Спектральные характеристики и методы исследования ранней Вселенной тема автореферата и диссертации по астрономии, 01.03.02 ВАК РФ

и :

2 1 М1? 1337

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК СПЕЦИАЛЬНАЯ АСТРОФИЗИЧЕСКИ ОБСЕРВАТОРИЯ

На правах рукописи

ДУБРОВИЧ Виктор Константинович

УДК 523.164

СПЕКТРАЛЬНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ И МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ РАННЕЙ ВСЕЛЕННОЙ

(01,03.02 - астрофизика, радиоастрономия)

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических пау::

Санкт-Петербург -1997

Работа выполнена в Специальной Астрофизической Обсерватории Российской Академии наук.

Официальные оппоненты: академик РАИ

Сюняев Р.А.

член-корреспондент РАН Варшалович Д. А.

доктор физ.-мат. наук, профессор НагирнерД.И.

Ведущая организация: Астрохосмический центр РАН

(Москва),

Защита диссертации состоится 199? г. в_££_часов

со минут на открытом ззседанки диссертационного совета Д003.35.01 по присуждению ученой степени доктора физико-математических наук при Астрофизической Обсерватории РАН (357147, Карачаево-Черкессия, п: Н.Архыз, CAO РАН).

Отзыв на автореферат в двух экземплярах, заверенный печатью учреждения, просим направить по вышеуказанному адресу на имя ученого секретаря совета.-

С диссертацией можяс ознакомиться е библиотеке CAO РАН.

Автореферат разослан > ".^¿у?/-^ ¡997 г>

Уменяй секретарь специашсшроваыного совета канд. физ.-мат. наук

¿¿jt/ Майорова Е.К.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы

Фундаментальные исследования' окружающего нал физического мира продолжают оставаться основой научного мировоззрении. В ряду таких исследований далеко не цо-сладьее место принадлежит астрофизике (см. Зельдович, Новиков, 1575). Огромный потенциал астрофизической науки постепенно становится эне конкуренции но сравнению с яругами способами изучения все более глубоких законов окружающей а составляющей нас материи. Основой этого потенциала является информация о параметрах и эволюции Вселенной как целою, ее характерных признаках и наблюдаемых проявлениях.

Лля определения глобальных характеристик Вселенной широко используется изучение крупномасштабного распределения вещества по наблюдениям пространственного распределения галактик и скоплений галактик. Эти дачные погвбляют в принципе сопоставить современную картину распределения вещества в доступной наблюдениям области пространства с основными предположениями теории эволюционного происхождения звезд и галактик в нестационарной Вселенной.

Измерения химического обилия в звездах и в галактиках различных типов должны дать приближенную картину процесса первичного нуклеосинтеза и заложить основы для выбора наиболее реалистичной модели Вселенной, ее основных параметров и пути эволюции.

Исследования таких специфических объектов,как квазары,пока не могут быть достаточно определенно использованы для рассматриваемых нами целей ввиду большого числа нерешенных проблем их эволюционного статуса (см. Дубрович, Хлопов, 1989а) и физической природы мех&вдзмов сверхмощного излучения. Однако, не исключено, что в будущем именно с ними могут бить связаны значительные прорывы в область новых знаний о физических явлениях а сверхкомпактных объектах гигантской массы.

Принципиально новым источником информации о начальных стадиях эволюции Вселенной п физических, процессах, протекавшие при недоступных для наземных лабораторий условиях, может стать фоновое радиоизлучение, имеющее высочайшую степень изотропии, спектр, соответствующий равновесному плаиковскому закону с температурой Т — 2.73Л'. По всем существующим представлениям именно таковым должно Сыть термодинамически равновесное с веществом излучение в модели так называемой "горячей Вселенной*, предложенной Гамовым на основе решений Фридмана уравнений Общей теории относительности Эйнштейна. Этот сценарий является базовым для со ■ременных исследований Вселенной и описан в многочисленных оригинальных работах

и монографиях (см. Зельдович, Новиков, 1975, Пиблс, 1975).

Одной из осногных проблем дальнейшего исследования в этом направлении являете« поиск метепоя непосредственного изучении доэвездного и догалакткчесхого этала эволюции Вселенной. Этот период примыкает к наблюдаемой нами области пространства до красных смещений г порядка 5. Дальней границей этой области можно условна считать момент первой рекомбинация гелия, когда г = 6000. Основанием дли выделение именно этого интервала г может служить то методическое обстоятельство, что существующие наблюдательные средства основаны на регистрации главным образом электромагнитного излучения. Как будет видно из дальнейшего, пространственные неоднородности этого излучения формируются только яри г < 1500, а спектральные — при г < 10000. Из зон больших г к нам приводит практически точно равновесное излучение — РИ. Такт образом,методами стандартной астрономии последний интервал г, доступный непосредственному изучению будет именно рассматриваемой областью Вселенной. Белее того, по-видимому, главным образом это б.удет доступно только радиоастрономии.

Современные результаты наблюдательной радиоастрономии, как наземной, тар космической позволяют перейти к постановке задач следующего уровня сложности. Э.и, должны быть задачи, решение которых дало бы принципиально новую информацию е параметрах ьешества и излучения в ранней Вселенной. С другой стороны, выбор определенного круга задач позволит точнее определить стратегию проектирования и создания радиотелескопов нового поколения. Именно в этой связи рассматриваемые в данной работе теоретические проблемы и сделанные оценки представляются очень важными и актуальными. -

Цель диссертационной работы

Многочисленные ¡кследования РИ, как теоретические, так и экспериментальные^ коночном счете приводили к получению верхних пределов иа мощность источников экер-гонешеления или степень анизотропии. В атом смысле фактически единственным прямым аргументом космологического происхождения РИ является сам факт его существования Высокая степень его изогрог.ил и равновесности спектр?, сами по себе,гкорее( косвеьшл аргументы, так как никаких новых независимых параметре» не определяют. Именно поэ тому так важяо шипи какие -либо независимые подтверждения общей гх(мч. Для этого необходимо найти эффекты гарантированно существующие в рам-'ках оспоьныл гипотез модели, т.е. нужны оценки НИ /('.НИХ границ неоднорояностей. к иоравчовесносту спектрл РИ.

Центральный вопрос дачной рлиопл — - проблема наиболее вероятных иаблюдйтель-

ных проявлений процессов в посгрекомбинанионную нюху, предшествовавшую современной звездно— галактической стадии эволюции Вселенной. Цель найти те процессы, которые наиболее эффективно 'проявляют" состояние среды в эту эпоху.

На основе минимальных предположений о первичном химсоставе и о параметрах неоднородности и пекулярных движений вещоства необходимо оиешпь величины возможных спектрально-пространственных флу.сгуааий температуры фонокого и>-лучечия.

После получения оценок на возможные отклонения от равновесною фонового излучения нужно провести предварительный обзор и анализ наблюдательных перспектив.

Научная новизна

Впервые поставлена задача и выполнен комплекс работ по вычислению ннтенсивло-стей первичных рекомбинаиионных линий гели», водорода в эпоху красных смещений г < 6000.

Впервые систематически рассмотрены механизмы трансформации широкополосных искажений спектра РИ в линиях первичных химических элементов и молекул, разработана методика оценки мощности возможных источников позднего энерговыделения.

Впервые рассмотрена роль первичных молекул в формировании габлюдательных проявлений первичного (догалактического) распределения вещества и поля пекулярных скорое гей и определены основные характерные параметры нового класса астрофизических объектов - - спектрально пространственных флуктуации PU (SSb').

Впервые проведены наблюдения по поиску SSF » линиях молекулы Li H на г = ÎS'J и предложена специализированная методика корреляционного анализа для статистического поиска таких объектов.

На защиту выносятся:

— Определение основных физических процессов, приводящих к излучению рекомбн-нацнонных линии водорода и |елия при красных смещениях 10000 > г > 1000.

-- Разработка методики расчета ннтенснйностей рекомбинаиионных линии в условиях термодинамического квазиравноиеспя и получение синтетического спектра рекомбинаиионных линий He!I, If<* 1 н III.

— Физические обоснования метода оценки возможных нерекомбпнаииоишлх искажений спекгра РИ н математический аппарат для получения таких опенок: sien« !,oi'JXHiiu\ опенок на мощность cuepspatitiiiiiecitojo »нерговыделеним в ранней Вселен-

IKJÙ.

lî'.INB.U'H'M' \!r\;mus\!«m ВЫПМОЛ'-Гк I НПЯ ПСрЬПЧНЫЧ МО.'НЧЛ'Л MítkCHM-bií.tlú "¡H¡)0!.

тивиых в рамках минимальной модели эволюции Вссяенкой и список наиболее вероятных молекул в реннен Вселенной, их наблюдательные параметры.

— Предсказание наличия нового класса радиоисточников - SSF, оценки их основных наблюдательных параметров в рамках минимальной модели.

— Специализированная корреляционная методика поиска SSF и первые результаты наблюдений SS1'\ оценки перспектив и предложения наблюдательных программ.

Апробация работы

Результаты докладывались

га международных конференциях : YERAC XXVII, Ю94, (Кембридж, Великобритания),'"C03MI0N - 94", Î894 (Москва, Россия), HSRA, 1995 (Манчестер, Великобритания);

,-обещаниях рэ5очих тр/гш и семинарах: в Римском университете (199!, 1992, 1993). (Италия), ENS, !993 (Париж., Франция), Лейденском, Гроиингенском, Утрехтском уни-версичхмах и NFR А (Двннгелоо), LTWG (Гаага), i99> (Голландия), Стэнфордскоы Университете, 1995 (США), IAU Symp. 178. 1996 (Лейден, Голландия);

иа регулярных семинарах ГАИШ, ФИАН, VIК И (Москва), ЛФ'ТИ (СгПетербур1), CAO РАН (Н. Архыз)

Но теме диссертации опубликовано: 31 рабо та и научное руководство по двум кандидатским диссертациям: A.A. Линовка - "Исследование искажений спектра реликтового излучения" ( ГАО РАИ, С.-Петербург, 1994), В.А. Столяров - "Наблюдательные проявления рекомбинации вещества в ранней Вселенной", (CAO РАН, H. Архыз, 1996).

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из Введения, 7 глав и Заключения.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обосновывается актуальность работы. Дается краткий обзор основных ирсдстазленчй о современной моделл Вселенной, на бате которой будет нестись рассмотрение поставленных задач — модели горячей расширяющейся и остывающей Вселенной с высокой удельной энтропией; однородной п изотропной в среднем, но с малыми начальными флучтуаниямн плотности барионной компоненты н широком интервале яро, транстзенных масштабов, проходяшей нв определенной стадии эволюции >tî:ii производств.» легких"химических алемешов. Анализируется возможность получений наблюдательных данных о ранчой (»галактической ) стадииоволюшгп по различимы вида.и п «лучений -- >лектио\!агн1Пным, нейтринным, граьвочиош.:м (Дубрович,

-71972). Делаягся вывод о том, что наиболее перспективным и? них является электромагнитное. Формулируете» постановка задачи — поиск максимально гарантированных наблюдательных эффектов при минимальном наборе модальных предположений.

В первой главе вначале рассматриваются общие оценю; искажении спектра в зависимости от их положения по частоте. Количественно значение температуры довольно велико, с точки зрения соотношения полной концентрации фотонов а РИ и концентрации балконов, которое есть порядка 10р--1С'0. Это означает, в частности, что любо." возмущение спектра РИ за счет каких-либо процессов в веществе будег,ст.орее всею,мало. Однако степень малости может сильно зависеть от того участка спектра, гдг образуется это искажение, так что общее утверждение о малости числа Сарионоэ по сравнению с числом фотонов, верное в интегральном смысле, может сильно редуцироваться вплоть до обратного.

Затем проводится тщательный анализ физических оснований возникновения искажений спектра РИ в некоторых процессах в условиях,очень близких к' термодинамически равновесным. Одним из таких процессов будет рекомбинация вещества,происходящая из-за уменьшения общей температуры. Этот процесс является обязательным следствием стандартной модели эволюции Вселенной, т.к. очевидно, что при достаточно Большой температуре все вещество должно быть ионизовано, а при температуре ниже некоторой Тг (но заведомо большей 2.73 К, каковой она является сейчас) — оно должно стать нейтральным. При этом должна выделиться в виде фотонов энергия связи электрона в атоме. Эти фотоны появляются сверх равновесных из РИ.

Структура энергетических состояний атомов и ионов обуславливает дискретный энергетический спектр рекомбинационяых фотонов. Кроме того, диапазон длин волн этих фотонов перекрывает практически весь спектр РИ, т.е. какие-то из этих линии существуют вблизи максимума а остальные в далеких крыльях спектра РИ.

Показано, что рекомбинация водорода будет происходить при красных смещениях порядка 1500. Это означает, что рекомбипанионная линия,соответствугощая переходу с уровня с номером г ~ 17 на уровень } — 16, будет сейчас иметь длину волны Л = 30 см. Поскольку рекомбинация будет происходить в течение некоторого интервала времени несоответственно, в разные стадий расширения Вселенной, то выделяющиеся кванты, имея одну к ту же длину волны в момент излучения, приходят к нам с разной величиной покраснение. Это изменение частоты не зависит и от направления, с которого мы его принимаем. Так что в результате интервал длин волн, в котором будут лежать все рекомбинацнсннме кванты данной лшши, будет определяться временем перехода основного количеств? вещества из ноиизон&ниого сосюянн» р нейтральное.

Одним из основных утверждений теории термодинамическое ричиовео:« является

нрнишш детального баланса — каждому прямому процессу соответствует обратный, идущий по той жи "траектории" и < той же скоростью. В нашем случае что означает, что, как минимум, замечательное свойство точно равновесного состояния вещества И излучения позволяет нам в дальнейшем рассматривать малые отклонения от равновесное ги путем разделения основного (равновесного) потока актов взаимодействия электронов, ионов и фотонов и сверхравновесното потока, обусловленного неравновесно-ст ьк>.

При большой температуре вещества и излучения, т.е. при больших с. количество ионшукчцнх фонтов в СИ настолько велико, по при данной плотности вещества (и, сооч вез с I вонио, при определенном количестве актов захвата электронов) скорость разрушения связанных состояний очень велика. В результате, относительная концентрация нейтральных .помов очень мала. При понижении температуры она увеличивается. Таким образом, искажения спектра РИ будут' формироваться в основном в эпоху с, =; 'Г, /']',I. Ирупн.ш словами, все процессы излучения квантов при захватах электронов. буду! с большой точностью скомпенсированы процессами поглощения таких же фотонов из РИ при каскадной фотононпзации в 'эпоху ~г 2 несоответственно,никаких отклонении от 1'И п зту эпоху не образуется.

Очевидно, ч го физической причиной «'равновесности здесь является нестационарно! п. Вее.тешюй - се расширение и, соответственно, изменение со временем температуры н плотности вещества н излучения. Как показано н работе,'главным фактором является уменьшение И'.мперагуры. а изменением плотности можно пренебречь.

Лля получения численных »ненок шпененншх 1 н рпшмбппацнонных линий необходимо определить темп (к'комбпнашш п кинетику процесс;!.

!! равновесии ('отношение концентраций т>,, »„, пц — электронов, протонов и нейтральных атомов описывается формулой (;аха:

^ = о,

"II Ни 'I

|де у,. с/(1. 1/ц -- (оотштс жующие пагвеса. а /,> - энергия ионизации из основного со-1 юяння. Н|-киггрук» характерную нглцчп,!}' мы определим т этого выражения нр.1 рав<т1с1ве всех | р"х концентраций. С лог Iню11ной относительной точностью (лучше 0.1)01) имеем:

. .... (2) I л< • ►** ~ {пу \'Пц)/и.. -- (/",, .\wjiTii пр(/ юла). II - //<|/Т.Нчм/г/М|!<'. Пока »а»

К'ЛЬ В "ЖПММСН \с Ир»! >1 ОЛ1 ОКЛ Я>И'.«к* 1 \ 'Л ГрЛИПП ! С'! М1<> Ги>. )ЫШ1М оио.чо И). ') ю ошачл-Го ¡'ри пВ.1 я:равно;ич р<»мГ*ипаии({ {¡¡хнь'Млни 1 ухгснмш'И'.н-«'н-ппш (ипии.ишп

-э-

в 2 раза при понижении температуры примерно на 5-6 процентов. Соотпегстпенно, интервал длин волн, в котором должны будут лежать образ)кит-сч я сверхравнолесгые кванты будет того же порядка.

Фактически, однако, оказываете«, что рекомбинация водороца протекает не в точности по Саха и момент выравнивания этих концентраций будет немного почле (Зельдович и др., 1968). Это обусловлено значительным обратным влплнчем выделяющихся при оекомбикации £гг квантов. Таким образом, необходимо исследовать вопрос о выходе ¿<г квантов из процесса рекомбинации, т.к. без что го обратный захват 1.x будет привадить к перенаселенности второю уровня и высокой скорости ионизации с него.

Детальный количественный анализ различных эффектов рассеяния (Грачев, Лубро-вич, 1991) показал, что они дают малый вклад в скорость выхода ¿¿-квантов. Наиболее интенсивным нз предложенных к настоящему моменту является процесс двухфотонного распада состояния 25 в 15. Однако, строго говоря, процесс двухфотонного распада с образованием фотонов континуального спектра возможен не только, с 25-уровня, но и с других, более высоких уровней, удовлетворяющих некоторым правилам отбора. Так, нужно учитывать вклад распадов с 1,9 и г О-уровней (здесь ¡'-номер уровня, главное квантовое число). Кванговомеханнческий расчет вероятностей соответствующих распадов (Дубрович, 1987а) для суммы двух подуровней одного главного квантового числа > дает выражение:

{г - 1)" И«1 - 41

Численное значение Иг, = и применима эта формула до ¡о = 30, Однако

добавка к скорости "гибели" ¿¿~квантов оказывается невелика из-за малой населенности (в первом приближении по Волыдману) высоких уровней:

2И', ' , 4.010Г

-^ = 5г^лгр(--—)„... (4)

Видно, что существенно это будет прп температуре Т > 6000 К.

Результаты численного решения уравнения динамики дают время изменение степени ионизации на порядок — примерно 0.15(о.

Рассмотрение кинетики рекомбинации начинается с анализа реальной степени неравновесности системы.

Т.к. эйнштейновские коэффициенты А спонтанных переходов, очень велики — г» 10® с-1, тх) может создаться впечатление, что степень неравновесное!н несоответственно, все наблюдаемые отклонения должны содержать малый параметр:

-105

Однако и де й с т в и тел г, и ост и необходимо сравнивать время перехода с испусканием реального фо гона с космологическим временем <о. В этом случае необходимо включить в оценку населенность соответствующего уровня, которая в нашем случае на 13-! 7 порядков меньше населенности оскошюго состояния атома. Тогда фактическая вероятность излучения фотона при переходах между уронями с г >10 на один акт рекомбннапии не. превышает 0.01 0.02 и,следовательно,реальное отклонение наеелеиностей этих уровней от болылмановских шачений Не больше 10~", но и не очень мало.

Все эти оценки можно обосновать путем последовательного решения кинетического уравнения с учетом изменения температуры планковского излучения, как главного фактора, а также уменьшения плотности вещества и его температуры. Реально яолжи^. быть решена система уравнений, включающая также и уравнения переноса 1-г, излучения и уравнения динамики с учетом двухфотонного распада.

Это однако слишком громоздко, и поэтому были сделаны некоторые упрощения (Ду-брович. !975аД 1976. Дубрович и Левитан, 197й, Бернштейн и др., 1977а).

Во-первых, в линейном приближении в кинетическом уравнении для всех сверхрав-новеспых кмнтог,, кроме 1,а , пренебрегаем их обратным захватом, т.е. при вычислении всех вероятностей переходов вверх и вниз мы используем равновесные значения чисел заполнения фотонов в РИ. Это возможно,-т.к. относительное число сверхравиовесных кв-читш мало и оптическая толща по поглощению в субординатных линиях тоже мала.

Во-вгорых, для учета изменения температуры такое уравнение можно записать как уравнение потока электронов по одномерной цепочке уровней с полным стоком со второго уровня. Такой подход обоснован компенсацией вклада от замкнутых траекторий: понимания - связанное состояние - ионизация! Окончание трека рекомбкнирующе-ю электрона ип уровне эквивалентно попаданию его на первый в случае, гели

мы учитываем двухфотоышй распад только со второго уровня. Приток электронов на промежуточные уровни и сток их отгула в гостсянис ионизации регулируются соответ-езуюпшмч кинетическим» коэффициентами.

При гаких предположениях можно сделать следующее общее утверждение о характере рошепгя кинетического уравнения. Н силу его лииейностн отклонения иаселешшетгй ог Гюлыг.ыновсьих знамении буду: прямо пропорциональны величине стока со вюрого уровня. ') ю о тачает. что нам необходимо пай I н соответствующие коэффициент ы про порцноии.чыяк-ш - - мы их назовем коэффициентами поленюго действия (КПД — ь',,). и дтя получения шпешттпогтен рг'комС>инацио»ных линий \мнол.1ггь их >ш скорость ре-кимишыцлг'. определяемую ее лшп\пч-ей. ,\ нм< мни. можно определи п. величину А?'/ /

в виде:

-11-

где отношение длин эолн может быть ы»го для их лабораторных знамений:

(Л

А„ = А|г,1в = 2.010"гсл.

(8)

Для перехода к современным значениям длин волн эти величины нужно умножить на т.е. До соответствует 30см.

Непосредственно методом решения кинетическою уравнения задача рассматривалась Бснгмало.м и Смняевым (1975). В данной работе был использован более наглядный и гибкий метод расчета, основанный на идее матрицы вероятностей излучения заданного фотона на один акт безвозвратной рекомбинации. Математически он соответствует стандартному методу "Мойте Карло" и является обобщением похода Ситона. Отличие от классического сигоновского вариант а здесь связано с наличием переходов по уровням не только вниз, но и вверх — за счет поглощения фотонов из огроь.лого резервуара РИ, так что мы имеем дело почти с диффузионным движением электрона но уровням.

Атом водорода имеет наиболее простую и хорошо изученную матрицу вероятностей переходов. В сочетании с простой схемой уровней и гочно рассчитанным энергетическим спектром это позволяет решить задачу о рекомбинации наиболее полно. При стандартных параметрах вещества, столкновительные вероятности для переходов между соседними уровнями сравниваются с радиационными при ! >60. Поскольку нас буду! интересовать переходы с 1,2 < 30, мы будем использовать только радиационную часть матрицы вероятностей, пренебрегая всеми остальным процессами.

Фактически мы исходим из предположения о равновесном распределении электронов по подуровням. В случае иеравновесностп вклад переходов между уровнями с большим моментом может сильно изменить величину КПД, т.к. при этом движение электрона будет происходить только .между ближними уровнями, и вероятность быстро попасть на второй уровень и тем самым выйти из "игры'' уменьшится. Следовательно,возрастет вероятность спуститься вниз мелкими шагами. К сожалению. пока'не удалось решить эту задачу точно ввиду гигантского увеличения числа задействованных уровней и увеличения размерности матрицы вероятностей. Остается только надеяться, что по-тученнцй нами результат имеет смысл по крайней мере как нижняя 1рлчри.а величины искажений, Верхняя граница, очевидно,соответствует КПД равному единице.

-12-

Синтетический спектр водородных линий

Имея коэффициенты матрицы КПД, iba» динамику рекомбинации и учитывая изменения контура отдельной линии за счет уширения томсоновским рассеянием н fi' замы-тия, можно построить синтетический спектр (Бернштейн и др., 1977, Дубровяч, 1977а, Дубрович. Столяров, 19У7).

Основными особенностями этого спектра, построенного в температурной шкале, являются общин подъем а области иизких частот и резкое уменьшение контраста отдельных спектральных деталей.

Последнее обстоятельство обусловило довольно простой причиной — при увеличении номера уровня i рзсстояние между соседними линиями длч водорода уменьшается но отношению к центральной частоте линии примерно как 3/(. Для i та 20 эта величина становится порядка, ширины контура линии, обусловленного темпом рекомбинации.

Для иллюстрации роли этого фактора приведен синтетический спектр с теми же зна-чеыкми КПД. но с контуром линии,соответствующим динамике рекомбинации точно ни Саха. Изменение контраста примерно в 10 раз.

Исследование зависимости характеристик искажений спектра от принятых значений фундаментальных констант и H показало, тто главным образом они определяются значением ик

Ото происходит из-за того, что полное количество рекомбинаиионных квантов прямо зависит от числа прогонов и электронов, т.е. ш определяет полную интенсивность искажений ií T/T.

Полее гонкое, невозможно,более нтдежно регистрируемое влияние и; оказывает на положение максимума отдельной линии при рекомбинации по Саха: изменение w в два раза приводи г к сдвигу максимума на 1.7%.

Во второй главе рассматривается рекомбинация гелия.

Первая палия рекомбинации 1е;шя может быть рассчитана практически полностью на-базе результатов но ьодороду (Дубрович, Столяров, 1987), Очевидно, что это обусловлено полным подобием с фактором '1 их энергетических уровней. Потенцией ионизации fie П, так же как к все остальные 5нор1стическле величины, ровно в четыре раэа больше, че\, > воцоредл. В первом приближении это означает, что г'г'* для île Hi должен бы ть тоже » четыре рв.<» больше.

Однако, из-зй больыеч концентрации зчетропоз ч эту эпоху, лостаючпой, чтобы iipf'Pi.ici;', ]> во »pan анис температуры в пр< л п.спо'н нцпа'п.пом ы.чог- и н'ле формулы Саха. фактическое .¡начечле для Не И1 оказывается несколько другим. Действительно, ф«иличес!,'оеor n.4i:e момента кьазнраиновегноп ргч.омГчнышы Не ill от 1г, юстлнляет примерно G'A о сторону увеличения :.

-S3-

Это обстоятельство в совокупности с меныгим (примерно и 12 раз) содержанием гелия по отношению к водороду привс-днт к умепниет-ю отношения наделяющихся сверхравновесных ¿¿-квантов гения к числу таких л:е фотона» л РИ иримеоно в 100 раз по сравнению с водородом. Вероятность двухфотонного распада у гелия н 1С ;>зз болтше, чем у ьодорода, нри меньшем в S раз космологическом вочрасге. Носхолы'.у в г:у чго-ху будуг захвачены только окало 8% свободных электронов (ь отличие от водородной рекомбинации, когда количество электронов уменьшается радикально), уравнение динамики здесь можно писать в предположении постоянства электронной кониеьтрацчи.

Вероятности спонтанных-переходов и коэффициенты рекомбинации для водородопо-добиых атомов и ионов различаются только обнжм мноднтелем — квадратом заряда ядра. Стимулированные переходы определяются нланковскими факторамь, которые в данном случае меняются очень мало, т.к. hinpacTamie ь 4 раза энергий чсех переходов почти точко компенсируется 4-х кратным увеличением температуры. Так что матрица относительных вероятностей, используемая при расчете КПД, Суде» почти такой же, как у водорода. Отличие должно быть только из-за неточного совпадения r,(IIell) и 4 гг(Ш). Одн&ко это эффект второго порядка малости а, как показываю г контрольные расчеты, им можно пренебречь. Таким образом, для оценки ннтенсивностей рекомби-иаиионаых линий Не II использовалась матрица КПД, рассчитачн?« дли водорода.

Очень существенное различие при расчете гелиевых линий как первой, так и второй стадии ионизации, от водородных обусловлено значительно большей ролью процессов зчмытия и ушпрения линий. Действительно, как уже отмечалось выше, концентрация свободных электронов определяется обилием,водорода и практически не меняется в процессе рекомбинации гелия. Плюс к этому и абсолютное значение lipon (ведения концентрации на размер горизонта в эту зпоху примерно на порядок больше. Численный расчет дает:

(~)с = 0.23w",n1'4//"». (9)

Несмотря на увеличение (Aj//j/)c по сравнению с водородом, контур, определяемый динамикой рекомбинации, аффективно уширяется асе же незначительно - от 10% по Саха до 13% при w = 0,1.

Для определения оптической толщи по !тес-Сге?-перехолам учитывается добавка к скорости расширения Lice лея нон за счет наличия релятивистских частиц;

г„ = -Ч~-)г Г (10)

Увеличение Jjj более сущ»»-1нчию влияет ил спектр, нрнпояя к ммлу я ,ig.t,«->i!

к и» их частот примерно при Д ~ 2.S м fnpx U'u — 0 1}.

Синтетический спектр Hflli

Vc.f ар,как ь у водородного, спектр Не II выглядит как возрастающая в область низких частот яолмистая кривая. Некоторое увеличение интенсивноеги пиний из-за сужения контура (по сравнению с водородный), заметно неяаьл гстся малым содержанием И'.. Однако контраст линий, которой нелинейно зависит от их ширины, будет больше, - чем для йодоредных линий.

Рекомбинация Не II

Прчг.дипяалььое этлн uie рсчомбинацик Не II от дзух предыдущих случаев имеет место только в подходе к заданию матрицы вероятностей. Здесь мы уже имеем достаточно сложную систему чьерг-ггическ:« уровней,'где необходимо учитывать и растепление л:: но орбитальному моменту, л жесткие правила запрета, на некоторые переходы. .

Итак, необходимо учитывать два кзаитовомеханическлх состояния возбужденного Не I — ортогелий и парагелий. Они отличаются суммарным спиком электронов. Переводы :иех.".у их уровнями практически запрещены. Исключение составляет только переход 2?'S —> )lS, который, чесмотря на малость эйнштейновского коэффицие^па,может играть важну:о роль в конкуренции процегсоа достижения первого уроьня вместо двухфотонного распадг., абсолютная вероятность которого тоже мала.. Учет этого канала оказывается радикально влияет и на динамику, и на кинетику рекомбинации. Действительно, в работах Грачева (193',)}, Грачева и Дубронича (1991) проведен детальный анализ процесса переноса квантов и динамики рекомбинации. Для водорода результат очазался дос гьточло очевидным — из -за. большой оптической толщи в , изменение степени ионизации определяется скоростью даухфотолкого распада 2Я-сосзх)янкя. В Не ■ I есть три канала перехода в основное состояние. 24' —» l'.S (Лр(1=5Й4.3А). 21 S —' 11 ,S, '2JP —» )'S (Лот — .501.о Л). Первые дьа в точности аналогичны водородным и имеют тот же порядок в?лнч!ш: Л,,, = 2.4 • 10'J с"!, с"'. Неличина А„—№<) с"' п для

этого перехода процесс переноса существенно зависит от темна расширения Зселсиной.

Пе|ю«т«<ч-ть ,4-внхалАкМИ га 59!.-5 А в крыто линии ксоответстиснло^бечвозвратной рекомбинации определяете? соотношением;

0= ' ' (П)

1+7

Sir// 1 ,,, ----Г' 12>

Видки, '-то iipi; стандартных условиях ft порядка слинишл 'за счет меньшей., чем у водоротл, вероятности обратного захвата (на 7 порядков) н меньшего обилия (на порядок V В р'езультате. реломблнашчо i-мпл можно с большой yiypemiov тыо |>;мг\,\]-

трпвать по (laxa. Тем не менее,с учетом малых отклонений получен контур линии Не!.

Этот результат означает, что длины волн выделяющихся кьацтов и матрица переходов для вычисления КПД должны браться длк системы уровней ортогелия.

Спектр Не I и эффекты згмытия

Общий характер спектра Но I в длинноволновой сбиасти практически такой же, как U у вэдорсда — набор довольно широких эмисс.юнны;; чпиий, примерно равноудаленных друг от друга. Эта по::о;кесть связана с тем, что глазным вклад в ^той области да<от переходы между высокими уровлями, имеющими примерно чодородо.чодобпый ьид энергетическою спектра. В прыщипг, для Не 1 можно было Си ожидать ¡твлгчпш па длинных волнах квантов от переходов ь тонкой структуре низколежгицнх уровней. Оцчако их амплит уды оказываются малыми ввиду малой относительной вероятное ти сосгвст-С1вушших переходов. Исключение составляет только переход 235 -i 21!' (Л — 10830 А) — ею интенсивность соответствует КП.!1= 0.24, но в абсорбции, т.к. треки речомбини-рующих по ортоканалу электронов оканчиваются на 23Р-уровне и все рекомбинации или каскады ка. 235-уровень должны завершиться переходок ца 2'р с поглощением кванта м РИ.

Эффекты замыта« для линий Не 1 также очень существенны, т.к еще длительный период времени после его рекомбинации концентрация электронов остается большой. С учетом этих эффектов получен окончательный'спектр рекомбинационныч ли^нй Не I. Для сравнения дан спектр, соответствующий рекомбинация по Саха. Замыгие приводит к завалу спектра при А > 2.5 м. В то же время относительный контраст линий значительно больше, чем у водородных, что позволяет несколько скомпенсировать малое содержание гелия.

Суммарный спектр водорода и гелия

Окончательно все получившиеся спектры сложены: а) для случая, когда рекомбинация водорода и гелия идет согласно соответствующим уравнениям динамики, б) то же, но но Саха. На каждом рисунке приведены три кривые, соответствующие трем значениям параметра и>: 0.2, 0.1, и 0.05 при Но =75 км/сМпс.сБ первом вармаите Пг = 1.63, что соответствует наличию в ранней Вселенной в релятивистском состоянии только фотонов и трех сортов безмассовых нейтрино. Второй вариант подразумевает наличие еще трех каких либо безмассовых ферм ионов. По всех случаях полное !! — 1.

В третьей главе приведены нерскомбннацнонные механизмы искажения спектра РИ.

Иод нерёкомбипацнониымк ми здесь будем подразумевать такие процессы, которые обусловлены каким либо иным типом неравновесно«и, кроме стандартно!« однородного и н«> пинтою расширения ПселенПой. При этом мы будем пи н'рсчюьтться только

переработкой л их кера?.ж>весш;.тсй за счет взаимодействия с дискретными энергети-чесхпмк уровнями атомов >: ионов. В этом смысле мы остаемся л рамках общей постанови! здачи в .чанной работе — описание возможных искажений спектра РИ в виде достаточно узких линий. Отметим, что такого рода неравновесности уже полностью модем но зависимы и, соответственно^ не могут иметь более ила менее определенных эпрчешш. вплоть до того, что могут вообще отсутствовать.

Неравенство температур вещества и излучения

Температура вещества фактически очень спабо зли нет на общий спектр излучения в раннем Вселенной Это сьяэако как с малой концентрацией Еещесюа, так и с малыми эффективными сечениями рзаимедействяя в области континуума -- ксмптоновским и free-frec. Большие сеченич в резонансных линиях имеют место только в очень узких интервалах чьлгтот. Поэтому, если мы говорим о небольших отклонениях температуры вещества ог Т., то чайги эффек тивный канал проявления этого отклонения очень трудно.

Единственным,более или менее интересным с точки зрение, наблюдательных проявлений оказывается процесс рекомбинации на второй уровень атома зодорода и ионй-ззция с исто. Здесь наиболее явно проявляется разноси, температур вещестаа и излучения: первое определяет скорость рекомбинации, я второе — скорость ионизации. В результате имеем:

Ширина образующейся спектральной летали определяется двумя факторами:

а) временен протекания процесса,

б) тем обстоятельством, что ¡»комбинируют электроны с разными индивидуальными энергиями в интерраде порядка кТ и эта энергия добавляется к энергии Бальмеров-ского скачка.

Инзечсниность других линий будет заметно меньше из-за того, чю коэффициент оекомбича.шщ быст ро уменьшае тся с увеличением номера уровня и ширина кназилиннй, обра дующихся при этом, будет порядка иен тральной частоты вследствие возрастающей роли вемоноэнергеткчнс/с'ги электронов при уменьшении энергии ионизации с высоких уровней.

Обилие термодинамические закономерности перераспределения спектральных искажений

Л гоми п пони могут менять частоту захчатываемых квантов за счет механизма люминесценции — дробления энергичного кванта н? несколько более длинноволновые - при каскадных переходах образного протссса — захвата нескольких' фотонов и

испускание одного, более энергичного. Строгим законом сохранения в таком процессе является закон сохранения энергии- равенство суммы частот начальных кьачтоь сумм« частот конечных.

Более тонким является требование возрастания энтропии фотоииою ггза при таких преобразованиях (Дубрович, 1985). Выражение для 5 есть

5 = +])|п(Л'? + 1)-Л/,1пЛГ,]<137, (Ы)

где Л", - фазовая плотность фотонов импульса </ — ¡IV¡с.

Беря Л', = N0 + ¿Д,, где N0 есть планковская функция, а ¿/V, - описывает отклонение спектра от равновесия,и разлагая () до членов второго порядка по ¿Л', получим выражение:

с- с , ! , м I + 1 I ,з 1 [ (ЬХ«)2 ,з м--

1п(~л<Г) = 1г (16)

Первый интеграл описывает изменение энтропии за счет изменения полной энергии при появлении сверхравпоиесных фотонов. Он, очевидно, не будет меняться только за счет люминесценции, т.е. перестановок фотонов по частоте. Второй член в () всегда дает уменьшение энтропии, т.к. под интегралом всегда положительная величина -и при положительных ¿Дг9, отвечающих эмиссионным линиям, и при отрицательных 5ЫЧ, описывающих абсорбционные детали. Физический смысл этого члена в том, что энтропия зависит не только от суммарной энергии фотонов, но и от их положения но частоте. Легко видеть, что минимизация этого члена происходит при сдвиге линии в область максимума иланконского распределения.

Отсюда следует, что искажения,образовавшиеся первоначально в далеких крыльях, будут переноситься в область максимума интенсивности РИ. Подчеркнем еще раз, что это утверждение имеет статистический характер — оно определяет преимущество чех каналов перераспределения фотонов, которые приводят к переносу искажений в сторону максимума РИ.

Спектральные следы первичных химический элементов

Первичный нуклеосинтез на очень ранних стадиях эволюции Вселенной, нрпнолнг к пекоюрым ненулевым обилиям таких элементов, как литий, Оернлин, бор, уктерод. Несмотря ил очень малые обилия, они, в принципе могут приводи п. к наблюдаемым |ффекг:1м, бл.подарч большим сеченням поглощения резонансных фитинов п последу к> теге их ипа.й.чё — дкщнп'.ч неншш искажений спектра ГП.

Ириблиленно количественно этот процесс можно описать так (Дубрович, 19776, Любарский, С'юняев, 1983): поглощение сверхравновесного кванта с некоторой вероятностью IV в единицу времени приводит к исчезновению энергичных сверхравновесных фотонов и появлению по крайней мере 3-х квантов, с меньшей энергией.

Используя соотношение между ¿1 и ДА,окончательно имеем:

»'Д. = 6 - Ы^ГН-^^Г^а,, (17,

где о,- - обилие данного иона по водороду, а величина А есть

.

где Л, - вероятность спонтанного перехода из возбужденного состояния в начальное, Ai - вероятность спонтанного перехода из этого же состояния в ближайшее промежуточное.

Значение численного коэффициента согласовано с величинами параметров некоторых иоион^гркеедениыми в таблице. Величина Ь рассчитана из условия, что все обилия о, = КГ",1 за исключением Не 1. Очевидно, что поглощение в линиях гелия намного больше единицы. Пропуски означают отсутствие надежных данных.

Основные параметры ионов различных стадий иоиизацин элементов,указанных в первой строке таблицы: /0 — потенциал ионизации в электронвольтах, г, — момент его рекомбинации но Саха,, лабораторная длина волны резонансного фотона, соответствующие длины волн пашеноргкой А;* -+ Ра, бальмеровской Хц —» //„ и лаймановской al ¿..-серий, выраженные в микронах и соответствующие современным значениям, и величина А в единицах 1Q7 с-1.

Таблица 1

В HI С 111 В 11 с и Be 1 (' 1 В I Li 1

10 (eV) 37.92 17.9« 25.!-5 '21.38 2-1.58 11.2G 8.3 5.39

4 ¡00 5100 2700 2700 2700 1120 920 550

А, (/1Ш) 210 197 !S6 146 И 5 108 161

h- (/<ш) 320 2370 . 19-10 - 1490 13-15

А;, (¡nv.) 310 ' 275 1780 - - 10SO -106

А;, (/'1") 850 500 230 - 230 335

Л ¡OV1 2.2 7.8 -1.5 (1.025 - 0,09

ь. % 3.1 У.6 0.95 100 - - 1.3

Подчеркнем еще раз только то, что: ai p..ci!Wi.'iioica ;олькч> сверхранновесние кванты,

б) количество распадов или, соответственно, относительна! амплитуда н<калении будет определяться в первую очередь обилием данною элемента,

в) наиболее заметный эффект будет соответствовать моменту рекомбинации.

Результатом такого взаимодействия будут ступеньки в спекIре на соответствующих приведенным значениям А длинах волн. Ступенька в /,у б}де! в абсорбции, а в трех остальных линиях — в эмиссии. Резкий передний фронт этих искажения будет обус ювлен экспоненциальным ростом обилия данного иона н момент

Конечно же, главными элементами,определяющими подобною рода процессы, будут водород и гелий. В случае совпадения области возмущения спектра с характерными частотами этих элементов они будут явно вне койкурекшш.

Некоторые экзотические модели

В некоторых случаях процесс рекомбинации и формирование спектральных искажений может идти совершенно иначе по сравнению с рассмотренным выше. Так, при наличии существенной неоднородности распределения вещества динамика рекомбинации будет принципиально другой. Примером экзотическою распределения вещества при постоянной кривизне пространства может служить структура из доменов обычной и "теневой" материи, предсказываемая в рамках модели нарушенгой (Е8ХЕ8') симметрии. Здесь области обычного вещества соседствуйте "пустотой", в которой находится "теневая" материя, взаимодействующая с обычным веществом и излучением тотько гравитационно. Фотоны и плазма после выхода домена из-под горизонта будут свободно перетекать в соседние области, как в пустоту. Если размеры доменов малы, то к настоящему времени произойдет полное перемешивание обычной и теневой материи и последняя будет играть роль скрытой массы. Немного сложнее будет ситуация с излучением. Если изотропнзация доменов происходит при : > 10й, то излучение успевает термалкзоваться и температуры вещества и излучения выравниваются, но уменьшаются иг, величину, зависящую от соотношения объемов основной и теневой материи (Дубрович, Хлопов, 1989).

Четвертая глава содержит основные сведения о первичных молекулах, критериях отбора н кинетики их образования как базовую информацию. Затем излагаются оновиые физические механизмы взаимодействия молекул и РИ н рассматриваются наблюдательные эффекты такою взаимодействия.

Основные первичные молекулы.

На базе тех химических элементов, которые образуются в результате первичного нуклеосинтеза,можно составить список молекул, подлежащих рассмотрению с точки зрения эффективное! и их вшшодействия с излучением.

Псе предыдущие нсглецонанн»-перннчных молекул делались с целью поиски более

нли менее эффективного охладителя первичных протообьектов. Это было необходимо для тыяснеипя момента образования звезд к галактик. Нас же будут интересовать молекулы как наиболее эффективно взаимодействующая с ГИ компонента первичного веществз. Возможно они позволит увиднть дозвездную к догалактическую Вселенную непосредственно. ■

Лос гаточно полный список молекул водорода^'теоретически возможных в nepóci после рекомбинации,'выглядит следующим образом:

Н2. HJ, HD, HD*", Iii, HiD+, Hell+, HeJ, He3Hej, LiH, LÍII+.

Здесь мы нснольчовали толь';о те химические элементы, оЛилие которых в стандартной Вселенной больше Ю-'". Кроме тою, мы ограничились двух- и треха томными молекулами.

Исходя из требования максимальной эффективности взаимодействия молекулы с Рй мы должны отобрать только те из них, которые имеют значительный дипольный момент, та], что ннже мы будем рассматривать (Дубрович, 1977з, Lepp fe Shall, 1984, 1'аЧа, 1995) :

HD'', fleU"f, I.iH. IliD+.

Как а при рекомбинации водорода и гелия, при температуре выше некоторой Г, обилие 1-oií молекулы может быть описано обобщеннотГформулой Саха.

Ojo связано с тем, что, как минимум, радиационное разрушение молекул идет достаточно быстро из-за огромного числа квантов в PH. Таким образом, ачя каждой молекулы можно определить момент рекомбинации г,;, такой, что при г > обилие ее экспоненциально надает. 1Трн г < г,, мы не можем использовать эту формулу, т.к. скорости образования дачной молекулы могут быт ь очень малы. Единственно, что мы можем утверждать, ■ - » этом случае роль фотоднесоциации резко падает до нуля.

Спектральные характеристики молекул

Основные копе! r;.i выбранных нами молекул даны в Таблице 2. С учетом получившиеся чнач< iiiiíi ¿г: мы должны рассматривать только небольшое число вращательных переходов и только первый колебательный уровень практически у всех молекул.

Основная привлекательная особенности трехатомных молекул — это наличие в и4-спектрах очень длинноволновых переходов с большими силами линий. Ото дает возможное п> искать объекты на достаточно малом г * сантиметровом диапазоне длин воли.

Неклассический нуклеосинтез и "новые" молекулы.

В рамках современных преде ыв.тений о начальных с i алиях эволюции Вселенной В!н>|яо вероятными представляются некоторые дополнительные возможное i и образований химических mtowsu» тяжеде< лития i обилиями 1к>ря;ка 10"'° (lianscliester ei -а! . 1!)9|,!. В первую u4i ргдь >к> wtikx'uics к злемешам С -- углерод. N - - азот и О

кислород.

Особенностью всех исследований первичного нуклеосинтеза но достаточно близким к нам объектам — звездам, галактикам ранних типов и т.д.—является ориентация на измерения обилий именно легких элементов. Это связано с тем, что теоретически они, по-видимому, слабо изменяются в процессе звездной эволюции. В то же время обилия элементов С, N. О возрастают на десяток порядков. Очевидно, что никаких слано» начального химсостава этих элементов по наблюдениям современных объектов не найти. В го же время, именно они могут быть очень чувствительны к гонким деталям провесов. протекающих при г > 109.

В пятой главе анализируются различные механизмы взаимодействия вещества и излучения с точки зрения наибольшей эффективности и рассматриваются конкретные параметры некоторых из них.

Механизмы взаимодействия молекул с излучением.

Говоря о взаимодействие молекул и излучения, мы в дальнейшем будем подразумевать наличие какой -либо неравновескости з системе излучение-вещество. В противном случае никаких найлюдател! ных проявлений не будет в силу общих соображений.

Наиболее важным типом неравновесности на раньих этапах эволюции Вселенной ямяетея пекулярная скорость вещества в системе координат, в которой РИ изотропно и однородно. Здесь мы будем рассматривать механизмы трансформации такой нерав-иовесности вещества в разнообразные типы нергвновесноети излучения за счет взаимодействия с молекулами.

Основными такими механизмами являк»тся (Дубрович, 199-1):

а) простое рассеяьие без измеиеняя частоты,

б) люминесценция,

в) поглощение фотоьов при столкновтельной деактивации возбужденных состояний.

Рассеяние без изменения частоты.

Наличие у флуктуации плотности проекции пекулярной скорости V на луч зрения приводит к появлению отклонения Д7' температуры излучения от равновесного значения в направлении на згу флуктуацию (Луорович, ¡9П") :

I ле - некий коэффициент порядка единицы (для плаиковскою спек тра). В роулыдте измеряемая на.мн интенсивность на частоте у л. будет равна (Дубрович, 1П81).-

(И))

(:?Г))

Oii 1ичесная голща о тлична от нуля для молекул только в линиях. Поскольку эффект имеет место в m рвом порядке по V, то очевидно,что он меняет знак в зависимости от знака проекции скорости, т.е. »йьект наблюдательно выглядит как диффузное облако, излучающее или поглощающее в некоторых достаточно узких линиях.

Опипеская толща, как уже отмечалось ранее, вычисляется для слоя шириной Л1./1 — V/c. Размер объекта Л иожег быть достаточно большим, так что 11 > ДL. ')ю означает, что каждый последующий слой шириной AL будет возмущать излучение на следующей частоте, непрерывно покрывая интервал Д^и, зависящий от размеров об'.,OKI л.

Можно оценить латную "энергетику" -- интенсивность /у излучения за счет этою эффекта, в эмиссионых (для определенности) линиях такого объекта на момент взаимодействия в сопутствующей системе отсчета:

ly = hv-~~-----т5, (22) .

с' hv 1 > с

где г --- оптическая голща в линии, S— площадь поверхности объекта.

Истинное поглощение и излучение.

Из всех рассматривавшихся применительно к ранней Вселенной механизмов формирования спектральных искажении РИ. этот механизм самый популярный и хорошо изученный, Ьолее того, он до некоторых нор считался чуть ли не единственно возможным в почти равновесной системе.ДоГм вить к этим исследованиям (см., например, Херсонский, 1986) что-либо новое^в принципе, довольно сложно. Поэтому мы ограничимся только сравнением полученных в них результатов с тем, что можцо ожидать от других механизмов.

И силу малости концентрации электронов очевидно существенное превышение скорости радиационных переходов по сравнению со столкновительными. В этом случае интенсивность I, есть;

Г.= С-й)

где v \t - концентрация молекул. Здесь мы полагаем, что объект прозрачен. в линиях (i.e. т < 1) н излечение выходи;' из всего объема IrS. Выражение для <rs стандартное (Лент, 1977):'

здесь d — матричный элемент липольиого момента перехода. Величина входящего в это выражение логарифма в интерегующих нас случаях порядка 10.

Разность температур в зависимости от модели может быть совершенно произвольной. Так, для стандартною сценария без раннего вторичного ргэогрева температура вещества постепенно отстает от температуры РИ. И при г < 150 — 100 это различие становится заметным. В дальнейшем Tr¡T0 = z,Tm/T0 = г3. Если б облаках при их сжатии начинается разогрев, то для простых оценок можно сразу положить ДТ — Т. После этого можно оценить величину светимости

Эту величину нужно сравнить с гэнергетикой" облака за счет пекулярного движения. Выразив оптическую толщу г () через те же параметры, что и о, (с учетом выхода кванта из контура линии):

Г

7 = (25)

окончательно получаем:

I й гг Т — Т

Vinflií-A (го)

¡V ж'кт V vj Т-

Поскольку здесь г:т — средняя тепловая скорость электронов, то численно отношение светимостей при температуре Т, = 1000К и 1'=30км/с есть:

Здесь длина волны линии и энектронная концентрация берутся в сопутствующей системе, так что в случае протообъекта на : — 100—200 с 6р/р < 1 при ш — 0.1, с учетом остаточной степени ионизации порядка Н)~1 и д. характерных А < 500/í m получим, что для одних и тех же линий в более или менее нормальных условия-; движение облака, возмущающее огромный резервуар фотонов РИ,будет более существенным источником формирования искажений РИ, чем обычное тепловое свечение нагретого молекулярного таза. Еще больше дает люминесценция — до двух-трех порядков величины.

Люминесценция неравновесного изотропного спектра

Люминесценция на молекулах так же, как и на атомах и ионах, проявчтся при наличии неравновес ное ген двух типов: при отличии общего спектра однородного и изотропного фона ог равпонесного (Дубрович. Липовка, 1У!)5а, 1996) за счет какого либо знертовыделения (распады реликтовых частиц, излучение первичных звезд и т.д.) и при наличии пекулярных скоростей у облако» повышенной плотности (Дубрович, 11)97).

Первый вариант неравновесноетн рассмотрен для молекулы Н21)+, Сложная прук-т> ра уровней ) юй молекулы позволяет переводить отклонения спектра и i суб\шллнме-

тровой области длин волн в сантиметровый диапазон.

Результаты расчетов в первом и втором варианте представлены на соответствующих рисунках для нескольких случаев эпохи образования искажений. Доказано, что эффективность переработки жестких квантов, например, в линию Ло=12.53 см-' при таком обилии, © - 0.1 на г 30 - £ = 2.ПО 2.

Теперь можно говорить об оценке чувствительности метода к определению либо величины начальных искажений при заданном обилии молекул, либо, наоборот,- обилия ''молекул при «»лестной величине искажения. Все пересчеты на другие значения этих параметров можно делать в первом приближении по линейкому закону.

Люминесцентное усиление БУГ.

Еще иии"м проявлением люминесценции будет гигантское усиление пространственных флуктуашш спектра РИ в узких линиях (ЯЗЕ), обусловленных пекулярными скоростями облако» повышенной плотности (Дубрович, 1997). Усиление здесь подразумевается по сравнению с тем, что дает п(х>стое рассеяние.

Физика в этом случае довольно проста: пекулярное движение в системе облака будет приводить, как уже отмечалось, к отклонению температуры фонового излучения на величину Д Т/Т —■ V! с. Рассеяние просто перераспределяет это искажение, в разные стороны, не миияя частоты.

Но возможно взаимодействие с изменением частоты — за счет люминесценции. При этом э качестве распадающихся квантов мы должны рассматривать кванты РИ. В этом смысле внешний источник фотонов, который задавался выше, ужестановшгя не нужен •-- его роль играет Г'И. Только теперь это верно при сравнении потоков фотонов в разных направлениях относительно вектора пекулярной скорости. Т.к. рассматриваемый эффект опять пропорционален первой степени скорости, то знак его для наблюдателя зависит от знака проекции скорости на луч зрения. Мы для определенности будем говорить об эмиссионных линиях.

Определение КПД Д|юбл»чшя £ здесь можно упростить, т.к. переходы вверх на уровень \'= 2 имеют човольно малую вероятность из-за малости шшовского фактора, а переход на ,1=2 маловероя!еш ввиду большого различия эйнштейновских ко-

эффициентов для вращательного и колебательного переходов.Оценка КПД для любых двухатомных молекул — £ --[¡'I. Собирая все выражения для :\Г/'1\ получаем:

гдг г,, • ошич\чк«>а гол'ЦА но рассеянию в иф*ом колоба г<\*: ьном игро^и^с. а К о:1}><7;<-~

.1Х< '!'».'Я ОI 1Н 'ИК'ШЬ'М .

Л';

(29)

где Л'о выводится из этого уравнения при ; — гГ1:

/Ь

(30.1

Здесь мы предполагаем, что !и-\/кТ ~> 1 я ки.к/кТ < 1, kv.il кТ 5

Оптические толщи 8 линиях колебательной структуры, которые здесь должны быть пяты, могут быть даже больше, чем для врашатетьных переходов. Полный набор параметров, необходимый для определения величины обсуждаемого аффекта, для нескольких основных молекул приведен в таб. 2.

Таблица 3

и 11 НО+" НеН+

о, (еУ) 2,43 2,07 ' 1,85 4,3

195 210 150 340

А, {¡¡т) 670 227 1« ' 1920

А. 7,1 3,0 3,3 ■4,5

А (сга) 13,2 4,77 2,23 65,3

'0 107 7.5 0.49 1.8 0.33

Ко 2,2(3) 50 1,8 4,8(4)

4,3 9,2 12,0 4.2

Для Нг0+ взята только одна из длинноволновых линий. Кроме того, для нее величина £ взята равней единице.

Еще одним фактором увеличениям может с»,>ть отмеченный 'Зельдовичем (1978) аффект увеличен!;? фак гичесхого пути, на котором происходит взаимодействие молекул и облаке и фотона данной частоты из-за компенсации красного смещений градиентом скоростей. Я диссертации подробно не вгследуягся этот процесс (работающий, кстати и для простого рассеяния), л приведем только конечную оценку величины АЛ усиления

А',

А*

"г ¿о

>3!)

С учетом всего сказанного выше можно построить зависимость амплитуды эффекта ог ; для этих молекул в (¡ормчровие всех обилий на 10~,и и Г/е-Ю""1. Левое крыло всех этих кривых соответст вует динамикесбрнзо.запиг. молекул по Саха, а правее — а» ¡ходу и>: обили» на нормировочную копна, ту.

Для оценок при других значениях обилий можно пользоваться простым линейным пересчетом. Аналогично зкожно рассчитать Л Г/ Г для второй линии, образующейся в данном случае — при переходе V-=(),.!= 1. Ее длина волны в два раза

меньше, чем у первой, а Д Г/ Г, соответственно^ 4 раза меньше.

Такого тина эффект для трехатомных молекул может быть намного интереснее в силу более сложной структуры их уровней — она позволяет солучити большее отношение длин волн и соответственно коэффициент усиления, а также с большей вероятностью н&йтн подходящий трек распада, который содержит в своем нервом эвене переход, достаточно близкий и максимуму спектра РИ. Это относится, в частности, к молекуле Н.О, которая может быть таким образом обнаружена даже при очень малых обилиях.

Основные параметры ЗБЕ.

Рассмотренные выше механизмы формирования ЭЙР могут быть суммированы для получения характерных параметров наблюдательной картины. Основными входными данными, необходимыми для построения такой картины, являются спектр масштабов флуктуации плотности и первичный химсостав. Мы возьмем за базовую модель схему с плоским спектром масштабов и стандартный набор химических элементов. В этом случае, говоря о спектрально- пространственных флуктуациях, мы должны начать с оценки полосы частот Ар, занимаемой одним облаком. Для удобства использования в наблюдениях выразим ее через видимый угловой размер объекта 0, предполагая объект сферически симметричным:. • ' .

—= (32)

v

Величину I) можно выразить через массу М объекта:

в - 510-5(^~)1/3(^)1/гш"1/3П1/3. (33)"

Ширина каждой кривой на половике интенсивности — порядка 10-20 %, что очень существенно для определения наблюдательной стратегии — выделения интервала длин волн,соответствующего зонам максимальной видности данной молекулы.

Прицелены примеры спектров отдельных облаков на разных г.

Поскольку зош' максимальной видности разных молекул очень далеко отстоят друг от друга, вероятность обнаружить в данной зоне хотя бы две молекулы одновременно будет значима, есть "чужаг* для данной зоны мопекула имеет значительно большее, чем у "оснивноГГ, обилие. Исключение может составлять только ПеНу которой велнчьна 1\ не очень велика п амплитуды усиленного и простого рассеяния одного порядка.

И 1ак. должны выглядеть как обычные диффузные протяженные объекты, не имеющие мниннуалыюго излучения, а проявляющиеся только в некоторых линиях. Их

основные параметры определяются главным образом начальным спектром я эвогнопиен мелкомасштабных флуктуации.

Замытне иростраистпенных флуктуации температуры РИ.

Черничные флуктуации формируются s эцоху рекомбинации водорода. Это как раз те флуктуации, которые сейчас активно ищутся.

Пр:< не очень фантастических условиях молекулы могут обуславливать полную непрозрачность. Ксть только одно обстоятельство, принципиально отличающее оба эти варианта -- электроны ''закрывают" сразу весь спектр РИ, а молекулы — в данный . омент только узкую полосу. Но в другой момент эта полоса сдвигается и, если молекула живет достаточно долго, го может быть покрыт практически весь спектр РИ, начиная с минимальной частоты i'„llr., зависящей от момента появления молекулы — ¿,.¡ (Дубрович, 1993). Если мы говорим с линиях вращательных переходов, то эта частота f,„с., определяются первым-переходом (./ = 0 —* J — 1):

"ñin = fo{t + *r¡), С»)

а прохождение первой линии до того места на спектре, где в начале линия второго перехода (./ =-• I —- .1 = 2),возможно, если момент гибели молекулы С/дет позже До этой частоты у.олек>лане влияет кг картину распределения флуктуации. Важно, что этот )ффект не связан с малыми величинами флуктуации плотности или пекулярной скорости и определяется только однородной компонентой оптической толпи.

Однако,. строго говоря, большая оптическая толща фактически обуславливает и обратный процесс — генерацию вторичных флуктуации за счет чей той же неоднородности плотности вещества и наличия пекулярных скоростей. Собствено это к описываете:! термином SÖF. Поэтому точнее нужно говорить i о замьгтич первичных флуктуации, я о замене их на новые. Сил будут отражать масштабы неоднородности и скорости. отвечающие эпохе существования данной молекулы.

13 силу-эволюции могут быть значительные различия в спектре масштабов (например, сдвиг з сторону малых масштабов), которые не ожидаются наблюдателями и,соог-ветстт,ото, аппаратура, применяемая ими, неоптммальна. Именно в этом случае можно • оворкгь о "замытни" первичных флуктуации.

Дополнительным источником изменения картины мелкомасштабных флукпт.ипй должен быт ь чффек г I рпт.итационного фа юнелоэкоана, сое юяшето из близких галй^ак н i конлении i ала к i нк (Д) Сровнч. ¡SS2a). Этот эффект не зависит от частоты фотоноз, но влияет гальки па замытне м.кщ lacop. меньше ¡?0".

Крупномасштабные неоднородности п линиях Meli".

Не П'СНИМЮ ОДНОЙ "I (VMI.IX liOp-.TlOK ТИНППХ MO.'W.Vi ЯВЛЯ'ЧЧЯ lfe!ib. К U'h'

рець потому, что oía состоит из двух основных химических компонент первичного вещества и имеет при этом болыаой дипельпый момент. Главная проблема состоит в том, что она медленно образуется и быстро разрушается в реакциях столкновения с атомарным водородом. Поэтому, к сожалению,она не достигает больших обилий в ранулою эпоху, но в начале вторичного разогреьа и реионизации ска может стать главным действующим * лицом" (Дуйрович, 19876, 1994).

Интересным методическим аспектом этой проблемы является возможность по молекуле ИеНf провести непрерывную сшивку современной Вселенной с галактиками и квазарами — с ранней Вселенной, где никаких оформившихся объектов еще нет. Эта сшивка возможна яри сравнении свойств тал называемых La облаков, которые мы видим как источники абсорбции в оптических спектрах квазаров и SS1'¡ обусловленных НеН'" при не очень больших г. Депо ь том, что La облака также должны содердать НеН+ и даьать абсорбционный лес на длинах волн A¡> = 149.13(1 + г)цт.

Анализ кинетики образования этой молекулы в таких облаках проведен в работе Дубровнча и Липовки, (19956). В табл. 3 показано поведение оптической толщи в первой врэшателыюй линии для размера облака L — ,16й см при температур вещества Т, = 3 ■ 104 и разных вариантов концентраций компонент (в см"'1):

Таблица 3 ----------

нг3- ю-4 Пг»

п, 10-" ' Ю-3 Ю-3 ■ кг3 пнь w1 10-" Ю-4 10"4 г 2.4-10-2 Ii)'2 г.4. КГ3 10"1

Примерно такой интервал яараметроз можно ожидать в ударных волнах при коллапсе протогалакгик п протсскоплепий галлктш. не. г — 5 -г 10.

Не исключено,что дальнейшее продвижение вглубь но : будет происходить но обь-eicTaM, у которых есть заметный погок в мм и субмм диапазоне лрн наличии очень слабого оптического излучения. Определить красное смещение таких объектов можно будет по границе ПоН+ "леса".

Еще бол«' далекие объекты должны давать линии Не11+ уже как SSF. Именно эта стадия шперегиа ¡чем, что ока 'улет определяться появлением первых ударных волн з срук lyixix. i/fipaiyionuix крупномасштабную неоднородность. Параметры этой структуры еще не Ш'кнл<чп-1 последующей эволюцией и п большей степени отражаю! начальное рлепредгтенпе нсопнори/иикч и нечусгва. С другой с гороны, учмн.- линии Hell"*"

позволяют построить трехмерную картину неоднородности, что дает дополнительные возможности для повышения точности определения этих параметров.

В шестой главе дается краткий анализ современных достижении в интересующей ъг.с области наблюдательной радиоастрономии, делаются простые опенки и иллюстрации методик наблюдений, предлагаю7ся модернизации этих методик (см. Быков, Лубрович, 1989) и формулируются некоторые наблюдательные программы.

Методы изучения изотропной компоненты РИ

Задача выделения из всех существующих помех космологических рекомбинашгонных „щннй водорода и гелия, предсказываемых в этой работе, по своей трудности и неопределенности результата,возможно,близка к рекордным г науке. И хотя фундаментальные физические экснери.ченты в области регистрации нейтрино, т равиоли и той же анизотропии РИ внушают оптимизм и веру в человеческие интеллект ульпые и технические возможности, все же нужно признать рассматриваемую проблему как практически не изученную и исключительно сложную.

Самый очевидный и уже прикейяемый -- мегоц абсолютных измерений температуры фона на разных частотах. Основу этого метода состааяягт процедура сравнения наблюдаемого излучения неба с калибровочным "черным телом"'. Второй метод основан на использовании для калибровки самого фона (Рыжков, 1996). Сигнал сравнения и сигнал калибровки пол/чаются с разных направлений. Такой метол оказывается г.оз-мо/ытым благодаря наличию пекулярной скорости V« Земли относительно фона: 14= 250 км/сЛа счет эффекта Догллера спектр фона,приходящего под углом к этой скорости, сдвигается на величину

~ = <ж-А< + -1!Г\ №)

с с

т.е. в одни и тот же спектральный канал приемника па Земле будут попадать (в зависимости от угла О) разные участки контуре, линии. Вычитая достаточно широко разнесенные направления, мы получим сигнал АТ(бф). пропорциональный ьоонзвод-ной по частоте (точнее по температуре) от контура линии ч по абсолютно» величине содержащий малый параметр !'о/с:

тле / - нроАпл!, лстшн. а {.\'ПТ)И — ее максимальная интенсивность.

Шум всех внешних источников при этом пе уменьшится, а только увеличите*. В »юм смысл" такая калибровка не дает рсалыпго выигрыша но чувствительности.

Оч'*нь пер, иск 1 нвкым мол.ег ок-заты'» метол яодавтеьпя различного р».да по.\ч:< :,ак <"|\чапгн.чо. ки> и ( нпема[ ,;ч<\ ио;о пропех.элпення. сд нованнмй на нпкмьмваыщ

-зо-

нескольких независимых приемных систем. Злесь нужно отметит» одно фундаментальное обстоятельство: применение большого числа антенн и приемчиков не даст никакого di-нирышл в отношении снпыл/шум, если они соединены в одну цепь по току. Действительно, в этом c.iyiae такой комплекс будет работать как одна антенна с некоторой диаграммой. Но независимо от вида диаграммы антенная температура от ['И как однородного, изотропного источника будет одинакова, так что для увеличения отношения си ткал/шум необходимо складывал ь уже спектры, полученные на каждой антенне. Это означает, что кроме усилителя на каждой антенне должен стоять еще и спектро-анали^а тор. По после сложения спектров от Л' независимых приемников выигрыш будет в первом приближении расти как \/~Ñ.

Основные методы изучения анизотропных искажений

Анизотропная компонента искажений РИ может рассматриваться как набор диффузных облаков, свет ящихся только в линиях. Поэтому методы поиска их могут быть аналогичны стандартным: глубокие проколы — исследование малых площадок с предельной чувстви гелыюстыо для поиска отдельных объектов нужного гина, и статистический анализ распределения неодиороднооей температуры фона. Оба метода используются и для поиска первичных флуктуаиий температуры РИ.

Итерой метоц признан основным при поиске первичных флуктуации. Н нашем случае он также имеет свои преимущества, В основе метода —' картографирование большого участка неба с последующим анализом спектра мощности'пространственных неоднородное гей. Для выявления первичных флуктуации разработаны многочисленные алгоритмы чистки исходного наблюдательного материала.

Поиск отдельных объектов

Один из вариантов поиска колебательных переходов (de Bernardis et al„ 1993) использовался для наблюдений на IRAM в миллиметровом диапазоне. Для двухатомных молекул типа Lili, HD+, Hell+ этот диапазон соответствует вращательио-колебательным переходам с г и 200. Их спектр это частокол линий со средним расстоянием между компонуй i ими околи 1-2%, так что при поносе приемника около 10% от центральной частоты мо;кпп у видеть, несколько компонент данного набора линий. Обнаружение даже двух линий врашагельно-колебательного мультиплета в принципе достаточно для оп|>еделення и i и тина молекулы.

Наличие только одной линии будет означать обнаружение только вращательного перехода таких "жестких" молекул как HeII+, IiD+, 112D+ на сравнительно небольших ; (речь идет о наблюдениях в мм диапазоне),

Лля далеких облаков дополнительно можно поставить наблюдения этой площадки » см диапазоне для- обнаружения чисто вращательного перехода. Тяк. например, для

Lili наблюдения колебательной полосы на ÍRAM на длине волны 1.35 им должны быть подтверждены наблюдениями на длине волны 1.35 см, соответствующей первому вращательному переходу для данного г.

Корреляционная методика поиска SSF

Дополнительным к предыдущему методу может быть стандартный статистический подход к поиску SSF. Стандартным он является в том смысле, что он широко используется. Главным отличием является епльнм частотная зависимость SSF. Декстш тель"е, как уле неоднократно отмечалось, приемчик, настроенный на некоторую частоту и имеющий полосу SI/, "видит" облака, содержащие данную молекулу Л), только в узких зонах íi вблизи дискретных значений В зависимости от размера Я облака, ширина полосы, в которой оно видно на данном г, различна. Это означает, что п рех<име наблюдений карты SSK на многоканальном (г -- номер канала) спектрографе размер облака будет определять число каналов, ь котором оно будет видно одновременно. ' Существенные отличия начнут проявляться при построении кроескорреляцисшюй функции между записями из разных каналов с номерами i и j (Дубрович, И)б26, Дубро-вич, Лебедев, 19S2). Крупнее объекты, попадающие в оба канала^ будут коррелировать и давать вклад в значение этой функции. Мелкие флуктуации, попа .аютцие только п един из зтих каналов и не попадающие в другой, очевицно, вклада давать не буд) т.

.Таким образом кросскорреляииопная функция будет иметь спектр с изломом на мае-, штабах 0С, определяемых частотным расстоянием Лиц ~ bv(i — j) ме;кду каналами и гипом молекулы. Исходя из формулы, имеем:

= ■ - (37)

. - v V Zk¡

Частота v фиксирует на котором лежат наблюдаемые объекты. Отметим, что кросскоррелянионные функции между любыми двумя каналами с одним и тем ;> е At» будут иметь излом спектра на одном я том же масштабе. Этот факт можно использовать для повышения точности оценок.

Заключение

Главными результатами данной работы необходимо считать _ прояснение, доказа-н'льствоп иллюстрацию того фундямч! кзльного факта, что:

огненным мехашпмом "прояаления" картины распределения згшестпа п пекулярных гюроекчг в ранней Вге.течиоё является взаимодействие его ,\>одекулярцг>й компотнты с ,1'И. а не собственное пзлученне нагретою [ аза.

')та формучпровк.з подразумевает, чю:

aj выделены 0 a юные .•¡'•х.мипми I í una вепьч-! ва и пзл\чен ¡л: прос'че рле-

сеянне ']>.>:'>И1'Ч при натпчпн пекулярной 4,o|i'ici:; при ¡побит, i а и .'¡юмнп'.ч цеыши.кзк

при наличии пекулярной скорости, так и при изотропной неравновесиости спектра РИ;

б) попарна их эффективность по сравнению со всеми другими механизмами в рамках стандартной модели, а фактически — в рамках уже имеющихся но наблюдениям CODE и др. ограничений нл модель Вселенной;

в) выделены харак терные наблюдательные проявления протообъектов и определены I ранииы возможных значений их параметров; .

г) определена связь этих параметров с фундаментальными константами модели вселенной и обнаружена высокая чувствительность их к тонким деталям сценария эволюции;

д) определены наиболее адекватные методы наблюдений и сформулированы требования к парамефам радиотелескопов следующего поколения для наиболее эффективного мучения предсказываемых эффектов. •

Этот вывод является сопсршенно новым и существенно отличается от общепринятых представлений. Последние рассматривают протообъекты в рамках стандартного подхода к механизмам излучения а этих объектах и к оценке их светимости. Отсюда, скорое всего,и большая степень скептического отношения к данной проблеме;- т.к. стандарт ные механизмы приводят к светимостям, совершенно ненаблюдаемым в любом разумном варианте.

Другим важным результатом предлагаемой работы является:

выявление, обоснование и подробный расчет наблюдательных эффектов, позволяющих точно датировать очень ранние стадии расширения Вселенной по рекомбинашюи-11ы.ч! линиям гелия и водорода. .

Ото означае г, что:

а) обнаружены физические основання для появления относи гельно высокой степени перавновеснос-Чи спектра РИ » условиях квачйранн'овссной рекомбинации гелия и водорода; • . >

б) разработана п щдажена математическая методика вычисления интенсивностей рекомбннаиконпых линий при наличии мощною внешнего плаиковекого поля излучения;

в) проведены расчеты и получен синтетический спектр линий водорода и гелия с учетом различных факторов вторичного их искажения; :

г) проанализирована, зависимость этих линий от фундаментальных параметров модели Вселенной. . :

Рассмотрение возможностей обнаружения иервичиых. объектов и анализ спектра Вселенной как нелого базировались, по возможности, на минимальных модельно зависимых физических условиях. Ю1 принцип самоограничения позволял выделять только наиболее вероятие наблюдательные чффекты, которые зачастую оказывались и наи-

менее интенсивными.

H результате необходимо значительно повышать :|>ебо»ання к наблюдаю.».ним средствам, гели говориеь о догтиАеннч предсказываемых значении эффект». По >аю мы с большой уверенностью можем говорить, чю по многим параметрам полученные значения величин искажений спектра являются нижней границей.

Изучение практически совершенно нового класса объектов н искажений спектра, как показывает' исторический опыт науки, с большой вероятностью приводит к открытию совершенно новых физических явлений и особенностей протекания процессии. Поэтому ьаблюдения в этой облас ги, скорее всего,столкнутгя со значительно более мощными источниками излучения.

Для оценки связи величин возможных нернвновесностен в данной работ е были проанализированы различные механизмы формирования спектральных искажений 141. сТто направление позволяет подготовить аппарат для тестирования наличия нестабильной скрытой массы, нестандартного пространственного распределения вещества, новых форм материи н некоторых других явлений.

В качестве связующего звена на стыке наблюдаемой нами части Вселенной и ее до-галактической стадии рассмотрена проблема формирования спектрально - пространственных флуктуации |'И в линиях молекулы 11еП+. Показано, что при стандартных условиях в ударных волнах, возникающих «»'стадии нелинейного сжатия первичных "блинов", образуется заметное обилие HeH+. В результате этого появляется позмож-ность наблюдать крупномасштабное распределение вещества на красных смещениях порядка 10.

Основные результаты диссертации изложены в следующих работах:

1. Дубровнч В.К. Генерация электромагнитной волны плоской грлвволной в постоянном магнитом ноле, С'ообщ. С'.АО. И)72. 0,-27

2. Дубровнч В.К. Рекомбинаппонные линии водорода космологическою нрот хождения ПАЖ, 1 ","10. -МО. И17Г>.

Дубрович В.К. Пеко !(>рые особенное! и спек тра реликтового и мучения. Сообш. CAO, 14. i:!-11. 197г).

I. Дубрович В.К., Левитан 1>.И.. Метод численного раечеьз ннтенсивнопей рс-комОнпашюниыч .пиши. Сообш. CAO, 17, •">:)-(> I, H)7(i.

■">. Дуброппч В.К.. Спек t ра.п.мые неиал.ения рели к ioboi о излучения, Об. "Наблюдательные проблемы астрономии". "Наука". Tî. Iii7li .

б. Дубровнч B.Ki. О молеку.пх К'ОСЧОЛ'Н нчеекот НРОН1ЛОЖД<'Ш|Я. ПАЖ, 3. 'i!:i Li I"). 1!>77,

-34?. Дубрович В.К., О возможности определения первичного химсостава во Вселенной, ПАЖ, 3, 8, 339-340, 1977.

Й. Бернштейн И. Н., Бернштейн Д. Н., Дубрович В. К., О реликтовых ре-комбиьационных линиях, АЖ, 54, 4, 727-733, 1977.

9. ДуСронич В.К., Автореферат диссертации "Спектральные искажения реликтового излучения" , ИКМ, Москва, 1977.

10. Дубрович В.К., Мелкомасштабные флуктуации реликтозого излучения, изв. CAO, Иза. CAO, 13, 40-42, 1981.

11. Дубрович В.К., Лебедев B.C., Поиск первичных возмущений во Вселенной: спектральный анализ наблюдении на РЛТАН -600, Изв. CAO, 15, 161 -J03,J932.

12. Дубрович Б.К., Гравитационный экран из скоплений галактик, Изв. CAO, 15, 72-74, 1982.

13. Дубрович В.К., Корреляционная методика отождествления молекулярных облаков, Изв. CAO," 15, 21-25, 1S82.

1-1 Дубрович В.К., Энтропия возмущенного реликтового радиоизлучения, Изв. CAO, 20, 63-67, 1985.

15. Дубрович В.К., Двухфотонный распад высоховозбуждешшх состояний. Оптика и Спектроскопия, 63, 2, 439-440, 1987.

16. Дубрович В.К., Спектрально-пространственные флуктуации РИ и крупномасштабная структура Вселенной, Сообщ. CAO, 53, 63-66, 1987.

17. Дубрович В,К., Хлопов М.Ю.„ Quasars with z»4,5 and the theory of large scale structure formation, Сообщ, CAO, 61, 151-153, 1989.

18. Дубрович В.К., Хлопов М.Ю., О доменной структуре "теневой" материи, АЖ, 66, 2, 232-240, 1989.

19. Быков В.П., Дубрович В.К., Отношение сигиа^нум при трехфотошшх переходах, Краткие сообщ. по физике, ФИ АН, 9, 11-13, 19S9.

20. Грачев С.И., Дубрович В.К., Рекомбинация водорода в расширяющейся Вселенной, Астрофизика, 34, 2, 249-264, 1991.

21. Р. de Beriiardis, V. Dubrovich, P. Encrenaz, R. Maoli, S. Masi, G. Mastrantonio, B. Melchiorry, F. Me'chiorri, M. Signcre, and P.E. Tanziili, Search for lifl lines at hi*h ledshifts. A.& A., 269. 1/2. 1-6, 1993.

22. Дубрович В.К., Стл'ажнвдние пространственных флуктуации РИ при рассеянии в линивх молекул, ПАЖ, 10, 2, 132-135,1993.

23. Dubrovich V.K., Spectral-spatial fluctuations of relic radiation - new class of objects in the Universe. АкЛ Trans. 5.1, 57-65, 1994.

2!. M.Signore, G. Vedrenne, P. de Bernardis, V. Dubrovicli, P. Encrenaz, R.

Maoli, S. Masi, G. Mastrantonio, B. Me'chiorri, P. Melchiorri, and P.E. Tarmlli, Tfie lithium problem wivb tRAM.OSSE, and INTEGRAL, Ap. J. Suppl. Ser. 92, 535 537,

1994.

25. Dubrovieh V.K., Lipovka A.A., Radio absorption by Hefi+ molecules in the spectra of remouts QSO, A&A, 296, 307-309, 1995.

26. Dubrovieh. V.K., Lipovka A. A., Distortion of the cosmic blaekbody spectrum due to luminescence of H2Df, A&A, 29C, 301-306, 1993.

27. Dubrovieh V.K., Stolyarov V.A., Fossil radio lines of hydrogen ir. CBR at decimeter ;uid meter wavelengfo, A&A, 302, 635-03S, 1995.

28. Dubrovieh V.K., Lipovka A. A., Some new effects due to I12Df molecules at high redshifts, Cosmopartical Phys.: Pross. 1-st Ш "COSMION -94", Moscow, 265-270,

1995.

29. Dubrovieh V.K., Radio objects at redshifts 300 > г > 10, Pross. HSRA, Jodrel Bank, UK, 1996, 19-21.

30. Дубрович В.К., Столяров В.А., Моделирование спектра реликтовых рехом-бинационь-ых линий Не1 и hell, ПАЖ, 2S 6, 1997, Препр. СЛО-ИО, 1995.

31. Dubrovieh V.K., The huge enhancement of Spectral - Spatial Fluctuations in CBR, A&A, ,1997..

Личный вклад автора

Во всех совместных работах, кроме 21 к 21,автору принадлежит постановка задачи и интерпретация полученных данных.

В работах 21 и 24 автору принадлежит теоретическое обоснование постановки задачи и участие в анализе наблюдательных данных

Благодарности

Автор искренне признателен. за интерес и поддержку данной работы с самого ее начала Шварцману, Ю.Н. Парийскому, Л.Э. Гуреввчу, а также благодарит за

многом пелен ны-» полезные дискуссии Я. К. 'Зельдовича, Р. А. Оюняева, И.О. Карг.ашеяя, 1.И. Варьчаловячэ, И.М. Копылова, В.К. Херсоьского, ИЛ. Бейгмака, ЮЛ). Любарского, Д.В, Королькова, К.Ф. Рыжкова, Н.А. Есепкину, И.А. Струкова. А.А.. Старобин-ского. Б.В. Комберга, М.Ю. Хлопова, С'.В. Погребенко, Н.Г. Бочкарева. I). Wilkinson, F. Melchiorii. М. Signoie, R Brami, H. Butcher, п много ебязьн всем своим соавторам, благодаря усилиям которых удалось реализовать значительное число идей и планов. Jla_ протяжении последнего времени рнбога была поддержана грантами Р'М'Н 41 02 . 11УЦ "КОС'МИОН", Амернкан \'ог<: Астрономического Общества Фонда Сороса NS - 7000, и М.Ч - 7300. iранта КГ 15A NWO BOO (Нидерланды), а такте

Римским Уиивсрсшетом *I,a Sapieiiza" (Италия) и KNS (Париж, Франция).

ЛИТЕРАТУРА

lieíii май Р Л., Сюняев Р.Д., // 1978. Препринт ФИАН, 163.

|>српштепн И.Il, Liqjiium iTH Д.Н., Дубрович В.К. (Бершптейн и др. 1977) // Астрой. Ж., 1977, 54, » 27.

P. «.If llemanlis. V. Duhruvitli, Р. Entrena/, It. Maoli. S. Masi, G. Mastrautoniu, В. Mel.hiorry, P. Melclnorri, M. Signóle, P.E. Tan¿¡lli,// 1993, Ak A, 269, 1/2, 1-6.

Ьыкон Б.II., Дубрович U.K., // Краткие сообщ. но фишке, ФИЛИ, 1989, 9, 11-13. Грачев С.И., Дубрович ПК., // Астрофизика, 1991, 34, 249. Дубрович В.К., У/ 1972, Сообщ. CAO, 6, 27. Дубромач U.K.,// 1973а, ИАЖ, 1 , 10, 3-10. Дубрович U.K., // 19756, Сообщ. CAO, 14, 33-41. Дубрович U.K., Левитан Б.И.,// 1976, Сообщ. CAO, 17, 53-61. Дубрович U.K., ,// 1976, Сб. "Наблюдательные проблемы астрономии", "Наука", 33, 1976 .

Дубрович ПК., // 1977b, ПАЖ, 3, tí, 213-245. Дубрович В.К., И 19776, ПАЖ, 3, 8, 339-310.

Дубрович U.K..// 1977а, Кандидатская диссертации "Спектральные искажения ре-днь'говою ычучення" , ИКИ, Москва.

il\брович О.К.,1/ 1981, Изв. CAO, 13, 10-12.

Дубрович U.K., Лебедев B.C.,// 1982, Изв. CAO. 15, 1С1-163.

Дубрович U.K..// 1 9Й2а, И>в. CAO. 15, 72-71.

Дуйронпч U.K..// 19826. Изв. CAO, 15,21-25.

Дубрович 13.к.,// I9S5. Изв. ('АО, 20, (¡3-67.

Дубрович U.K.,// 1987а. Оптика н Спектроскопия, 63, 2, 439-1-10.

Дубрович U.K.,// 19876, Сообщ. СА0.53, 63-Gli.

Дубрович U.K., Хлопов M.10.,// 19Й9а, Сообщ. CAO, 61, 151-153.

Дубрович U.K.. Хлопов М.10.,// 19S9G, А/К, 66, 2, 232-240.

Дубрович U.K..// 1993. ПАЖ, 19, 2. 132-135.

Diibn.viíh V.K.,// 1991. Ai-A Tiaiis. 5,1, 57-0.5.

»nlmnich V.K.. J.ipovb A.A.J/ 1995G, At A, 296. 307-,40!).

Dubrovicli V.K., bipovka A.A.,// 19P5a, At A, 296. 301-300.

l)iiln-ov;di V.K., Slolyaror V.A.,// !!l!)5, At A, 302, (i:J5-tí3S.

Dulircivicli \'.K., I.ipovka A.A. // 19%, Cosmopart. PUys. Pross. 1-st IM "COSMION -ÍM"'. Moscow. 2i;V270.

OnUuwrh V.K..// I !t9'i. Pi-oss. I1SHA, J о (I le I Bank, UK. 19 2!.

Дубрович В.К., Столяров В.А.,// 1997, ПАЖ. 23, (Препринт ОАО РАИ Н9, 19Э5.) Dubrovich V.K'.,// 1997, А&А, , 1997.

Зельдович Я В., Новиков И.Д.,// 1975, Строение и эволюция Вселенной, "Наука", Москва.

Зельдович Я.Б., Курт В.Г., Сюняев P.A., (Зельдович в др., 1908), Ц 1968. ЖЭТФ,

Лент К.,// 1978, Астрофизические формулы,'T.1, "Мир". Любарский Ю.О., Сюпяев P.A.,// 1983, АкА, 123, 171-183. Lepp S,, Shuli J„M , // 1984, ApJ, 280,465. Palla F., G&lli D., Silk JM // 1995, ApJ, 451, 44. Пиблс П., // 1975, Физическая космология, "Мирг, Москва. P.uy D., Sonore U.,/l 1996, А&А, 305, 371-378. Рыжков Н.Ф., // 1996, Препринт СПбФ CAÖ Rauschester М. а!,// 1994, ApJ, 459, 499.

Signore М., G. Vedrenne, Р. de Bernardis, V. Dubrovich, P, Encrenaz, R. Maoli, S. Masi, G. Mastr¡mtonio, B. Mekhiom, F, Meldlioiri, and P.E. Tanzilli,// 1964, Ар. 1. Sappl. Ser. 92, 535-537.

Херсонслий B.K., Ц 118G, Астрофизика. 94,191-199.

55, 2S7. .

Зельдович Я.Б., // 1978, ПАЖ, 4, 4,165.

Отпечатано в типографии ПИЯФ

Зак. 88,тир. 120, уч.-изд. л. 1,8; 14/IIM997 г.

Бесплатно