del espectro en la fuente de luz, los errores para este tipo de mediciones pueden variar hasta δz = 0,5, y son mucho menos fiables que las determinaciones espectroscópicas. [49] Sin embargo, la fotometría permite al menos una caracterización cualitativa de un corrimiento al rojo. Por ejemplo, si un espectro similar al Sol tuviera un corrimiento al rojo de z = 1, sería más brillante en el infrarrojo que en el color amarillo verdoso asociado con el pico de su espectro de cuerpo negro, y la intensidad de la luz se reducirá en el filtro en un factor de cuatro, (1 + z) 2. Tanto la tasa de recuento de fotones como la energía de los fotones están desplazadas al rojo. (Consulte la corrección de K para obtener más detalles sobre las consecuencias fotométricas del desplazamiento al rojo). [50]

Observaciones locales Editar

En los objetos cercanos (dentro de nuestra galaxia, la Vía Láctea), los desplazamientos al rojo observados casi siempre están relacionados con las velocidades de la línea de visión asociadas con los objetos que se observan. Las observaciones de tales desplazamientos al rojo y al azul han permitido a los astrónomos medir velocidades y parametrizar las masas de las estrellas en órbita en binarios espectroscópicos, un método empleado por primera vez en 1868 por el astrónomo británico William Huggins. [4] Del mismo modo, los pequeños desplazamientos al rojo y al azul detectados en las mediciones espectroscópicas de estrellas individuales son una forma en que los astrónomos han podido diagnosticar y medir la presencia y las características de los sistemas planetarios alrededor de otras estrellas e incluso han realizado mediciones diferenciales muy detalladas de los desplazamientos al rojo durante tránsitos para determinar parámetros orbitales precisos. [51] En heliosismología se utilizan mediciones finamente detalladas de los desplazamientos al rojo para determinar los movimientos precisos de la fotosfera del Sol. [52] Los corrimientos al rojo también se han utilizado para realizar las primeras mediciones de las tasas de rotación de los planetas, [53] las velocidades de las nubes interestelares, [54] la rotación de las galaxias, [19] y la dinámica de acreción en estrellas de neutrones y agujeros negros. que exhiben desplazamientos al rojo tanto Doppler como gravitacionales. [55] Además, las temperaturas de varios objetos emisores y absorbentes pueden obtenerse midiendo el ensanchamiento Doppler, es decir, desplazamientos al rojo y al azul en una sola línea de emisión o absorción. [56] Al medir el ensanchamiento y los cambios de la línea de hidrógeno de 21 centímetros en diferentes direcciones, los astrónomos han podido medir las velocidades de recesión del gas interestelar, que a su vez revela la curva de rotación de nuestra Vía Láctea. [19] Se han realizado mediciones similares en otras galaxias, como Andrómeda. [19] Como herramienta de diagnóstico, las medidas de desplazamiento al rojo son una de las medidas espectroscópicas más importantes realizadas en astronomía.

Observaciones extragalácticas Editar

Los objetos más distantes exhiben mayores corrimientos al rojo correspondientes al flujo Hubble del universo. El desplazamiento al rojo más grande observado, correspondiente a la mayor distancia y el más lejano en el tiempo, es el de la radiación cósmica de fondo de microondas, el valor numérico de su desplazamiento al rojo es de aproximadamente z = 1089 ( z = 0 corresponde al tiempo presente), y muestra el estado del universo hace unos 13.800 millones de años, [57] y 379.000 años después de los momentos iniciales del Big Bang. [58]

Los núcleos luminosos en forma de puntos de los quásares fueron el primer "alto corrimiento al rojo" ( z & gt 0.1) objetos descubiertos antes de que la mejora de los telescopios permitiera el descubrimiento de otras galaxias de alto corrimiento al rojo.

Para las galaxias más distantes que el Grupo Local y el Cúmulo Virgo cercano, pero dentro de mil megaparsecs aproximadamente, el corrimiento al rojo es aproximadamente proporcional a la distancia de la galaxia. Esta correlación fue observada por primera vez por Edwin Hubble y se conoce como ley de Hubble. Vesto Slipher fue el primero en descubrir los corrimientos al rojo galácticos, aproximadamente en el año 1912, mientras que Hubble correlacionó las medidas de Slipher con las distancias que midió por otros medios para formular su Ley. En el modelo cosmológico ampliamente aceptado basado en la relatividad general, el desplazamiento al rojo es principalmente el resultado de la expansión del espacio: esto significa que cuanto más lejos está una galaxia de nosotros, más se ha expandido el espacio en el tiempo desde que la luz dejó esa galaxia. por lo tanto, cuanto más se ha estirado la luz, más corrida al rojo está la luz y, por lo tanto, más rápido parece alejarse de nosotros. La ley de Hubble se deriva en parte del principio copernicano. [59] Debido a que generalmente no se sabe qué tan luminosos son los objetos, medir el corrimiento al rojo es más fácil que las mediciones de distancia más directas, por lo que el corrimiento al rojo a veces se convierte en la práctica en una medición de distancia burda usando la ley de Hubble.

Las interacciones gravitacionales de las galaxias entre sí y los cúmulos provocan una dispersión significativa en el diagrama normal del diagrama de Hubble. Las velocidades peculiares asociadas con las galaxias superponen un rastro aproximado de la masa de objetos virializados en el universo. Este efecto conduce a fenómenos tales como galaxias cercanas (como la galaxia de Andrómeda) que exhiben desplazamientos hacia el azul a medida que caemos hacia un baricentro común, y mapas de desplazamiento al rojo de cúmulos que muestran un efecto de dedos de dios debido a la dispersión de velocidades peculiares en una distribución aproximadamente esférica. [59] Este componente adicional brinda a los cosmólogos la oportunidad de medir las masas de los objetos independientemente de la relación masa / luz (la relación entre la masa de una galaxia en masas solares y su brillo en luminosidades solares), una herramienta importante para medir la materia oscura. . [60]

La relación lineal de la ley de Hubble entre la distancia y el corrimiento al rojo supone que la tasa de expansión del universo es constante. Sin embargo, cuando el universo era mucho más joven, la tasa de expansión, y por lo tanto la "constante" de Hubble, era mayor de lo que es hoy. Entonces, para galaxias más distantes, cuya luz ha estado viajando hacia nosotros durante mucho más tiempo, la aproximación de la tasa de expansión constante falla, y la ley de Hubble se convierte en una relación integral no lineal y depende de la historia de la tasa de expansión desde la emisión. de la luz de la galaxia en cuestión. Las observaciones de la relación desplazamiento al rojo-distancia se pueden utilizar, entonces, para determinar la historia de expansión del universo y, por lo tanto, el contenido de materia y energía.

Si bien durante mucho tiempo se creyó que la tasa de expansión había disminuido continuamente desde el Big Bang, las observaciones recientes de la relación desplazamiento al rojo-distancia utilizando supernovas de Tipo Ia han sugerido que en tiempos relativamente recientes la tasa de expansión del universo ha comenzado a acelerarse.

Desplazamientos al rojo más altos Editar

Actualmente, los objetos con los mayores corrimientos al rojo conocidos son las galaxias y los objetos que producen estallidos de rayos gamma. Los corrimientos al rojo más confiables provienen de datos espectroscópicos, y el corrimiento al rojo espectroscópico más alto confirmado de una galaxia es el de GN-z11, [61] con un corrimiento al rojo de z = 11,1, correspondiente a 400 millones de años después del Big Bang. El récord anterior lo tenía UDFy-38135539 [62] con un corrimiento al rojo de z = 8,6, correspondiente a 600 millones de años después del Big Bang. Ligeramente menos confiables son los corrimientos al rojo de Lyman-break, el más alto de los cuales es la galaxia A1689-zD1 con lente en un corrimiento al rojo z = 7.5 [63] [64] y el siguiente más alto es z = 7,0. [65] El estallido de rayos gamma observado más distante con una medición espectroscópica de corrimiento al rojo fue GRB 090423, que tuvo un corrimiento al rojo de z = 8.2. [66] El cuásar conocido más distante, ULAS J1342 + 0928, está en z = 7,54. [67] [68] La radiogalaxia de desplazamiento al rojo más alta conocida (TGSS1530) está en un desplazamiento al rojo z = 5,72 [69] y el material molecular de desplazamiento al rojo más alto conocido es la detección de emisión de la molécula de CO del cuásar SDSS J1148 + 5251 en z = 6.42 . [70]

Objetos extremadamente rojos (ERO) son fuentes astronómicas de radiación que irradian energía en la parte roja e infrarroja cercana del espectro electromagnético. Estas pueden ser galaxias con estallido estelar que tienen un alto corrimiento al rojo acompañado de enrojecimiento por el polvo intermedio, o podrían ser galaxias elípticas altamente corridas al rojo con una población estelar más vieja (y por lo tanto más roja). [71] Los objetos que son incluso más rojos que los ERO se denominan objetos hiper extremadamente rojos (HÉROES). [72]

El fondo cósmico de microondas tiene un corrimiento al rojo de z = 1089, que corresponde a una edad de aproximadamente 379.000 años después del Big Bang y una distancia comoving de más de 46 mil millones de años luz. [73] La primera luz aún por observar de las estrellas más antiguas de la Población III, poco después de que los átomos se formaran por primera vez y el CMB dejara de ser absorbido casi por completo, puede tener corrimientos al rojo en el rango de 20 & lt. z & lt 100. [74] Otros eventos de alto corrimiento al rojo predichos por la física pero no observables actualmente son el fondo de neutrinos cósmicos de aproximadamente dos segundos después del Big Bang (y un corrimiento al rojo en exceso de z & gt 10 10) [75] y el fondo de ondas gravitacionales cósmicas emitidas directamente por la inflación con un corrimiento al rojo superior a z & gt 10 25. [76]

En junio de 2015, los astrónomos informaron evidencia de estrellas de Población III en la galaxia Cosmos Redshift 7 en z = 6,60. Es probable que tales estrellas hayan existido en el universo temprano (es decir, con un alto corrimiento al rojo), y pueden haber comenzado la producción de elementos químicos más pesados ​​que el hidrógeno que son necesarios para la formación posterior de los planetas y la vida tal como la conocemos. [77] [78]

Encuestas de Redshift Editar

Con la llegada de los telescopios automatizados y las mejoras en los espectroscopios, se han realizado varias colaboraciones para mapear el universo en el espacio de desplazamiento al rojo. Al combinar el desplazamiento al rojo con los datos de posición angular, un estudio de desplazamiento al rojo mapea la distribución 3D de la materia dentro de un campo del cielo. Estas observaciones se utilizan para medir las propiedades de la estructura a gran escala del universo. La Gran Muralla, un vasto supercúmulo de galaxias de más de 500 millones de años luz de ancho, proporciona un ejemplo dramático de una estructura a gran escala que los estudios de desplazamiento al rojo pueden detectar. [79]

El primer estudio de desplazamiento al rojo fue el CfA Redshift Survey, iniciado en 1977 con la recopilación de datos inicial completada en 1982. [80] Más recientemente, el estudio de desplazamiento al rojo de 2dF Galaxy determinó la estructura a gran escala de una sección del universo, midiendo los desplazamientos al rojo durante más de La recopilación de datos de 220.000 galaxias se completó en 2002, y el conjunto de datos final se publicó el 30 de junio de 2003. [81] El Sloan Digital Sky Survey (SDSS) está en curso en 2013 y tiene como objetivo medir los desplazamientos al rojo de alrededor de 3 millones de objetos. [82] SDSS ha registrado desplazamientos al rojo para galaxias de hasta 0,8 y ha estado involucrado en la detección de cuásares más allá z = 6. El estudio DEEP2 Redshift Survey utiliza los telescopios Keck con el nuevo espectrógrafo "DEIMOS", un seguimiento del programa piloto DEEP1, DEEP2 está diseñado para medir galaxias débiles con corrimientos al rojo de 0,7 y superiores, y por lo tanto está previsto que proporcione un complemento de alto corrimiento al rojo. a SDSS y 2dF. [83]

Las interacciones y fenómenos resumidos en los temas de transferencia radiativa y óptica física pueden resultar en cambios en la longitud de onda y frecuencia de la radiación electromagnética. En tales casos, los cambios corresponden a una transferencia de energía física a la materia u otros fotones en lugar de ser por una transformación entre marcos de referencia. Tales cambios pueden deberse a fenómenos físicos tales como efectos de coherencia o la dispersión de radiación electromagnética, ya sea de partículas elementales cargadas, de partículas o de fluctuaciones del índice de refracción en un medio dieléctrico, como ocurre en el fenómeno de radio de los silbatos de radio. [19] Si bien estos fenómenos a veces se denominan "corrimientos al rojo" y "corrimientos al azul", en la astrofísica, las interacciones entre la luz y la materia que producen cambios de energía en el campo de radiación se denominan generalmente "enrojecimiento" en lugar de "corrimiento al rojo" que, como un término, normalmente se reserva para los efectos discutidos anteriormente. [19]

En muchas circunstancias, la dispersión hace que la radiación se enrojezca porque la entropía da como resultado el predominio de muchos fotones de baja energía sobre unos pocos de alta energía (mientras se conserva la energía total). [19] Excepto posiblemente bajo condiciones cuidadosamente controladas, la dispersión no produce el mismo cambio relativo en la longitud de onda en todo el espectro, es decir, cualquier calculado z es generalmente una función de la longitud de onda. Además, la dispersión de medios aleatorios generalmente ocurre en muchos ángulos, y z es una función del ángulo de dispersión. Si se produce una dispersión múltiple, o las partículas que se dispersan tienen un movimiento relativo, generalmente también hay distorsión de las líneas espectrales. [19]

En la astronomía interestelar, los espectros visibles pueden aparecer más rojos debido a los procesos de dispersión en un fenómeno conocido como enrojecimiento interestelar [19]; ​​de manera similar, la dispersión de Rayleigh causa el enrojecimiento atmosférico del Sol que se ve al amanecer o al atardecer y hace que el resto del cielo tenga un color azul. Este fenómeno es distinto del rojocambiardebido a que las líneas espectroscópicas no se desplazan a otras longitudes de onda en los objetos enrojecidos y hay una atenuación y distorsión adicionales asociadas con el fenómeno debido a que los fotones se dispersan dentro y fuera de la línea de visión.

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  83. Goldhaber y col. (2001). "Parametrización de estiramiento de escala de tiempo de curvas de luz de banda B de supernova de tipo Ia". Diario astrofísico. 558 (1): 359–386. arXiv: astro-ph / 0104382. Código bibliográfico: 2001ApJ. 558..359G. doi: 10.1086 / 322460. S2CID17237531. señaló que las teorías alternativas no pueden dar cuenta de la extensión de la escala de tiempo observado en las supernovas de tipo Ia
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Artículos Editar

  • Odenwald, S. y Fienberg, RT. 1993 "Galaxy Redshifts Reconsidered" en Telescopio de cielo y amplificador Febrero de 2003 págs. 31–35 (Este artículo es una lectura adicional útil para distinguir entre los 3 tipos de corrimiento al rojo y sus causas).
  • Lineweaver, Charles H. y Tamara M. Davis, "Misconceptions about the Big Bang", Científico americano, Marzo de 2005. (Este artículo es útil para explicar el mecanismo de desplazamiento al rojo cosmológico, así como para aclarar conceptos erróneos sobre la física de la expansión del espacio).

Libros Editar

  • Nussbaumer, Harry Lydia Bieri (2009). Descubriendo el Universo en Expansión. Prensa de la Universidad de Cambridge. ISBN978-0-521-51484-2.
  • Binney, James Michael Merrifeld (1998). Astronomía galáctica. Prensa de la Universidad de Princeton. ISBN978-0-691-02565-0.
  • Carroll, Bradley W. y Dale A. Ostlie (1996). Introducción a la astrofísica moderna. Addison-Wesley Publishing Company, Inc. ISBN978-0-201-54730-6.
  • Feynman, Richard Leighton, Robert Sands, Matthew (1989). Conferencias Feynman de Física. Vol. 1. Addison-Wesley. ISBN978-0-201-51003-4.
  • Grøn, Øyvind Hervik, Sigbjørn (2007). Teoría general de la relatividad de Einstein. Nueva York: Springer. ISBN978-0-387-69199-2.
  • Kutner, Marc (2003). Astronomía: una perspectiva física . Prensa de la Universidad de Cambridge. ISBN978-0-521-52927-3.
  • Misner, Charles Thorne, Kip S. Wheeler, John Archibald (1973). Gravitación. San Francisco: W. H. Freeman. ISBN978-0-7167-0344-0.
  • Peebles, P. J. E. (1993). Principios de cosmología física. Prensa de la Universidad de Princeton. ISBN978-0-691-01933-8.
  • Taylor, Edwin F. Wheeler, John Archibald (1992). Física del espacio-tiempo: introducción a la relatividad especial (2ª ed.). W.H. Hombre libre. ISBN978-0-7167-2327-1.
  • Weinberg, Steven (1971). Gravitación y cosmología. John Wiley. ISBN978-0-471-92567-5.
  • Véanse también los libros de texto de cosmología física para las aplicaciones de los desplazamientos al rojo cosmológico y gravitacional.

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Términos faltantes en el tratamiento de Weinberg de las perturbaciones en la cosmología newtoniana - Astronomía

Resumen

Tanto para el modelo del mundo de fondo como para sus perturbaciones lineales, la cosmología newtoniana coincide con los límites de presión cero de la cosmología relativista. Sin embargo, tales éxitos en la cosmología newtoniana no se basan puramente en la gravedad de Newton, sino que están guiados por resultados previamente conocidos en la teoría de Einstein. La naturaleza de acción a distancia de la gravedad de Newton requiere una verificación adicional de la teoría de Einstein para su uso en los regímenes no lineales a gran escala. Estudiamos el dominio de validez de la cosmología newtoniana investigando regímenes débilmente no lineales en cosmología relativista asumiendo un fluido de presión cero y de irritación. Mostramos que, en primer lugar, si ignoramos el acoplamiento con ondas gravitacionales, la cosmología newtoniana es exactamente válida incluso hasta el segundo orden en perturbaciones. En segundo lugar, los términos de corrección puramente relativista comienzan a aparecer desde el tercer orden. En tercer lugar, los términos de corrección son independientes de la escala del horizonte y son bastante pequeños a gran escala cerca del horizonte. Estas conclusiones se basan en nuestra elección especial (y adecuada) de variables y condiciones de medición. En una situación complementaria donde el sistema es débilmente relativista pero completamente no lineal (por lo tanto, muy dentro del horizonte) podemos emplear la aproximación post-Newtoniana. También mostramos que en las estructuras a gran escala los efectos post-Newtonianos son bastante pequeños. Como consecuencia, ahora podemos confiar en la gravedad newtoniana para analizar la evolución de estructuras no lineales a gran escala incluso cerca del volumen del horizonte.

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Transformación de calibre en perturbaciones cosmológicas

Para un sistema de coordenadas dado en el espacio-tiempo de fondo, hay muchos sistemas de coordenadas posibles en el espacio-tiempo perturbado, todos cercanos entre sí, que podríamos usar. Como se indica en la figura 2, el sistema de coordenadas ## < hat x ^ α> ## asocia el punto ## bar P ## en el fondo con ## hat P ##, mientras que ## < tilde x ^ α > ## asocia el mismo punto de fondo ## bar P ## con otro punto ## tilde P ##.

1) Tengo entendido aquí que ambas coordenadas ## < hat x ^ α> ## y ## < tilde x ^ α> ## dan el mismo punto en el fondo con diferente valor de coordenadas, pero ¿qué significa la ecuación (4.2 ) (## tilde x ^ α ( tilde P) = hat x ^ α ( hat P) = bar x ^ α ( bar P) ##) ¿significa? Con esto, ¿significa eso que hay un abuso de notación tal que ## bar x ^ α ( bar P) ## es el punto & quotTHE & quot?

La transformación de coordenadas relaciona las coordenadas del mismo punto en el espacio-tiempo perturbado.

## tilde x ^ α ( tilde P) = hat x ^ α ( tilde P) + ξ ^ α ##
## tilde x ^ α ( hat P) = hat x ^ α ( hat P) + ξ ^ α ##

2) ¿Qué quiere decir con esto? Según mi búsqueda, hay una declaración que dice:
Una transformación de calibre es diferente de una transformación de coordenadas general ## Q (x) ## → ## tilde Q (x) ##. En una transformación de calibre, ## tilde Q ## y ## Q ## se calculan ambos en el mismo valor de coordenadas correspondiente a dos puntos de espacio-tiempo diferentes, mientras que en una transformación de coordenadas general ambos Q y X se transforman de modo que estamos tratando con los valores de una cantidad en el mismo punto espacio-temporal observado en los dos sistemas.

Según mi entendimiento, en una transformación de calibre usamos ## tilde x ^ α ## y ## hat x ^ α ## para evaluar el mismo punto en el espacio-tiempo perturbativo, produce diferentes puntos de espacio-tiempo en el & quot espacio-tiempo de fondo & quot? Para una transformación de coordenadas general, si transformamos ## Q → tilde Q ## pero evaluamos en el mismo punto ## x ##, la ubicación & quotTRUE & quot del punto no cambia, solo el sistema de coordenadas / perspectiva del observador como en el pasivo. rotaciones. Pero si también transformamos ## x → tilde x ## entonces no solo cambiamos la perspectiva sino también la posición & quotTRUE & quot del punto, sino que en el marco de coordenadas de ambos observadores ven que el punto tiene la misma posición con respecto a su marco de coordenadas. , ¿es esto correcto? Parece contradecir la afirmación anterior de que & quotestamos tratando con los valores de una cantidad en el mismo punto espacio-temporal observado en los dos sistemas& quot


Términos faltantes en el tratamiento de Weinberg de las perturbaciones en la cosmología newtoniana - Astronomía

La dinámica celeste post-Newtoniana es una teoría relativista del movimiento de cuerpos masivos y partículas de prueba bajo la influencia de fuerzas gravitacionales relativamente débiles. El enfoque estándar para el desarrollo de esta teoría se basa en el concepto clave del sistema astronómico aislado complementado con la suposición de que el espacio-tiempo de fondo es plano. La teoría del movimiento post-newtoniana estándar fue fundamental en la explicación de los datos experimentales existentes sobre púlsares binarios, satélites y láser lunar, y en la construcción de efemérides precisas de planetas en el Sistema Solar. Estudios recientes sobre la formación de estructuras a gran escala en nuestro Universo indican que la mecánica estándar post-Newtoniana no describe los efectos dinámicos más sutiles en el movimiento de los cuerpos que comprenden los sistemas astronómicos de mayor tamaño (galaxias y cúmulos de galaxias) donde el Riemann La curvatura del universo Friedmann-Lemaître-Robertson-Walker en expansión interactúa con el campo gravitacional local del sistema astronómico y, como tal, no se puede ignorar. El presente artículo describe los principios teóricos de la mecánica post-Newtoniana en el Universo en expansión. Se basa en la teoría invariante de calibre de las perturbaciones lagrangianas de la variedad cosmológica causadas por un sistema astronómico aislado de cuerpos N (el Sistema Solar, una estrella binaria, una galaxia y un cúmulo de galaxias). Postulamos que las propiedades geométricas de la variedad de fondo se describen mediante una métrica homogénea e isótropa de Friedmann-Lemaître-Robertson-Walker gobernada por dos componentes principales: la materia oscura y la energía oscura. La materia oscura se trata como un fluido ideal con el Lagrangiano tomado en forma de presión junto con el potencial escalar de Clebsch como una variable dinámica. La energía oscura está asociada con un solo campo escalar con un potencial que se mantiene sin especificar mientras la teoría lo permita. Tanto los lagrangianos de la materia oscura como el campo escalar se formulan en términos de las variables de campo que juegan un papel de coordenadas generalizadas en el formalismo lagrangiano. Nos permite implementar los poderosos métodos de cálculo variacional para derivar las ecuaciones de campo invariantes de calibre de la mecánica celeste post-Newtoniana de un sistema astronómico aislado en un universo en expansión. Estas ecuaciones generalizan las ecuaciones de campo de la teoría post-Newtoniana en el espacio-tiempo asintóticamente plano al tener en cuenta los efectos cosmológicos de manera explícita y autoconsistente sin asumir el principio de superposición de los campos o un modelo de vacuola del sistema aislado. etc. Las ecuaciones de campo para las variables dinámicas de la materia y las perturbaciones del campo gravitacional se acoplan en el caso más general de una ecuación arbitraria de estado de la materia del universo de fondo. Introducimos un nuevo indicador cosmológico que generaliza el indicador de Donder (armónico) de la teoría post-Newtoniana en un espacio-tiempo asintóticamente plano. Este medidor simplifica significativamente las ecuaciones de campo gravitacional y permite descubrir las aproximaciones en las que las ecuaciones de campo se pueden desacoplar y resolver analíticamente. Se explora la libertad de calibre residual y las transformaciones de calibre residual se formulan en forma de ecuaciones de onda para las funciones de calibre. Demostramos cómo los efectos cosmológicos interfieren con el sistema local y afectan la distribución local de materia del sistema aislado y su dinámica orbital. Finalmente, elaboramos la definición matemática precisa del límite newtoniano para un sistema aislado que reside en la variedad cosmológica. Los resultados del presente artículo pueden ser útiles en el Sistema Solar para calcular efemérides más precisas de los cuerpos del Sistema Solar en intervalos de tiempo extremadamente largos, en astronomía galáctica para estudiar la dinámica de cúmulos de galaxias y en astronomía de ondas gravitacionales para discutir el impacto. de la cosmología sobre la generación y propagación de ondas gravitacionales emitidas por la fusión de binarios y / o la fusión de núcleos galácticos.

© 2013 Sociedad Estadounidense de Física

Autores y afiliaciones de amp

  • Departamento de Física y Astronomía, Universidad de Missourì-Columbia, 322 Physics Building, Columbia, Missouri 65211, EE. UU.
  • Instituto Astronómico Sternberg, Moscú Universidad Estatal M. V. Lomonosov, Universitetskii Prospect 13, Moscú 119992, Rusia

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Perturbaciones de densidad cosmológica desde la dominación de la materia hasta la recombinación en escenarios de gravedad newtonianos y mondianos

Se han investigado las perturbaciones de densidad cosmológica gobernadas por escenarios de leyes de fuerza newtonianas y mondianas para el período desde la dominación de la materia hasta la recombinación. En particular, encontramos soluciones para las ecuaciones de contraste de densidad obtenidas para ambos casos con respecto a un fondo homogéneo espacialmente plano de Friedman-Lemaître-Robertson-Walker (FLRW) utilizando el enfoque de simetría de Lie. También se han proporcionado soluciones numéricas de las ecuaciones de contraste de densidad para ambos casos con el fin de estudiar la evolución del contraste de densidad. Para el caso newtoniano encontramos una masa límite que dicta si el crecimiento del contraste de densidad es posible o no. Curiosamente, en el caso newtoniano, el crecimiento físico del contraste de densidad no es posible ya que la masa del horizonte es menor que la masa límite. Por otro lado, el crecimiento del contraste de densidad es posible dependiendo de la condición inicial y la masa de fluctuación de la región dominada por MOND a pesar de la presión de radiación que conduce a la formación de estructuras futuras.


Ver el vídeo: Isaac Newton y Las Leyes de Newton (Diciembre 2022).