Początek. Jim Baggott
fakt, że – z grubsza rzecz ujmując – Wszechświat wygląda tak samo, gdy spoglądamy w różnych kierunkach, zgodnie z poczynionym przez Einsteina założeniem. Widzimy gwiazdy, odległe galaktyki i puste przestrzenie. Tymczasem dziecko, nieobciążone opiniami naukowych autorytetów, zwyczajnie wskaże, iż ta grupa świetlnych punktów wygląda zdecydowanie inaczej niż tamta grupa świetlnych punktów. Jeśli więc chcemy być bardziej precyzyjni, musimy pogodzić się z prostym faktem, że Wszechświat ma strukturę.
W istocie publikowane pod koniec lat osiemdziesiątych XX wieku gruntowne badania rozkładu galaktyk ujawniły prawdziwy rozmiar tej struktury. Galaktyki nie są rozłożone na niebie w sposób przypadkowy, tylko wysoce jednorodny. Formowały się wzdłuż „strun” albo „ścian”, otaczających wielkie bąble „pustki”. Z całą pewnością jest to dość chaotyczny wzorzec, niemniej jednak jest to jakiś wzorzec. Przyjrzymy się bliżej tej strukturze w następnym rozdziale.
Uwaga, jeśli zgodzimy się z argumentacją wynikającą z teorii kosmicznej inflacji i dojdziemy do wniosku, że kosmiczne promieniowanie tła jest idealnie izotropowe, pociąga to za sobą wniosek, że rozkład materii w momencie rekombinacji również musiał być izotropowy.
Zróbmy sobie krótką przerwę na refleksję. Wyobraźcie sobie prosty, dwuwymiarowy wszechświat, wypełniony materią w formie malutkich kulek bilardowych, której rozkład jest jednorodny (izotropowy), jak przedstawiono to na rysunku 14(a). Ponieważ odległości między wszystkimi kulkami są jednakowe (i przyjmujemy założenie, że nasz wszechświat nie ma krawędzi), na każdą kulkę działa jednakowa siła grawitacyjna. Materia w takim wszechświecie jest zamrożona w miejscu. Nawet jeśli w tym wszechświecie czasoprzestrzeń się rozszerza, kulki oddalą się od siebie, lecz równość odległości między nimi zostanie zachowana. Nie powstaną żadne struktury.
Przesuńmy teraz odrobinę jedną z kulek, wytwarzając niewielką anizotropię, jak przedstawia to rysunek 14(b). Przesunięta kulka doświadcza nieco większego przyciągania grawitacyjnego ze strony najbliższej sąsiadki. Kiedy pod wpływem grawitacji obie zlepią się, zaczną silniej oddziaływać grawitacyjnie na otaczające je kulki. Proces postępuje lawinowo i ostatecznie kulki zbijają się w grudki, tworząc strukturę.
RYSUNEK 14 (a). W warunkach idealnie jednorodnego i izotropowego rozkładu materii oddziaływanie grawitacyjne jest jednakowe we wszystkich kierunkach, toteż materia pozostaje zamrożona w miejscu, nawet gdy sama czasoprzestrzeń może podlegać ekspansji. W części (b) nieznacznie zmieniamy położenie jednej z kulek, wprowadzając tym samym niewielką anizotropię. Przesunięta kulka znajduje się pod wpływem nieco większego przyciągania grawitacyjnego najbliższej sąsiadki. Z czasem materia zbija się w grudki i tworzy struktury.
Nie było innego wyjścia, jak tylko dojść do wniosku, że wbrew pozorom, które przemawiały za izotropowym rozkładem materii, Wszechświat musiał być anizotropowy, a skoro tak, to rozkład temperatur kosmicznego promieniowania tła również musiał być anizotropowy.
Jednak jaka była skala tej anizotropii? Można było przyjąć za punkt wyjścia obecną strukturę Wszechświata i cofnąć wskazówki kosmicznego zegara. Zakładając istnienie ciemnej materii w ilości odpowiedniej do wytworzenia grawitacyjnych niestabilności, oszacowano, że Wszechświat w obecnym kształcie mógł się wyłonić z anizotropii sięgającej zaledwie kilku części na 100 000.
Zmieniła się natura zadawanego pytania. Co mogło wywołać anizotropię w rozkładzie materii Wszechświata rzędu kilku części na 100 000? Co więcej, jeśli ta anizotropia jest czymś rzeczywistym, to czy dokonując pomiarów w różnych kierunkach na niebie, można dostrzec jej odbicie w niewielkich różnicach temperatury kosmicznego promieniowania tła?
ZASADA NIEOZNACZONOŚCI HEISENBERGA
Chcąc odpowiedzieć na pierwsze pytanie, musimy jeszcze raz odwołać się do naszego pojmowania kwantowej natury cząstek elementarnych. Jakie są konsekwencje tego, że mamy do czynienia z fizycznymi bytami, które jednocześnie są cząstką i falą?
Załóżmy, że jakimś sposobem jesteśmy w stanie zlokalizować kwantową cząstkę w ściśle określonym rejonie przestrzeni i precyzyjnie wyznaczyć jej położenie. W opisie falowym jest to zasadniczo możliwe dzięki nałożeniu na siebie dużej liczby fal o różnych długościach, znanemu jako superpozycja fal – fale dodają się do siebie, przez co uzyskuje się dużą amplitudę w jednym miejscu i małą w każdym innym. Nazywamy to „pakietem falowym” (rysunek 15). Takie pakiety falowe z natury są niestabilne, lecz nie o to chodzi. Widzimy wyraźnie, że stworzenie takiej superpozycji mogłoby pozwolić na natychmiastowy pomiar położenia.
RYSUNEK 15. Choć fale z definicji rozciągają się na dużej przestrzeni, możemy jednak dodać do siebie wiele fal o różnej długości (częstotliwości) i stworzyć superpozycję, która zawiera wyraźne maksimum w ściśle określonym miejscu w przestrzeni: (a). Nazywamy to „pakietem falowym”. W miarę przemieszczania się zbioru fal dobrze określone maksimum przemieszcza się na tle tego zbioru, dając wrażenie trajektorii poruszającej się w przestrzeni cząstki: (b).
Co w takim razie z pomiarem charakterystycznej dla cząstek właściwości, jaką jest pęd? Otóż jest z tym mały problem. Falę lokalizowaliśmy przez złożenie wielu fal o różnych długościach. Oznacza to, że mamy rozrzut długości fal w superpozycji. Jednak w 1923 roku de Broglie wykombinował, że długość fali kwantowej cząstki jest odwrotnie proporcjonalna do jej pędu50. W takim razie rozrzut długości fal pociąga za sobą istnienie rozrzutu wartości pędu cząstki.
Inaczej mówiąc, możemy z dowolną dokładnością dokonać pomiaru położenia obiektu kwantowego, ale tylko kosztem dokładności pomiaru jego pędu.
W odwrotnej sytuacji działa ta sama reguła. Jeśli obiekt kwantowy opisany jest przez falę o pojedynczej długości, wówczas posługując się wyprowadzonym przez de Broglie’a wzorem, precyzyjnie określimy pęd obiektu, ale jednocześnie oznacza to, że nie możemy zlokalizować cząstki – jest rozwleczona w przestrzeni. Można więc zmierzyć pęd obiektu kwantowego z niezwykłą dokładnością, lecz tylko kosztem niepewności co do jego położenia.
Jest to słynna zasada nieoznaczoności Heisenberga, odkryta przez niego w 1927 roku51.
Zasada nieoznaczoności nie ogranicza się do położenia i pędu. Stosuje się również do innych par wielkości fizycznych, nazywanych wielkościami sprzężonymi, takich jak choćby energia i częstotliwość zmian energii.
Konsekwencje są poważne. Załóżmy, że wytworzymy doskonałą próżnię, całkowicie odizolowaną od świata zewnętrznego. Możemy zmagać się z pokusą wyartykułowania stwierdzenia, iż w próżni tej „nic” nie ma, jednak cóż miałoby to oznaczać? Znaczyłoby to, że energia pola elektromagnetycznego (jak też każdego innego pola) w próżni jest równa zeru. Znaczyłoby to także, iż częstotliwość zmian energii tego pola też jest równa zeru. Tymczasem zasada nieoznaczoności nie zezwala, byśmy jednocześnie precyzyjnie znali wartość energii pola elektromagnetycznego i częstotliwość jej zmian. Obie wielkości nie mogą być jednocześnie dokładnie równe zeru.
Z tego powodu próżnia doświadcza ciężkich dreszczy. Doznaje fluktuacji pola elektromagnetycznego, które uśredniają się do zera, zarówno w kategorii energii, jak i częstotliwości jej zmian, lecz w konkretnym miejscu czasoprzestrzeni wcale nie muszą być równe zeru.
Jak obecnie nam wiadomo, fluktuacje pola kwantowego są odpowiednikiem cząstek kwantowych. O fluktuacjach pola elektromagnetycznego próżni można