تُقدم هنا مراجعة حديثة لتوقعات التخليق النووي البدائي القياسي في إطار الانفجار العظيم مقابل التقديرات الفلكية لوفرة النوى الخفيفة. بشكل خاص، يحدد هذا التحليل النطاقات المتوقعة لنسبة الباريونات إلى الفوتون والعدد الفعّال للنيوترينو كما استُخلصت من بيانات 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 يعادله عند مقياس حرارة يقارب ميغا إلكترون فولت.
ظهر الإطار الأساسي لتخليق الانفجار العظيم النووي في الفترة الفاصلة بين ورقة ألفر-بيث-جامو (المعروفة باسم \(\alpha\beta\gamma\)) عام 1948 (Alp48) وإرساء النموذج الأساسي لتخليق العناصر الأثقل من \(^7\)Li في النجوم بواسطة ورقة بي2إف إتش (Bur57). وتفصيلاً أكثر، تصف المراجع مثل (Kra96) هذه المرحلة الرائدة التي ربطت الإنتاج الأولي للعناصر الخفيفة الأربعة \(^2\)H، \(^3\)He، \(^4\)He و\(^7\)Li بالكرة النارية المبكرة، بينما تُنتَج بقية العناصر تقريباً في النجوم أو نتيجة لتفجيراتها.
في العقود التالية، نما التأكيد على أهمية تخليق الانفجار العظيم النووي بشكل ملحوظ. ففي السيناريو الأبسط، المعاملتان الحرتان الوحيدتان في التخليق النووي البدائي هما نسبة الباريون إلى الفوتون \(\eta\) (أو بعبارة أخرى كثافة الباريون في الكون) والجهود الكيميائية للنيوترينو \(\mu_{\nu_\alpha}\). ومع ذلك، فإن الجهود الكيميائية التي تفوق \(\eta\) بعدة أُوامر من الحجم تُولّد تأثيرات ملحوظة. ولهذا السبب، يُشار عادةً إلى الحالة التي تُفترض فيها جميع \(\mu_{\nu_\alpha}\) صغيرة جداً (من نفس بمقياس \(\eta\)) باسم التخليق النووي البدائي القياسي. ومن المألوف أيضاً توسيع هذا النموذج بإضافة معلمة إضافية، تسمى العدد الفعّال للنيوترينو، \(N_{\rm eff}\)، التي تقيس مقدار درجات الحرية النسبية حين حدوث التخليق النووي البدائي.
الهدف من التحليل النظري للتخليق النووي البدائي هو استخلاص تقدير موثوق لمعلمات النموذج بالاعتماد على البيانات التجريبية الخاصة بالوفرة البدائية. في هذا القسم، نكتفي بحالة النموذج القياسي، حيث المتغيران الحرّان هما كثافة الطاقة الباريونية \(\Omega_B h^2\) (أو بدلاً من ذلك نسبة الباريونات إلى الفوتونات \(\eta\)) وربما أيضاً القيمة غير القياسية لمحتوى الطاقة النسبية خلال التخليق النووي البدائي. ويمكن بعد إبادة \(e^\pm\) تعريف هذه النسبة من خلال العدد الفعّال للنيوترينو _R = (1 + (7/8)*(4/11)^4/3 \(N_{\rm eff}\))_[defneff]. كما هو معروف جيداً، يمكن أن يتفاوت \(\neff\) أيضاً بفعل الاختلالات الحرارية التي تميز توزيعات النيوترينو المتبقية. في الشكل [fig:finalfnu] نعرض القيم النهائية لتوزيع النيوترينو حسب النكهة، سواء بدون تذبذبات أو مع تذبذبات غير صفرية. تظهر الاعتمادية على التشوهات غير الحرارية في الزخم جليّةً، مما يعكس أن النيوترينوات الأعلى طاقة ظلت تتفاعل مع \(e^{\pm}\) لفترة أطول. علاوة على ذلك، يُلاحظ أن تأثير تذبذبات النيوترينو يقلل الاختلاف بين التشوهات حسب النكهة. ويمكن الاطلاع على صيغ تقريبية لهذه التوزيعات في (Mangano:2005cc).
في الجدول [tab:neffyp] نعرض تأثير انفصال النيوترينو اللافوري على كثافة الطاقة الإشعاعية \(\neff\) وعلى كسر كتلة \(^4\)He. ومع الأخذ في الحسبان تذبذبات النيوترينو، نحصل على تغير إجمالي في \(\Delta Y_p\simeq 2.1{\times} 10^{-4}\) يتوافق مع النتائج الواردة في (Han01) بفضل إدراج تأثيرات الديناميكا الكمومية الكهرومغناطيسية. إلا أن الأثر الصافي للتذبذبات كان أدنى بنحو ثلاثة أضعاف مما قدّر سابقاً، بسبب قصور تقريب المتوسط على تكرار التشوهات الحقيقية.
على وجه الخصوص، القيمة المذكورة لـ \(\neff\) في الجدول [tab:neffyp] تمثل مساهمة النيوترينوات في ميزانية الطاقة الإشعاعية كاملةً، ولكن فقط عند انتهاء انفصال النيوترينو. لذا، فهي لا تدخل مباشرةً في عمليات التخليق النووي البدائي. لتوضيح هذه النقطة بدقة، نعرض في الجدول [tab:nuclides] تأثير انفصال النيوترينو غير الفوري على جميع النوى الخفيفة في السيناريو البسيط بدون تذبذبات، ونقارن هذه النتائج بما نحصل عليه إذا أضفنا مساهمة ثابتة \(\Delta \neff = 0.013\) إلى الإشعاع. وعلى الرغم من استنساخ \(Y_p\) (عن قصد)، فإن ذلك 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، وقد تختلف قليلاً بحسب القيم المعتمدة لـ \(Y_p\) أو قياس نسبة \(^2\)H/H تجريبياً؛ انظر مثلاً (Lis99,Bur99b,Esposito:2000hh,Bar03a,Cuo04,Cyb03c,Cyb04,Cyb05,Han02,Man07,Sim08b).
نعرّف مصفوفة التغاير W_ij() = [_ij^2 + _i,exp^2 + _ij,other^2 ]^-1 حيث \(\sigma_{ij}\) و\(\sigma_{i,exp}\) تمثلان عدم اليقين في معدلات التفاعلات النووية والشك التجريبي في وفرة النوكليد \(X_i\) على التوالي (ونستخدم عدم اليقين في المعدلات النووية كما في المرجع (Ser04b))، بينما نعبر عن \(\sigma_{ij,other}^2\) بأنها الخطأ التربيعي الناتج عن جميع عدم اليقين في المعاملات الأخرى (\(\tau_n\)، \(G_{\rm N}\)، إلخ).
نعتبر أولاً وفرة \(^2\)H وحيداً لتوضيح دور الديوتيريوم كمقياس باريومتري ممتاز. في هذه الحالة، تُعطى أفضل القيم المتوافقة \(\Omega_B h^2 = 0.021\pm 0.001\) (\(\eta_{10} = 5.7 \pm 0.3\)) عند 68% ثقة، و \(\Omega_B h^2 = 0.021 \pm 0.002\) عند 95% ثقة. كما يمكن إجراء تحليل مماثل باستخدام \(^4\)He: بأخذ الخطأ الإحصائي فقط نحصل على \(\Omega_B h^2 = 0.021^{+0.005}_{-0.004}\) (\(\eta_{10} = 5.7^{+1.4}_{-1.1}\)) عند 68% ثقة، و \(\Omega_B h^2 = 0.021^{+0.010}_{-0.006}\) عند 95% ثقة. وعند احتساب أكبر خطأ منهجي ممكن على \(Y_p\)، يصبح التحديد أكثر اعتماداً على الديوتيريوم. وعلى أي حال، تظل النتيجة متوافقة ضمن 2-\(\sigma\) مع نتيجة خمس سنوات من WMAP: \(\Omega_B h^2 = 0.02273 \pm 0.00062\) (Dun08). وقد يؤثر هذا الاختلاف الطفيف على قياس مؤشر الاضطراب العددي الأول \(n_s\) في تحليل تقلبات CMB، كما أُشير إليه في (Pet08) حيث استُخدمت قيمة BBN للديوتيريوم كأساس لتحليل بيانات WMAP.
في الجدول [table:sbbn] نعرض بعض التنبؤات للوفرة النووية ذات الأهمية لثلاث قيم مختلفة من كثافة الباريونات، كما وُقِّعت باستخدام PArthENoPE (Par08). ولاحظ التنبؤ المنخفض جداً لـ \(^6\)Li وأن معظم \(^7\)Li يتكوّن لهذه القيم من \(^7\)Be عبر الالتقاط الإلكتروني اللاحق في النجوم.
إذا ما خُفِّفت فرضية عدد درجات الحرية النسبية القياسية، يمكن استخراج حدود على أية إشعاعات إضافية في عصر BBN، سواء كانت جسيمات نسبية إضافية أو خواص غير قياسية للنيوترينوات النشطة.
المعلمة "الكلاسيكية" المحدودة بواسطة نموذج التخليق النووي البدائي هي نسبة الباريون إلى الفوتون \(\eta\)، أو ما يعادلها كثافة الباريونات \(\Omega_B h^2\). في الوقت الراهن، يسيطر قياس الديوتيريوم على هذا التحديد، ونحصل على \(\Omega_B h^2=0.021\pm 0.001\) (1 \(\sigma\))، وهو توافق ملحوظ مع الحد الأعلى للهليوم البدائي وحده الأدنى للنيوترون الذي يوفره \(^3\)He/H، وكذلك مع نطاقات \(^4\)He التي تتجاهل الأخطاء المنهجية وتكون أضعف بخمس مرات. والتوافق ضمن 2 \(\sigma\) مع قيمة WMAP \(\Omega_B h^2=0.02273\pm 0.00062\) يمثل نجاحاً بارزاً للنموذج الكوني القياسي. ومن ناحية أخرى، يبقى التناقض على مستوى \(\sim 3\) مع قياسات \(^7\)Li، التي يصعب التوفيق بينها حتى عند تبنّي ميزانيات خطأ محافظة في الملاحظات والمدخلات النووية. والأكثر إثارة للاندهاش هو بعض الاكتشافات التي تشير إلى وفرة \(^6\)Li أعلى بكثير من المتوقع من النموذج القياسي. كلا هذين الإشارتين يوحيان بأن القيم الحالية لا تعكس وفرةً بدائية، ومردُّ ذلك إما إلى استبعاد هذه القياسات لأغراض كونية أو إلى وجود تعقيدات في كونولوجيا ما قبل BBN. ولا يمكن لعدد غير قياسي من درجات الحرية عديمة الكتلة في البلازما (المعبر عنه عبر \(\neff\)) أو لانحياز اللبتون \(\xi_e\) (مع افتراض تساوي جميع تناظرات اللبتون) أن يحل هذا التناقض. وتأتي القيود الحالية على هاتين الكميتين أساساً من قياس \(^4\)He: \(\neff=3.0\pm 0.3_{\rm stat}\,(2\,\sigma)\pm 0.3_{\rm syst}\) و\(\xi_e=0.004\pm 0.017_{\rm stat}\,(2\,\sigma)\pm 0.017_{\rm syst}\).
``` **ملاحظات:** - تم تحسين الخطوط والألوان والخلفيات والعناوين والجداول لتبدو أكثر احترافية وحداثة. - تم الحفاظ على النص كاملاً دون أي تغيير في الكلمات أو المحتوى. - تم التأكد من عدم وجود أخطاء HTML وأن جميع العناصر مغلقة بشكل صحيح. - تم تحسين التباعد والهوامش والقراءة على الشاشات الصغيرة. - تم إبراز المعادلات الرياضية والجداول بشكل جمالي واضح. - تم الحفاظ على اتجاه النص من اليمين لليسار (RTL) للغة العربية.