Astronomia gwiazdowa i pozagalaktyczna II 14.04.2014 Obserwacje we Wszechświatach Friedmana: odległości i pomiary M. Demiański “Astrofizyka relatywistyczna”,

Slides:



Advertisements
Podobne prezentacje
WYKŁAD 2 I. WYBRANE ZAGADNIENIA Z KINEMATYKI II. RUCH KRZYWOLINIOWY
Advertisements

Krzywa rotacji Galaktyki
Wprowadzenie w problematykę związaną z twierdzeniem Gödla
Metody badania stabilności Lapunowa
Radioźródła pozagalaktyczne
Ewolucja Wszechświata
Pochodna Pochodna  funkcji y = f(x)  określona jest jako granica stosunku przyrostu wartości funkcji y do odpowiadającego mu przyrostu zmiennej niezależnej.
Ewolucja Wszechświata
Systemy stacjonarne i niestacjonarne (Time-invariant and Time-varing systems) Mówimy, że system jest stacjonarny, jeżeli dowolne przesunięcie czasu  dla.
Równanie różniczkowe zupełne i równania do niego sprowadzalne
ATOM WODORU, JONY WODOROPODOBNE; PEŁNY OPIS
WYKŁAD 6 ATOM WODORU W MECHANICE KWANTOWEJ (równanie Schrődingera dla atomu wodoru, separacja zmiennych, stan podstawowy 1s, stany wzbudzone 2s i 2p,
Festiwal Nauki Politechnika Warszawska Wydział Fizyki.
Efekty relatywistyczne
Opracował: Adam Strzelczyk
Ewolucja Wszechświata Wykład 6
Ewolucja Wszechświata
Ewolucja Wszechświata
FIZYKA III MEL Fizyka jądrowa i cząstek elementarnych
Elementy kosmologii Rozszerzający się Wszechświat
WIELKI WYBUCH Standardowy Model Kosmologiczny Big Bang
Cząstki i kosmologia – aktualne kierunki badań
EWOLUCJA GWIAZD Na podstawie diagramu Hertzsprunga - Russella.
Współcześnie na podstawie obserwacji stwierdza się, że Wszechświat ciągle się rozszerza, a to oznacza, że kiedyś musiał być mniejszy. Powstaje pytanie:
Badacz przyszłości.
MECHANIKA NIEBA WYKŁAD r.
MECHANIKA NIEBA WYKŁAD r.
MECHANIKA NIEBA WYKŁAD r.
Odległość mierzy się zerami
.pl Galaktyki.
Nasz rozszerzający się Wszechświat
Modele ze strukturą wieku
Życie gwiazd Spis treści 1.Czym jest gwiazda 2.Typy gwiazd |
Metody Lapunowa badania stabilności
Elementy Rachunku Prawdopodobieństwa i Statystyki
PULSACJE GWIAZDOWE Jadwiga Daszyńska-Daszkiewicz, semestr zimowy 2009/
MECHANIKA NIEBA WYKŁAD r.
Nasza Galaktyka.
Czarna dziura Patryk Olszak.
Historia Późnego Wszechświata
Historia Wczesnego Wszechświata
Ewolucja Wszechświata
Drgania punktu materialnego
Wczesny Wszechświat Krzysztof A. Meissner CERN
Regresja wieloraka.
Teorie powstania Wszechświata
Historia Wszechświata w (dużym) skrócie Agnieszka Pollo Instytut Problemów Jądrowych Warszawa Obserwatorium Astronomiczne UJ Kraków.
Astronomia gwiazdowa i pozagalaktyczna II Wielkoskalowa struktura Wszechświata: od CMB do dzisiejszej struktury wielkoskalowej.
Astronomia gwiazdowa i pozagalaktyczna II Obserwacje we Wszechświatach Friedmana  M. Demiański “Astrofizyka relatywistyczna”, rozdział 10.
Astronomia gwiazdowa i pozagalaktyczna II Problemy modelu zgody Wielkoskalowa struktura Wszechświata: od CMB do dzisiejszej struktury.
Treści multimedialne - kodowanie, przetwarzanie, prezentacja Odtwarzanie treści multimedialnych Andrzej Majkowski 1 informatyka +
Astronomia gwiazdowa i pozagalaktyczna II Galaktyki – własności.
Astronomia gwiazdowa i pozagalaktyczna II
WYKŁAD 7 ZESPOLONY WSPÓŁCZYNNIK ZAŁAMANIA
Astronomia pozagalaktyczna
Ewolucja i budowa Wszechświata.
Ewolucja i budowa Wszechświata
Ciemna energia. Czy istnieje naprawdę?
MECHANIKA NIEBA WYKŁAD r. E r Zagadnienie dwóch ciał I prawo Keplera Potencjał efektywny Potencjał efektywny w łatwy sposób tłumaczy kształty.
WYKŁAD 11 ZJAWISKA DYFRAKCJI I INTERFERENCJI ŚWIATŁA; SPÓJNOŚĆ
Dynamika punktu materialnego Dotychczas ruch był opisywany za pomocą wektorów r, v, oraz a - rozważania geometryczne. Uwzględnienie przyczyn ruchu - dynamika.
Wykład Rozwinięcie potencjału znanego rozkładu ładunków na szereg momentów multipolowych w układzie sferycznym Rozwinięcia tego można dokonać stosując.
Wyznaczanie odległości
Ewolucja i budowa Wszechświata Data Wykonał: Mateusz Wujciuk Zarządzanie i Inżynieria Produkcji Wydział Górnictwa i Geoinżynierii Akademia Górniczo-Hutnicza.
Podstawowe prawa optyki
Metody matematyczne w Inżynierii Chemicznej
Analiza numeryczna i symulacja systemów
Podstawy automatyki I Wykład /2016
Krzywa rotacji Galaktyki
Zapis prezentacji:

Astronomia gwiazdowa i pozagalaktyczna II Obserwacje we Wszechświatach Friedmana: odległości i pomiary M. Demiański “Astrofizyka relatywistyczna”, rozdział 10

Odległości kosmiczne - podsumowanie W sumie w kosmologii używamy czterech podstawowych skal odległości:  odległość jasnościowa, luminosity distance D L  odległość średnicy kątowej, D A  odległość współporuszająca D C  odległość czasu wędrówki światła D T

Odległości kosmiczne - podsumowanie odległość jasnościowa, luminosity distance D L odległość średnicy kątowej, D A odległość współporuszająca D C odległość czasu wędrówki światła D T Dla małych z (~0.3, odl. < 2 mld lat świetlnych) wszystkie sprowadzają się do tego samego, ale później...

Odległości w praktyce Ponieważ jedynym “odległościowym” pomiarem w większości wypadków jest z, dla wszelkich praktycznych zastosowań interesuje nas przede wszystkim:  jak możemy powiązać redshift z odległością (jakąkolwiek!)‏  Co jest powiązane w kwestią: jak powiązać redshift z czasem

Relacja czas-redshift Dynamiczne równania Friedmana można zapisać m.in. jako: I wyeliminować człon geometryczny podstawiając w drugim r-niu obecne wartości: a=1 a z kropką = H 0. Wtedy

Relacja czas-redshift Co daje: Podstawiając a = 1/(1+z) dostaniemy: Czyli czas kosmiczny mierzony od Wielkiego Wybuchu (t=0, z=nieskończoność) do t (z) będzie:

Relacja czas-redshift a wiek Wszechswiata We Wszechświecie bez stałej kosmologicznej:  dla Ω 0 >1 wprowadzamy x = (Ω 0 -1)/[Ω 0 (1+z)] i: a dla Ω 0 <1 wprowadzamy y = (1-Ω 0 )/[Ω 0 (1+z)] i: Dla z>>1, Ω 0 z>>1 obie te relacje redukują się do:

Relacja czas-redshift i wiek Wszechswiata we Wszechświecie bez stałej kosmologicznej We Wszechświecie bez stałej kosmologicznej wiek Wszechświata jest monotoniczną funkcją Ω 0. Obecny wiek Wszechświata otrzymamy wstawiając z=0 W pustym Wszechświecie Milne'a: wiek Wszechświata = 1/H 0. W modelu krytycznym Ω 0 =1 wiek Wszechświata = 2/3 1/H 0.

Relacja czas-redshift Ze stałą kosmologiczną, ale dla płaskiej geometrii (Ω 0 + Ω Λ =1): Wtedy wprowadzając Dostaniemy:

Relacja czas-redshift Wtedy obecny wiek Wszechświata (z=0): Istnieją więc płaskie Wszechświaty Friedmana starsze niż 1/H 0 (np. dla Ω Λ =0.9 t 0 = /H 0 )‏ Ale dziwnym trafem model zgody Ω Λ = 0.7 i Ω m = 0.3 daje t 0 = /H 0, czyli praktycznie 1: problem koincydencji Czy to przypadek, czy nasza zla interpretacja?

Odległość w funkcji z W ogólnym przypadku: skoro Możemy wykorzystać zależność między dt i dz i dostajemy: stąd możemy też policzyć miarę odległości, pamiętając, że

Odległość w funkcji z: wzory Mattiga Bez stałej kosmologicznej i dla Ω 0 <1 możemy policzyć odległość r i miarę odległości D: Są to tzw. wzory Mattiga

Wzory Mattiga vs prawo Hubble'a Porównanie “odległości” wyliczonej z prawa Hubble'a (najwyższa linia prosta), potrzebnej np. w równaniach kosmologicznych wiążących element objętości z z i poprawnej relacji "odległość" - redshift dla dwóch wartości parametru deleleracji, (Mattig 1958)

Wzory Mattiga vs prawo Hubble'a Porównanie ilości zliczeń (number counts) dla jednorodnego rozkładu materii - w przestrzeni Euklidesowej, wyliczone przez Hubble'a (logN~0.6m) z poprawnym przewidywaniem w przestrzeni Friedmana, w zależności od parametru deceleracji (Mattig 1958)

Odległość w funkcji z: dla Ω Λ różnej od 0 Ze stałą kosmologiczną i dla Ω 0 <1 możemy policzyć odległość r i miarę odległości D:  rozwiązania w postaci funkcji specjalnych (eliptycznych)‏  ale najczęściej równanie na r całkuje się numerycznie  generalnie: im więcej materii we Wszechświecie, tym wolniej odległość rośnie z z

Z tych zależności wynika cały szereg zależności pochodnych, używanych w kosmologii rozmiar kątowy vs z gęstość promieniowania vs z objętość współporuszająca vs z

Rozmiar kątowy vs z Poza modelem pustego Wszechświata - zawsze istnieje minimum relacji między wielkością kątową a z, pojawiające się przy  z=1.25 (model krytyczny Ω 0 =1) i dla coraz większego z z rosnącą gęstością Wszechświata  prosta = “intuicyjny” model przestrzeni euklidesowej

Rozmiar kątowy vs z Poza modelem pustego Wszechświata - zawsze istnieje minimum relacji między wielkością kątową a z, pojawiające się przy  z=1.25 (model krytyczny Ω 0 =1) i dla coraz większego z z rosnącą gęstością Wszechświata  prosta = “intuicyjny” model przestrzeni euklidesowej  Do testoiw wykorzystuje sie np. kwazary albo pary kwazarow

Tzw. “Ly-α blobs” obserwowane dla duzych z (5 i wiecej) maja duze katowe rozmiary przypuszczalnie dzieki tej zaleznosci z-wielkosc kat.

Gęstość strumienia promieniowania vs z Zależy od widma – np. dla obiektów o ustalonym widmie potęgowym L(ν)~ν -1 będzie spadać szybciej we Wszechświatach o małej gęstości, ale bardziej przy niezerowej stałej kosmologicznej. dla galaktyk musimy uwzględnić poprawkę K dzięki tej relacji obiekty o stałej jasności (SNIa) mogą służyć do wyznaczania modelu kosmologicznego.

Gęstość promieniowania vs z “Ghost images” - wielokrotne “widmowe” obrazy obiektów W modelach Lemaitra (k=1) w niektórych przypadkach Wszechświat może składać się z zamkniętych sferycznych “sekcji”. Światło ma dość czasu, żeby dotrzeć w ten sam punkt wiele razy podróżując wokół zamkniętej geometrii Wszechświata -> Ten sam obiekt możemy w przeciwnych kierunkach obserwować wiele razy (ale z różnym z)‏

Współporuszająca objętość vs z Bez stałej kosmologicznej: dla modelu krytycznego: dla innych przypadków: bardziej skomplikowane wzory z sin i sinh dla małych z, V(z) rośnie jak z 2 dz ale dla dużych z V(z) maleje jak z -3/2 dz -> na jednostkę przesunięcia ku czerwieni dz przypada mniej źródeł, nawet jeśli ich gęstość liczbowa jest stała -> trudniej znajduje sie obiekty o dużym z, trzeba przebadac wieksza objetosc

Współporuszająca objętość vs z ze stałą kosmologiczną: większa objętość dla tego samego z, ze względu na “rozciągnięcie” skali

Problem płaskości Stała Hubble'a jest funkcją czasu: Podobnie zmienia się (calkowity) parametr gęstości Ω:

Problem płaskości Dla dużych z (czyli we wczesnym Wszechswiecie) Ω dąży do 1, niezależnie od wartości Ω 0 obecnie. Zaniedbując Ω Λ (które dynamicznie i tak nie odgrywa żadnej roli dla dużych z), możemy zapisać A w erze dominacji promieniowania zależność byłaby nawet ~(1+z) -2

Problem płaskości Dynamika rozmaitych modeli Wszechświata nie ma znaczenia przy dużych z -> różnicowanie tych modeli następuje dopiero w późnych etapach ewolucji Wszechświata, ale potem bardzo szybko modele sie “rozjezdzaja” Z drugiej strony: dlaczego obecnie mamy wartość Ω 0 tak bliską 1, bo 0.3? Oznacza to, że w przeszłości Ω musiała niesłychanie blisko 1, bo w przeciwnym razie obecnie różnica byłaby znacznie większa także -> CMB-> k=0 -> Ω=1. -> Problem płaskości: skąd tak “dokładny” dobór parametru Ω? Jedyną “stabilną” wartością Ω 0 jest 1 – czemu jej wartosc jest tak bliska 1?

Problem horyzontu Horyzont cząstek – dla danej epoki t, maksymalna odległość, dla której między cząstkami mogły istnieć związki przyczynowo-skutkowe (“komunikacja”)‏ innymi słowy: odległość, jaką sygnał świetlny mógł przebyć od t=0 (Wielki Wybuch) do epoki t. (biorąc pod uwagę zmienną prędkość rozszerzania się Wszechświata)‏

Problem horyzontu Korzystamy z odległości współporuszającej (albo odległości własnej) r(t) = a(t) r (czyli przeskalowanej przez czynnik skali)‏ Współporuszająca odległość radialna odpowiadająca odległości przebytej przez światło od początku Wszechświata (t=0) do epoki t:

Problem horyzontu (Inne granice niż w “normalnie” liczonej odległości: tu od z= nieskończoność do pewnego z, czy też od a=0 do a)‏ Horyzont cząstek r H (t) w epoce t możemy zapisać więc jako:

Problem horyzontu dla Wszechświata bez stałej kosmologicznej, dostajemy:  dla Ω 0 >1: dla Ω 0 <1: i dla Wszechświata Einsteina-de Sittera Ω 0 = 1:

Problem horyzontu dla Wszechświata Einsteina-de Sittera Ω 0 = 1: dla wczesnych epok Wszechświata, czyli dla małych wartości a także dla pozostałych modeli mamy podobną relację, tylko przemnożoną przez inną stałą:

Problem horyzontu Dla Wszechświatów ze stałą kosmologiczną relację wyglądają podobnie, np. dla modelu płaskiego (k=0): dla wczesnych epok Wszechświata, czyli dla dużych z, dostajemy dokładnie ten sam wynik, jak dla Wszechświata bez stałej kosmologicznej:

Problem horyzontu Czyli w każdym przypadku we wczesnej fazie ewolucji Wszechświata promień horyzontu (W nierozszerzającej się przestrzeni spodziewalibyśmy się po prostu odległości = ct; czynnik 3 bierze się z faktu, że we wcześniejszej epoce fundamentalni obserwatorzy są bliżej – później, w rozszerzonym Wszechświecie pozostają powiązani przyczynowo nawet dla odległości > ct.)‏

Problem horyzontu Dla ery dominacji promieniowania (czyli w praktyce z>3530), gdzie a~t^{1/2}, a nie 2/3, można przeprowadzić podobny rachunek, który daje. Czyli we Wszechświecie zdominowanym przez promieniowanie horyzont powiększa się z czasem wolniej niż we Wszechświecie zdominowanym przez materię.

Problem horyzontu Gdzie tu problem? Policzmy kąt na niebie, jakiemu dziś odpowiada horyzont cząstek z epoki, kiedy wyemitowane zostało CMB, czyli Z~1000 Dla uproszczenia załóżmy zerową stałą kosmologiczną. Dla dużych z miarę odległości D możemy przybliżyć przez D=(2c)/H 0 Ω 0. Dla Ω 0 = 0.3 i Ω Λ =0.7 rachunek będzie nieco bardziej skomplikowany i dostaniemy

Problem horyzontu Oznacza to, że we Wszechświatach Friedmana obszary, oddzielone od siebie o więcej niż dwa stopnie na niebie, w epoce rekombinacji nie były przyczynowo powiązane. Dlaczego więc CMB na całym niebie wygląda identycznie? Czy mamy przyjąć, że takie po prostu były warunki początkowe?

Problem horyzontu: co robi inflacja Modele inflacyjne próbują rozwiązać ten problem, wprowadzając we wczesnej fazie istnienia Wszechświata okres eksponencjalnej ekspansji. Załóżmy, że pomiędzy t1 a t2, czyli a1 i a1 a(t) nie zachowywało się ani zgodnie z równaniem stanu materii, ani promieniowania: a ~ exp(αt)‏ Wtedy pod koniec tej epoki:

Problem horyzontu: co robi inflacja Jeśli czynnik α(t1-t2) będzie dostatecznie duży, to horyzont może okazać się znacznie większy od c(t1-t2). Epoka inflacyjna trwała krótko, więc czynnik α musiał być olbrzymi, żeby rozmiar horyzontu osiągnął rozmiary obejmujące cały Wszechświat obserwowany przez nas obecnie.

Problem horyzontu: co robi inflacja Jeśli czynnik α(t1-t2) będzie dostatecznie duży, to horyzont może okazać się znacznie większy od c(t1-t2). Epoka inflacyjna trwała krótko, więc czynnik α musiał być olbrzymi, żeby rozmiar horyzontu osiągnął rozmiary obejmujące cały Wszechświat obserwowany przez nas obecnie.