ГЛАВА 6. ТЕРМОДИНАМИЧЕСКОЕ РАВНОВЕСИЕ В НАЧАЛЕ КОСМОЛОГИЧЕСКОГО РАСШИРЕНИЯ

§ 1. Основные периоды в эволюции горячей Вселенной

Прежде чем приступить к детальному рассмотрению процессов в ходе расширения горячей Вселенной, попытаемся обрисовать общую картину эволюции.

Как мы видели в § 3 предыдущей главы, общая плотность энергии РИ сегодня составляет Это соответствует плотности массы Такая плотность много меньше средней плотности обычной материи (вещество в звездах, разреженном газе и т. п.), усредненной по всему объему, которая, как мы видели выше, не меньше, чем Итак, сегодня и тяготение, связанное с не играет сегодня никакой роли в динамике расширения. Закон расширения сегодня определяется обычной материей с давлением, равным нулю, как показано в первом разделе, линейные масштабы изменяются по закону

Плотность обычного вещества меняется, как

Плотность числа квантов РИ меняется по тому же закону, (обоснование этого см. далее в этом параграфе), однако энергия каждого кванта меняется, как и поэтому плотность энергии РИ меняется, как

Из (6.1.2) и (6.1.3) следует:

Если принять, что что то

Таким образом, в прошлом, когда тогда а в еще более раннюю эпоху

Эта ранняя эпоха, когда выполняется условие (6.1.6), носит название (радиационно-доминированной» стадии. На РД-стадии закон эволюции определяется тяготением ультрарелятивистского газа с согласно §§ 8 гл. 1, Температура излучения меняется на всех стадиях расширения, как

Следовательно, на ранних этапах расширения температура была велика (формулы см. в следующем параграфе).

Итак, на РД-стадии в начале космологического расширения господствовали огромные температуры, огромные плотности материи и при этом Обычное вешество в этих условиях находилось в состоянии полностью ионизованной плазмы и было в термодинамическом равновесии с излучением (подробности см. в следующих параграфах и главах). Подчеркнем, что отношение все время практически не меняется в ходе расширения, На поздней стадии это обеспечивается сохранением фотонов РИ, которое не взаимодействует с веществом, на ранней стадии постоянство обеспечивается условием термодинамического равновесия.

Как показано в ТТ и ЭЗ, отношение характеризует удельную (на один нуклон) энтропию вещества

где энтропия единицы объема, постоянная Больцмана. Имея в виду применимость этой формулы и к очень ранней стадии эволюции, когда в горячем веществе есть также много пар частиц — античастиц, надо уточнить, что понимается под Под понимается избыток барионов над антибарионами, а под сумма всех частиц и античастиц, имеющихся в веществе за счет его тепловой энергии (т. е. это д.). Для появления заметного количества таких пар частиц — античастиц необходимо, чтобы выполнялось условие где масса покоя частицы. Таким образом, например, электрон-позитронных пар много, когда . В еще более ранние моменты и, соответственно, при более высоких температурах в равновесии находятся еще более

тяжелые пары частиц и античастиц. (Подробно термодинамика вещества при больших температурах изложена в гл. 7 и 8 ТТ и ЭЗ.) Конечно, никакие сложные атомные ядра в этих условиях не могут существовать, они были бы моментально разбиты. Нуклоны существуют в виде нейтронов и протонов, постоянно превращающихся друг в друга. Количество частиц и античастиц каждого сорта (если выполнено условие в единице объема примерно такое же, как и фотонов. Небольшое различие обусловлено только статистическими множителями, характеризующими сорта частиц. Таким образом, на каждый нуклон, присутствующий сегодня во Вселенной, в самую раннюю эпоху расширения, при приходилось нуклон-антинуклонных пар. С этой точки зрения сегодняшние нуклоны представляют собой результат малого избытка (всего на количества нуклонов над антинуклонами в той ранней стадии. Именно то, что этот удивительно малый избыток существовал, а не был в среднем строго равен нулю, подчеркивают Бэрбидж и др., говоря о «странности» зарядово-несимметричной модели.

Общую картину расширения горячей Вселенной принято делить на следующие эпохи, которые мы здесь лишь перечислим, а подробно опишем далее:

1. Адронная стадия.

В равновесии в плазме, помимо нейтрино, мезонов, электрон-позитронных пар, имеется много нуклон-антинуклонных пар. Физика этой стадии рассматривается далее в этой главе.

2. Лептонная стадия:

Нуклон-антинуклонные пары аннигилировали, в равновесии в плазме находятся фотоны, нейтрино (в начале стадии мезоны, которые затем аннигилируют), электрон-позитронные пары и небольшая примесь нуклонов. К середине стадии процессы с нейтрино становятся медленными по сравнению с расширением. Нейтрино (сначала мюонные, а потом и электронные) перестают взаимодействовать с плазмой. Они движутся свободно, охлаждаясь из-за красного смещения, и остаются невзаимодействующими во все последующие эпохи до наших дней. В конце стадии происходит синтез ядер (и небольшого количества других легких ядер), в это же время происходит аннигиляция пар Процессы во время этой стадии разобраны в гл. 7.

3. Эра фотонной (или радиационно-доминированной) плазмы:

В равновесии находится плазма с излучением, нейтрино свободны. Об этом периоде см. гл. 8.

4. Эра после рекомбинации водорода первичной плазмы.

Несколько позже сек, когда температура падает до 3—4 тысяч градусов, первичная плазма превращается в нейтральную и становится прозрачной для реликтового излучения. После этого становится возможным формирование отдельных небесных тел путем гравитационной неустойчивости из первоначально небольших флуктуаций плотности. Этот период и другие вопросы, связанные с проблемой образования небесных тел, рассматриваются в следующем разделе.

Гипотетические гравитоны, вероятно, присутствуют во все эпохи, но на всех этапах после «планковского» момента сек они практически не взаимодействуют с остальными частицами. Здесь везде предполагаем справедливой однородную изотропную модель с самого начала космологического расширения. О возможных отклонениях от такой модели на ранних этапах расширения говорится в разделах Кроме того, следуя ортодоксальной точке зрения, мы считаем, что нет сверхтяжелых гипотетических частиц, и полагаем массу нейтрино равной нулю. О возможных следствиях неортодоксальной теории см. в гл. 7.