GÖZLEMSEL KOZMOLOJİ

GÖZLEMSEL KOZMOLOJİ
Füsun Limboz
İstanbul Üniversitesi, Astronomi ve Uzay Bilimleri Bölümü
I. GİRİŞ
Evreni bir bütün olarak görebilmek / anlayabilmek için; farklı dalgaboylarında
alıcı’ların sunduğu evren manzaraları ile;
•
•
Genişleme (galaksi spektrumlarındaki kırmızıya kaymalar),
Mikrodalga Kozmik Zemin Işınımı
•
Gözlenen He bolluğu
çalışan
ve
unsurları, birarada değerlendirilmelidir.
Kozmolojik nesneler (galaksiler, kuazarlar, galaksi kümeleri), uzak nesnelerdir; dolayısıyla,
gerçekte parlak olsalar dahi, sönük ve aynı sebepten, çok küçük açısal büyüklükte görülürler.
O halde; kozmolojik amaçlı kullanılacak teleskoplar, geniş açıklıklı ve yüksek ayırma güçlü
teleskoplar olmalıdır. “Teleskop” denildiğinde, sadece optik teleskoplar değil; radyo
teleskoplardan, gama-ışın teleskoplarına kadar, tüm dalgaboylarındaki alıcılar anlaşılmalıdır.
Tüm bu alıcıların; radyo, kırmızıötesi, optik, morötesi, x-ışın ve gama-ışın teleskopların
sunduğu evren manzarası ne söyler?
Etrafımızı kuşatan makroskobik evrenle ilgili genel gözlemler, tabiatta dört temel kuvvet
bulunduğunu göstermektedir. Bu dört temel kuvvet; kuvvetli etkileşme (nükleer füzyon),
elektromanyetik etkileşme, zayıf etkileşme (radyoaktivite) ve gravitasyondur. Bununla
birlikte gezegenler, yıldızlar ve galaksiler arasındaki dinamik etkileşmeleri, bu dört temel
kuvvetten en zayıfı olan gravite kontrol etmektedir.
II. TEMEL KOZMOLOJİK GÖZLEMLER
•
•
•
•
•
•
•
•
Gece göğü karanlıktır.
Büyük açısal ölçeklerde, sönük galaksilerin dağılımı üniformdur.
Birkaç yakın galaksi istisna olmak üzere, galaksi spektrumlarında kırmızıya kayma
gözlenir.
Neredeyse tüm kozmik nesnelerde helyum kütle kesri, %25 - %30 civarındadır.
Galaksimiz’deki en yaşlı yıldız kümelerinin yaşları, yaklaşık 12 Gyr (12 milyar yıl)
mertebesindedir.
Tüm yönlerden bize ulaşmakta olan bir mikrodalga ışınım vardır.
Bu mikrodalga ışınımın spektrumu, bir kara cisim spektrumuna karşılık gelir.
Yüksek galaktik enlemlerde bulunan radyo kaynaklarının sayımları, N (>S) α S-3/2
kanununa uymamaktadır.
III. KOZMOLOJİK MESAFE VE YOĞUNLUKLAR
Galaksimiz gibi ortalama büyüklükte bir galaksi için gal ortalama galaktik kütle yoğunluğu,
şu şekilde hesaplanabilir:
M = (v2r) / G = (4r3gal) / 3
 v = r
gal  2 / 4G.
Galaksimizin açısal hızının yaklaşık 1/2x10-15 sn-1 olduğu kullanılırsa, gal,
gal  (1/4x10-30) / (4x6.7x10-11)  10-21 kg/m3
olarak bulunur. 10-21 kg/m3’lük yoğunluk, kabaca cm3’te bir proton bulunması haline
eşdeğerdir.
Galaksiler arasındaki ortalama mesafe,
RIG  106 ışık yılı  1022 m
mertebesindedir. Bu mesafe, her bir galaksi ve onu çevreleyen galaksilerarası ortam için bir
VIG hacmi belirler:
VIG  1066 m3 .
Bütün kütlenin galaksilerde toplanmış olduğunu varsayarsak bir galaksi kümesindeki ortalama
yoğunluk,
GC  Mgal/VIG  1041/1066  10-25 kg/m3
olur.
Galaksi kümeleri arasındaki ortalama mesafe kabaca
RIC  108 ışık yılı  1024 m
mertebesindedir. O halde bir galaksi kümesinin ortalama hacmi VGC,
VGC  106 VIG
olur. Tipik bir galaksi kümesi yaklaşık 103 galaksi içerir; o halde her bir galaksi kümesinin
ortalama kütle yoğunluğu coc ,
cos  MGK/VGK  103Mgal/106 VIG  10-28 kg/m3
olur. Burada çok kaba bir şekilde hesapladığımız tüm evrendeki kütle yoğunluğunu veren
kozmik kütle yoğunluğunu, 0 ile göstereceğiz.
Evren sonlu büyüklükte olduğu takdirde Ru  1010 ışık yılı  1026 m lik uzunluk ölçeği,
Vu  (4/3)Ru3  1079 m3
lük bir hacim verir. Böyle bir evrende yoğunluk sabit olduğu takdirde toplam kütle,
Mu  0Vu  10-28 x 1079  1051 kg
olur. Bu kütle değeri; 1078 proton veya 1021 yıldız veya 1010 galaksiye karşılık gelir.
IV. HUBBLE SABİTİ
Burada, uzak yıldızların ve galaksilerin hızlarının, spektrumlarındaki çizgilerin Doppler
kaymalarından tayin edildiklerini hatırlayalım. z çizgideki kayma miktarı olmak üzere,
z = /0
dır. Burada  =  - 0 ve  ölçülen değer, 0 ise laboratuvar değeridir. Rölativistik-olmayan
bir v hızıyla bizden uzaklaşan nesneler için Doppler kayması (kırmızıya doğru):
 = 0(1 + v/c)  z = v/c
dir. Rölativistik hızlar için ise bu ifadeler şu şekli alır:
 = 0(1 + v/c)1/2(1 – v/c)-1/2
z  /0 = [(1+v/c) / (1-v/c)] – 1 .
Rölativistik-olmayan hal z << 1 e; en uç rölativistik hal ise z  4 e karşılık gelir.
1. Kırmızıya Kayma Eğrisi
Yakın civardaki galaksilerin büyük çoğunluğunun kırmızıya kaymış spektrel özellikler
gösterdikleri, ilk defa 1912 yılında tespit edilmiştir. 1922 yılına gelindiğinde ise durum şudur:
Ölçülmüş 41 galaksinin spektrumlarında kırmızıya kaymış absorbsiyon çizgileri, 5 galaksinin
spektrumlarında ise çok az bir miktar maviye kaymış çizgiler tespit edilmiştir.
Galaksilerin tesadüfi sürüklenme hareketlerinden kaynaklanan ve çok küçük değerlerde olan
maviye kaymalar ihmal edildiği takdirde bu tespitlerden çıkan sonuç; ortalamada galaksilerin
bizden uzaklaşma hareketi yaptıklarıdır.
Giderek daha uzaktaki galaksilere ait ölçüm yapmak mümkün oldukça, daha büyük z
değerleri tespit edilmiştir.
1929 da Hubble; daha uzak galaksilerin, yakın galaksilere nazaran daha büyük hızlarla bizden
uzaklaşmakta olduklarını ve bu uzaklaşmalarla hızlar arasında, kabaca lineer bir ilişkinin
bulunduğunu ortaya koymuştur:
v = H0d .
Burada H0, Hubble sabitidir ve birimi km/sn/106pc tir. Günümüzde kabul edilen değeri,
60 km s-1 Mpc-1 ≤ H0 ≤ 80 km s-1 Mpc-1
aralığındadır.
2. H0 ve Genişleyen Evren
Sonlu bir R yarıçaplı, taneciklerden ibaret bir gaz bulutu düşünelim. Varsayalım ki bu bulut
genişliyor ve genişledikçe, t = 0 da aralarındaki uzaklık rA = ½ rB =1/2 R olan A ve B
noktaları arasındaki uzaklık, şekildeki gibi değişiyor:
Bu genişleme öyle bir genişleme olsun ki, bu ilişki, bütün zamanlarda korunsun. Yani, t
kadar zaman sonra,
rA = (1/2)rB = (1/2)R
olsun. Yani, t = 0 da r = fR olan herhangi bir radyal nokta için t = t de r = fR olsun. Buna
göre; bulut genişledikçe, tanecikler birbirlerine nazaran olan konumlarını muhafaza ederler.
r = fR  r = fR  r/t = f(R/t)
f = r/R
 (r/t)(1/r) = (R/t)(1/R)
Eğer bu ilişki bulutun içinde herhangi bir yerde, yani herhangi bir r için geçerli ise,
(r/t)(1/r) = sabit olmak zorundadır. Yani, r1/r1t = r2/r2t = … olmak zorundadır.
Halbuki r/t, buluttaki belirli bir taneciğin v hızıdır. O halde baştan beri özelliklerini tarif
ettiğimiz böyle bir bulutta taneciklerin v hızları ile, bu hızlara karşılık gelen, merkezden olan
uzaklıkları arasında şöyle bir ilişki olmalıdır:
v/r = sabit.
Eğer bu sabite H0 dersek,
v = H0r
Hubble kanunundan başka birşey değildir.
Şimdi orijin olarak seçtiğimiz noktanın bulutun merkezinde değil de, mesela A noktasında
olduğunu düşünelim. Bu durumda d uzaklığı, merkezden olan uzaklığa şu vektörel eşitlikle
bağlıdır:
d = rb – ra
Bu durumda A noktasına göre uzaklaşma hızı,
va = d/t = (rb/t) – (ra/t)
olur.
H0ra = ra/t ve H0rb = rb/t  vd = H0(rb – ra) = H0d
olur.
Buradan çıkan sonuç şudur: Tarif ettiğimiz şekilde genişleyen bir bulut içerisinde herhangi bir
orijin için Hubble kanunu geçerlidir.
tanecikler  galaksi kümeleri  genişleyen evren.
V. ENERJİNİN KORUNUMU VE KRİTİK KÜTLE YOĞUNLUĞU
Evrenin mümkün en uzak noktasında bir galaksi kümesi düşünelim ve bu kümenin enerjisini
iki defa hesaplayalım: Bir t0, bir de gelecekteki herhangi bir t zamanı için. Bu iki farklı
zamanda kümenin toplam kinetik ve gravitasyonel potansiyel enerjileri eşit olmak zorundadır:
(1/2)mv2 – (GMm)/R = (1/2)mv02 – (GMm)/R0
Bu eşitlikte,
v0 = H0R0 ve M = (04R03)/3
ifadeleri yerlerine konup; t  , R   için hesap yapılırsa,
v2  R02[H02 – (8/3)G0]
elde edilir. Evrenin kritik kütle yoğunluğu c, parantezin içini sıfır yapan yoğunluk değeri
olarak tanımlanır:
c  (3H02)/(8G)
Buna göre;
A: v2 > 0  0 < c,
B: v2 = 0  0 = c,
C: v2 < 0  0 > c olur.
c, R0 dan bağımsızdır; H0 ın bilinen değeri kullanılarak, doğrudan doğruya hesaplanabilir.
VI. YAVAŞLAMA PARAMETRESİ
Evrenin mümkün en uzak noktasındaki bir galaksi kümesi, evrenin merkezine doğru bir
gravitasyonel a0 ivmesine maruz kalır:
a0 = - (GM)/R02 = - (4G0R0)/3
Burada (-) işaret, ivme vektörünün merkeze yönlenmiş olduğunu göstermektedir. Şimdi;
yavaşlama parametresi q0’ı tanımlayalım:
q0  - a0/(R0H02)  q0 = (4G0)/(3H02) = 0/2c.
Buna göre;
açık evren için 0 < c  q0 < ½,
kapalı evren için q0 > ½ olur.
q0 parametresi, Hubble sabitinin zamana bağlılığını ölçer:
Genişleme hızı v = HR ye göre değiştiğinden, ivmenin, H ve R deki değişime bağlı olması
gerekir:
v/t = (H/t)R + H(R/t)
 R/t = v = HR
v/t = (H0/t0) R + H2R
 v/t = a
 - 1/H02 (H0/t0) = 1 + q0
O halde q0, Hubble sabitindeki değişim oranından itibaren belirlenir.
q0 = 0/2c > 0 olmak zorundadır. O halde,
H0/t0 < - H02
olmak zorundadır.
Hubble sabitinin değerinin zamanla gerçekten azalıp-azalmadığına bakmak için, Hubble eğrisi
üzerinde uzak galaksilerin (zaman içinde geriye doğru) nereye düştüklerine bakmak gerekir.
Hubble sabiti zamanın azalan bir fonksiyonu ise, (hız – uzaklık) eğrisinin eğimi sabit olmayıp,
d arttıkça artmak zorundadır; çünkü erken zamanlarda H, şimdiki zamandaki değerinden daha
büyük bir değerde (q > q0) olmak zorundadır.
VII. 1998 Tip Ia SÜPERNOVA GÖZLEMLERİ (Genişleme Hızının Artması)
58 süpernovanın parlaklık ve kırmızıya kaymalarını gözleyen iki astronom (Saul Perlmutter
ve Alex Filippenko), neredeyse tüm Tip Ia süpernova kalıntılarının, Standart Teori’nin
öngördüğünden en az %15 daha uzak bir mesafede olduklarını tespit etmişlerdir. Bu tespit,
evrenin genişleme hızının arttığına işaret etmektedir.
Evrenin genişleme hızının artması demek, geçmişte bu hızın daha düşük değerlerde olması
demektir. Daha küçük genişleme hızı demek, genişlemenin daha büyük bir zaman dilimine
yayılması, dolayısıyla ölçülen uzaklık değerlerinin, daha büyük olması demektir. Tersi
doğruysa, yani, genişleme hızı azalıyorsa; geçmişte hızın daha yüksek değerlerde olması,
dolayısıyla ölçülen uzaklık değerlerinin daha küçük olması beklenir. O halde; genişleme
hızının artması halinde büyük kırmızıya kayma gösteren (uzak) süpernovalar; genişleme
hızının azalması halinde olmaları gerekenden daha sönük gözlenmelidirler (uzaklıkları daha
büyük olmalıdır). Yukarıda bahsedilen ve 1998 yılında yapılan süpernova gözlemleri de, tam
olarak böyle bir sonuç vermektedir.
VIII. SAYIMLAR
Son yıllarda keşfedilmiş binlerce sönük radyo kaynağının sayı yoğunluğu n olsun. Bu
galaksilerin hepsinin de aynı mutlak L lüminozitesinde olduklarını varsayalım. Arzdan
itibaren bir r mesafesine kadar olan hacim içerisinde kalan kaynakların sayısı N olsun: N =
(4/3)r3n. Her bir galaksi mutlak olarak aynı lüminozitede olsa da, alıcılarımız farklı
parlaklıklar tespit edecektir (L nin uzaklığa bağlılığından dolayı):
L = 4r2Lmin , Lmin: (4/3)r3 hacminden alınan, birim alan başına en küçük lüminozite.
Eğer alıcılarımız Lmin in üzerindeki bütün L leri tespit edebiliyorsa, r yarıçapına kadar olan
bütün radyo galaksiler tespit edilebiliyor demektir.
r  (L/Lmin)1/2  N  (L3/2n)/Lmin3/2
Alıcıyı değiştirerek, Lmin I değiştirmek mümkündür. O halde (N – Lmin) eğrisinden itibaren n
in, Değişmez-Durum modelinde varsayıldığı gibi sabit olup-olmadığı görülebilir. Bu grafiği
logaritmik çizmek daha uygundur:
Log N = sabit + log L3/2n – (3/2)log Lmin
n = sabit ise bu eğri, eğimi –3/2 olan bir doğru olmalıdır. Halbuki gözlem verileri bu doğru
üzerine düşmemektedir. O halde n sabit değildir.
Gözlenen durum şudur: Küçük Lmin ler için log N eğrisi yükselir; küçük Lmin ler demek büyük
uzaklıklar, yani geçmiş zamanlar demek olduğundan bu durum, geçmişe doğru gidildikçe
yoğunluğun artmakta olduğunu gösterir. Bu ise, enerjinin ve kütlenin korunduğu genişleyen
bir evrende olması beklenen haldir. (Geçmişte galaksiler daha parlak olabilir, bu da bu sonucu
etkiliyor olabilir.)
IX. İLKEL NÜKLEOSENTEZ
Evrenin nükleon gazı bileşeni hadron çağından beri tahribata uğramadığından, ancak
kendiliğinden olan şu bozunmayı gerçekleştirir:
n  p + e- + .
Bu reaksiyon kendiliğinden, nötronla protonun kütleleri farkından dolayı meydana gelir:
Q = mnc2 – mpc2 = 939.57 – 938.28 = 1.29 MeV.
Aynı zamanda nötron ve proton bir döteron oluşturabilir; bunun için gerekli bağlanma
enerjisi,
BEd = mnc2 + mpc2 – mdc2 = 2.22 MeV
dir.
Bu her iki enerji değeri de, elektron – pozitron annihilasyonunda açığa çıkan 2mec2  1 MeV
lik enerji değerine yakın değerler olduklarından, bu reaksiyonların her ikisi de cereyan
edebilir.
Diğer taraftan; bir döteron oluşur-oluşmaz, diğer bir nükleonla veya döteronla, daha kararlı
bir bağlı hal oluşturmak üzere, yani bir  taneciği veya helyum çekirdeği oluşturmak üzere
birleşmeye çalışır. Bunun için gerekli bağlanma enerjisi,
BE = 2mnc2 + 2mpc2 - mc2 = 28.34 MeV,
BE/A = 28.34 / 4 = 7.1 MeV (kuvvetle bağlı)
[BE/A  1 MeV (zayıf bağlı)]
dir.
1.
Nötron – Proton Dönüşümü
Lepton çağının başında, T  1012K iken, nükleon gazı eşit sayıda proton ve nötronlardan
ibarettir. Lepton çağının ortasında, T  5x1010K olduğunda ise nötronların protonlara oranı 1
den 0.74 e düşer:
n  p + e- +  ve p  n + e+ + 
 + n  e- + p ve  + p  e+ + n
e+ + n   + p ve e- + p   + n
Amaç; sonuçta n/p oranının ne olduğunu bulmaktır. Bunu bulmak için daha ağır olan
nötronlarla, daha hafif olan protonları, nihai kinetik enerji halinde mukayese etmemiz gerekir.
p  n reaksiyonlarındaki protonlar başlangıçta, n  p reaksiyonlarındaki
nötronlardan daha büyük bir kinetik enerjiye sahip olmalıdırlar:
KE = Q = 1.29 MeV.
Son hal sayı oranı, Boltzmann formülünden bulunabilir:
n/p = (Nn/Np)f = (e-KEpi / kT) / (e-KEni / kT) = e-Q / kT
 T  1012K veya kT  102 MeV için n/p = e-0.0129  1 – 0.013 = 0.987,
T  1010K veya kT  1 MeV için n/p  0.28 (süratli bir düşme!!).
Diğer taraftan 1010K lik sıcaklık,  + n  e- + p ve e+ + n   + p reaksiyonlarının
gerçekleşebileceği bir sıcaklık değeridir  ortalama serbest yol l = 1/n > Ru  ctexp  1028T-2
olana kadar bu reaksiyonlar gerçekleşir.
Rölativistik leptonlar için sayı yoğunluğu: nl  108T3,
Nükleonlar için kesit:   10-47[(kT + Q) / 1 MeV]2 (metre)2
 l = Ru olması, T  1010K de gerçekleşir.
 l  Ru iken T  1010K ve n/p  0.225 dir.
n/p nin davranışı, T < 1010K olan sıcaklıklarda nasıldır?:
Xn: Kütle kesri olmak üzere,
(Xn)T=1010K = (Nnmn) / (Nnmn + Npmp)  (n/p) / (1 + n/p)  0.18
T < 1010K  l, Ru  T-2 den daha hızlı azalır  l > Ru da sadece  bozunması (n  p + e- +
) kalır; bu bozunma da, mn > mp olmasından kaynaklanır. Bu durumda radyoaktif bozunma
teorisine göre t  (1010/T)2 sn, T  1010K iken kütle kesri üstel olarak azalır:
Xn(t) = (Xn)T1010K e-t/  0.18e-t(sn)/10küp ,   103sn : nötronun ömrü.
2.
Döteron Üretimi
Nötron kütle kesri sıfıra yaklaşırken kalan nötronlar protonlarla etkileşerek, döteron ve foton
oluştururlar:
n+pd+
Bunun tersi olan proses (d +   n + p) için durum nedir? Bu proses, evren  E,max   kT 
BEd  2.22 MeV veya T  2x1010K e soğuduğunda, artık gerçekleşemez olur.
Döteron üretimi için ortalama serbest yol:
  10-32 m2 (her iki proses için),
n0  10-1 / m3 (şimdiki epokta nükleon sayı yoğunluğu)
 T  1010K de n = n0(T/T0)3  1028 /m3
 l = 1/n  104 m << Ru  ctexp : t  1 sn de.
 T  1010K de evrenin büyüklüğü içerisinde çok sayıda etkileşme olduğundan, fotonların
kinetik enerjileri kT, BEd  2 MeV nin altına düştüğünde dahi d +   n + p reaksiyonunu
gerçekleştirecek fotonlar vardır. O halde reaksiyon, durması gerekenden daha düşük bir
sıcaklıkta (T*) durur:
T*  0.7x109K.
 T  T* olduğunda ortamdaki bütün nötronlardan itibaren, n + p  d +  reaksiyonu
uyarınca döteronlar süratle (l << Ru) oluşur. Bu anda t  (1010 / 0.7x109)2  200 sn, n/p =
(n/p)t200 sn 0.18 e-200/1000  0.15 dir.
İşte bu nötronlar, döteronlarda korunarak günümüze kadar gelebilmişlerdir.
1940 larda Gamow ve arkadaşlarının yaptıkları hesap:
n + p  d +  için   10-32 m2,
T  109K de nükleon hızları v = 3kT / mN  5x106 m/sn,
t  102 sn de nN = nN0(T/T0)3  1024 nükleon / m3,
nN0  10-1 nükleon / m3
 T0  5K : Zemin ışınımının keşfi, bu hesaptan yaklaşık 20 yıl sonra
gerçekleşmiştir.
3.
Helyum Sentezi
Döteronlar oluştuktan sonra, nispeten daha kararlı He3 ve H3 çekirdeklerini, sonra da çok daha
kararlı olan He4 ü ( taneciği) şu reaksiyonlardan itibaren oluşturmuşlardır:
d + d  He3 + n
d + d  H3 + p
d + p  He3 + 
d + n  H3 + 
He3 + d  He4 + n
He3 + n  He4 + 
H3 + n  He4 + 
d + d  He4 + 
Böylelikle, erken zamanlarda meydana gelen döteron ve He3 lerin büyük çoğunluğu helyum
oluşumunda kullanılmışlardır; bunlardan geriye çok küçük bir miktar kalmıştır; bugün Güneş
Sistemi ve yıldızlararası ortamda ölçülen bollukları şöyledir:
d/H  10-4 – 10-5 , He3/H  10-5.
Döteronların oluştuğu esnada n/p oranı yaklaşık %15 idi. Bu orandaki nötronların tamamının
helyuma girdiklerini varsayarak, helyum kütle kesrini hesaplayabiliriz:
p ve n; nükleosentezden önceki proton ve nötron sayı yoğunlukları olmak üzere,
nHe = n/2 , nH = p – n
 XHe = (NHemHe) / (NHemHe + NHmH)  4nHe / (4nHe + nH) = (2n/p) / (1 + n/p)  0.26.
Bu, şu demektir: İlkel gazın ağırlıkça %26 sı, helyum çekirdeğine dönüşmüştür. A = 5, 6 ve 8
olan kararlı çekirdek olmadığından (sadece Li7 kararlıdır), bu elementlerin meydana gelmeleri
mümkün olmamıştır.
Sonuç olarak ilkel nükleosentezin sonunda, t  104 sn iken, ilkel ateş topunda helyum bolluğu
%26 idi ve bu bolluğu bugün de gözlememiz gerekir. Gerçekten de bugün; spektrumlarından
itibaren yıldızların kompozisyonunda, kozmik ışınlarda ve küresel kümelerde bu bolluğu
gözlemekteyiz.
Bu, Büyük Patlamanın en önemli başarılarından biridir.
Yıldızların içerisinde cereyan eden nükleosentez sonucu meydana gelen D (döteryum), He3 ve
He4 bollukları %26 nın çok altındadır:
4x109 yılda Güneş kütlesinin sadece %5 i helyuma dönüşmüştür. Galaksimizde (L/M)gal 
(1/15)(L/M)güneş  XHegal  (L/M)gal / (L/M)güneş XHegüneş  (1/15)(1/20)  0.003 << 0.26.
O halde bugün var olan D, He3, Li ve He4; t  102 – 104 sn zamanlarında meydana gelmiş
olup, kozmik orijinlidirler.
X. HİDROJENİN REKOMBİNASYONU
EI = 13.6 eV:Hidrojenin iyonizasyon enerjisi  ateş topunun sıcaklığı  Emax  kT  EI ya
düştüğünde, serbest non-rölativistik elektron ve protonlar, e- + p  H +  reaksiyonu ile
nötral hidrojeni oluşturmak üzere birleşebilirler. Peki bunun tersi olan proses, yani H +   e+ p reaksiyonu için durum nedir?
 + H  e- + p  10-20 (EI / kT)7/2 (metre)2,
kT  13.6 eV  T  105K için   10-20 m2, n  n0(T/T0)3  1013 nükleon / m3
 l = 1/n  107 m,
T  105K  t  (1010/105)2  1010 sn  Ru  ctexp  1018 m
 l << Ru
 T  105K de hidrojenler süratle çözülür.
T bir T* sıcaklığına kadar düştüğünde, artık hidrojenler çözülmez:
kT*  EI / 45  T*  3500K
T*  3500K , t  1013 sn  106 yıl iken, elektronlar artık protonlara bağlanarak hidrojen
atomlarını oluştururlar; artık bu andan itibaren evren geçirgendir; radyasyonla madde
arasındaki termal denge artık bozulmuştur. Mikrodalga kozmik zemin ışınımı, bu andan
itibaren yoluna devam edebilen radyasyondur.
XI. SONUÇ
Temel taneciklerden, galaksi kümelerine; bilinen her çeşit fiziksel nesne, evrenin
kapsamındadır. O halde, hangi ölçekte bakıldığına bağlı olarak, evrenin sunduğu manzara
değişik olacaktır.
Buna göre evrenin yapı taşları olarak temel tanecikler düşünülebileceği gibi, galaksiler veya
galaksi kümeleri de düşünülebilir.
Kozmolojiye astronomik (veya gözlemsel) yaklaşımda galaksiler ve galaksi kümeleri,
evrendeki yapı taşları olarak kabul edilirler. Geniş ölçekte evrene bakıldığında; evrenin, kendi
aralarında pek çok çeşitlilik gösteren galaksiler, yahut bunların bir araya geldiği sistemler olan
galaksi kümelerinden müteşekkil olduğu görülür.
Üzerinde yaşadığımız gezegenin üyesi olduğu Güneş Sistemi’nin spiral kollarından biri
üzerinde yer aldığı spiral tipten bir galaksi olan Galaksimiz’den başlayarak, çeşitli tipten
galaksiler ve galaksi kümelerine, dolayısıyla geniş – ölçekte evrene bakıldığında görülen
manzara şudur:
Evren, genişlemektedir. Erken zamanlardan kalan ve bugün artık soğumuş olan bir radyasyon,
tüm evrende, yönden bağımsız olarak gözlenmektedir. Evrende gözlenen astronomik
nesnelerin neredeyse tamamında helyum kütle kesri, %25 - %30 arasındaki değerlerdedir.
Referanslar:
•
•
•
•
•
J. Garcia-Bellido; Cosmology and Astrophysics (Lecture); arXiv:astro-ph/0502139v2;
2005
J. Silk; Astronomy: Enhanced: A Journet Through Time; Science 313, no.5789, p.925;
2006
J.C. Mather; Nobel Lecture: From the Big Bang to the Nobel Prize and beyond; Rev.
of Mod. Phys. 79, p.1331; 2007
R.H. Sanders; Observational Cosmology; The Physics of the Early Universe, Edited
by E. Papantonopoulos. Lecture Notes in Physics; vol. 653; p.105; Berlin: Springer;
2004
P. Schneider; Extragalactic Astronomy and Cosmology, An Introduction; Springer;
2006