Kosmologia fluktuacji promieniowania tła (część 2)

W poprzedniej części artykułu zostały przedstawione podstawowe właściwości promieniowania tła (CMBR) oraz sformułowane definicje różnego rodzaju widm mocy powszechnie używanych w tej dziedzinie kosmologii. Omówiono również szczególną rolę, jaką to promieniowanie odgrywa w kosmologii ze względu na szereg przewidywanych teoretycznie własności (niektóre zostały dobrze potwierdzone obserwacyjnie). Tu przedstawię procesy, które mają główny wpływ na formowanie się poszczególnych widm mocy w myśl standardowego, inflacyjnego modelu kosmologicznego.

2.2. Formowanie się widm mocy

Pomiary temperaturowego widma mocy fluktuacji (TT) są obecnie już dobrze ugruntowaną wiedzą obserwacyjną, choć przyszłe eksperymenty będą wyznaczać je na wyższych częstotliwościach, rozdzielczościach kątowych i z większą czułością. Pomiary polaryzacyjnych widm dopiero, de facto, zaczynają obecnie być odkrywane, choć teoretycznie są studiowane już od paru lat. W szczególności pomiary modów B są jak na razie nieosiągalne i wyznaczono jedynie górne granice na sygnały tego typu.

2.3. Reżim liniowy

Widmo mocy CMBR może być teoretycznie przewidziane z bardzo dużą dokładnością przez liniową teorię zaburzeń. Jest tak dlatego, że fluktuacje gęstości materii w czasie, kiedy CMBR było formowane (czyli w czasie ostatniego rozproszenia), znajdowały się jeszcze w liniowym reżimie, tj. były znacznie mniejsze od jedności. Natomiast w okresie, kiedy struktury kosmiczne weszły w etap nieliniowy, nie istniało praktycznie żadne sprzężenie pomiędzy polem gęstości promieniowania a polem gęstości materii. W okresie przedrekombinacyjnym powstawanie znaczących odstępstw od jednorodnego rozkładu materii barionowej (plazmy) w stanie bliskim równowagi termodynamicznej nie jest możliwe, ze względu na częste rozpraszania thomsonowskie.

Najprostsze modele inflacji przewidują płaskie widmo fluktuacji materii (niezależne od skali) oraz że każdy z modów fourierowskich, odpowiadających fluktuacjom o pewnych rozmiarach, oscyluje niezależnie od siebie. Pierwotne, kwantowe fluktuacje gęstości w wyniku inflacji zostały powiększone do rozmiarów wielokrotnie przekraczających horyzont cząstek w czasie inflacji (około t~10^–34 s). Do czasu ich powtórnego wchodzenia pod horyzont (czyli momentu, kiedy rozmiary przyczynowo połączonych obszarów były porównywalne z charakterystycznymi rozmiarami danej fluktuacji gęstości) wszystkie mody pozostawały nie zmienione. W momencie ich wchodzenia pod horyzont (zgodnie z teorią Jeansa) rozpoczynały oscylacje (wskutek przeciwstawnych sił grawitacji i ciśnienia promieniowania). Naturalnie mody o mniejszych rozmiarach przestrzennych rozpoczynały oscylacje wcześniej niż mody o większych rozmiarach. Zaobserwowane przez sondę WMAP dwa piki akustyczne w temperaturowym widmie mocy są przejawem dwóch podstawowych faktów. (I) Pierwszy (największy) pik odpowiada modom fluktuacji o rozmiarach porównywalnych z rozmiarami horyzontu w czasie ostatniego rozproszenia (gdyż jest to ostatni moment, kiedy CMBR było jeszcze sprzężone z polem gęstości materii). Fluktuacje te rozpoczęły oscylacje w momencie wchodzenia pod horyzont i ich obecne rozmiary kątowe wynoszą około 1°. Dolina pomiędzy pierwszym i drugim pikiem jest obserwowana pod kątem odpowiadającym rozmiarom horyzontu równym wielkości odpowiadających fluktuacji, która do czasu rekombinacji wykonała pół cyklu długości swojej fazy, stąd też obserwowana moc dla tych częstości fourierowskich (dla tych rozmiarów kątowych) jest minimalna. Drugi pik wszedł pod horyzont wcześniej niż pierwszy i oscylował do czasu rekombinacji, przez co jest obserwowany w nieco innej fazie oscylacji niż pik pierwszy, przez co jego amplituda jest mniejsza od piku pierwszego. (II) Mody o tych samych rozmiarach wchodzą pod horyzont w tym samym czasie, więc oscylują zgodnie w fazie. Naturalną konsekwencją tego jest powstawanie w widmie mocy serii pików i dolin. Gdyby nie koherencja modów, fluktuacje o tych samych rozmiarach przestrzennych byłyby obserwowane pod różnymi kątami, co prowadziłoby do rozmycia się struktury pików i dolin.

Porównanie pików akustycznych z tymi powstającymi w pudle rezonansowym, np. gitary, jest więc niepełną analogią, gdyż w gitarze są możliwe tylko oscylacje będące wielokrotnością rozmiarów pudła stanowiącego ograniczenie. Takiego ograniczenia w przypadku CMBR nie ma. Wszystkie mody mają tę samą moc, lecz w momencie rekombinacji są obserwowane w różnej fazie swej oscylacji.

Serie pików i „dolin” pomiędzy nimi są naturalną konsekwencją inflacji, jednak ich pozycje i wielkości w widmie mocy zależą nie tylko od momentu rekombinacji i tempa ekspansji, ale również od krzywizny przestrzeni (od której zależą obserwowane kąty) oraz od liczby elektronów, dzięki którym ewolucja modów gestości została odbita w CMBR. Stąd wypływa silny związek pozycji i wielkości pików akustycznych na wartości podstawowych parametrów kosmologicznych (takich jak np. Ω_tot, Ω_b, H₀ i innych). Przykładowo gestość całkowita Wszechświata wyznaczona z położenia pierwszego piku akustycznego jest zgodna z płaską geometrią Wszechświata, która jest również przewidywaniem teorii inflacji.

Oscylacje akustyczne, duże na skalach odpowiadających 1° w widmie TT, na skalach dużo mniejszych są bardzo wydajnie tłumione. Tłumienie to powstaje na skutek tego, że sprzężenie pomiędzy promieniowaniem a plazmą nie jest idealne i w rzeczywistości istnieje pewna droga swobodna dla fotonu pomiędzy dwoma rozproszeniami comptonowskimi. Amplituda fluktuacji maleje praktycznie wykładniczo, gdy droga rozmycia (ang. Diffusion length) zależna od chwilowej gęstości ośrodka przewyższa długość odpowiadającą liczbie falowej danej fluktuacji. Tłumienie to nazywa się tłumieniem Silka. Gdy długości rozmycia osiągają wskutek rekombinacji (ekspansji Wszechświata) rozmiary horyzontu dźwięku, oscylacje akustyczne ustają. Widmo polaryzacyjne (mody E) na tym etapie jest generalnie płaskie — polaryzacja jest zerowa. Lokalnie jedynie pewna moc może być widoczna w dipolu wynikającym z prędkości cząstek w plazmie. Mody B natomiast (w przybliżeniu pierwszego rzędu teorii zaburzen) w ogóle nie są produkowane w reakcjach rozproszeń thomsonowskich. Jednakże materia barionowa nie obejmuje całości spraw, które należy wziąć pod uwagę. Symulacje N-ciał pokazują, że czas, jaki byłby potrzebny na uformowanie struktur kosmicznych takich, jakimi je dzisiaj obserwujemy, wymagałby czasu znacznie przekraczającego oszacowany wiek Wszechświata, jeśli symulacje są prowadzone bez uwzględnienia znacznych ilości ciemnej, zimnej, niebarionowej materii (nbCDM). Z wielu niezależnych eksperymentów (w tym z pomiarów widma mocy TT) również wynika konieczność wprowadzenia nbCDM w ilości około Ω_mh² ≈ 0,135. Podstawową cechą tej materii jest to, że nie oddziałuje ona z niczym w sposób inny niż grawitacyjnie (i ewentualnie słabo) — zatem nie podlega rozpraszaniom. Konsekwencją tego jest możliwość grawitacyjnego narastania fluktuacji w pierwotnym rozkładzie materii nawet w sytuacji, kiedy zachodzi równowaga termodynamiczna pomiędzy materią barionową a promieniowaniem w epoce przedrekombinacyjnej. Tego typu niejednorodności mogą już tylko narastać i przyspieszać powstawanie struktur z materii barionowej, której organizacja we wczesnym Wszechświecie jest hamowana polem promieniowania. Tak więc, im większa jest gęstość ciemnej materii, tym szybsze jest tempo formowania się wielkoskalowych struktur. Szybciej również zajdzie odprzężenie materii od promieniowania, będzie więc mniej czasu na pozostawienie śladu na polu promieniowania przez zaburzenia gęstości, zanim zostanie zerwane sprzężenie pomiędzy materią a promieniowaniem. W czasie rekombinacji zostaje zerwany wszelki kontakt pomiędzy polem gęstości materii i promieniowania i od tego czasu ewoluują one mniej więcej niezależnie. Materia barionowa zaczyna śledzić rozkład ciemnej materii i formować pierwsze widoczne struktury kosmiczne. W procesie powstawania szczątkowej polaryzacji CMBR (wykrytej po raz pierwszy w eksperymencie DASI (2001 r.)) i formowania się polaryzacyjnego widma mocy (EE) rozpraszania thomsonowskie mają decydujące znaczenie. Początkowo (dla częstych rozproszeń) polaryzacja jest niewielka ze względu na chaotyczność ruchów plazmy. Znikomy, obserwowany stopień polaryzacji liniowej CMB (rzędu paru procent) jest produkowany jedynie pod koniec rekombinacji. Fotony są polaryzowane w wyniku rozproszeń na elektronach, o mniej lub bardziej uporządkowanym polu prędkości, wyznaczonym przez pojawiające się na tym etapie multipolowe konfiguracje nierównomiernie rozłożonych cząstek częściowo jeszcze naładowanych (elektronów) i już neutralnych (atomów wodoru). Zmniejszona liczba wolnych elektronów decyduje o małym stopniu polaryzacji. Charakterystycznie moc modów polaryzacyjnych jest o rząd mniejsza od temperaturowych rys. 7. Gdyby rekombinacja następowała natychmiastowo, CMBR nie byłoby spolaryzowane. Reasumując, całkowicie niezależną od pola gęstości, powiązanego mapą fluktuacji temperatury, informacje niesie w sobie mapa polaryzacji i jej widmo (EE). Jest to informacja związana z polami prędkości w plazmie i ich gradientami.

Rys. 7. Skalarne i tensorowe widma mocy fluktuacji CMBR otrzymane teoretycznie dla standardowych parametrów kosmologicznych, zgodnych z wyznaczeniami satelity WMAP. Jak widać, skalarne widmo temperaturowe jest najsilniejsze ze wszystkich pozostałych. Wyraźnie widać również antykorelację pomiędzy pikami w widmie TT i EE, co znajduje wytłumaczenie w fakcie, że fluktuacje w polaryzacji (mody E) biorą się z pól prędkości plazmy, a fluktuacje w temperaturze z pól gęstości materii. Te natomiast powinny być w antyfazie. Tam, gdzie jest największa (lub najmniejsza) gęstość materii, nie ma dużych gradientów prędkości i na odwrót. W tych obszarach polaryzacja będzie najmniejsza. Lokalnie tam, gdzie wartości kontrastu temperatury są najmniejsze (a pola prędkości największe), można oczekiwać największego stopnia polaryzacji

Jak wiadomo, Wszechświat na pewnym etapie ewolucji przeszedł przez fazę całkowitej rejonizacji. Wprowadza ona powtórnie niewielkie sprzężenie pomiędzy fotonami CMBR a plazmą. Jednak prawdopodobieństwo rozproszeń jest stosunkowo niewielkie ze względu na znacznie zmniejszoną (od czasu rekombinacji) gestość przestrzenną zarówno fotonów, jak i elektronów, na których może dojść do rozproszenia. Mówimy zatem, że rejonizacja ma niedużą głębokość optyczną (τ), która jest proporcjonalna do przekroju czynnego na reakcje rozproszeń i kolumnowej gęstości elektronów na linii widzenia. Położenie maksimum funkcji widoczności dla rejonizacji zależy mocno od modelu kosmologicznego (zwłaszcza od tempa ekspansji i formowania się struktur kosmicznych). Tak więc rejonizacja pozostawia ślad w widmie TT, ale również w widmie EE. Teoretycznie przewidzianą cechą (pikiem) w widmie EE bedącą śladem rejonizacji przedstawia rys. 7. Słabe sprzężenie (barionów i fotonów) wprowadzone przez jonizację jest charakterystyczne dla rozmiarów horyzontu cząstek w czasie rejonizacji. Cecha ta więc oczywiście będzie widoczna na największych skalach kątowych, dlatego występuje na tak niskich multipolach. Ze względu na małą głębokość optyczną rejonizacji moc tego sygnału jest o wiele rzędów wielkości słabsza od struktur uformowanych w czasie ostatniego rozproszenia. Jednoczesne pomiary obu (widm) są gwarancją dokładnego wyznaczenia szczegółów rejonizacji (czasu zajścia, głębokości optycznej i innych detali), ale również są testem spójności teorii. (Wyniki obserwacji sondy WMAP opublikowane w 2003 r. przedstawiają kroskorelacyjne widmo TE, na podstawie którego oszacowano, że rejonizacja Wszechświata nastąpiła dużo wcześniej niż uważano).

Fotony wolno rozprzestrzeniające się, poruszając się w polach grawitacyjnych formujących się struktur kosmicznych ulegają poniebieszczeniu i poczerwienieniu, wpadając i wychodząc ze studni potencjału. W statycznym Wszechświecie efekt ten by się redukował. Ewolucja struktur kosmicznych w różnych skalach wielkości powoduje jednak, iż efekt ten nie jest zerowy. Nie bez znaczenia dla zmiany energii fotonu jest to, jakiej wielkości będą pierwotne struktury kosmiczne, gdyż będą się one odbijać właśnie w różnej wielkości fluktuacjach na największych skalach kątowych. Głębokość studni, jak również jej czasowa ewolucja (możliwe zmiany kształtu), będą się przekładać na postać obserwowanych fluktuacji. Jeśli przykładowo dana fluktuacja gęstości materii znajdowała się w fazie kolapsu (czyli głębokość studni potencjału się zwiększała), to wszystkie fotony znajdujące się w jej regionie będą ulegały poniebieszczeniu i odwrotnie dla fluktuacji zanikającej. Czoło frontu falowego przechodzącego przez taką fluktuację będzie dodatkowo zdeformowane wskutek grawitacyjnej dylatacji czasowej w obszarze fluktuacji w stosunku do zewnętrznych obszarów. Łączny efekt zmiany temperatury fotonu wskutek grawitacyjnych oddziaływań z ewoluującymi w czasie wielkoskalowymi strukturami wzdłuż linii widzenia jest nazywany wczesnym, zintegrowanym efektem Sachs-Wolfa (ISW). Jego wpływ modyfikuje temperaturowe widmo mocy głównie na największych skalach kątowych, gdzie nie obserwuje się jeszcze oscylacji akustycznych, a zatem na skalach większych od rozmiarów horyzontu w czasie ostatniego prozproszenia.

2.4. Reżim nieliniowy — struktury kosmiczne

Kiedy fluktuacje materii znacznie przewyższają średnią gęstość, mówimy, że wkroczyły one w reżim nieliniowy. Efekt analogiczny do Sachs-Wolfa, tylko pochodzący od mniejszych struktur, formujących się w reżimie nieliniowym jest nazywany efektem Rees-Sciamy. Obecnie uwaga kosmologów stopniowo przesuwa się w kierunku analizy właśnie małoskalowych, nieliniowych fluktuacji wymuszanych przez galaktyki i gromady galaktyk.

2.4.1. Słabe soczewkowanie grawitacyjne

Kolejnym i ważnym w konsekwencjach źródłem niegaussowości CMBR (patrz część 1. artykułu: Urania–PA 5/2005) jest słabe soczewkowanie grawitacyjne wolno rozprzestrzeniających się fotonów CMB, poruszających się w polach grawitacyjnych wielkoskalowych struktur kosmicznych. O ile wpływ tego efektu na widmo mocy TT jest niewielki — zmienia on nieznacznie kształty pików akustycznych (oscylacji Sacharowa) — o tyle jest on dobrze zauważalny w symulacjach sztucznych map fluktuacji, gdzie soczewkowanie zmienia rozkład (i morfologię) fluktuacji. Prowadzi to naturalnie do odstępstw od gaussowości. W dziedzinie polaryzacji soczewkowanie prowadzi do zamiany części modów E polaryzacji w mody B. Ma to kolosalne znaczenie, jeśli chodzi o detekcję pierwotnych modów B oraz fizykę bardzo wczesnego Wszechświata, gdyż sygnał od słabego soczewkowania grawitacyjnego będzie się nakładał na grawitacyjne mody B pochodzące z czasów inflacji. Jeśli charakterystyczna dla inflacji skala energii jest mniejsza niż 10¹⁵ GeV, to amplituda wyprodukowanych w niej modów B polaryzacji (która jest proporcjonalna do tej skali energii) będzie porównywalna z tymi, pochodzącymi od słabego soczewkowania. Dla niższych energii redukcja efektu soczewkowania bedzie potrzebna, by móc zarejestrować widmo pierwotnych modów B. Jeśli jednak (jak się przewiduje) inflacja ma związek z wielką unifikacją oddziaływań (przewidywaną na energiach rzędu ~10¹⁶ GeV), to pierwotne mody B mogą być wystarczająco duże, by mogły być zarejestrowane.

2.4.2. Silne soczewkowanie grawitacyjne

Gromady galaktyk, jako koncentracje ogromnych mas, poprzez soczewkowanie zniekształcają rozkład fluktuacji CMBR. Modelowanie pola odkształceń takich soczewek grawitacyjnych stwarza możliwość wyznaczenia masy soczewki. Tego rodzaju analiza nie jest obarczona problemami innych metod szacowania masy, związanymi ze stopniem, w jakim masa widoczna (galaktyki) śledzi masę niewidoczną (halo ciemnej zimnej materii). Więc jest to metoda na wyznaczenie funkcji masy N(M,z), o której jest mowa w rozdziale 2.1.4. Kształt tej funkcji jest bardzo zależny od stałej kosmologicznej (bądź innych składników ciemnej energii).

2.4.3. TSZ i KSZ

Źródłem najsilniejszego z sygnałów pochodzących od nieliniowych fluktuacji jest termiczny efekt Sunyaeva-Zeldovicha (TSZ). Fotony CMBR w gorącym (T ≈ 10^6–8 K) gazie gromadowym zostają awansowane energetycznie wskutek rozproszeń comptonowskich na „termicznych” elektronach. Wynikiem tego procesu jest obserwowany deficyt strumienia w kierunku gromady galaktyk na niskich czestotliwościach — mniejszych od około ν_0TSZ ≈ 218 GHz. Powyżej tej częstotliwości, w kierunku gromady, jest obserwowana pewna nadwyżka strumienia w porównaniu z kierunkiem poza gromadą (pod warunkiem oczywiście, że w obu kierunkach mamy tę samą temperaturę fluktuacji w tle). Efekt ten może osiągać wartość nawet 1 mK, co znacznie przewyższa temperaturową pierwotną anizotropię tła.

Obserwacyjnie potwierdzono wykrycie tego efektu dla wielu źródeł. Ma on dominujące znaczenie na skalach kątowych od kilku do kilkunastu minut kątowych. Wielkość tego efektu zależy od gęstości elektronów w gromadzie i ich temperatury. Jest więc on ich pośrednią miarą. TSZ spektralnie powoduje wykrzywienie widma ciała doskonale czarnego i ta cecha widmowa jest niezależna od redshiftu gromady.

Rys. 8. Zmiana temperatury jasnościowej (górny panel) i strumienia (dolny panel) w widmie gromady galaktyk wywołana termicznym i kinetycznym efektem SZ. Temperatura ciała doskonale czarnego w kierunku gromady jest wyższa o 1 mK niż otoczenia

Kinematyczny efekt Sunyaeva-Zeldovicha (KSZ) jest zdecydowanie słabszy (na poziomie μK) i wynika z osobliwych radialnych ruchów gromad względem układu fundamentalnego. TSZ i KSZ mają różne sygnatury widmowe (rys. 8) i na tej podstawie można próbować dokonać ich odseparowania. KSZ dostarczałby wówczas niezależnie od innych metod2 i niezależnie od redshiftu informacji o polu predkości gromad galaktyk. Tego rodzaju informacje dawałyby możliwość sprawdzenia spójności teorii, np. z wynikami symulacji komputerowych N-ciał. Detekcja KSZ bedzie z pewnością łatwiejsza na częstotliwościach zbliżonych do 218 GHz, gdzie TSZ jest bliski zeru i KSZ dominuje. Obserwacje spolaryzowanego promieniowania pochodzącego od gromad dałyby ważne informacje na temat ruchów transwersalnych gromad.

2.5. Parametry kosmologiczne

Wiele z omówionych powyżej efektów jest powiązanych mniej lub bardziej z różnymi parametrami kosmologicznymi. Podam kilka jakościowych przykładów silnych zależności pomiędzy widmem mocy TT a niektórymi parametrami kosmologicznymi.

Położenie pierwszego piku akustycznego ma bardzo silny związek z parametrem całkowitej gęstości Wszechświata (l_pik ~ Ω_tot0^–1/2), co implikuje jednoznacznie promień krzywizny przestrzeni (oraz sumę Ω_m + Ω_Λ). Przy założeniu fluktuacji adiabatycznych (zob. 2.1.1) rozmiar horyzontu cząstek (czy też horyzontu dźwiękowego, który był w czasie ostatniego rozproszenia niewiele mniejszy) widzimy obecnie pod kątem około 1°. Kąt ten zależy od stosunku rozmiarów samego horyzontu do odległości rozmiarów kątowych do horyzontu. Obie te wielkości są funkcjami wszystkich składników Wszechświata, chociaż w czasie rekombinacji dobrym przybliżeniem jest zaniedbanie wpływu niezerowej gestości materii i stałej kosmologicznej. Obecnie wpływ gęstości promieniowania i materii barionowej na dynamikę ekspansji Wszechświata jest praktycznie do pominięcia. Niezależnie od wartości poszczególnych składników rozmiary kątowe zależą od krzywizny przestrzeni, w której dokonuje się obserwacji. Takie same rozmiary liniowe horyzontu dźwiękowego bedą widoczne pod mniejszym kątem w przestrzeni o ujemnej krzywiźnie niż w przestrzeni o dodatniej krzywiźnie. Dlatego też wyznaczenie położenia piku akustycznego ma duże znaczenie.

Wysokość piku jest związana z kombinacją stałej Hubble'a (definiującej prędkość ekspansji) oraz gęstości barionów, od których zależy częstość rozproszeń. Przyjmując ograniczenie narzucane na tę parę (Ω_b0 H₀²) z teorii nukleosyntezy, można wyznaczyć oba te parametry niezależnie. Sonda WMAP dostarczyła pomiary dwóch pierwszych oscylacji Sakharova w widmie mocy TT. Stwarza to możliwość wyznaczenia tych parametrów niezależnie od informacji niesionej przez teorię nukleosyntezy (i obserwacje lasów Lyα w widmach odległych kwazarów).

Stała kosmologiczna (λ), jak wiadomo, pełni rolę kosmologicznego „antyatraktora” ze względu na jedynie sobie charakterystyczną właściwość, mianowicie ujemne ciśnienie przy dodatniej gęstości tej wielkości (parametr w < 0). Dodanie takiego komponentu do pozostałych składników Wszechświata (promieniowania, materii barionowej i ciemnej materii) ma bardzo bdquo;czysty” wpływ na kształt widma mocy. Powoduje ono kompresję widma ze wszystkimi jego charakterystykami. Jest to konsekwencją oczywiście tylko zmiany krzywizny przestrzeni na późnych etapach ewolucji wszelkich struktur kosmicznych — późnych w stosunku do formowania się np. oscylacji akustycznych (w czasie ścisłego sprzężenia materii i promieniowania przed rekombinacją). Przyspieszona ekspansja (zaniedbywalna w czasie rekombinacji obecnie jest dominującym składnikiem) sprawia, że obserwowane fluktuacje CMBR będą występowały w widmie na większych wielkościach kątowych niż w przypadku braku stałej kosmologicznej.

Widmo mocy TT jest bardzo czułe na zmiany wartości głębokości optycznej do rejonizacji. Dzieje się tak dlatego, że rejonizacja na powrót wprowadza pewne nieduże sprzężenie pomiędzy materię a promieniowanie i w ten sposób niszczy uprzednio uformowane fluktuacje. Większe wartości głębokości optycznej skutkują w bardziej płaskim widmie temperaturowym. W przyszłości dokładną informację o czasie zajścia rejonizacji dostarczą obserwacje polaryzacyjnego widma EE, w szczególności położenia piku na największych rozmiarach kątowych. Wyznaczy to rozmiary horyzontu dźwiękowego (~c_s/H₀) w czasie rejonizacji, a to jednoznacznie określi czas zajścia rejonizacji. Wysokość piku jest również związana z głębokością optyczną rejonizacji, a ta z kolei z gęstością przestrzenną wolnych elektronów. Analiza tego widma dostarczy więc niezależnego narzędzia do badania jonizacyjnej historii Wszechświata.

Innym przykładem zależności pomiędzy rozkładem anizotropii a poszukiwanymi parametrami jest związek pomiędzy stałą Hubble'a a czasem zrównania się gęstości materii i promieniowania (t_eq). Okazuje się, że im dłużej trwa epoka radiacyjna (im większe t_eq), tym mniejsza jest stała Hubble'a i tym większy staje się pierwszy pik akustyczny. Opóźnienie momentu t_eq może jednak być również uzyskane poprzez dodanie stałej kosmologicznej. Należy pamiętać, że wszystkie relacje łączące nasze obserwable z poszukiwanymi parametrami są funkcjami wszystkich parametrów naraz. Wiele różnych zestawów parametrów kosmologicznych, opisujących różne modele Wszechświata, skutkuje w podobnym widmie mocy TT. Dodatkowo w sytuacji, gdy wykonane mapy anizotropii tła posiadają niską rozdzielczość, jak np. w przypadku satelity COBE (którego rozdzielczość nie schodziła poniżej 7°), w ogóle nie istnieje możliwość obserwacji i analizy obszaru oscylacji akustycznych. Różnice pomiędzy tego typu zdegenerowanymi modelami można dostrzec poprzez prowadzenie obserwacji z dostatecznie dużą zdolnością rozdzielczą i czułością, analizując dodatkowo widma polaryzacyjne lub też polegając na niezależnych obserwacjach wyznaczających któryś z parametrów niezależnymi metodami.

2.6. Synteza obserwacji widm polaryzacyjnych

W poprzedniej części artykułu (Urania–PA 5/2005) przedstawiono syntezę pomiarów temperaturowego widma mocy. W tym rozdziale przedstawiam historię oraz dotychczasowe osiągnięcia w zakresie wyznaczenia widm polaryzacyjnych oraz prospektów na przyszłość.

Rys. 9. Synteza wybranych pomiarów modów EE od roku 1965 (Penzias, Wilson) do 2003 i wyznaczonych przez sondę WMAP ograniczeń na widmo TE, wykonana przez A. de Oliveira-Costa (arXiv:astro-ph/0406358)

Rys. 9 przedstawia syntezę pomiarów polaryzacyjnych modów EE (górny panel) oraz widma kroskorelacyjnego TE (dolny panel). Poszczególne eksperymenty sukcesywnie obniżały górną granicę wielkości sygnałów EE oraz TE aż do momentu wykrycia kolejno modów TT oraz modów polaryzacyjnych uwieńczonych sukcesem DASI.

Kluczową rolę w obecnych i przyszłych badaniach sygnałów polaryzacyjnych będą miały obserwacje i symulacje galaktycznych pól magnetycznych, rozkładu promieniowania swobodno-swobodnego, synchrotronowego oraz pyłu dominujących na odpowiednio małych i dużych częstotliwościach. Niespolaryzowany komponent wymienionych mechanizmów promieniowania jest już w miarę dobrze poznany, jednak że sytuacja przedstawia się dużo gorzej, jeśli chodzi o emisję spolaryzowaną. Wszystkie wymienione mechanizmy promieniowania, jak również galaktyczne pola magnetyczne mogą mieć swój udział w formowaniu się spolaryzowanych sygnałów nakładających się na sygnały CMBR. Przykładowo emisja termiczna wydłużonych ziaren pyłu ustawionych w sposób nieprzypadkowy może się przyczyniać do polaryzacji promieniowania. Podobnie emisja synchrotronowa jest do pewnego stopnia spolaryzowana liniowo i jako taka może stanowić szum w badaniach pierwotnych widm EE.

Rys. 10. Otrzymane w wyniku dwóch niezależnych analiz (punkty „NA” i „IT”), „zbinowane” widmo mocy EE, BB oraz ich kroskorelacja (EB). Rysunek pochodzi z publikacji (arXiv:astro-ph/0507514)

Na rys. 10 przedstawiono opublikowane niedawno wyniki pomiarów widma mocy EE przez balonową misję Boomerang. Przedstawiono również ograniczenia na detekcję modów B. Obecnie ich wielkość jest zgodna z zerem, a ich potencjalna detekcja będzie wymagać jeszcze dokładniejszych pomiarów.

Rys. 11. Porównanie wyznaczonych widm mocy pomiędzy różnymi eksperymentami. Rysunek pochodzi z publikacji (arXiv:astro-ph/0507514)

Czarna ciągła linia na rysunkach 10 i 11 przedstawia najlepsze dopasowanie teoretycznego modelu ΛCDM danych obserwacyjnych satelity WMAP, konkretnie widma TT. Zgodność modelu wyznaczonego z temperaturowego widma mocy z satelity WMAP z obserwacjami polarymetrycznymi misji Boomerang jest dobrym eksperymentalnym sprawdzianem modelu ΛCDM. O ile mody B nadal wymykają się detekcji, mody E definitywnie zostały zarejestrowane, a ich widmo i wyznaczone z nich parametry kosmologiczne w granicach błędów pozostają w zgodzie wynikami innych eksperymentów.

Rys. 12. Widma mocy fluktuacji CMBR otrzymane z interferometrycznego, naziemnego eksperymentu CBI. Zdecydowane odstępstwo pierwszego punktu (od lewej) w widmie TT od widma teoretycznego prawdopodobnie jest jedynie konsekwencją wpływu „wariancji próbki”. Eksperyment CBI nie obserwuje całego nieba, lecz jedynie jego mały fragment (maksymalne pole ma rozmiary 4,5° × 4,5°), stąd naturalnie powstające rozbieżności powodowane brakiem odpowiedniej statystyki pomiarów dla kątów porównywalnych z rozmiarami obserwowanego pola. Rysunek pochodzi z publikacji (arXiv:astro-ph/0509203)

Na rys. 12 przedstawiono opublikowane niedawno wyniki interferometrycznego, naziemnego eksperymentu CBI (Cosmic Background Imager). Przedstawione widma mocy zostały wyznaczone z danych zbieranych w czasie od września 2002 do kwietnia 2005 r. — zaznaczone krzyżykami. Cztery „zbinowane” widma mocy zostały nałożone na widmo wyznaczone teoretycznie w oparciu o parametry kosmologiczne wyznaczone przez sondę WMAP w ramach modelu ΛCDM. Jest to kolejne, bardzo mocne, obserwacyjne potwierdzenie istnienia niezerowych modów E, pomimo braku detekcji modów B.

Podsumowanie

Współczesna kosmologia dała nam dobrze ugruntowany obserwacyjnie model kosmologiczny. Najbliższe lata dostarczą nowych danych obserwacyjnych ze wszystkich dziedzin badań omawianych w tym artykule. Pozwolą one zwiększyć dokładność, z jaką znamy poszczególne parametry kosmologiczne, sprawdzić i udoskonalić aktualny model standardowy, rzucając, być może, trochę światła na sektor ciemnej materii, uzupełnią wiedzę na temat formowania się struktur kosmicznych na wszystkich skalach odległości (od „kosmicznej pajęczyny” — supergromad galaktyk do pojedynczych galaktyk i ich halo) oraz pozwolą poznać historię jonizacyjną Wszechświata. Być może pozwolą również uściślić i określić model inflacyjny, jak i fizykę za nim stojącą.