مراجعة حديثة لتوقعات التخليق النووي البدائي القياسي في الانفجار العظيم مقابل تقديرات الفلك لوفرة النوى الخفيفة مقدمة هنا. بشكل خاص، يقدم التحليل النطاقات المتوقعة لجزء الباريون والعدد الفعّال للنيوترينوات كما تم الحصول عليهما من التخليق النووي البدائي فقط.
تلعب عملية التخليق النووي التي تحدث في البلازما البدائية دوراً مزدوجاً: فهي بلا شك أحد الأعمدة الرصدية لنموذج الانفجار العظيم الساخن، والمعروف ببساطة باسم "تخليق الانفجار العظيم النووي"؛ وفي الوقت نفسه، توفر أحد أقدم الاختبارات الكونية المباشرة المتاحة حالياً، مما يقيّد خصائص الكون عندما كان عمره بضع ثوانٍ فقط، أو ما يعادل ذلك عند مقياس درجة حرارة ميغا إلكترون فولت.
ظهر الإطار الأساسي لتخليق الانفجار العظيم النووي في العقد الذي يفصل بين ورقة ألفر-بيث-جامو (المعروفة باسم \(\alpha\beta\gamma\)) عام 1948 (Alp48) وتأسيس النموذج الأساسي للتخليق النووي النجمي للعناصر الأثقل من \(^7\)Li مع ورقة بي2إف إتش (Bur57). هذه الفترة الرائدة - التي يمكن العثور على وصف لها في (Kra96) - أرست الصورة الأساسية التي ترى العناصر الخفيفة الأربعة \(^2\)H، \(^3\)He، \(^4\)He و\(^7\)Li كمنتجات للكرة النارية المبكرة، بينما يتم إنتاج تقريباً كل الباقي في النجوم أو نتيجة لانفجارات النجوم.
في العقود التالية، تطور التأكيد على الدور الذي يلعبه تخليق الانفجار العظيم النووي بشكل ملحوظ. في السيناريو الأبسط، المعلمتان الحرتان الوحيدتان في التخليق النووي البدائي هما نسبة الباريون إلى الفوتون \(\eta\) (أو بمعنى آخر، كثافة الباريون في الكون) والجهود الكيميائية للنيوترينو، \(\mu_{\nu_\alpha}\). ومع ذلك، فإن الجهود الكيميائية للنيوترينو التي تزيد عن \(\eta\) بعدة أوامر من الحجم لها تأثيرات ملحوظة. هذا هو السبب في أن الحالة البسيطة التي يُفترض فيها أن جميع \(\mu_{\nu_\alpha}\) صغيرة جداً (على سبيل المثال، من نفس ترتيب \(\eta\)) يُشار إليها عادة باسم تخليق الانفجار العظيم النووي القياسي. ومع ذلك، من المعتاد إضافة \(\eta\) كمعلمة إضافية، ما يسمى العدد الفعّال للنيوترينو، \(N_{\rm eff}\)، الذي يقيس كمية درجات الحرية النسبية في وقت تخليق الانفجار العظيم النووي.
الهدف من التحليل النظري للتخليق النووي البدائي هو الحصول على تقدير موثوق لمعاملات النموذج، بمجرد معرفة البيانات التجريبية عن الوفرة البدائية. في هذا القسم، سننظر فقط في حالة التخليق النووي البدائي القياسي، حيث المعاملان الحران الوحيدان هما قيمة معامل كثافة الطاقة للباريونات \(\Omega_B h^2\) (أو بشكل مكافئ، كثافة عدد الباريونات إلى الفوتونات، \(\eta\)) وربما، قيمة غير قياسية لمحتوى الطاقة النسبية خلال التخليق النووي البدائي. الأخير، بعد إبادة \(e^\pm\)، يمكن تعريفه من حيث العدد الفعّال للنيوترينوات _R = ( 1 + ( )^4/3 ) _[defneff] كما هو معروف جيداً، يمكن أن يختلف \(\neff\) أيضاً عبر المصطلحات غير المتوازنة حرارياً التي تميز توزيعات النيوترينو المتبقية. نعرض في الشكل [fig:finalfnu] القيم النهائية لتوزيع النيوترينو حسب النكهة، سواء بدون تذبذبات أو مع تذبذبات غير صفرية. تظهر الاعتمادية للتشوهات غير الحرارية في الزخم بوضوح، مما يعكس حقيقة أن النيوترينوات الأعلى طاقة كانت تتفاعل مع \(e^{\pm}\) لفترة أطول. علاوة على ذلك، فإن تأثير تذبذبات النيوترينو واضح، مما يقلل الفرق بين تشوهات النيوترينو حسب النكهة. تتوفر صيغ تقريبية لهذه التوزيعات في (Mangano:2005cc).
في الجدول [tab:neffyp] نقدم تأثير عدم انفصال النيوترينو الفوري على كثافة الطاقة الإشعاعية، \(\neff\)، وعلى كسر كتلة \(^4\)He. من خلال أخذ تذبذبات النيوترينو في الاعتبار أيضاً، نجد تغيراً كلياً في \(\Delta Y_p\simeq 2.1{\times} 10^{-4}\) والذي يتفق مع النتائج في (Han01) بسبب إدراج تأثيرات الديناميكا الكمومية الكهرومغناطيسية. ومع ذلك، فإن التأثير الصافي بسبب التذبذبات أصغر بحوالي ثلاث مرات مما كان مقدراً سابقاً، بسبب فشل التقريب المتوسط للزخم في تكرار التشوهات الحقيقية.
على وجه الخصوص، \(\neff\) المذكور في الجدول [tab:neffyp] هو مساهمة النيوترينوات في ميزانية الطاقة الإشعاعية بالكامل، ولكن فقط في نهاية انفصال النيوترينو. وبالتالي، لن تساهم في عمليات التخليق النووي البدائي. لتوضيح هذه النقطة الدقيقة، نعرض في الجدول [tab:nuclides] تأثير انفصال النيوترينو غير الفوري على جميع النوى الخفيفة، في السيناريو البسيط بدون تذبذبات نيوترينو، ونقارن هذا العمود مع الوصفة البسيطة بإضافة مساهمة ثابتة \(\Delta \neff = 0.013\) إلى الإشعاع. على الرغم من أن \(Y_p\) يتم استنساخه (عن قصد)، إلا أن هذا لا ينطبق على بقية النواتج النووية.
| النظير | دقيق | ثابت |
| (بدون تذبذبات \(\nu\)) | \(\Delta \neff = 0.013\) | |
| \(\Delta Y_p\) | \(1.71{\times} 10^{-4}\) | \(1.76{\times} 10^{-4}\) |
| \(\Delta\)(\(^2\)H/H) | \(-0.0068{\times} 10^{-5}\) | \(+0.0044{\times} 10^{-5}\) |
| \(\Delta\)(\(^3\)He/H) | \(-0.0011{\times} 10^{-5}\) | \(+0.0007{\times} 10^{-5}\) |
| \(\Delta\)(\(^7\)Li/H) | \(+0.0214{\times} 10^{-10}\) | \(-0.0058{\times} 10^{-10}\) |
تم تقديم تحليلات مماثلة مؤخراً من قبل مجموعات مختلفة، والتي قد تختلف قليلاً حسب القيم المعتمدة لـ \(Y_p\) و/أو تحديد \(^2\)H/H تجريبياً، انظر مثلاً (Lis99,Bur99b,Esposito:2000hh,Bar03a,Cuo04,Cyb03c,Cyb04,Cyb05,Han02,Man07,Sim08b).
مصفوفة التغاير، W_ij() = [ _ij^2 + _i,exp^2 _ij + _ij,other^2 ]^-1 حيث \(\sigma_{ij}\) و\(\sigma_{i,exp}\) تمثلان عدم اليقين في معدلات التفاعلات النووية وعدم اليقين التجريبي لوفرة النيوكليد \(X_i\) على التوالي (نستخدم عدم اليقين في معدلات التفاعلات النووية كما في المرجع (Ser04b))، بينما نعبر عن \(\sigma_{ij,other}^2\) بأنها مصفوفة الخطأ التربيعي الناتج عن جميع عدم اليقين في المعاملات الأخرى (\(\tau_n\)، \(G_{\rm N}\)، إلخ).
نعتبر أولاً وفرة \(^2\)H بمفردها، لتوضيح دور الديوتيريوم كمقياس باريومتري ممتاز. في هذه الحالة، تم العثور على أفضل القيم المتوافقة هي \(\Omega_B h^2 = 0.021\pm 0.001\) (\(\eta_{10} = 5.7 \pm 0.3\)) عند مستوى ثقة 68%، و\(\Omega_B h^2 = 0.021 \pm 0.002\) عند مستوى ثقة 95%. يمكن إجراء تحليل مماثل باستخدام \(^4\)He. في حالة أخذ الخطأ الإحصائي فقط بعين الاعتبار نحصل على \(\Omega_B h^2 = 0.021^{+0.005}_{-0.004}\) (\(\eta_{10} = 5.7^{+1.4}_{-1.1}\)) عند مستوى ثقة 68%، و\(\Omega_B h^2 = 0.021^{+0.010}_{-0.006}\) عند مستوى ثقة 95%. عندما نأخذ في الحسبان أكبر خطأ منهجي ممكن على \(Y_p\)، يصبح تحديد \(\Omega_B h^2\) أكثر اعتماداً على الديوتيريوم. على أي حال، النتيجة متوافقة عند 2-\(\sigma\) مع نتيجة WMAP لمدة 5 سنوات \(\Omega_B h^2 = 0.02273 \pm 0.00062\) (Dun08). قد يكون الاختلاف الطفيف له بعض التأثير على التحديد من تقلبات CMB لمؤشر الاضطراب العددي الأول \(n_s\)، كما لوحظ في (Pet08)، حيث يستخدم تحديد BBN لـ \(\Omega_B h^2\) من الديوتيريوم كأساس في تحليل بيانات خمس سنوات من WMAP.
في الجدول [table:sbbn] نقدم قيم بعض الوفرة النووية ذات الصلة لثلاث كثافات باريونية مختلفة، تم تقييمها باستخدام PArthENoPE (Par08). لاحظ التنبؤ المنخفض جداً لـ \(^6\)Li وأنه، لهذه القيم من كثافة الباريونات، يتم إنتاج معظم \(^7\)Li بواسطة \(^7\)Be عبر عملية الالتقاط الإلكتروني النهائية.
إذا تم تخفيف فرضية وجود عدد قياسي من درجات الحرية النسبية، فمن الممكن الحصول على حدود على أكبر (أو أصغر) كمية من الإشعاع الموجود في عصر BBN، على شكل جسيمات نسبية إضافية، أو خصائص غير قياسية للنيوترينوات النشطة.
المعلمة "الكلاسيكية" المقيدة بواسطة نموذج التخليق النووي البدائي هي نسبة الباريون إلى الفوتون، \(\eta\)، أو ما يعادلها وفرة الباريون، \(\Omega_B h^2\). في الوقت الحالي، يهيمن القيد على تحديد الديوتيريوم، ونجد أن \(\Omega_B h^2=0.021\pm 0.001\)(1 \(\sigma\)). هذا التحديد متوافق مع الحد الأعلى للهليوم البدائي \(^3\)He/H (الذي يوفر حداً أدنى لـ \(\eta\))، وكذلك مع النطاق الذي اختارته تحديدات \(^4\)He، والتي تهمل الأخطاء المنهجية وتوفر قيداً أضعف بخمس مرات. التوافق ضمن 2 \(\sigma\) مع تحديد WMAP، \(\Omega_B h^2=0.02273\pm 0.00062\)، يمثل نجاحاً ملحوظاً للنموذج الكوني القياسي. من ناحية أخرى، باستخدام هذه القيمة كمدخل، يبقى هناك تناقض بمعامل \(\sim 3\) مع تحديدات \(^7\)Li، والتي يصعب التوفيق بينها حتى مع أخذ ميزانية الخطأ المحافظة في الاعتبار في كل من الملاحظات والمدخلات النووية. الأكثر إثارة للحيرة هي بعض الاكتشافات لآثار \(^6\)Li بمستوى يفوق بكثير المستوى المتوقع من النموذج النووي البدائي القياسي. كلا النظيرين يشيران إلى أن ملاحظاتهما الحالية لا تعكس قيمتهما البدائية، وبالتالي يجب استبعادهما لأغراض كونية، أو أن الكونولوجيا المبكرة أكثر تعقيداً وتأثيراً من النموذج النووي البدائي القياسي. لا يمكن لا عدد غير قياسي من درجات الحرية عديمة الكتلة في البلازما (المعلمة عبر \(\neff\)) ولا تناظر اللبتون \(\xi_e\) (جميع التناظرات مفترضة متساوية) أن يوفقا التناقض. القيود الحالية على كلتا الكميتين تأتي أساساً من قياس \(^4\)He، \(\neff=3.0\pm 0.3_{\rm stat}\,(2\,\sigma)\pm 0.3_{\rm syst}\) و\(\xi_e=0.004\pm 0.017_{\rm stat}\,(2\,\sigma)\pm 0.017_{\rm syst}\).