Формирование первичных космологических неоднородностей и температурные флуктуации реликтового фона

Содержание
Введение
1 Спектр неоднородностей плотности в моделях скрытой массы без космологической постоянной
1.1 Модель холодной скрытой массы...............................
1.1.1 Общее описание модели................................
1.1.2 Потенциальные возмущения.............................
1.1.3 Влияние бесстолкновительных безмассовых частиц . .
1.2 Модель горячей скрытой массы................................
1.2.1 Общее описание модели. Переходные функции............
1.2.2 Эффект параметрического усиления.....................
1.3 Модель смешанной скрытой массы..............................
1.3.1 Общее описание модели.............................
1.3.2 Характерные масштабы спектра возмущений..............
1.3.3 Уравнения и метод решения............................
2 Модель смешанной скрытой массы с ненулевой космологической постоянной
2.1 Общее описание модели.......................................
2.1.1 Уравнения и метод решения............................
2.1.2 Влияние космологической постоянной ..................
2.2 Процедура нормировки спектров...............................
о
26
27
28
30
33
36
37
40
43
44
45
50
57
59
59
63
64
1
2.2.1 Нормировка по данным 4-летних измерений СОВЕ . 66
2.3 Спектр возмущений плотности Р{к) ......................... 68
3 Формирование крупномасштабной структуры в моделях смешанной скрытой массы с Л-членом 74
3.1 Безразмерный спектр неоднородностей Д2(А*)................ 75
3.1.1 Область допустимых значений параметров............... 76
3.2 Массовые функции скоплений галактик....................... 80
3.2.1 Модельное описание .................................. 81
3.2.2 Сравнение с наблюдательными данными.................. 84
3.3 Температурные функции скоплений галактик ................. 86
3.3.1 Зависимость температура-масса........................ 87
3.3.2 Наблюдаемые температурные функции.................... 88
3.3.3 Модельные температурные функции ..................... 89
3.3.4 Ограничение параметров .............................. 91
3.3.5 Среднеквадратичное значение флуктуации массы <т& . 92
3.4 Лайман-альфа облака....................................... 94
3.4.1 Ограничение параметров .............................. 96
3.5 Обсуждение результатов.................................... 98
4 Температурные флуктуации РИ, обусловленные гравитационными волнами 108
4.1 Космологические гравитационные волны......................110
4.1.1 Динамика гравитационных волн.........................111
4.1.2 Зависимость от параметров............................114
4.2 С( гравитационных волн....................................115
4.2.1 Зависимость от параметров............................117
4.3 Обсуждение результатов....................................118
2
5 Магнитные космологические поля и температурные флуктуации РИ, обусловленые альфвеновскими волнами 126
5.1 Динамика векторных возмущений..............................128
5.1.1 Бесстолкновительное затухание векторных возмущений 131
5.2 МГД волны во Вселенной.................................... . 134
5.2.1 Магнитозвуковые волны...............................139
5.2.2 Альфвеновскме волны.................................140
5.3 Анизотропия РИ, вызванная альфвеновскими волнами...........142
5.4 Обсуждение результатов.....................................149
6 Температурные флуктуации РИ, обусловленные хаотическим магнитным полем 154
6.1 Первичное хаотическое магнитное поле.......................156
6.1.1 Спектр магнитного поля..............................159
6.2 Гравитационные волны, генерированные первичным магнитным полем .....................................................161
6.2.1 Динамика гравитационных волн........................162
6.3 Анизотропии РИ, вызванная хаотическим магнитным полем . 165
6.4 Допустимые пределы амплитуды магнитного поля...............166
6.4.1 Инфляционные магнитные поля.........................167
6.5 Обсуждение результатов.....................................170
Заключение 173
Приложение А 177
Приложение Б 178
Приложение В 182
Приложение Г
186
Приложение Л Литература
Введение
Наблюдения с хорошей точностью свидетельствуют, что Вселенная однородна в больших масштабах (> 200 Мпс), в малых же масштабах наблюдается развитая структура. Одной из наиболее важных задач современной космологии является объяснение возникновения и развития неоднородностей плотности вещества, из которых возникла структура Вселенной.
Однородность Вселенной в больших масштабах предсказывается и объясняется в инфляционных моделях ранней Вселенной. В рамках современной космологии полагается, что крупномасштабные структуры во Вселенной (скопления и сверхскопления галактик) были образованы посредством роста малых первичных неоднородностей плотности, задаваемых случайным гауссовским полем флуктуаций. Согласно инфляционным теориям, данные флуктуации должны присутствовать на ранних стадиях э-волюции Вселенной и они описываются спектром Харрисона-Зельдовича (масштабно-инвариантный спектр возмущений плотности).
Малые возмущения материи и гравитационного поля проходят долгий путь эволюции на протяжении существования Вселенной, пока они не становятся значительными (нелинейными) на поздних стадиях (на красных смещениях г < 10).
Классическая теория гравитационной неустойчивости, описывающая эволюцию возмущений во Вселеной, была сформулирована Лифпгацем (1946) для идеальной жидкости. В дальнейшем теория возмущений плотности была обобщена для случая более общих сред [Захаров 1979, Лукаш 1980].
Сравнение теоретических предсказаний момента образования крупномасштабных структур с наблюдательными данными является одним из основных тестов адекватности космологических моделей.
Исходя из наблюдательных данных, можно с достаточной уверенностью
5
считать, что Вселенная имела горячее начало [Зельдович и Новиков 1975, Вейнберг 1975, Пиблс 1980]. На самых ранних этапах эволюции Вселенной, по всей вероятности, имело место экспоненциальное расширение - инфляция [Гут 1981, Линде 1982, Линде 1986], которая впоследствии сменилась эпохой сравнительно медленного (степенного) расширения по законам фридмановской модели Вселенной. Согласно инфляционным теориям, полная плотность энергии во Вселенной должна быть равна критической [Гиббонс, Хоукинг и Силкос 1983].
Несмотря на то что инфляционные модели внесли большой вклад в объяснение многих фундаментальных свойств наблюдаемой Вселенной (таких как барионная асимметрия, однородность, проблемы горизонта и сингулярности и др.), в них имеется целый ряд серьезных проблем (см. Колб (1995), Колб и Тёрнер (1990)). Одной из важнейших является проблема начальных условий и природы физических полей, вызвавших инфляцию.
Помимо этого, существующая неопределенность в численных значениях фундаментальных космологических параметров (таких как постоянная Хаб-бла и средняя плотность Вселенной) осложняет определение наиболее соответствующей наблюдениям космологической модели. Неоднозначность присутствует также в вопросе о возрасте Вселенной [Чабойер 1998] и составе скрытой материи [Бака л л 1996].
Имеется несколько критических космологических экспериментов, которые могли бы стать наблюдательными тестами для проверки теорий образования видимой структуры Вселенной. В первую очередь это обнаружение мелко- и крупномасштабных температурных флуктуаций реликтового фона [Струков и др. 1992а, 19926. Смут и др. 1992]. Анализ скучивания крупномасштабных структур Вселенной был улучшен в последние годы наблюдениями пространственного распределения галактик и скоплений галактик.
6
Таким образом, любая космологическая теория, претендующая на объяснение образования структуры Вселенной, должна быть согласуемой с набором наблюдательных данных на трех порядках масштабов - от галактических масштабов (~ 1Л"1 Мне) вплоть до масштаба космологического горизонта, определяющего квадрупольную анизотропию температурных ф-луктуаций реликтового фона, обнаруженного в экспериментах РЕЛИКТ-1 и СОВЕ ЗОООЛг1 Мпс). Здесь и в дальнейшем h является безразмерной постоянной Хаббла в единицах 100 км/сек/Мпс.
В стандартной фридманозской модели фундаментальные космологические параметры взаимосвязаны. Этими параметрами являются, например, возраст Вселенной to, сегодняшняя плотность вещества Q\j в единицах критической плотности (per = 1.88 102д h2 г/см3) и постоянная Хаббла h. Понятно, что значения космологических параметров должны быть сопоставимы с разрешенными наблюдениями значениями.
Существует несколько астрофизических указаний на то. что во Вселенной, наряду с обычной материей, присутствует скрытая (темная) материя. Наиболее важными указаниями на существование скрытой массы во Вселенной являются наблюдения динамических особенностей гало массивных галактик и скоплений галактик - зг.висимость масса-светимость (M/L) [например, Кнапп и Кормеди 1987]. С другой стороны, данные о распространении легких элементов и высокая изотропия реликтового фона свидетельствуют о том, что скрытая масса имеет небарионную природу.
Вклад барионов в общую плотность порядка П{, ~ 0.05 [Уолкер и др. 1991, Копи, Шрамм и Тёрнер 1995]. Таким образом, динамика возмущений сегодня определяется в основном небарионной скрытой массой. В данной работе мы полагаем, что полная плотность энергии во Вселенной (включал энергию космологической постоянной) равна критической.
Существует несколько кандидатов скрытой массы - массивные бесстол-
кновитсльные частицы, первичные черные дыры, космологические струны, монополи и др. Вопрос о космологической скрытой массе частично связан с физикой фундаментальных взаимодействий, предсказывающей существование в ранней Вселенной целого ряда слабовзаимодействующих частиц, которые отсоединились от первичной космологической плазмы на ранних стадиях расширения, либо никогда не находились в равновесии с другими частицами. Каждому типу составляющей скрытой массы соответствует определенная модель образования крупномасштабной структуры Вселенной.
В данной работе мы полагаем, что скрытая материя представлена массивными слабовзаимодействующими частицами. Возможно рассмотрение двух основных типов бесстолкновительных частиц: бесстолкновительные массивные частицы, которые отсоединились от космологической плазмы будучи релятивистскими (например, массивные нейтрино) и холодное вещество частицы которого стали свободными будучи нерелятивистскими или же никогда не находились в тепловом равновесии с космологической плазмой (например, гипотетические акеионы). Частицы первого типа формируют т.н. горячую скрытую массу, второй же тип частиц составляет холодную скрытую массу.
Исторически первой, после экспериментальных указаний ненулевой массы покоя у электронных нейтрино [Любимов и др. 1981], была предложена модель горячей скрытой массы. Эта модель в качестве свободных параметров имеет массы покоя и число сортов массивных нейтрино. Общее описание модели горячей скрытой массы было дано в работах (Захаров 1979, Бонд и Шалей 1983, Дюррер 1939].
Модель горячей скрытой массы имеет естественное подавление амплитуды обрезание спектра начальных возмущений плотности в коротких длинах волн, начиная с размеров сверхскоплений галактик [Зельдович и Сю-
8
няев 1980, Мелотт 1983, Шандарин, Дорошкевич и Зельдович 1983]. После численного моделирования нейтринная модель встретилась с целым рядом трудностей, серьезнейшая из которых - скорость эзолюции структуры на нелинейной стадии [Уайт, Френк и Девис 1983, Хут и Уайт 1984], несовместимая с наблюдениями квазаров [Комберг, Кравцов и Лукаш 1995, 1996). Впоследствии были предложены модели с нестабильными массивными нейтрино [Дорошкевич и Хлопов 1984].
Наиболее простой среди моделей скрытой массы является модель холодной скрытой массы, в которой спектр мощности возмущений зависит от одного параметра - плотности энергии холодной составляющей П<?. Стандартная модель холодной скрытой массы с нулевым космологическим членом была детально рассмотрена в работах [Девис и др. 1985, Девис и Эфс-татиу 1988]. Стандартная модель холодной скрытой массы обеспечивает образования галактик (< 10Ло”1 Мпс) с параметром байсинга Ьд > 2, при этом не обеспечивая достаточной мощности в больших масштабах [Бардин, Бонд и Эфстатиу 1987].
После обнаружения крупномасштабной анизотропии температурных ф-луктуаций реликтового фона [Струков и др. 1992а, 19926, Смут и др. 1992], модель холодной скрытой массы встретилась с непреодолимыми трудностями в объяснении формирования крупномасштабной структуры Вселенной. В частности, при нормировке спектра возмущений на данные измерений СОВЕ, теоретические предсказания модели оказались несоответствующими наблюдательным данным [Уайт. Эфстатиу и Френк 1993а, Ол-ивие и др. 1993, Мо, Джинг и Борнер 1993, Джинг и др. 1993, Дальтон и др. 1991, Ваугх и Эфстатиу 1994].
Помимо свободных параметров - постоянной Хаббла и плотности энергии скрытой массы, в моделях как горячей, так и холодной скрытой массы существует дополнительный свободный параметр - число сортов или пара-
9
метр плотности энергии (и = риКри+Р*,)) не доминирующих сегодня бесстол-кновительных безмассовых частиц (здесь и далее индексы V и 7 относятся к легким с л абовзаимо действующим частицам и излучения). Являясь релятивистскими, они влияют на динамику эволюции Вселенной на радиационно-доминированной стадии и сдвигают момент равенства между плотностями релятивистской и нерелятивистской компонент. Оказывая гравитационное влияние на развитие возмущений на релятивистской стадии, легкие бесстолкновительные частицы оставляют определенный след в модельных предсказаниях характеристик крупномасштабной структуры.
Для преодоления трудностей, присутствующих в моделях горячей и холодной скрытой массы, были предложены модели смешанной (гибридной) скрытой массы. Впервые модель смешанной скрытой массы была рассмотрена в работах [Фанг, Хианг и Ли 1984, Шафи и Стекер 1984, Ачили, Окионейро и Скарамелла 1985, Валдарнини и Бонометто 1985, Хольцман 1989, Ван Дален и Шафер 1992] как иллюстрация модифицированной нейтринной модели.
Скрытая масса в моделях смешанной скрытой массы представлена в качестве смеси двух типов слабовзаимодействующих частиц - горячей и холодной составляющих скрытой массы. В отличие от модели горячей скрытой массы, в модели смешанной скрытой массы присутствует дополнительный параметр - отношение плотности горячей компоненты к плотности холодной составляющей. Исходя из наблюдательных данных (распределения галактик и скоплений галактик, квазаров, Лайман-альфа облаков), посредством сопоставления теоретических предсказаний модели с наблюдениями, возможно определение наиболее вероятного значения параметра О’Н/Р'С (естественно, при фиксированных значениях остальных параметров модели - постоянной Хаббла и количества сортов горячих частиц).
В работах [Кахниашвили и Лукаш 1990, Лукаш 1991, Шафер и Шафи
10
1992, Левис, Саммерс и Шлегель 1992, Тейлор и Рован-Робинсон 1992. По-госян и Старобинский 1993, Кяыпин и др. 1993] была предложена следующая пропорция для состава скрытой массы Пя/^с * ~ 0-1 Для согласования модели смешанной скрытой массы с набором наблюдательных данных в характерных масштабах < ~ 100 - 150Л-1 Мш: и с начальным спек-
тром возмущений Харрисона-Зельдовича в масштабах > //.•>. Вследствие изменений, привносимых в спектр возмущений гравитационной неустойчивостью в нейтринной компоненте, в рамках модели смешанной скрытой массы возможна генерация высоких пекулярных скоростей в масштабах ~ 50А"!Мпс и сравнительно малых скоростей галактик в масштабах Мегапарсеков [Клыпин и др. 1993]. Для корреляционных функций скоплений галактик [Хольцман и Примак 1993, Джинг и др. 1993. Клыпин и Рхи
1993, Гуревич и Зыбин 1995] двухточечные функции, получаемые в стандартной модели смешанной скрытой массы, сопоставимы с наблюдениями в области /?£ 20 —30Л-1Мпс (в отличие от модели холодной скрытой массы).
Аналитические аппроксимации переходных функций модели смешанной скрытой массы были представлены рядом авторов: Хольцман (1989). По-госян и Старобинский (1995), Ма (1996), Эйзенштейн и Ху (1997), Новося-длый, Дюррер и Лукаш (1999). В первых численных моделях рассматривались плоские (Не +Пя = 1) модели смешанной скрытой массы с П# = 0.3, но в этих моделях наблюдается недостаточное обилие Лайман-альфа облаков [Мо и Миральда-Эскуде 1994]. По этой причине плотность горячей компоненты была уменьшена до П# < 0.2 и данное значение было предложено в качестве наиболее вероятного [Ма и Вертшингер 1994, Клыпин и др. 1995, Новосядлый, Дюррер и Лукаш 1999].
По сравнению со стандартными моделями холодной и горячей скрытой массы, модель смешанной скрытой массы является более сложной и предоставляет свободу в выборе двух параметров Пя/^с и т# (в случае от-
11
личного от единицы числа сортов горячих частиц).
В стандартной модели смешанной скрытой массы пост-инфляционного спектр первичных возмущений полагается масштабно-инвариантным (спектральный индекс п = 1). Модифицирование этой модели возможно с рассмотрением голубых (п > 1) или красных (п < 1) пост-ифляционных спектров, а также с учётом вклада гравитационных волн в температурные флуктуации реликтового фона. Учет гравитационных волн значительно изменяет нормировку спектра, в результате изменяется картина формирования крупномасштабной структуры [Ма 1996, Лукаш и Михеева 1996, 1998, Архипова, Лукаш и Михеева 1998, Мелхиори и др. 1999].
Необходимо отметать, что стандартная модель смешанной скрытой массы встречается с трудностями объяснения возраста шаровых скоплений. Полагая к = 0.5 и возраст шаровых скоплений больше чем 15 Глет, в случае плоской метрики Фридмана, требуемое значение < 0.6. Другая сложность модели смешанной скрытой массы связана с поздним образованием галактик и квазаров [Погосян и Старобинский 1995, Цен и Ос-трайкер 1994].
Как будет показано в Главе 3. в модели смешанной скрытой массы присутствует еще одна сложность: если спектры возмущений плотности будут нормированы согласно 4-летним наблюдениям СОВЕ, линейная теория предсказывает большее число скоплений галактик в единице объема (массовые функции скоплений галактик), чем наблюдаемые данные. Данное несоответствие теории с наблюдениями может быть обойдено отказом от масштабно-инвариантного спектра (рассмотрением п сх 0.8 - 0.9. предложенного Ма (1996)), либо учётом вклада космологических гравитационных волн в температурные флуктуации реликтового фона и рассмотрением п ~ 1.2, предложенного з работе [Архипова, Михеевой и Лукаша 1998]. Следует отметить, что на возможную предпочтительность голубых спектров и
12
ненулевого фона гравитационных волн указывают также имеющиеся данные по анизотропии РИ [Мелхиори 1999]. Возможным является также рассмотрение двух или трех сортов массивных нейтрино [Примак 1997, Гар-дини, Бонометто и Му ранте 1999] или распадных нейтрино [Пиерпаоли и Бонометто 1998, Бонометто и Пиерпаоли 1998].
Наряду с моделью смешанной скрытой массы были предложены плоские модели с положительной космологической постоянной Пд > 0 [Кофман и Старобинский 1985, Пиблс 1984]. Данные модели являются модификацией модели холодной скрытой массы. Рассмотрение модели холодной скрытой массы с Л членом, как альтернативы модели смешанной скрытой массы, з основном оправдано по причине существования проблем возраста Вселенной и относительного содержания барионов в скоплениях галактик.
Нынешние наблюдения (с учетом погрешностей) дают следующие значения зозраста шаровых скоплений to = 15±2 Глет [Чабойер и др. 1997]. Полагая, что возраст шаровых скоплений равен нижней границе t0 > 13 Глет, тогда в случае Пд/ = 1 максимальным разрешенным значением постоянной Хаббла k является 0.5. Это значение оказывается ниже порога значений постоянной Хаббла, разрешаемого HST наблюдениями: h = 0-7 dh. 1 [Фридман и др. 1994, Рейсс, Киршнер и Пресс 1995]. При фиксированном возрасте Вселенной t0, модели с отличной от нуля космологической постоянной разрешают значения постоянной Хаббла h большие, чем в моделях Пд/ = 1.
Другой причиной рассмотрения модели холодной скрытой массы с А членом являются рентгеновские данные наблюдений скоплений галактик. Если скопления галактик можно рассматривать в качестве образца распределения материи во Вселенной, тогда отношение плотности барионов к полной плотности в скоплениях галактик не должно сильно отличаться от указанного отношения, ожидаемого из ограничений первичным нуклеосин-
13
тезом [Уайт и др. 1993]. Тогда при 0.5 выполняется 0.35 ± 0.2. Отметим, что данное ограничение согласуется с ограничением, получаемым из наблюдений динамических особенностей скоплений галактик.
После обнаружения крупномасштабной анизотропии реликтового фона, модели холодной скрытой массы были пересмотрены рядом авторов: Коф-ман, Гнедин и Бакалл (1993), Клыпин, Примак и Хольцман (1996), Лиддл и др. (1996а), Лиддл и др. (1996в). В данной модели достигается согласование теоретических предсказаний с наблюдениями в области длиных волн 0.1 Л“1 Мпс“1 [Лиддл и др. 19966], тогда как в области малых масштабов наблюдается изобилие мелкомасштабных структур [Клыпин, П-римак и Хольцман 1996] с фактором % 2 по сравнению с данными каталогов галактик. Отмечанное несоответствие является сложностью модели, которая может быть снята рассмотрением мелкомасштабного анти-байсинга. Впрочем, такая возможность представляется искусственной [Примак и Клыпин 1996].
Как было отмечено выше, трудности моделей скрытой массы могут быть обойдены введением дополнительного свободного параметра.
В качестве альтернативы модели смешанной скрытой массы и модели холодной скрытой массы с космологическим членом, нами была предложена модель с пост-ифляционным масштабно-инвариантным спектром возмущений, в которой скрытая материя имеет смешанную природу [Кахниашвили, Новосядлый и Валдарнини 1996а, 19966. Валдарнини, Кахниашвили и Но-восядлый 1998а). Данная модель в качестве свободных параметров имеет: &н/&м, Пл. Л и число сортов массивных нейтрино. При рассмотрении одного сорта массивных нейтрино, данная модель схожа с другими альтернативами модели смешанной скрытой массы [Ма 1996. Архипова. Лукаш и Михеева 1998. Пиерпаоли и Бонометто 1998]. При этом предложенная нами модель обладает некоторым преимуществом: в ней сохраняется инфляцио-
14
иная парадигма и масштабно-инвариантный пост-инфляционный спектр.
Наряду со скалярными возмущениями в процессе инфляции могут быть генерированы векторные и тензорные возмущения [Старобинский 1979]. С-огласно линейной теории гравитационной неустойчивости [Лифшиц 1946], каждый тип возмущений во Вселенной без топологических дефектов, эволюционирует независимо друг от друга. При этом первичные неоднородности каждого типа или же неоднородности, возникшие на более поздних этапах эволюции, генерируют анизотропию в распределении реликтовых фотонов, присутствующих во Вселенной. Этот эффект может быть изучен с помощью линейной теории [Дюррер 1994]. Измерение анизотропии температурных флуктуаций реликтового излучения (РИ) может служить важным тестом для ограничения важнейших космологических параметров.
Таким образом, изучение и измерение температурных флуктуаций реликтового излучения является одной из основных задач современной космологии.
Реликтовые фотоны отсоединились от космологической плазмы на красных смещениях порядка 103. После отсоединения реликтовые фотоны распространяются свободно и могут быть детектированы сегодня. Отклонение метрики от фридмановской, движение наблюдателя по отношению к сопутствующей реликтовому излучению системе отсчёта, астрофизические процессы вдоль траектории распространения фотонов (гравитационное линзи-рование, вторичная ионизация) приводят к наблюдаемым или потенциально наблюдаемым эффектам [Сакс и Вольф (1967). Зельдович и Новиков (1975), Пиблс (1980)].
Вопрос о температурных флуктуациях реликтового фона в различных космологических моделях рассматривался в научной литературе задолго до экспериментального обнаружения анизотропии РИ. [Заботин и Насел ь-ский (1982), Лукаш (1983), Кофман и Старобинский (1985)].
15
излучения электронов космических лучей [Слыш 1963, Гинзбург 1984, Чернышов и Станкевич 1975], поляризации света звезд межзвездной пылью [Валле 1983, 1990, Чен, Пахольчик и Кук 1985] и данных фарадеевского вращения по наблюдениям пульсаров и отдаленных квазаров [Комберг, Ру-змайкин и Соколов 1979, Валле и Кронберг 1975, Кронберг и Симард-Нормендин 1976]. Магнитные поля были детектированы в богатых скоплениях галактик [Ассео и Соль 1987] и в Лайман-альфа облаках [Вольф 1988].
В диссертации мы не рассматриваем механизмы возникновения реликтовых магнитных полей, полагая что генерация магнитного поля возможна на ранних стадиях эволюции во Вселенной. Возможность данного процесса обсуждена в работах: в рамках инфляционных механизмов [Тёрнер и Видроу 1988, Ратра 1992а, 19926, Долгов и Силк 1993, Гарретсон, Филд и Кэрролл 1992, Куашнок, Лоеб и Спергель 19S9, Гасперини, Джиованнини и Венециано 1995, Лемуан и Лемуан 1995, Бертолами и Мота 1998], при космологических фазовых переходах [Киббл и Виленкин 1995, Ахонен и Энквист 1996, Вачаспати 1991, Джойс и Шапошников 1997].
Астрофизические механизмы объяснения галактических магнитных полей были предложены Рузмайкиным, Соколовым и Шукуровым (1988). Большой прогресс был достигнут в изучении нелинейных процессов взаимодействия плазмы с магнитным полем [Паркер 1979, Ким, Олинто и Рознер 1996, Джедамжик, Каталиник и Олинто 1998, Субраманиан и Барроу 1998] и первичной турбулентности [Брандербург, Энквист и Олесен 1996, Тад-жима и др. 1992]. Существуют также теории, согласно которым магнитное поле могло возникнз'ть в радиационно-доминированную эпоху до рекомбинации из-за вихревых возмущений [Харрисон 1973, Рис 1987], или даже после рекомбинации приливными эффектами [Звейбель 19SS], или космическими струнами [Острайкер и Томпсон 1987, Томпсон 1990]. Отметим
18
и Веряскин (1982), Эботт и Уайс (1984), Лукаш (1996), и др.
В диссертационной работе исследуется динамика тензорной моды возмущений в наиболее общей космологической модели с Пм + Пд = 1 (см. Дюррер и Кахниашвили (1998)). Нами было рассмотрено влияние бесстол-кновительных легких частиц на эволюцию гравитационных волн, в частности мы рассмотрели создаваемую легкими нейтрино анизотропию давления в качестве возможного источика тензорных возмущений.
Гипотеза существования во Вселенной первичного магнитного поля впервые была выдвинута Хойлом (1958) для объяснения происхождения магнитных полей галактик и в дальнейшем была развита рядом авторов: [Пид-дингтон 1964, Зельдович 1965, Дорошксвич 1965, Комберг и Рузмайкин 1972, Зельдович, Рузмайкин и Соколов 1983].
Исследование влияния реликтового магнитного поля на структуру Вселенной было проведено в работах: [Рис и Райнхардт 1972, Зельдович и Новиков 1975, Колес 1992]. В частности было исследовано влияние космологического магнитного поля на температурные флуктуации РИ [Торн 1967, Зельдович и Новиков 1975, Юшкиевич и Шукуров 1986]. В этих работах предполагалось, что космическое магнитное поле изменяет изотропную и однородную метрику Вселенной. Сегодняшний подход к вопросу о космологическом магнитном поле иной: космологическое магнитное поле рассматривается в качестве возмущения и. соответственно, не нарушает изотропность и однородность фонового пространства. В последние годы появились работы, з которых исследовалось влияние малого магнитного поля на формирование спектра температурных флз'ктуаций РИ [Адамс и др. 1996, Барроу, Феррейра и Силк 1997, Субраманиан и Барроу 1998].
Гипотеза реликтового магнитного поля была предложена для объяснения наличия галактических магнитных полей величиной порядка 10_6Гаусс, которое следует из наблюдательных данных: нетеплового синхротронного
17