Аламның бариондық асимметриясының пайда болуы

Айтылып та кеткендей, кеңейіп келе жатқан Ғаламда бариондардың антибариондардан артықтығын генерациялаудың ықтимал механизмдерін жасау [36-38] қазіргі космологияның дамуындағы аса маңызды кезеңдердің бірі болып отыр. Ғаламның бариондық асимметриясының пайда болуы мәселесінің мысалында, көпшілікке мән-мағынасыз немесе ең тәуір жағдайда метафизикалық (Ғалам неліктен басқаша емес, тап осылайша құрылған?) болып көрінген сұрақтардың нақты физикалық жауабының болуы мүмкін екендігі айқын көрсетілген болатын. Бариогенезис мәселесін шешпейінше, Ғалам эволюциясының ең ерте сатыларында болған бариондардың тығыздығы, кеңейгеннен кейін, экспоненциалды аз бола бастайтындықтан, кеңейіп келе жатқан Ғалам сценарийін жасау мүмкін емес болар еді. Сондықтан, Ғаламның бариондық асимметриясының генерациясы, алдындағы параграфта талқыланған Ғаламның жылытылуы да секілді, инфляциялық космологияның соншама қажетті элементі болып табылады.

А. Д. Сахаровтың Ғаламда бариондардың пайда болуы туралы бірінші жұмысында-ақ [36] анықталғанындай, бариондардың және антибариондардың сандары арасындағы асимметрия үш қажетті шарт орындалған кезде туындайды:

1) бұл процестер бариондық зарядтың сақталмауымен жүруге тиіс;

2) оларда j-инварианттылық бұзылған болуға тиіс;

3) бариондардың пайда болу процестері кеңейіп келе жатқан Ғаламда термодинамикалық тепе-теңдік жағдайынан тысқары іске асырылуға тиіс. Осындай процестің мысалы болып салмақтары болатын бөлшектердің ыдырауы қызмет етеді.

Бірінші шарттың қажеттігі айдан айқын. Екінші шарт бөлшектер және антибөлшектер ыдыраған кезде бариондардың және антибариондардың әртүрлі санының пайда болуы үшін қажет. Үшінші шарт бірінші кезекте осының нәтижесінде пайда болған бариондық асимметрия жоқ болып кететін кері процестің болмауы үшін қажет.

Ғаламның бариондық асимметриясын генерациялау мүмкіндігі туралы идеяға шынайы қызығушылық осыларда бариондар күшті және электр әлсіз өзара әрекеттесулер арасындағы симметрия бұзылғанға дейін лептондарға еркін ауыса алатын ұлы бірігу теориясы жасалғаннан кейін пайда болды. Симметрия бұзылғаннан кейін тым ауыр скалярлы және векторлық Ф, Н, Х, у бөлшектері бариондарға және лептондарға ыдырайтын болады. Егер осы у бөлшектердің ыдырауы термодинамикалық тепе-теңдіктен алыс жағдайда жүретін, сондықтан бариондардың және лептондардың аса ауыр бөлшектерге айналуының кері процесі болмайтын болса және егер бұл кезде СР-инварианттылық бұзылатын болса, онда ыдыраулардың нәтижесінде бариондардың және антибариондардың біршама әртүрлі сандары алынады. Бариондардың және антибариондардың аннигиляциясынан кейінгі дәл осы айырма Ғаламның біздер көретін бариондық материясын құрайды. Бұл кезде шағын саны калибрлеуші байланыс констандаларының, j-инварианттылық тың бұзылу дәрежесін көрсететін константаның, сондай-ақ аталған Ф, Н, .. бөлшектердің қарастырылып отырған дәуірдегі басқа бөлшектерге қатысты үлесін сипаттайтын фактордың көбейтіндісі ретінде алынды [38].

Біз бұл жерде бариогенезистің бұл механизмінің сипаттамасына егжей-тегжейлі тоқталмайтын боламыз (осыған байланысты [105, 257, 258] тамаша шолуларды қар.). Бұл жерде тек, ниет етілген нәтижеге алып келетін теориялардың шынында да бар екендігін айта кетеміз.

Ғаламның кеңейгеннен кейін жылытылу процесі елеулі тең салмақты емес болып табылатындықтан және осы процестің кезінде жылытылғаннан кейінгі Ғаламның T_R температурасынан асып түсетін салмақтары бар, тым ауыр бөлшектер пайда бола алатындықтан, осыған ұқсас механизм кеңейіп келе жатқан Ғалам сценарийінде де, әрі тіптен тиімдірек жұмыс істей алады [122]. Тап сол кезде SU (5)-теориясының хиггстік бозондардың бір Н₅ пятиплетімен және байланыс константаларының арасындағы барынша табиғи ара қатынастармен қарапайым нұсқасында мәнінің, 10^-9 қарағанда көп ретке азырақ алынатындығын атап көрсету керек. ~ 10^-9 алу үшін, әлде хиггстік бозондардың екі қосымша пятиплетін енгізуге, әлде ауыр Кварктармен байланысты әсерлерді қарастыруға, әлде Ғаламның салқындауы кезінде SU (5)-теориясындағы фазалық ауысулардың күрделі реттілігінің мүмкіндігін ескеруге тура келеді [259]. Онымен қоса, инфляциядан кейін жылытылу кезінде осы механизмді іске асыру үшін қажетті тым ауыр бозондардың айтарлықтай көп санын алу әсте әрқашан қолдан келе бермейді. Мұны осында әдетте Ғаламның жылытылу температурасы 10¹² ГэВ аспайтын супергравитация типті теорияларда жасау әіресе қиын. Ақыр соңында, тағы бір потенциалды қиындық салыстырмалы түрде жуырда анықталған болатын. Пертурбативті емес әсерлер Глэшоу-Вайнберг-Салам моделінде фазалық ауысудың Тс » 200 ГэВ температурасынан жоғарырақ немесе сол реттегі температура кезінде бариондардың және лептондардың жылдам аннигиляциясына әкелетін болып шықты [129]. Бұл егер Ғаламның эволюциясының ерте сатыларында бариондардың және лептондардың бірдей саны түзілген болса, сондықтан B-L = 0 болса, мұнда В және L - тиісінше бариондық және лептондық зарядтар (ал бариогенезистің қарапайым модельдерінде істің жайы тап осылай болып отыр [38]), онда Ғаламның Т > 10² ГэВ кезінде пайда болған бүкіл бариондық асимметриясының кейіннен жоқ болып кететіндігін білдіреді. Егер бұл осылай болса, онда әлде B-L ¹1= 0 асимметриясының генерациясы бар теорияға ие болу қажет, бұл тиісті теорияларды одан бетер күрделендіріп жібереді, әлде бариогенезистің Т » 10² ГэВ температура кезінде де тиімді жұмыс істей алатын механизмдерін жасау қажет. Соңғы жылдары осы түрдегі бірнеше механизм ұсынылды.

Төменде мұның спецификасы кеңейіп келе жатқан Ғалам сценарийінің спецификасына бәрінен жақын болатын осы механизмдердің біреуі сипатталған. Оның негізгі идеясы Аффлек пен Дайнның [97] жұмысында ұсынылған және кейін [98] жұмыста инфляциялық космологияның аясында іске асырылған болатын. Кейініректе, [260], осы механизмнің суперпернелер теориясына негізделген модельдерде қалай жұмыс істей алатындығы көрсетілген болатын. Оқырманды толық ақпарат алу үшін аталып кеткен жұмыстарға жөнелте отырып, бұл жерде бариогенезистің жаңа механизмінің негізгі белгілерін талқылайық.

Мысал ретінде ұлы бірігудің суперсимметриялы SU (5) теориясын қарастырамыз. Бұл теорияда кварктарға және лептондарға олардың суперсеріктестері, скалярлы өрістер болып табылатын скварктар мен слептондар жауап береді. Скварктар мен слептондардың тиімді потенциалының түрін талдау көрсетіп отырғандай, онда осыларда тиімді потенциал нөлге айналатын «Аңғарлар» бар [97]. Скварктық және слептондық өрістердің «Аңғардың түбіндегі» тиісті комбинацияларын скалярлы j өрісі ретінде белгілейтін боламыз. Қарастырылып отырған модельде суперсимметрия бұзылғаннан кейін j ¹ 0 кезінде аңғардың түбі көтеріліп, j өрісі тиімді т ~ 10² ГэВ салмаққа ие болады. Бұл өрістің қозулары нөлдік электр заряды мен В = L = + 1 бариондық лептондық зарядтары бар тұрақсыз бөлшектер болып келеді. Осындай бөлшектердің әрқайсысының бариондық заряды олардың өзара әрекеттесулері кезінде сақталмайды, бірақ В - L шамасы сақталады. Бұл бөлшектер бір бірімен дәл сол кварктер секілді калибрлеуші g байланыс константасымен әрекеттеседі. Классикалық j өрісінің үлкен мәндері кезінде осы өріспен өзара әрекеттесетін көптеген бөлшектер өте үлкен О (g_j) салмаққа ие болады. Алайда, j өрісімен тек жанама түрде (радиациялық түзетулердің есебінен), тиімді байланыс константасымен өзара әрекеттесетін жеңіл бөлшектер де (кварктер, лептондар, W-мезондар және т.с.) бар. Қатаң айтқанда, тиімді потенциалдың аңғарында скваркслептондық өрістердің екі әртүрлі комбинациясына сәйкес келетін екі әртүрлі v және а өрістерінің динамикасын қарастыру қажет болды [97]. SU (5)-теориясында осындай өрістер жүйесін толық зерделеу айтарлықтай күрделі, бірақ, бақытымызға орай, ең маңызды жағдайларда оны біршама әдеттен тыс потенциалы бар кешенді j = (1/у2)( j₁ + j2) скалярлық өрісін сипаттайтын қарапайым модельді зерделеуге түйістіруге болады.

(7.10.1)

Бұл жерде l - тағы бір байланыс константасы, , мұнда Мх - SU (5) теориясындағы X-бозонның салмағы. = шамасы SU (5)-модельдегі скалярлы бөлшектердің бариондық тогына сәйкес келеді, ал j_o j өрісінің бариондық зарядының тығыздығының мәніне ие. j₁ және j₂ өрістерінің қозғалысының теңдеулері былайша көрінеді:

; (7.10.2)

. (7.10.3)

Кеңейген кезде, Н шамасы өте үлкен болғанда, jⁱ өрістері баяу эволюция жасайды, сондықтан, әдеттегідей, (7.1 0.2) және (7.10.3) jⁱ мүшелерін елеп-ескермесе болады. Бұл кеңейген кезде n_в тығыздығы үшін келесі өрнекке алып келеді:

.

Егер бастапқы жағдайлар ретінде, мысалы, >0, алсақ, онда (7.10.2)-(7.10.4)-тен кеңейген кезде j₁ өрісінің өте баяу эволюция жасайтындығы және j₂ қарағанда көп азырақ болып қалатындығы, сондықтан инфляциялық сатыларда n_в шамасының жуықтап алғанда тұрақты және өзінің бастапқы n_в . мәніне тең болып шығатындығы келіп шығады.

Алынған нәтиженің физикалық мәнін түсіндіріп беру үшін, қарастырылып отырған модельде ішінара сақталынатын ток үшін теңдеуді келесі түрде жазамыз:

.

мұнда ал (t) - ауқымды фактор. Егер де (7.10.1) бариондық зарядтың сақталмауына алып келетін мүшесі болмаса, онда Ғаламда толық бариондық заряды сақталатын еді және кеңейген кезде бариондық зарядтың n_в тығыздығы экспоненциалды шағын бола бастайтын еді. Біздің жағдайымызда, алайда, (7.10.5) оң бөлігі жоқ болып кетпейді және бариондық зарядтың көзі секілді болып қызмет етеді. Егер енді кеңейген кезде барлық өрістердің өте баяу, болатындай өзгеретіндігін ескерсек, онда (7.10.5) қайтадан жоғарырақта келтірілген (7.10.4) нәтижесі алынады. Басқаша айтқанда, (7.10.1) соңғы мүшенің бар болуына орай, кеңейген кезде тап осы кезде Ғаламның қарастырылып отырған бөлігінің толық бариондық заряды экспоненциалды өсіп отырғанда, бариондық зарядтың тығыздығы өте баяу, секілді өзгереді, (7.10.4) қар. Бариондық зарядтың тығыздығы және оның белгісі ji өрісінің бастапқы мәндеріне байланысты болады және Ғаламның әртүрлі бөліктерінде олар әртүрлі. Ғаламның кеңеюінің жылдамдығы аз бола бастаған кезде, өріс V (j) минимумының маңында ауытқи бастайды. Бұл кезде ауытқулардың амплитудасының біртіндеп кемуіне орай, (7.10.5) бариондық зарядтың сақталмауына алып келетін мүшелер елеусіз бола бастайды, сондықтан шағын j кезінде толық бариондық В заряд сақталады және оның n_в тығыздығы секілді кемиді.

Скалярлы өрістің қуатының тығыздығы да бұл кезде секілді кемитіндігін атап кетейік. Осындай сәйкестіктің мәні өте қарапайым. Алдындағы параграфта атап көрсетілгендей, m жиілікпен ауытқыған біртекті j өрісін бөлшектерінің тығыздығы болатын j өрісінің бөлшектерінен тұратын когерентті толқын ретінде көрсетуге болады, мұнда j - осцилляциялаушы өрістің амплитудасы. Осы бөлшектердің бір бөлігі В = +1 зарядқа, ал бір бөлігі - В = -1 зарядқа ие. Бариондық зарядтың n_в тығыздығы, осылайша, n_j пропорционал, сондықтан олардың n_В/n_j қатынасы уақытқа тәуелді емес және модуль бойынша бір санынан азырақ:

. (7.10.6)

n_В/n_j қатынасы бастапқы жағдайлармен анықталады. Осцилляция режимі кезінде басталады, сондықтан (7.10.4)-тен қарастырылып отырған сатыда

(7.10.7)

екендігі келіп шығады,

мұнда - j₂ өрісінің осцилляция сатысының басталу сәтіндегі мәні.

Реалистік SU (5)-моделінде (7.10.7) өрнегіне сондай-ақ cos 2q қосымша көбейткіші кіреді, мұнда q - кешенді жазықтықтағы ν және a өрістерінің арасындағы бұрыш. j бөлшектері тұрақсыз және лептондар мен кварктарға ыдырайды. Ғаламның температурасы бұл кезде көтеріле түседі, бірақ кварктар үлкен температура кезінде салмаққа ие болатындықтан, ол m-нан елеулі жоғарырақ бола алмайды, сондықтан кезінде j өрісінің ыдырауы мүмкін емес болып шығады. Сондықтан j өрісі ауытқиды және біршама уақыт бойында Ғаламды температураға дейін жылыта отырып, бірден емес, біртіндеп ыдырайды. Осы сатының аяқталуына қарай скалярлы өрістің бариондық заряды кварктардың бариондық зарядына ауысады, әрі j-бөлшектердің ыдырауы кезінде пайда болған әрбір кваркқа немесе антикваркқа қуатпен О (1) фотон келеді. Ғаламның бұл кезде пайда болатын бариондық асимметриясы

тең. (7.10.8)

Тек осы сәттен бариондық зарядтың сақталуының бұзылуын елеп-ескермеуге болатындықтан және шамасы тұрақты бола бастайтындықтан, (7.10.8) формуласының тек кезінде, яғни кезінде ғана қолданылатындығын атап көрсете кетейік. Осыны (7.10.6) күту керек болғанындай, Ғаламның бариондық асимметриясы (7.10.8) бұл кезде бір санынан азырақ болып шығады. Алайда кезінде бариондық асимметрия тіптен тым үлкен, nв/nу болып шығады. Сондықтан шамасының немен теңдес болуға тиіс екендігін және n_в/n_у мәнін ниет етілген ~10^-9 мәніне дейін қалайша азайтуға болатындығын түсіну қажет еді.

Бұл мәселені зерттеу бариондық асимметрияны алудың қиын, ал азайтудың өте оңай екендігін көрсетті [98]. Бариондық асимметрияны азайту механизмдерінің бірі бұрынырақта еске алынған пертурбативті емес механизм болып табылады [129]. Егер, мысалы, j өрісі ыдырағаннан кейін Ғаламның температурасы шамамен 200 ГэВ асса, онда бариондық асимметрияның В - L-инварианттылықтың бұзылуымен болған процестердің есебінен пайда болған аз үлесін қоспағанда, онда бүкіл пайда болған бариондық асимметрия жоқ болып кетеді. Осы қалдық бақыланатын ~10^-9 асимметрияны құрауы да мүмкін. Басқа бір мүмкіндік j өрісінің ыдырауының соңында температураның 200 ГэВ қарағанда азырақ екендігінен, яғни бариондардың жанып кетпейтіндігінен, бірақ j өрісінің бастапқы мәнінің айтарлықтай аз екендігінен тұрады. Бұл, мысалы, j_i өрістері жоғары температуралық әсерлердің немесе кеңею үшін жауапты өрістермен өзара әрекеттесулердің есебінен нөлге айналса болуы мүмкін. Сонда олардың рөлін j_i өрістерінің осылардың пропорционал амплитудасы М_х қарағанда бірнеше ретке азырақ болуы мүмкін ұзын толқынды кванттық флуктуациялары өзіне алады. Ақырында, Ғаламның бақыланатын облысының шамасының неліктен осыншама аз екендігінің тағы бір ықтимал түсіндірмесі антроптық принциппен байланысты. Ғаламның әртүрлі облыстарында j_i өрістері мен cos q шамасы барлық ықтимал мәндерді қабылдайды.

Осындай облыстардың үлкен бөлігінде j өрісі - ден де өте үлкен болуы мүмкін. Алайда осындай ~ 10^-9 облыстарда біздің типіміздегі тіршіліктің де болуы мүмкін емес. Мұның себебі σρ/ρ ұйытқулардың берілген амплитудасы кезінде бариондардың тығыздығының тым болмағанда екі – үш ретке артуы заттың тығыздығы аса үлкен және жұлдыз құрамы мүлдем басқа галактикалардың түзілуіне алып келетіндігінен тұрады. Сондықтан Ғаламның j және cos 2q бастапқы мәндері үлкен емес облыстарының үлесі салыстырмалы аз екендігін, бірақ тап осындай облыстарда біздің типіміздегі тіршіліктің ең үлкен ықтималдықпен пайда болуы мүмкін екендігін жоққа шығаруға болмайды. Біз бұл мәселені талқылауға 10 тарауда қайтып ораламыз.

Жоғарырақта талқыланған механизмнен өзге, соңғы жылдары Т ~ 10² ГэВ температура кезінде жұмыс істей алатын тағы бірнеше механизм ұсынылды [130, 131, 178, 261-263].

Қазір ұсынылған механизмдердің қайсысы реалистік болып шығатындығы туралы топшылау қиын. Ғаламның бариондық асимметриясының бар болуын түсіндіру тәсілдерінің көп болып шыққандығы және бұл кезде тек Ғаламның аса тиімді жылытылуынан кейін ғана пайда болатын аса жоғары Т ,~ М_Х ~ 10¹⁴ 10¹⁵ ГэВ температураларға ие болудың мүлдем міндетті емес екендігі маңызды. Ғаламның бариондық асимметриясының, түптеп келгенде, тіптен Ғаламның температурасы ешқашан 10² ГэВ аспаса да пайда болуы мүмкін еді! Бұл жағдаят кеңейіп келе жатқан Ғаламның реалистік моделін тұрғызуды елеулі жеңілдетеді. Тап сол кезде осында температура ешқашан да Т ~10² ГэВ ~10^-17 Мр аспаған Ғаламның эволюциясының бірізді теориясын тұрғызуға болатындығының мүмкіндігінің табылуы соңғы бірнеше жыл ішінде біздің Ғаламның эволюциясы туралы түсініктеріміздің қандай дәрежеге дейін өзгергендігі туралы және бізді болашақта қандай күтпеген жағдаяттардың, жаңалықтардың күтіп тұруы мүмкін екендігі туралы тағы бір рет ойлануға мәжбүр етеді.