Россия
Показано, что гравитацию материи в объеме ячеек, формирующих ячеисто-сетчатую структуру Вселенной, уравновесит давление на короны галактик межгалактического газа плотностью 0,5 критической с температурой 3∙108 К, соответствующей энергии космического фонового рентгеновского излучения 30 кэВ в области максимума энергетического спектра. Плотность энергии такой среды ~0,1 эВ/см3 на порядок меньше, чем у галактических космических лучей ~1 эВ/см3. Давление межгалактической среды уравновесит гравитацию материи ячеек при наблюдаемом однородном крупномасштабном распределении материи в плоском евклидовом пространстве, к которому в малом масштабе сводима квазисферическая риманова (псевдориманова) Вселенная без границ. Адаптацию уравнений общей теории относительности к описанию квазисферического риманова пространства обеспечивает космологический Λ член.
межгалактическая среда, войды, темная энергия, короны галактик, филаменты, риманово пространство, космологический Λ член
1. Наблюдаемое отталкивание галактик под давлением межгалактической среды
Направление дрейфа местной группы галактик отклоняется от направления гравитационного притяжения ближайшего сверхскопления Шепли. Эта особенность объяснима сравнимым по силе отталкиванием со стороны «аттрактора», расположенного в соседнем войде [1]. Отталкиванию местной группы может способствовать давление межгалактической среды со стороны войда, ассоциируемое с так называемой темной энергией.
Давление межгалактической среды, в том числе обусловлено давлением горячего межгалактического газа, на присутствие которого указывают данные рентгеновской обсерватории Чандра. Так, в филаментах, связанных со скоплением галактик Abell 2744, температура плазмы достигает 107 К при доле барионного газа 5 – 10% массы нитей [2]. При этом звезды и их остатки могут составлять лишь ~17% массы барионной плазмы [3].
Межгалактический газ может оказывать давление на вещество в коронах галактик (КГ) [4]. На это указывает структура излучающих облаков радиогалактик, связываемая с динамическим сжатием их наружных областей при взаимодействии с межгалактической средой [8, с. 214]. При этом смещение газа КГ под давлением межгалактической среды вследствие гравитационного взаимодействия вызовет смещение галактик [4]. Так, масса коронального газа в несколько раз превышает массу галактик. В галактики входит 20 – 30% барионной компоненты; остальные 80 – 70% составляет межгалактический газ [7, с. 81].
Наблюдается отчетливая антикорреляция распределения квазаров и скоплений галактик [8, с. 545]. Квазары – наиболее мощные источники излучения среди объектов с активными ядрами. Светимость квазаров может достигать критической светимости (эддингтоновской), при которой давление излучения на окружающую плазму становится сравнимо с силой гравитационного притяжения. Значительная часть энергии излучается квазарами в рентгеновском диапазоне [6, с. 251]. Мягкое рентгеновское излучение не только ионизует межзвездный газ [6, с. 295], но и разогревает его [7, с. 86]. Считается, что межгалактический газ был ионизован в эпоху молодых галактик и квазаров [7, с. 81]. Данные факты требуют оценки вклада давления горячего межгалактического газа на короны галактик.
2. Роль давления межгалактической среды в формировании крупномасштабной
ячеисто-сетчатой структуры Вселенной
В крупном масштабе >100 Мпк Вселенная однородна. В меньших масштабах ≤100 Мпк Вселенная обладает выраженной ячеисто-сетчатой структурой. При этом группы и скопления галактик образуют вытянутые нити – филаменты толщиной ~10 Мпк, которые формируют трехмерную сетку. Между филаментами находятся дыры (войды) масштаба ~50 Мпк – области, в которых практически отсутствуют галактики [5, с. 347]. Для сравнения, современная концентрация галактик во Вселенной Ωг ~ 0,1 Мпк-3 [6, с. 530]; среднее расстояние между ними Dо = 1/Ωг1/3 ≈ 2 Мпк.
При размере формирующих ячеисто-сетчатую структуру Вселенной ячеек ~50 Мпк роль космологического Λ члена не существенна. Современная величина |Λ| < 10-55 см-2 [9, с. 774] сравнима с кривизной риманова пространства для радиуса современной Вселенной К ~ 10-57 см-2 (§ 9).
По определению, в малых областях риманова пространства приближенно имеет место евклидова геометрия [10, с. 528]. Сферическому (эллиптическому) риманову пространству, как показал Эйнштейн, присуще однородное распределение материи [11, с. 199]. При радиусе горизонта Вселенной ~104 Мпк [5, с. 347] в масштабе ячеек крупномасштабной ячеисто-сетчатой структуры ~50 Мпк квазисферическое риманово пространство однородной плотности практически не отличается от наблюдаемого плоского евклидова пространства.
В однородной среде развиваются гравитационные неустойчивости с формированием областей ее неоднородного распределения, приводящие к гравитационному коллапсу, если силы давления среды меньше сил гравитации [5, с. 529]. Сила давления межгалактической среды при ее плотности энергии εо на короны N типичных галактик радиусом r при коэффициенте рассеяния θ: Fд = θεоNπr2, способная уравновесить силу гравитационного притяжения среды в ячейке радиусом R и массой М: Fг = GM2/R2. Одна ячейка содержит N = МΩс/m типичных галактик массой m, включая массу их корон, с учетом их доли в критической массе Вселенной Ωс. Из равенства Fд = Fг следует:
εо = GMm/πθΩс(Rr)2 (1),
где G – гравитационная постоянная.
Масса ячейки М = 4πρсR3/3 при ее радиусе R и средней плотности вещества во Вселенной ρс, так что соотношение (1) представимо в виде:
εо = 4GmρсR/3θΩсr2 (2).
Радиус КГ r ~ 0,1 Мпк [7, с. 81]; радиус ячеек R ~ 25 Мпк [5, с. 347]; скрытая масса КГ m ~ 10mг [8, с. 545], масса типичной галактики mг ~ 1010 М○; масса КГ m ~ 1011 М○; доля массы галактик и их корон от критической Ωк ~ 0,3 [5, с. 347]; критическая плотность ρс = 4,7∙10-30 г/см3 [5, с. 347]. При данных параметрах и θ ~ 1 критическая плотность энергии межгалактической среды, способная оказывать давление на КГ εо ≈ 0,13 эВ/см3.
Сравнимая плотность энергии у галактических КЛ εкл ~ 1 эВ/см3 [6, с. 471] и микроволнового фонового излучения (МФИ) εν ~ 0,25 эВ/см3 [7, с. 135]. Рассеяние фотонов МФИ на свободных электронах ионизованного коронального газа не окажет существенного давления на КГ из-за малого коэффициента рассеяния θ ≤ 2 % (§ 4); его вклад θεν/εо ≤ 4 %.
Отталкивание галактик войдом может быть обусловлено давлением горячего межгалактического газа на короны галактик. Расчеты показывают, что межгалактическую среду может наполнять газ плотностью 0,5 критической плотности Вселенной с температурой 3∙108 К (§ 3), что подтверждает космическое фоновое рентгеновское излучение с энергией ~30 кэВ в области максимума энергетического спектра (рис. 1).
Согласно (1) критическая плотность энергии межгалактической среды обратно пропорциональна квадрату радиуса ячеек: εо ~ 1/R2, как и радиусу Вселенной. Давление среды р ~ nТ при наличии источников ее разогрева, поддерживающих ее температуру, обратно пропорциональна кубу радиуса р ~ n ~ 1/R3. В случае дальнейшего расширения Вселенной при соотношении р/εо ~ 1/R давление среды не сможет сдерживать гравитацию ячеек, т.е. при отсутствии прочих факторов расширения Вселенной, данное расширение прекратится. Из-за остывания межгалактического газа вследствие рентгеновского излучения и расширения Вселенной наблюдаемое расширение Вселенной может прекратиться и смениться сжатием.
3. Характеристики межгалактического газа
Предполагается, что межгалактический газ был сформирован в эпоху молодых галактик и квазаров и был ионизован их излучением; в силу своей низкой плотности газ не успел рекомбинировать [7, с. 81]. С учетом массы межгалактического газа в КГ доля барионов оценивается в 10 – 15% массы Вселенной; при этом в галактики входит 20 – 30% барионной компоненты; 80 – 70% составляет межгалактический газ [7, с. 81]. По уточненным данным звезды и их остатки могут составлять ~17% массы барионной плазмы [3]. Помимо КГ, по данным рентгеновской обсерватории Чандра, горячий межгалактический газ содержат филаменты. В филаментах, связанных со скоплением галактик Abell 2744, доля барионного газа достигает 5 – 10% массы нитей [2]. Тем самым, доля наблюдаемых барионов δб ~ 0,18 критической массы Вселенной.
Давление ионизованного газа, содержащего ионы и электроны р = 2nkТ, эквивалентно плотности его энергии εо. С учетом Е = kТ может быть оценена энергия частиц, при которой давление межгалактического газа уравновесит гравитацию галактик, их корон и межгалактической среды в масштабах ячеек, формирующих ячеисто-сетчатую структуру (при отсутствии иных факторов расширения Вселенной):
Е = εо/2n (3).
Исходя из критической плотности Вселенной ρс с учетом вклада скрытой массы δсм и наблюдаемой барионной компоненты δб в филаментах концентрация межгалактического газа:
n = ρс(1 - δсм - δб)/mр (4),
где mр – масса протона.
При ρс = 4,7∙10-30 г/см3; δсм ~ 0,3 [5, с. 347]; δб ~ 0,18 возможная концентрация межгалактического газа n ≈ 1,5∙10-6 см-3.
При εо ~ 0,1 эВ/см3 (§ 2) согласно формуле (3) вероятная энергия частиц межгалактического газа Е ≈ 30 кэВ.
В спектре электромагнитного космического фонового излучения в рентгеновском диапазоне при сравнимой энергии квантов Еν ~ 30 кэВ наблюдается максимум (рис. 1).
Расчетная энергия частиц межгалактического газа Е ~ 30 кэВ соответствует его температуре Т = Е/k ≈ 3∙108 К. От горячих областей газа в остатках вспышек сверхновых (ОВС) с температурой ≤108 К исходит рентгеновское излучение тепловой природы при сравнимой энергии квантов [7, с. 478]. Газ сравнимой температуры ~108 К с концентрацией ~10-4 см-3 присутствует в скоплениях, чем объясняется их рентгеновская светимость [8, с. 342]. Т.е. плотность энергии субкосмических лучей в скоплениях достигает εс = 2nkТ ≈ 2 эВ/см3, как у галактических КЛ εкл ~ 1 эВ/см3 [6, с. 471].
Скорость субкосмических лучей (протонов) с энергией Е ~ 30 кэВ составляет υр = (2Е/mр)1/2 ≈ 2,5 тыс. км/с. Сравнимой скорости в несколько тыс. км/с газ достигает во фронте ударной волны ОВС в начальной фазе адиабатического расширения [7, с. 477]. Также скорость звездного ветра голубых сверхгигантов достигает несколько тыс. км/с [6, с. 66]. Подобный звездный ветер создает около звезд «пузыри» горячего газа – источники рентгеновского излучения [9, с. 699].
Подобно рентгеновскому излучению горячего газа в скоплениях, ОВС и звездном ветре голубых сверхгигантов, фоновое рентгеновское излучение с энергией ~30 кэВ в области максимума энергетического спектра может быть обусловлено излучением газа с температурой ~3∙108 К. С учетом формулы (3) концентрация межгалактического газа n = εо/2Еν ≈ 1,5∙10-6 см-3 при его доле в критической массе Вселенной δг = nmр/ρс ≈ 0,5. При доле наблюдаемой барионной составляющей филаментов, включая галактики, их короны и скопления δб ~ 0,18 в межгалактической среде доля барионной (плазменной) компоненты Вселенной δг + δб ≈ 0,68. Так, предполагается, что основная доля барионов приходится на ионизованный газ [2].
Оставшаяся доля скрытой массы δсм = 1 - δб - δг ≈ 0,32 содержится в филаментах. Сравнимая, но чуть меньшая оценка скрытой массы следует из вириальной массы КГ и скоплений δсм ≤ 0,3 [5, с. 347]. Данные обсерватории Планк, опубликованные в выпуске Planck Legacy 2018, указывают на повышенную амплитуду гравитационного линзирования МФИ в малых угловых масштабах. Данный факт подтверждает присутствие в филаментах областей повышенной концентрации скрытой массы (§ 5).
Приведенные выше расчеты и наблюдения позволяют предполагать, что межгалактический газ нагрет до температуры ~3∙108 К. Температура газа в коронах галактик ~107 К [7, с. 81]; в гало галактик ~105 К [7, с. 85]. Столь высокий градиент температур (до 3∙103) требует исследования механизмов разогрева межгалактического газа (§ 6).
В изотропное рентгеновское космическое излучение с энергией в несколько десятков кэВ может вносить вклад излучение, генерируемое при обратном комптоновском рассеянии изотропного МФИ на релятивистских электронах. Вместе с тем, наблюдаемый максимум энергии галактических КЛ не соответствует энергии электронов, при которой может генерироваться максимум рентгеновского излучения. Энергия рассеянных фотонов Еγ' = 4ЕγК/3mес2 [6, с. 431], из чего следует энергия КЛ:
К = 3mесЕγ'/4Еγ (5),
где mе – масса электрона; К – его энергия, Еγ – исходная энергия фотона, с – скорость света.
Температуре МФИ Тγ = 2,7 К [7, с. 134] соответствует энергия фотонов Еγ = kТγ ≈ 4∙10-4 К. При энергии рассеянных фотонов Еγ' ~ 30 кэВ энергия КЛ К ≈ 104 ГэВ, что на 4 порядка выше, чем в наблюдаемом максимуме дифференциального энергетического спектра галактических КЛ 0,3 – 0,5 ГэВ [6, с. 472], включая электронную компоненту [13, с. 1176].
На основе формулы (5) оценим энергию фотонов, рассеиваемых КЛ в области максимума энергетического спектра, при которой энергия рассеиваемых фотонов будет соответствовать максимуму фонового космического рентгеновского излучения:
Еγ = 3mесЕγ'/4 К (6).
При Еγ' ~ 30 кэВ; усредненном К ~ 0,4 ГэВ энергия рассеиваемых фотонов Еγ ≈ 30 эВ, что соответствует длине волны УФ излучения λуф = сh/Еγ ≈ 40 нм. УФ излучение звезд в интервале 91,2 – 20 нм практически полностью поглощается межзвездным водородом [9, с. 783], что также видно из рис. 1. Вклад данного процесса в формирование фонового рентгеновского излучения в области максимума энергетического спектра не существенен.
В космическое фоновое рентгеновское излучение также могут вносить вклад квазары. Часть излучения квазаров преобразуется в изотропное за счет рассеяния на свободных электронах межгалактического газа. Значительная часть энергии квазаров излучается в рентгеновском и γ-диапазоне при типичном спектральном индексе α ~ 0,7 внося вклад в фоновое рентгеновское свечение неба [6, с. 251]. Комптоновское рассеяние фотонов на свободных электронах наблюдается при энергии фотонов ≥0,1 МэВ [6, с. 431]. С ростом энергии квантов от 0,1 до 10 МэВ сечение комптоновского рассеяния на свободных электронах возрастает на порядок [5, с. 410].
При данных условиях квазары могут вносить заметный вклад в космическое фоновое γ-излучение в области ≥1 МэВ. Так, в спектре электромагнитного космического фона наблюдается падение интенсивности жесткого рентгеновского излучения при энергии квантов ≥30 кэВ, которое стабилизируется в области энергии γ-квантов ~3 МэВ (рис. 1).
4. Рассеяние микроволнового фонового излучения корональным газом
От скоплений регистрируется рентгеновский фон, в котором выделяется излучение корон наиболее массивных галактик [8, с. 545]. При этом в ряде скоплений галактик наблюдается эффект Зельдовича – Сюняева, связанный с обратным комптоновским рассеянием фотонов МФИ на горячих электронах коронального газа [8, с. 545]. Радиус КГ ~0,1 Мпк [7, с. 81] на порядок меньше масштаба скоплений ≤3 Мпк [8, с. 545]. При сравнимой плотности газа в скоплениях nк ~ 10-3 см-3 [8, с. 545] и коронах галактик nк ~ 10-3 – 10-2 см-3 [7, с. 81] рассеяние МФИ на КГ окажется на порядок меньше, чем в скоплениях. Так, оптическая толщина ионизованного газа по томсоновскому рассеянию света на свободных электронах (ТРСЭ):
lт = 1/nσт (7),
где σт – томсоновское сечение электрона.
У полностью ионизованного коронального газа концентрацией nк ~ 10-3 – 10-2 см-3 [7, с. 81] при σт = 6,7∙10-25 см2 оптическая толщина по ТРСЭ lт ≈ 50 – 500 Мпк, что в lт/2Rк ≈ (2,5 – 25)∙102 раз превышает диаметр сферических КГ при коэффициенте рассеяния МФИ θ ~ Rк√2/lт ≈ 0,03 – 0,3 %.
Корональный газ до температуры ~107 К могут разогревать мягкие рентгеновские и субкосмические лучи [7, с. 86]. Учитывая градиент температур на границе КГ – межгалактическая среда (§ 5) внешняя область КГ может подогреваться до температуры ~108 К. Комптоновское рассеяние фотонов на свободных электронах эффективно при энергии частиц ≥0,1 МэВ [6, с. 431] соответствующих температуре ≥109 К.
Формула Клейна – Нишины для комптоновского сечения применима при энергии электронов, сравнимой с их энергией покоя. При меньшей энергии частиц сечение рассеяния принимает промежуточное значение, определяемое томсоновской λт = 2,8∙10-
σе = δνσт(λс/λт)2 ≈ 5∙10-21 см2 (8).
Плотность галактических КЛ может быть на порядок выше, чем метагалактических (§ 2). Пропорциональным образом в КГ плотность субкосмических лучей может быть на порядок выше, чем в межгалактической среде. Концентрация метагалактических субкосмических лучей с энергией ~30 кэВ может достигать ~10-6 см-3 (§ 3), т.е. в КГ она может достигать n ≤ 10-5 см-3. С учетом соотношения (7) lе = 1/nσе ≈ 7 Мпк коэффициент рассеяния МФИ сферической КГ θ ~ Rк√2/lе ≤ 2 %, что на порядок выше оценки для ТРСЭ θ ~ 0,02 – 0,2%.
Вероятно, наблюдаемый в ряде скоплений эффект Зельдовича – Сюняева обусловлен обратным комптоновским рассеянием МФИ на горячих электронах (субкосмических лучах) с температурой ~108 К.
5. Источники магнитного поля в коронах галактик
Давлению метагалактических субкосмических лучей на КГ может способствовать их рассеяние магнитным полем КГ. Оценки показывают, что давление межгалактического газа на один – два порядка меньше давления газа в КГ, но на порядок выше, чем в гало. При этом давление газа в КГ на два – три порядка выше, чем в гало. Соотношение давлений газовых сред определяется концентрацией и температурой газа:
р'/р = n'Т'/nТ (9).
В гало галактик концентрация газа nг ~ 3∙10-4 см-3; температура Тг ~ 105 К [7, с. 85]; в коронах nк ~ 10-3 – 10-2 см-3; Тк ~ (5 – 10)∙106 К [7, с. 81]. При параметрах межгалактического газа nм ~ 1,5∙10-6 см-3; Тм ~ 3∙108 К (§ 3) соотношение давлений межгалактического газа и газа КГ: рм/рк ≈ (1 – 5)∙10-2.
Соотношение давлений газа в гало галактик и их коронах: рг/рк ≈ (0,6 – 3)∙10-3; давлений межгалактического газа и газа гало: рм/рг ≈ 15.
Несмотря на значительный перепад давлений, корональный газ не перетекает в гало, как и межгалактическую среду. Горячий корональный газ сильно ионизован [7, с. 81], т.е. его может удерживать магнитное поле, что может указывать на наличие в КГ местных источников магнитных полей.
Ионизованный корональный газ в КГ удержит магнитное поле ~1 мкГс. Так, давление ионизованной плазмы, содержащей ионы и электроны р = 2nkТ, уравновесит магнитное поле плотностью ωм = В2/2μо. Из равенства ωм = р следует соотношение Беннетта [7, с. 587]:
В = (4μоnkТ)1/2 (10).
Ионизованный газ в КГ удержит магнитное поле В ≈ 0,6 – 2 мкГс.
В протяженных радио-структурах (облаках) радиогалактик масштаба их корон магнитное поле достигает 1 – 100 мкГс [8, с. 213].
Источниками магнитных полей в КГ могут являться нейтронные звезды (НЗ), выброшенные из галактик взрывами сверхновых. При этом НЗ, выброшенные в КГ и межгалактическую среду, также могут формировать скрытую массу филаментов, содержащих галактики и их скопления. Так, например, пульсар PSR J0002+6216 в созвездии Кассиопея удаляется от остатка вспышки сверхновой со скоростью 1100 км/с [14]. Такой скорости достаточно для вылета НЗ в межгалактическое пространство [15]. Пульсары могут ускоряться под давлением ионизованного газа во фронтах ударных волн от соседних сверхновых [16]. Вмораживаясь при аккреции в силовые линии магнитного поля НЗ, плазма передает ей свой импульс [8, с. 361]. Давление ОВС в начальной фазе адиабатической стадии расширения может ускорять пульсар до скорости v ≤ 1600 км/с [16].
Анализ спектра электромагнитного космического фонового излучения и энергетического спектра нейтрино указывает на вероятное активное рождение пульсаров сверхгигантами в эпоху, определяемую красным смещением z ~ 20 [15]. В условиях наблюдаемого расширения Вселенной скорость дрейфа НЗ, ускоренных в эпоху молодых галактик, будет снижаться относительно окружающей среды, так что к настоящему времени основная часть НЗ окажется захвачена гравитацией КГ на эллиптические орбиты, в том чмсле орбиты, в фокусах которых находятся соседние галактики [16]. Массивы дрейфующих НЗ из-за гравитационной самофокусировки могут формировать сгустки. При этом взаимное разбегание галактик будет способствовать их вытягиванию в протяженные образования – филаменты [15]. По оценкам, массовая доля НЗ в КГ может достигать ~0,2 критической массы Вселенной при массовой доле НЗ, дрейфующих в межгалактической среде ~0,12 (§ 6).
Исходя из скрытой массы КГ, концентрация НЗ в них nнз ≤ 3∙10-4 пк-3 при среднем расстоянии между ними R ~ Rк/3√nнз ≥ 14 пк [16]. При хаотичной пространственной ориентации нейтронных звезд их магнитное поле на удалении от КГ r >> R взаимно компенсируется. Исходя из среднего расстояния между НЗ в КГ, магнитное поле на их поверхности:
Во = ВR/rо (11),
где rо – радиус НЗ.
При rо ~
6. Механизмы разогрева межгалактического газа
Исходя из плотности энергии межгалактического газа, способного уравновесить гравитацию ячеек, формирующих сетчато-ячеистую структуру Вселенной, критическое энерговыделение в расчете на одну галактику:
Lс = εо/Ωгt (12),
где Ωг – концентрация галактик; t – длительность их энерговыделения.
В условиях расширения Вселенной энергия метагалактических субкосмических лучей падает пропорционально красному смещению Е = Ео/(z + 1). При этом основной вклад в плотность энергии межгалактической среды могут внести субкосмические лучи, сформированные в эпоху z ≤ 1. При возрасте галактик, сравнимом с возрастом Вселенной Тв ~ 1,4∙1010 лет длительность их энерговыделения t ~ Тв/(z + 1) ≈ 7∙109 лет. При εо ~ 0,13 эВ/см3 (§ 2): Ωг ~ 0,1 Мпк-3 [8, с. 530] интенсивность энерговыделения в расчете на одну галактику Lс ≈ 3∙1044 эрг/с.
Данное энерговыделение соответствует диапазону светимости объектов с активными ядрами (АЯ) 1042 – 1048 эрг/с [7, с. 393] при их средней светимости Lая ~ 1045 эрг/с. В настоящее время доля галактик с АЯ δая ~ 1% [7, с. 393]; их энерговыделение δаяLая ≈ 1043 эрг/с.
Сравнимой светимостью Lν ~ 4∙1043 эрг/с обладают типичные галактики [5, с. 390], содержащие N ~ 1010 звезд со светимостью Солнца L○ ~ 4∙1033 эрг/с, что составляет Lν/Lс ≈ 0,1 критического энерговыделения. Еще меньше современное энерговыделение сверхновых в галактике Lсв ≤ 3∙1042 эрг/с [6, с. 474], что не превышает Lсв/Lс ≤ 10-2 требуемого.
С удалением в прошлое концентрация и светимость галактик с АЯ возрастают [6, с. 251], так что феномен галактик с АЯ, в том числе рассматривается как фаза эволюции галактик [8, с. 484]. Светимость галактик с АЯ на два порядка выше, чем у типичных галактик [7, с. 922], что обеспечит требуемое энерговыделение Lс за счет молодых галактик с АЯ при их доле δая = Lс/Lая ≈ 0,3. Так, предполагается, что межгалактический газ был ионизован в эпоху молодых галактик и квазаров [7, с. 81], т.е. межгалактический газ мог быть разогрет в эпоху молодых галактик.
Современный разогрев межгалактического газа может происходить за счет ударных волн, возникающих при столкновении с ним магнитосфер дрейфующих НЗ, выброшенных взрывами сверхновыми из галактик в межгалактическую среду. Так, пульсары, дрейфуя через межзвездный газ, производит шлейф радиоизлучения [14]. Радиоизлучение пульсаров имеет синхротронную природу, обусловленную их сильным магнитным полем.
Ускорение потоков плазмы также может происходить за счет магнитосферной конвекции (дрейф плазмы поперек магнитного поля) в хвостах магнитосфер дрейфующих НЗ. Так, в хвосте магнитосферы Земли, возникающем при ее столкновении с солнечным ветром, возникает крупномасштабное электрическое поле, направленное поперек хвоста с перепадом потенциала 10 – 30 кВ [7, с. 13].
Остаточное магнитное поле дрейфующих НЗ может поддерживаться за счет аккреции межгалактического газа. Выпадающая на поверхность пульсара при аккреции плазма ускоряет его вращение [7, с. 361]. При этом энергия вращения НЗ трансформируется в энергию магнитного поля.
Исходя из критической интенсивности энерговыделения в расчете на одну галактику Lc поток газа ΔМ/Δt, аккрецирующего на дрейфующие НЗ:
ΔМ/Δt ~ Lc/δс2 (13),
где δ – гравитационный дефект НЗ.
При Lс ~ 3∙1044 эрг/с (12); δ ~ 0,3 [5, с. 407] поток аккрецирующего на НЗ газа ΔМ/Δt ≈ 1,5∙10-2 М○ в год в расчете на одну галактику.
Скрытая масса скоплений галактик в 10 раз превышает видимую массу галактик [5, с. 545]. Анализ кривых вращения галактик показывает, что скрытая масса сосредоточена в их коронах [5, с. 342]. Исходя из массовой доли галактик в массе Вселенной δг ~ 0,03 [8, с. 550] массовая доля скрытой массы КГ δск ~ 10δг ≈ 0,3. При массовой доле коронального газа δкг ~ 3δг [16] массовая доля НЗ в КГ δнк = δск - δкг ≈ 0,2. При суммарной массовой доле НЗ δнз ~ 0,32 (§ 3) массовая доля НЗ, дрейфующих в межгалактической среде δнд = δнз - δнк ≈ 0,12 критической массы Вселенной.
При числе НЗ в коронах типичных галактик N ~ 6∙1010 [16] число НЗ, дрейфующих в межгалактической среде в расчете на одну галактику N' = Nδнд/δнк ≈ 3∙1010. Средний поток вещества, выпадающего на дрейфующую НЗ ΔМ/N'Δt ≈ 5∙10-13 М○ в год. Средняя интенсивность энерговыделения дрейфующих НЗ: W = Lc/N' ~ 1034 эрг/с, что на порядок ниже минимальной светимости рентгеновских пульсаров в условиях аккреции ~1035 эрг/с [8, с. 356] при потоке выпадающего на НЗ вещества 10-11 М○ в год [8, с. 359].
Тем самым, дрейфующие в межгалактической среде НЗ не могут являться источниками рентгеновского излучения. При большом периоде вращения ≥5 с старые НЗ не проявляют себя как радиопульсары [8, с. 180]. Дрейфующие в межгалактической среде НЗ практически не обнаружимы.
7. Механизмы излучения межгалактического газа
Межгалактический газ с температурой Т ~ 3∙108 К (§ 3) может излучать в рентгеновском диапазоне при наличии в нем многозарядных ионов тяжелых элементов (ТЭ). Межгалактический газ может быть обогащен ТЭ, входящими в состав КЛ. Так, КЛ содержат существенно больше тяжелых ядер в сравнении со средней распространенностью элементов [6, с. 472].
Согласно концепции нуклеосинтеза образование ТЭ, в том числе, происходит при взрывах сверхновых [7, с. 364]. Насыщенный ТЭ ионизованный газ ОВС, вмороженный в силовые линии магнитного поля пульсаров, ускоренных их взрывами, также может выноситься из галактик в КГ и межгалактическое пространство. Возможность данного механизма подтверждает присутствие ТЭ к КГ. Так, газ в КГ включает ТЭ (вплоть до железа) с относительной концентрацией в 10 раз меньшей, чем на Солнце, что связывается с его частичным перемешиванием с внутригалактическим газом [7, с. 81].
Распространенность элементов быстро падает с увеличением массового числа, однако обнаруживает несколько двойных пиков устойчивых изотопов с магическим числом нейтронов 50, включая криптон и стронций; ксенон и барий [8, с. 263]. Длины волны λ основных линий при конечном уровне у данных элементов: криптон 0,99 – 0,87 Å; стронций 0,88 – 0,77 Å; ксенон 0,42 – 0,36 Å; барий 0,39 – 0,33 Å [13, с. 961]. Данные многозарядные ионы способны излучать при температуре плазмы:
Т = сh/λk (14),
где k – постоянная Больцмана; h – постоянная планка.
Диапазон предельных температур излучения криптона (1,4 – 1,6)∙108 К; стронция (1,6 – 1,8)∙108 К; ксенона (3,3 – 3,9)∙108 К; бария (3,6 – 4,2)∙108 К.
В спектр излучения высокотемпературной плазмы с температурой Т ~ 3∙108 К значительный вклад вносит непрерывное излучение свободных электронов в электрическом поле ионов (свободно-свободное излучение). Так, вклад свободно-свободного излучения в суммарное излучение плазмы в коротковолновом диапазоне возрастает и становится сравним с вкладом линейчатого излучения многозарядных ионов уже при длинах волн ~1 нм [8, с. 595], что соответствует тепловому излучению газа с температурой ~107 К.
8. Особенности метрики риманова (псевдориманова) пространства
Стандартные решения уравнений общей теории относительности (ОТО), развитой в рамках риманова (псевдориманова) пространства, в рамках модели Фридмана предсказывают критическую плотность энергии современной Вселенной εс = ρсс2 ≈ 2,6∙103 эВ/см3 при критической плотности Вселенной ρс ~ 4,7∙10-30 г/см3 [5, с. 347]. Фридмановская Вселенная содержит материю в пределах космологического горизонта, за которым присутствие вещества не предполагается, т.е. подобная Вселенная представляет собой глобальную неоднородность материи, близкую к черной дыре.
Наблюдаемое пространственное распределение материи имеет локальные неоднородности (в масштабах войдов, скоплений и пр.) при ее однородном распределении в более крупном масштабе. Критическая плотность энергии для подобной среды ~0,13 эВ/см3 (2) на четыре порядка ниже. Крупномасштабное однородное распределение материи, присущее квазисферической римановой Вселенной, согласно Эйнштейну, обеспечит введение в уравнения ОТО космологического Λ-члена [11, с. 212]. В этих условиях наблюдаемое расширение Вселенной свидетельствует в пользу модели Эйнштейна с космологическим Λ-членом.
Необходимость введения Λ-члена обусловлена тем, что в случае критической массы уравнения ОТО описывают лишь часть сферы Римана, а именно, риманово (псевдориманово) пространство, ограниченное горизонтом событий. Полное описание пространственно-временного многообразия событий затруднено, поскольку наличие поля тяготения математически выражается в кривизне псевдориманова пространства [10, с. 531]. Данный факт иллюстрируют известные решения уравнений ОТО, согласно которым гравитация массивного тела искривляет пространство как внутри него (решение Шварцшильда), так и снаружи, что выражается в искривлении траектории луча света.
В этой связи описание искривленного пространства сферы Римана, которой присуще однородное распределение материи [11, с. 199] ограничивается частичным описанием на основе решений Эйнштейна – Фридмана – Шварцшильда для областей неоднородного распределения материи. В предельном случае уравнения ОТО описывают черную дыру в вакууме. Подобная система включает ограниченный горизонтом событий объект критической массы, помещенный в плоское евклидово пространство. В подобной системе однородность распределения материи в пределах горизонта Вселенной может поддерживаться за счет введения космологического Λ-члена [11, с. 212], либо за счет давления среды, обладающей критической плотностью энергии по Фридману.
Так, из ОТО следует возможность существования объектов, имеющих гравитационный радиус. По определению, «гравитационный радиус – радиус сферы, на которой сила тяготения, создаваемая сферической не вращающейся массой, целиком лежащей внутри сферы, стремится к бесконечности» [5, с. 532]; гравитационный радиус:
Rg = 2Gm/с2 (15),
где с – скорость света; m – масса тела.
Область, ограниченная горизонтом (Вселенная, либо черная дыра) радиусом R = Rg, в евклидовом пространстве имеет объем:
Vев = 4πR3/3 (16).
Объем сферы Римана:
Vр = 2π2R3 (17).
Отношение объема сферы Римана и сферы в евклидовом пространстве аналогичного радиуса:
Vр/Vев = 3π/2 ≈ 4,7 (18).
Из соотношения (18) следует, что сфера Римана формально может вместить несколько сфер, ограниченных гравитационным радиусом, чья масса соответствует критической. Из чего следует тезис: наблюдаемое в пределах космологического горизонта пространство нашей Вселенной может являться частью римановой (псевдоримановой) Вселенной. При этом в случае стационарной Вселенной объем ненаблюдаемой области больше объема наблюдаемой части, ограниченной горизонтом в 3π/2 - 1 ≈ 3,7 раза.
Теория относительности Эйнштейна развита в рамках псевдориманова 4-мерного пространства-времени положительной кривизны. Многообразие событий в системе криволинейных координат задается знаконеопределенной невырожденной квадратичной формой:
dσ2 = gikdхidхk (19),
(i, k = 0, 1, 2, 3), где х1, х2, х3 – пространственные координаты; х0 – временная координата.
Коэффициенты данной метрики, допускающей мнимые расстояния, характеризуют поле тяготения, играя роль потенциальных функций [10, с. 531]. Форма (19) в каждой точке пространства событий сводится к виду:
dσ2 = dx2 + dy2 + dz2 - d(сt)2 (20),
где x, y, z – пространственные координаты; t – время.
Стандартные решения уравнений ОТО используют три действительные пространственные координаты, что не позволяет описывать сферу Римана без границ в полном объеме.
Из уравнений Эйнштейна в том числе следует решение Шварцшильда для сферически-симметричного материального объекта. Решение Шварцшильда указывает на искривление пространства, достигающее максимальной величины в области гравитационного радиуса объекта Rg, эквивалентное повороту радиальной координаты на угол φ = ±90º [17, с. 55].
Массивный объект искривляет пространство также за пределами его гравитационного радиуса. Согласно ОТО, максимальное отклонение луча света гравитацией тела также достигает 90º. Так, угол отклонения луча света φ = 2α при его прохождении на расстоянии R от объекта [17, с. 65], где
tg α = ±2Gm/с2R (21).
При R = Rg (15), tg α = ±1 при α = ±45º; в зависимости от направления облета тела луч света отклонится на φ = ±90º.
Суммарное максимальное отклонение гравитацией луча света, проходящего вблизи массивного объекта гравитационного радиуса и затем попадающего внутрь него, сопровождающееся соответствующей сменой систем отсчета, составит 2φ = 180º, т.е. в центр объекта, ограниченного горизонтом событий, свет может попасть снаружи со стороны, противоположной его первоначальному направлению.
Если луч пройдет вблизи данного объекта с другой стороны, он также отклонится в противоположном направлении и достигнет его центра, отклонившись от первоначального направления на угол 2φ = 180º. Суммарное искривление (поворот) пространства вдоль траектории лучей, дважды пересекающих горизонт событий 4φ = 360º.
Круг на сфере Римана является прямой [10, с. 528], т.е. искривление пространства в сфере Римана также соответствует повороту евклидова пространства на 360º.
9. Физический смысл космологического Λ члена
Согласно Эйнштейну Λ член обеспечивает однородное распределение вещества в римановом пространстве [11, с. 212], т.е. его введение обеспечит своего рода эквивалент сферы Римана при решении уравнений ОТО. Размерность и современная величина Λ члена |Λ| < 10-55 см-2 [9, с. 774] соответствуют кривизне пространства римановой Вселенной [10, с. 528]:
К = 1/Rв2 (22),
где Rв – радиус горизонта Вселенной.
При Rв ~ 4∙1028 см [5, с. 347] кривизна пространства К ≈ 6∙10-58 см-2.
Это дает основания полагать, что Λ член, обеспечивающий равномерное крупномасштабное распределение вещества во Вселенной, описывает искривление риманова пространства в области ее горизонта.
Соответствующая Λ члену кривизна пространства отрицательна. Иначе вклад Λ члена дополнит гравитационный вклад материи наблюдаемой Вселенной. Соответствующее искривление пространства может вызывать материя, находящаяся за горизонтом нашей Вселенной, чья масса и плотность сопоставимы с массой и плотностью наблюдаемой области.
Если ненаблюдаемая область Вселенной симметрична по отношению к наблюдаемой, то кривизну «внутренней» области пространства в области ее горизонта радиуса Rв компенсирует кривизна «внешней» части Λ = -1/Rв'2 радиусом Rв', т.е. суммарная кривизна пространства может быть близка к нулю: К + Λ ≈ 0. Пространство Вселенной однородной плотности в любой системе отсчета окажется близко к евклидову.
Так, данные космической обсерватории Планк, приведенные в выпуске Planck Legacy 2018, указывают на повышенную амплитуду гравитационного линзирования МФИ в малых угловых масштабах. Однако при больших масштабах кривизна пространства близка к нулю, что свидетельствует в пользу плоской Вселенной. В данном контексте раскрывается физический смысл Λ члена: искривление пространства гравитацией материи, находящейся за космологическим горизонтом Вселенной, что обеспечивает ее однородное распределение в пределах наблюдаемого горизонта.
Как показано Эйнштейном, «при равномерном распределении материи мир с необходимостью должен быть сферическим (эллиптическим)» [11, с. 199]. Если распределение материи не однородно, то топология мира отклонится от сферической. Именно такая топология, согласно Эйнштейну, соответствует реальному миру: «Так как в действительности в отдельных областях материя распределена неравномерно, то реальный мир в отдельных частях … будет квазисферическим» [11, с. 199].
Переносчики темной энергии до настоящего времени не обнаружены. При этом наблюдаемая Вселенная, однородная в крупном масштабе, расширяется в условиях компенсации давлением межгалактической среды гравитации материи ячеек, формирующих ее ячеисто-сетчатую структуру (§ 2). Это дает основание полагать, что топология Вселенной близка к квазисферическому риманову (псевдориманову) пространству.
1. Y. Hoffman, D. Pomarede, R.B. Tully, H. Courtois. The Dipole Repeller // Nature Astronomy. - 2017. - V. 1. - Art. 36.
2. D. Eckert, M. Jauzac, H.Y. Shan, J.-P. Kneib, T. Erben, H. Israel, E. Jullo, M. Klein, R. Mas-sey, J. Richard, C. Tchernin. Warm-hot baryons comprise 5-10 per cent of filaments in the cosmic web // Nature. - 2015. - V. 528. - P. 105-107.
3. M. Fukugita, C.J. Hogan, P.J.E. Peebles. The Cosmic Baryon Budget // The Astrophysical Journal. - 1998. - V. 503. - № 2. - P. 518-530.
4. Поройков С.Ю. Вклад давления межгалактической среды на короны галактик в их взаимное отталкивание // Журнал естественнонаучных исследований. - 2019. - Т. 4. - № 2. - С. 8-19.
5. Прохоров А.М. Физическая энциклопедия. Т. 1. - М.: Научное издательство «Большая Российская энциклопедия». - 1988.
6. Прохоров А.М. Физическая энциклопедия. Т. 2. - М.: Научное издательство «Большая Российская энциклопедия». - 1998.
7. Прохоров А.М. Физическая энциклопедия. Т. 3. - М.: Научное издательство «Большая Российская энциклопедия». - 1992.
8. Прохоров А.М. Физическая энциклопедия. Т. 4. - М.: Научное издательство «Большая Российская энциклопедия». - 1994.
9. Прохоров А.М. Физический энциклопедический словарь. - М.: Советская энциклопе-дия. - 1983.
10. Прохоров Ю.В. Большой энциклопедический словарь. Математика. - М.: Научное изда-тельство «Большая Российская энциклопедия». - 2000.
11. А. Эйнштейн Теория относительности. - Ижевск: НИЦ «Регулярная и хаотическая ди-намика». - 2000.
12. R.C. Henry. Diffuse background radiation // The Astrophysical Journal. - 1999. - № 516. - P. L49-L52.
13. Григорьев И.С., Мейлихов Е.З. Физические величины. Справочник. - М.: Энергоатомиздат. - 1991.
14. F.K. Schinzel, M. Kerr, U. Rau, S. Bhatnagar, D.A. Frail. The Tail of PSR J0002+6216 and the Supernova Remnant CTB 1 // The Astrophysical Journal Letters. - 2019. - V. 876. - № 1. - Art. L17. - pp. 10.
15. Поройков С.Ю. Природа скрытой массы // Основания фундаментальной физики и ма-тематики: материалы III Российской конференции (ОФФМ-2019) / под ред. Ю.С. Вла-димирова, В.А. Панчелюги - М.: РУДН. - 2019. - С. 152-156.
16. Поройков С.Ю. Вклад дрейфующих нейтронных звезд, ускоренных взрывами сверхновых в протогалактиках, во взаимное отталкивание галактик // Журнал естественнонаучных исследований. - 2019. - Т. 4. - № 3. - С. 20-52.
17. Владимиров Ю.С. Геометрофизика. - М.: БИНОМ. - 2005.
