Astronomia gwiazdowa i pozagalaktyczna II 28.05.2009 Wielkoskalowa struktura Wszechświata: od CMB do dzisiejszej struktury wielkoskalowej.

Prezentacja na temat: "Astronomia gwiazdowa i pozagalaktyczna II 28.05.2009 Wielkoskalowa struktura Wszechświata: od CMB do dzisiejszej struktury wielkoskalowej."— Zapis prezentacji:

1 Astronomia gwiazdowa i pozagalaktyczna II 28.05.2009 Wielkoskalowa struktura Wszechświata: od CMB do dzisiejszej struktury wielkoskalowej

2 Wielkoskalowa struktura Wszechświata Od CMB do dzisiejszych struktur Niejednorodności CMB i ich opis Niejednorodności dzisiejszych struktur i ich opis Teoria powstania i ewolucji wielkoskalowej struktry Wszechświata: niestabilność grawitacyjna

3 Skąd się wzięło widmo mocy CMB? Przed z~1000 fotony CMB były gorętsze (1+z) razy. Były w stanie jonizować atomy wodoru. “Ciecz barionowo- fotonowa”. Po epoce "rekombinacji" przy z=1000, fotony CMB już nie oddziałują z materią. Różnice temperatur na powierzchni ostatniego rozproszenia utrwaliły się jako anizotropie, które obserwujemy dziś.  from: Wayne Hu

4 Skąd się wzięło widmo mocy CMB? Te perturbacje dały początek dzisiejszym strukturom dzięki niestabilności grawitacyjnej. To, jak ta pierwotna “ciecz fotonowo- barionowa” oddziaływała z fluktuacjami potencjały grawitacyjnego, pozwala nam badać własności tego płynu (w rozszerzającym się Wszechświecie wypełnionym ciemną materią) i mierzyć parametry kosmologiczne.

5 Skąd się wzięło widmo mocy CMB? Analiza map CMB => widmo mocy. Fluktuacje na całym niebie => kątowy rozkład w przestrzeni multipoli l (proportional to the inverse angle) zamiast zwykłej fourierowskiej zmiennej k (o którą nam tak naprawdę chodzi). grunt, ze k~l~1/theta

6 Skąd się wzięło widmo mocy CMB? Oscylacje akustyczne Najważniejsze z punktu widzenia interpretacji i najwyraźniejsze struktury w widmie mocy związane są z akustycznymi oscylacjami w plaźmie fotonowo- barionowej.

7 Skąd się wzięło widmo mocy CMB? Oscylacje akustyczne Mamy  ciśnienie promieniowania fotonów  grawitacyjne ściskanie płynu związane w studniach potencjału grawitacyjnego Te dwie siły próbują się znieść nawzajem Co prowadzi do pojawienia się w płynie akustycznych oscylacji  (Sprężynki – ciśnienie fotonów  kuleczki – efektywna masa cząsteczek )‏

8 Skąd się wzięło widmo mocy CMB? Oscylacje akustyczne Im krótsza długość fali k (tej fourierowskiej), związana z fluktuacjami potencjału, tym szybciej oscyluje płyn. =>Mamy coś w rodzaju rezonansu: w momencie ostatniego rozproszenia faza oscylacji pokrywa się z długością fali odpowiadającą fluktuacjom potencjału. Zagęszczenia (maksima) odpowiadają obszarom gorącym, a miejsca rzadkie (minima) - zimnym. Pojawi sie szereg harmoniczny maksimów na długościach fali odpowiadającym pikom akustycznym. Te właśnie piki mają największe zastosowanie w testach kosmologicznych.  Ewolucja w czasie pojedynczej długości fali fluktuacji potencjału (po prawej – jej amplituda w przestrzeni Fouriera).  Fotony muszą “wspiąć się” poza studnię potencjału w momencie ostatniego rozproszenia, żeby mogły się rozproszyć  => temperatura efektywna Theta+Psi dla długich fal zmniejsza się do, is reduced at long wavelengths to 1/3 Psi (efekt Sachsa-Wolfe'a).

9 Oscylacje akustyczne jako waga barionowa Bariony zwiększają efektywną masę płynu fotonowo-barionowego. =>Zmiana równowagi między jego ciśnieniem a grawitacją. Teraz zapadanie grawitacyjne powoduje silniejsze “ściskanie” płynu w studniach potencjału. Jak masa, zawieszona na sprężynce – grawitacja przesuwa punkt zerowy oscylatora.

10 Skąd się wzięło widmo mocy CMB? Oscylacje akustyczne jako waga barionowa A zatem zwiększa się amplituda oscylacji, bo warunki początkowe zawierają większe “odsunięcie” od punktu zerowego. Zmienia się też wartość absolutna stosunku minimów i maksimów fluktuacji temperatury. Zagęszczenia są wzmocnoine w stosunku do minimów w studni potencjału. Stosunek wysokości pików akustycznych pozwala “mierzyć” zawartość barionów we Wszechświecie.  Hu & White 1996

11 Oscylacje akustyczne jako waga barionowa Tutaj: przypadek niezależnego od skali modelu adiabatycznego i zmiany wysokości i stosunku pików w zależności od ilości barionów. Stosunek wysokości pików rośnie z zawartością barionów (h=0.5 -> Omega_b h^2 = 0.00125-0.125) Bariony  zwiększają amplitudę oscylacji  ziększają stosunek wysokości pików nieparzystych i parzystych (na korzyść tych pierwszych)‏  Hu & White 1996

12 Widmo mocy CMB: Fluktuacje adiabatyczne czy inne? Realistyczne modele: potencjał grawitacyjny (zmienny w czasie) wymusza oscylacje w płynie fotonowo-barionowym. Można wyróżnić dwa konkurencyjne modele uformowania się struktury fluktuacji CMB:  modele adiabatyczne  modele geometryczne W przypadku fluktuacji adiabatycznych jedynym ich “twórcą” jest inflacja (czy jakiś inny “pierwotny” proces); są wdrukowane w rozkład pierwotny i rozpoczynają swoją ewolucję wraz ze studniami potencjału grawitacyjnego, które pojawiły się we wczesnym Wszechświecie, np. po inflacji. Modele geometrycze (isocurvature): nie ma pierwotnych fluktuacji potencjału. Są one generowane, kiedy materia porusza się wewnątrz horyzontu zdarzeń. Warunki początkowe zapewniają defekty kosmologiczne albo inne “specjalne” zaburzenia geometryczne (struny, monopole). pierwotne czarne dziury...).

13 Widmo CMB Oprócz pików akustycznych, na widmo mocy CMB wpływa też cała masa innych efektów, związanych np. z efektem Dopplera, oddziaływaniem fotonów CMB z materią. Dzielimy je na:  pierwotne (wdrukowane w CMB w okresie ostatniego rozproszenia)‏  wtórne (nabyte po drodze)‏ Natomiast pochodzenie samych fluktuacji możemy wyjaśnić albo warunkami początkowymi wyprodukowanymi np. przez inflację (modele adiabatyczne) albo przez geometrię wczesnego Wszechświata (modele geometryczne)‏

14 Widmo mocy CMB: Czemu fluktuacje adiabatyczne, a nie geometryczne? Fluktuacje adiabatyczne: kiedy płyn podlega ściskaniu, ciśnienie fotonów się temu “ptzeciwstawia” -> potencjał grawitacyjny słabnie. Jeśli potencjał grawitacyjny lekko przeważa nad ciśnieniem fotonów (mamy “lekko ściśniętą” ciecz w studni potencjału), ciecz oscyluje jak cosinus k, ze zwiększoną amplitudą.

15 Widmo mocy CMB: Czemu fluktuacje adiabatyczne, a nie geometryczne? Przypadek geometryczny: fluktuacje promieniowania od początku równoważą potencjał. Ciśnienie fotonów równoważy zagęszczanie się materii. Płyn wpada więc z powrotem w studnię potencjału, którą jej własna siła grawitacji jeszcze coraz bardziej pogłębia. W maksinach ciśnienie fotonów znów znosi potencjał., pozostawiając płyn w stanie ściśniętym. To powoduje oscylacje ~sin(k)‏ A więc te dwa przypadki możemy łatwo odróżnić.

16 Skąd się wzięło widmo mocy CMB? Fluktuacje adiabatyczne Jako że dwie podstawowe kategorie perturbacji powodują różne harmoniki (sin vs cos), łatwo je odróżnić patrząc na stosunek położenia pików. Obserwacje przemawiają za modelami adiabatycznymi. Modele geometryczne mogą się jednak bronić – np. w modelu strunowym struny wpływają też na skale poza horyzontem zdarzeń, co pozwala rozmyć sygnał. Podobnie powtórna jonizacja jest w stanie “rozmyć” strukturę pików w modelach adiabatycznych. Hu & White (1996)

17 Skąd się wzięło widmo mocy CMB? W sumie, jak powiedzieliśmy, widmo mocy CMB jest sumą szeregu efektów. Teoretyczne widma mocy dla najpopularniejszych modeli można dziś liczyć np. przy pomocy publicznie dostępnych programów Accurate theoretical anisotropy (np..CMBFast, Seljak & Zaldarriaga 1996).

18 Widmo mocy CMB: WMAP vs Planck PLANCKWMAP

19 Pierwotne widmo mocy Ponieważ dzisiejsze widmo mocy galaktyk, które wyewoluwowało z pierwotnego widma mocy, jest gładkie, bez wyróżnionych skal, wydaje się, że pierwotne widmo mocy (po odjęciu fluktuacji związanych z różnymi efektami, związanymi z oscylacjami i oddziaływaniem promieniowania z materią), powinno mieć podobną postać.

20 Pierwotne widmo mocy Funkcja korelacji:  dla takiego potęgowego widma mocy będzie

21 Pierwotne widmo mocy Możemy stąd oszacować korelacje masy w skali r, jako że M~ρr 3  Sko ro toto

22 Pierwotne widmo mocy: widmo Harrisona-Zeldowicza Najprostszy przypadek: n=1. Wtedy  Istotna cecha tego widma: kontrast masy ΔM ma tę samą amplitudę we wszystkich skalach, kiedy cząstki przechodzą przez horyzont.  inny przypadek: n=0: biały szum, czysto poissonowski

23 Pierwotne widmo mocy: widmo Harrisona-Zeldowicza Dlaczego? Rozważmy sytuację skal, które obecnie są poza horyzontem, ale nie były w okresie przed rekombinacją. W takich skalach kontrast masy rośnie jak ΔM~a 2. Widmo zmienia sie więc jak:  Perturbacje o skali r przekraczają horyzont, kiedy r~ct. sa ciemnej materii zawarta wewnątrz horyzontu będzie wtedy M D ~ρ D (ct) 3. W epoce dominacji promieniowania a ~t^{1/2}. Gęstość cząstek ciemnej materii, które mogą utworzyć struktury wewnątrz horyzontu przy z~0, zmienia się jak N_D~a^{-3}.

24 Pierwotne widmo mocy: widmo Harrisona-Zeldowicza W związku z tym masa ciemnej materii wewnątrz horyzontu rośnie jak M_H~a^3, czyli a~M_H^{1/3}. Możemy użyć tej relacji do oszacowania fluktuacji masy w skali horyzontu:  A więc dla n=1 zaburzenia gęstości mają jednakową amplitudę nawet poza horyzontem cząstek z epoki dominacji promieniowania.  Takie niezależne od skali widmo pojawia sie w naturalny sposób np. w wyniku inflacji.  Jednak potem modyfikowane jest w zależności od a) rodzaju perturbacji b) r-nia stanu ciemnej materii

25 Jak widmo mocy materii przekształciło się z Harrisona-Zeldowicza do CMB? z=1200 z=4 x 10 3 z=1 z>>10 10 log(t) ‏ log(r comov ) ‏ equality recombination; production of CMB matter-radiation equality end of inflation Planck time matter domination radiation domination lambda domination infla- tion P(k)‏ k k Wzrost perturbacji gęstości był różny w różnych epokach i zależał od tego, czy “mod” perturbacji był nad czy pod horyzontem. P(k)‏ k k

26 CMB MRE z=1 log(t) ‏ log(r comov ) ‏ P(k)‏ k k k k k k Ewolucja widma mocy materii log(k) ‏ EoIn Teraz Perturbacje mniejsze od horyzontu nie rosną podczas epoki dominacji promieniowania pojawiają się barionowe oscylacje Widmo Harrisona- Zeldowicza P(k)~k z inflacji perturbacje w małej skali (wysokie k) ‏ rosną szybko, nieliniowo

27 Bardziej szczegółowo: liniowy wzrost perturbacji gęstości w skalach większych od horyzontu, przed i po rekombinacji ciśnienie płynu nie jest istotne dla skal większych od horyzontu -> nie ma znaczenia, czy rekombinacja miała miejsce czy nie Równania Friedmana =>różne fragmenty Wszechświata mają odrobinę różne gęstości i krzywizny CMB MRE inflation log(t) ‏ log(r comov ) ‏ (Tylko dla DM) ‏ CMB MRE inflation log(t) ‏ log(r comov ) ‏ dom. mat. dom. prom.

28 Bardziej szczegółowo: liniowy wzrost perturbacji gęstości Skale mniejsze od horyzontu, dominacja promieniowania, przed rekombinacją mod rosnący malejący zero Ciemna materia jest bezciśnieniowa, nie powiązana z fotonami: brak ciśnienia Niestabilność grawitacyjna Jeansa: inflation CMB MRE log(t) ‏ log(r comov ) ‏ dominuje promieniowanie, które się nie grupuje grawitacyjnie  wszystie  k =0… …ale tempo zmian  k może być niezerowe Tylko DM rozwiązanie dla modu rosnącego DM δ k ~2ln(a) ‏

29 Liniowy wzrost perturbacji gęstości Skale mniejsze od horyzontu, epoka dominacji materii, przed i po rekombinacji mod rosnący malejący zero całkowita gęstość w tym okresie jest b. bliska gęstości krytycznej Ciemna materia jest bezciśnieniowa, nie powiązana z fotonami: brak ciśnienia Niest. graw. Jeansa w przybliżeniu liniowym: Dwa liniowo niezależne rozwiązania: rosnący mod zawsze dominuje, malejący można zaniedbać CMB MRE inflation log(t) ‏ log(r comov ) ‏ Tylko DM Wzrost struktur związany jest z erą dominacji materii rozwiązanie dla modu rosnącego DM δ k ~a

30 Liniowy wzrost perturbacji gęstości Skale mniejsze od horyzontu, przed i po rekombinacji, dominuje stała kosmologiczna mod rosnący malejący zero Ciemna materia jest bezciśnieniowa, nie powiązana z fotonami: brak ciśnienia Niest. graw. Jeansa w przybliżeniu liniowym: Dwa liniowo niezal. rozwiązania: rosnący mod zawsze dominuje, malejący zaniedbywalny CMB MRE inflation log(t) ‏ log(r comov ) ‏ Tylko DM można założyć, że amplituda perturbacji jest zerowa, bo lambda nie grupuje się rozwiązanie dla modu rosnącego DM δ k ~const

31 mod rosnący malejący zero można założyć, że amplituda perturbacji jest zerowa, bo krzywizna nie grupuje się Ciemna materia jest bezciśnieniowa, nie powiązana z fotonami: brak ciśnienia Niest. graw. Jeansa w przybliżeniu liniowym: Dwa liniowo niezal. rozwiązania: rosnący mod zawsze dominuje, malejący zaniedbywalny CMB MRE inflation log(t) ‏ log(r comov ) ‏ Tylko DM rozwiązanie dla modu rosnącego DM δ k ~const Liniowy wzrost perturbacji gęstości Skale mniejsze od horyzontu, przed i po rekombinacji, dominuje krzywizna

32 Liniowy wzrost perturbacji: DM, bariony, fotony CMB MRE log(t) ‏ log(r comov ) ‏ inflation amplitude of perturbation

33 CMB MRE z=1 log(t) ‏ log(r comov ) ‏ P(k)‏ k k k k k k Ewolucja widma mocy materii log(k) ‏ EoIn Teraz Perturbacje mniejsze od horyzontu nie rosną podczas epoki dominacji promieniowania pojawiają się barionowe oscylacje Widmo Harrisona- Zeldowicza P(k)~k z inflacji perturbacje w małej skali (wysokie k) ‏ rosną szybko, nieliniowo

34 Funkcje transferu 1) Pod koniec inflacji 2) W epoce równowagi materii i promieniowania Peacock; astro-ph/0309240

35 lambda dom. log(t) ‏ log(r comov ) ‏ lambda-matter equality CMB MRE end of inflation Planck time matter domination radiation domination inflation Coles & Lucchin Wzrost perturbacji barionowych bez DM: 1. obserwowane fluktuacje potencjału w CMB (z=1000) w skali horyzontu są ~10 -5, 2. zakładając liniowy wzrost perturbacji dostalibyśmy  now =  CMB (1+z) = 0.01. Tymczasem obserwowane w tej skali niejednorodności są ~10 x większe,  = 0.08. z ciemną materią Wzrost perturbacji z ciemną materią i bez niej bez ciemnej materii

36 Fluktuacje temperatury CMB a fluktuacje gęstości materii dziś Tegmark et al. Kątowy rozmiar horyzontu w okresie rekombinacji Współporuszający rozmiar horyzontu w okresie równowagi meterii i promieniowania Fit: concordance model (model zgody):     DM =   bar =  flat, n i = 

37 Ewolucja struktury wielkoskalowej Picture credit: A. Kravtsov, http://cosmicweb.uchicago.edu/filaments.html Tuż po rekombinacji, z~1000: zaburzenia są małe w niemal wszystkich skalach. CIemne wieki, przed z~10 -- perturbacje gęstości barionów i ciemnej materii rosną; w mniejszych skalach perturbacje stają się nieliniowe,  >>1; powstają małe halo ciemnej materii, o niewielkiej masie w ich studniach potencjału powstają gwiazdy i jonizują powtórnie Wszechświat z=3 -- Powstała już większość galaktyk. Gwiazdy świecą. Pik aktywności kwazarów. Tworzą się gromady galaktyk. Wzrost struktur w wielkich (liniowych) skalach niemal się zatrzymał, ale mniejsze (nieliniowe) skale ewoluują dalej. z=0 -- Małe galaktyki łączą się tworząc większe; we Wszechświatach otwartych i ze stałą kosmologiczną w wielkich skalach (>10-100Mpc) studnie potencjału zaczynają zanikać (=>późny ISW).

38 Quantifying LSS on linear and non-linear scales Picture credit: A. Kravtsov, http://cosmicweb.uchicago.edu/filaments.html Funkcja masy = gęstość liczbowa np. skolapsowanych halo ciemnej materii w funkcji ich masy - n(M)dM. Opis analityczny: Press & Schechter (1974) ‏ Widmo mocy opis grupowania w skalach przestrzennych większych od pojedynczych skolapsowanych halo ciemnej materii Wewnętrzna struktura skolapsowanych halo: opis analityczny w zakresie słabo nieliniowym albo symulacje numeryczne (N-body) w zakresach całkiem nieliniowych. 2pt f-cja korelacko inny sposób opisu grupowania ciągłego pola gęstości z fluktuacjami albo dyskretnego rozkładu obiektów – np. halo ciemnej materii para transformat Fouriera

39 Kolaps pojedynczych halo DM rmrm czas We współrzędnych współporuszających sfera wokół lokalnej niejednorodności kurczy się z czasem. Grawitacja opóźnia ekspansję Hubble'a. W pewnej chwili ekspansja się zatrzymuje (turn-around), i sfera zaczyna się zapadać. Ekspansja Hubble'a lokalna fluktuacja gęstości rmrm Halo kolapsują najpierw w środku, potem na zewnątrz czas

40 Collapse of individual DM halos time promień turn-around; zagęszczenie “odłącza się” od przepływu Hubble'a reaches asymptotic radius stosujemy r-nia parametryczne ewolucja nieliniowa, shell-crossing, dojście do stanu równowagi małe promienie (duże fluktuacje gęstości) ‏ - zwirializowane halo shell-crossing promień, przy którym następuje “odwrócenie” z czasem przesuwa się na zewnątrz; halo kolapsują od środka do zewnątrz. at turn- around internal density increase external density decrease

41 Collapse of individual halos: the tedious algebra

42 Funkcja masy halo: Press-Schechter średnia dyspersja masy (albo kontrastu gęstości , w sferach o promieniu R Press-Schechter (1974) sfery o obj. V z nadwyżką  są rozłożone gaussowsko Pole gęstości z fluktuacjami; losowo rozłożone jednakowe sfery, każda zawierająca nadwyżkę gęstości  Niektóre będą miały nadwyżki dostatecznie (  c >1.69) żeby zapaść się i utworzyć obiekty grawitacyjnie związane. Ich funkcja masy: formalizm Pressa-Schechtera. large R medium R small R 0 1.69  fraction of volumes te kule z czasem skolapsują

43 Prawdopodobieństwo, że kula z czasem się zapadnie Odsetek kul, które właśnie się zapadły: F-cja masy halo: Press-Schechter Ile masy na jednostkę objętości Wszechświata siedzi w tych obiektach: zal. eksponens potęgowa

44 Press-Schechter część potęgowa eksponencjalny spadek large R medium R small R large R medium R small R 0 1.69  fraction of volumes Press-Schechter a symulacje numeryczne czerwone ciągłe: symulacje niebieskie kropkowane: Press-Schechter zielone przerywane: rozszerzony Press-Schechter ( z niesferycznymi halo). ‏

45