căutarea fotonului întunecat materie întunecată în LIGO O1 date

căutarea fotonului întunecat materie întunecată în LIGO O1 date

estimarea efectelor induse de DPDM

prin virializare, particulele DPDM din galaxia noastră au o viteză tipică în jurul \({v} _ {0} \ equiv 1{0}^{-3}\) viteza luminii, și astfel ele sunt extrem de non-relativiste. Energia totală a unei particule DM este atunci suma energiei sale de masă și a energiei cinetice, adică, \({m} _ {{\rm{a}}} (1 + {v}_{0}^{2}/2)\). Aici și în cele ce urmează, folosim unități naturale, adică \(c=\hslash =1\). Prin urmare, frecvența de oscilație a câmpului DP este aproximativ o constantă, \(\omega \ simeq {m} _ {{\rm{a}}}\), cu \(O(1{0}^{-6})\) abateri.

prin urmare, într-o perioadă mică de timp și separare spațială, câmpul DP poate fi tratat aproximativ ca o undă plană, adică.,

$${ A} _ {\mu} \ simeq {A}_{\mu ,0} \ cos .$$
(1)

aici \({a}_{\mu ,0}\) este amplitudinea câmpului DP și \(\theta\) este o fază aleatorie. Intensitatea câmpului DP poate fi scrisă simplu ca \({F}_{\mu \nu }={\parțial }_{\mu }{a}_{\nu }-{\parțial }_{\nu }{a}_{\mu }\). Alegem gabaritul Lorenz, \({\partial } ^{\mu }{A} _ {\mu } = 0\), în cele ce urmează. În limita non-relativistă, câmpul electric întunecat este mult mai puternic decât câmpul magnetic întunecat și \({a}_{t}\) este neglijabil în raport cu \({\bf{a}}\). Magnitudinea câmpului DP poate fi determinată de densitatea energiei DM, adică \(| {{\bf{a}}}_{0}| \simeq \sqrt{2{\rho }_{{\rm{DM}}}}/{m}_{{\rm{a}}}\).

În Eq. (1), neglijăm contribuția energiei cinetice la frecvența de oscilație. De asemenea, setăm vectorii de polarizare și propagare, adică \({{\bf{a}}}_{0}\) și \({\bf{k}}\), să fie vectori constanți. Această aproximare este valabilă numai atunci când observația este luată în regiunea de coerență, adică, \({t} _ {{\rm {obs}}} \ < \ {t}_{{\rm {coh}}\simeq \ frac{4 \ pi }{{m} _ {{\rm{A}}} {v} _ {{\rm{vir}}}^{2}}\) și \({l} _ {{\rm {obs}}}\ <\{l}_{{\rm{coh}} \simeq\frac {2\pi} {{m}_{{\rm{a}}} {v}_{{\rm {vir}}}\). De exemplu, dacă câmpul DP oscilează la 100 Hz, timpul de coerență este doar \(1{0}^{4}\) s, mult mai scurt decât timpul total de observare. Pentru a modela câmpul DPDM pentru o perioadă mult mai lungă decât timpul de coerență, simulăm câmpul DPDM adăugând liniar multe unde plane care se propagă în direcții eșantionate aleatoriu. Mai multe detalii sunt prezentate în secțiunea „Metode” de mai jos.

din câmpul de fundal DPDM \({\bf{a}} (t,{{\bf{x}}}_{i})\), se poate obține accelerația indusă de DPDM pe fiecare obiect de testare, etichetat cu index \(i\). Acest lucru poate fi scris ca:

$${{\e-mail: {a}}}_{i}(t,{{\bf{x}}}_{i})\simeq \epsilon e \ frac{{q} _ {{\rm{D}}, i}}{{M} _ {i}}{\parțial } _ {t}{\bf{A}} (t,{{\bf{x}}}_{i}).$$
(2)

aici folosim aproximarea\({\bf {e}}\simeq {\partial} _{t} {\bf {A}} (t, {{\bf{x}}}_{i})\) pentru câmpul electric întunecat. \({q}_{{\rm{D}},i}/{m}_{i}\) este raportul sarcină–masă al obiectului testat în LIGO. Tratând un DP ca boson de gabarit al \(U {(1)}_{{\rm{B}}}\) și având în vedere că oglinzile LIGO (masele de testare) sunt în principal silice, \({q}_{{\rm{D}}, i}/{m}_{i}=1/{\rm{GeV}}\). Observăm că rezultatele din ref. 17 impune constrângeri foarte puternice asupra scenariului măsurat \(U{(1)}_{{\rm{B}}}\), din cauza anomaliei ecartamentului. Cu toate acestea, rezultatele obținute în aceste lucrări se bazează pe o presupunere a modului de a încorpora modelul într-o teorie completă la energie ridicată pentru a anula anomaliile \(U{(1)}_{{\rm{B}}}\). Extinderea sectorului de rupere a simetriei electroslabe sau a altui mecanism de anulare a anomaliilor poate evita astfel de constrângeri severe. Dacă se ia constrângerea independentă a modelului pe o simetrie anormală a ecartamentului, trebuie adăugate noi particule la scara energetică \(o (\frac{4\pi {m}_{{\rm{a}}}}{\epsilon E})\), care dă \(o ({\rm{TeV}})\) pentru spațiul de parametri care ne interesează. Deoarece particulele noi necesare poartă doar încărcături electroslabe, acestea sunt în siguranță de la diverse căutări de coliziune. Etichetăm cuplajul DP-baryon ca \(\epsilon e\) unde \(e\) este \(U{(1)}_{{\rm{EM}}}\) constantă de cuplare. Subliniem că alegem DP pentru a fi un boson de gabarit \(U{(1)}_{{\rm{B}}}\) ca model de referință. Aceeași strategie de analiză prezentată în acest studiu poate fi aplicată direct la multe alte scenarii, cum ar fi un boson sau un câmp scalar, care se cuplează prin interacțiuni Yukawa. Mai multe detalii despre diferite modele, precum și subtilități atunci când timpul de observare este mai lung decât timpul de coerență, vor fi descrise în lucrarea viitoare.

estimarea raportului semnal-zgomot (SNR)

aproximăm câmpul DPDM ca o undă plană într-o regiune de coerență. Pentru un câmp DP care oscilează la frecvență \(O(100)\) Hz, lungimea coerenței este \(O(1{0}^{9}\ {\rm{M}})\), mult mai mare decât separarea dintre cei doi detectori LIGO GW de la Hanford și Livingston. Astfel, acești doi detectori GW experimentează un câmp DPDM aproape identic, inducând răspunsuri puternic corelate. Exploatarea corelației reduce dramatic fundalul în analiză.

semnalul DPDM este extrem de îngust, făcând analiza Fourier naturală. Mai întâi calculăm transformatele Fourier discrete (DFT) din datele domeniului temporal. Timpul total de observare este împărțit în segmente mai mici, contigue, fiecare cu durata \({t}_{{\rm{DFT}}}\), cu un timp total de observare \({t}_{{\rm{obs}}}={n}_{{\rm{DFT}}}{T}_{{\rm{DFT}}}\). Indicați valoarea coeficientului complex DFT pentru două interferometre 1 și 2, DFT \(i\) și bin de frecvență \(j\) a fi \({z}_{1(2),IJ}\). Densitățile spectrale de putere unilaterale (PSDs) pentru două interferometre sunt legate de puterile brute ca \({{\rm{PSD}}}_{1(2),ij} = 2{P} _ {1(2), ij}/{T}_{{\rm{DFT}}}\). \({P} _ {1(2), IJ}\) sunt considerate a fi valorile de așteptare pentru \ (/{z} _ {1 (2), ij}{| }^{2}\), așa cum se estimează din coșurile vecine, fără frecvență de semnal, presupunând zgomot local plat (folosind o estimare mediană de funcționare de 50 de coșuri).

pentru o aproximare excelentă, zgomotul din cele două interferometre LIGO este statistic independent, cu excepția unor benzi foarte înguste cu perturbații de linie electronică18, care sunt excluse din analiză. Descrieri detaliate ale contribuțiilor de zgomot LIGO în bandă largă pot fi găsite în ref. 19, inclusiv discutarea potențialelor contaminări ale mediului care ar putea fi corelate între cei doi detectori LIGO, dar niciunul dintre aceștia nu ar imita un semnal DPDM. Puterea normalizată a semnalului utilizând corelația încrucișată a tuturor DFT-urilor simultane în timpul de observare poate fi scrisă ca

$${S} _ {j} = \ frac{1}{{N} _ {{\rm{DFT}}} \ sum _ {i = 1}^{{n} _ {{\rm{DFT}}} \ frac{{z} _ {1, ij}{z} _ {2, IJ}^ { * }} {{P}_{1,ij}{p}_{2,ij}}.$$
(3)

în absența unui semnal, valoarea așteptărilor este zero, iar varianța părților reale și imaginare este

$${\sigma } _ {j}^{2} = \ frac{1}{{N} _ {{\rm{DFT}}} {\stânga \ langle \ frac{1}{2{P} _ {1, j}{P} _ {2, j}} \ dreapta \ rangle } _ {{N} _ {{\rm{DFT}}}},$$
(4)

unde \({\langle\ rangle} _{{N}_{{\rm {DFT}}}}\) denotă o medie peste DFT-urile \({n}_{{\rm{DFT}}}\), care pot avea non-staționaritate variabilă lent. SNR poate fi definit prin

$${{\rm{RN}}} _ {j} \ echiv \ frac{{S} _ {j}} {{\sigma } _ {j}}.$$
(5)

luând în considerare separarea mică dintre interferometre în raport cu lungimea coerenței DP și orientarea lor relativă (rotația aproximativă de 90 de grade a brațelor unui interferometru proiectate pe planul celuilalt interferometru), ne așteptăm ca SNR\({}_{j}\) Pentru un câmp dpdm puternic să fie în primul rând real și negativ.

factor de eficiență

pentru a utiliza valorile reale observate(SNR) pentru a seta limite la cuplarea DPDM în funcție de frecvență, trebuie corectată puterea semnalului pierdută de la binning. Binning-ul nominal sugerat propus în ref. 15 este \(\Delta f / f=1{0}^{-6}\), bazat pe o distribuție a vitezei Maxwell. Dimensiunea coșului în spațiul de frecvență este setată de \({t} _ {{\rm{DFT}}}\), adică \(\Delta f = 1 / {T} _ {{\rm{DFT}}}\), care este optimă doar la \({f}_{{\rm{opt}}}\simeq 1{0}^{6}/{T}_{{\rm{DFT}}}\). Pentru o frecvență mai mare decât \({f}_{{\rm{opt}}}\), binning-ul de frecvență relativă este mai fin, ceea ce implică pierderea puterii semnalului în măsurătorile cu un singur bin. La frecvențe mai mici decât \({f} _ {{\rm {opt}}}\), frecvența relativă binning este mai grosieră, ceea ce implică captarea completă a puterii semnalului, dar cu costul unui zgomot inutil crescut. Observăm că este posibil ca distribuția vitezei DM să se abată de la distribuția Maxwell cu un factor \(O(1)\), de exemplu, refs. 20,21. Cu toate acestea, impactul este mic, deoarece căutarea cu un singur coș folosită aici depinde de puterea integrată într-un coș de frecvență și nu atât de mult de forma sa.

În Fig. 1, arătăm spectrul de putere al semnalului dpdm în funcție de frecvență, unde \({f}_{0}={m}_{{\rm{a}}}/2\pi\). Alegem să normalizăm axa x prin lățimea semnalului intrinsec, determinată de energia cinetică tipică a particulelor DM. În acest calcul, includem efectul de rotație a Pământului. Fără ea, semnalul PSD este proporțional cu \(vf(v)\) unde \(f (v)\) este distribuția Maxwell. Rotația Pământului lărgește semnalul nostru cu \ (\Delta f \ aprox 2{f} _ {{\rm{E}}}\). Diferitele opțiuni de \({f} _ {0}\) au ca rezultat deformări ușor diferite după includerea rotației, dar modificările sunt neglijabile în regimul de frecvență de interes. O înțelegere analitică a PSD va fi prezentată în lucrarea viitoare.

Fig. 1: un exemplu de spectru de putere a semnalului de materie întunecată a fotonului întunecat și sensibilitatea corespunzătoare a detectorului.
figura1

spectrul de putere al semnalului materiei întunecate a fotonului întunecat (dpdm) este prezentat în termeni de tulpini caracteristice \({h}_{{\rm{c}}}\) (roșu), cu \(U {(1)}_{{\rm{B}}}\) parametru de cuplare \({\epsilon }^{2}=1{0}^{-41}\), frecvența de oscilație DPDM \({f}_{0}=500\) Hz și viteza tipică a DPDM \({v}_{0}=1{0}^{-3}\) viteza luminii. Sensibilitatea avansată a designului LIGO într-o fereastră mică de frecvență este aproximativ plană, care este afișată ca linia punctată neagră.

spectrul de putere din simularea numerică este utilizat pentru a determina empiric fracțiunile de putere care se încadrează într-un singur bin fix \(\Delta f/f\), unde limitele bin sunt variate sistematic în intervalul permis. Figura 2 prezintă eficiența rezultată (fracții de putere) pentru \({t}_{{\rm{DFT}}}\) setată la 1800 s. curba punctată roșie arată cel mai bun caz, pentru care limita bin este optimă. Curba punctată albastră arată cel mai rău caz, care se apropie în mod necesar \(50 \%\) pentru binning grosier (frecvență joasă), în timp ce curba solidă verde arată eficiența maximă medie pentru toate opțiunile de delimitare a bin. O potrivire la curba verde solidă este utilizată pentru derivarea limitelor superioare ale cuplării DPDM.

Fig. 2: Puterea semnalului eficiența detectării unui singur coș în funcție de rezoluția relativă a frecvenței pentru un timp de coerență fix de 1800 s.
figura2

curba superioară (roșie) este pentru o alegere optimă a limitei bin (a priori necunoscută) pentru un semnal dat. Curba inferioară (albastră) arată eficiența cea mai proastă pentru alegerea cea mai puțin optimă a limitei. Curba mijlocie (verde) arată o medie peste opțiunile de graniță alese aleatoriu.

selecția și analiza datelor

datele de tulpină utilizate în această analiză au fost descărcate de pe site-ul web al Centrului de științe deschise pentru undele gravitaționale (GWOSC) 22 și transformate pentru a crea DFT-uri coincidente 1786 1800 de la interferometrele L1 și H1. Seturile de date GWOSC exclud perioadele scurte în care calitatea generală a datelor este slabă. Alegerea timpului de coerență în această primă căutare DPDM este oarecum arbitrară, dar a permis Compararea convenabilă a artefactelor de linie spectrală observate cu cele raportate de la DFT-urile 1800-s în căutările GW continue LIGO, pentru care 1800 s este o durată comună DFT aleasă. Un timp de coerență mai scurt ar fi mai optim la frecvențele de mai sus \(\sim\! 500\) Hz pentru această analiză de detectare cu un singur coș. În principiu, un timp mai lung ar fi mai optim pentru frecvențe mai mici, dar, în practică, întreruperile sporadice ale operațiunilor interferometrului în timpul preluării datelor duc la pierderi semnificative de timp de viață pentru DFT–uri care necesită perioade contigue foarte lungi de coincident Hanford-Livingston operațiuni.

căutarea detectărilor și stabilirea limitelor superioare în absența detectării se bazează pe valori „puternice” ale statisticii de detectare (Eq. (5)). Mai exact, căutăm valori reale negative mari ale SNR. Din moment ce căutăm peste \(\sim\! 4\) milioane de containere DFT în banda 10-2000 Hz, trebuie să corectăm pentru un factor de studiu statistic mare în evaluarea valorii SNR care este considerată ” semnificativă.”Alegem un semnal nominal selecție candidat de SNR \(< -\! 5.8\), corespunzând unui \(\sim\!1\) % probabilitate de alarmă falsă, presupunând zgomot Gaussian. În practică, zgomotul din unele benzi de frecvență nu este cu adevărat Gaussian, ceea ce duce la numărarea în exces la SNR mare. Pentru a evalua severitatea acestui efect, definim și examinăm benzile de control („întârzieri de frecvență”) în care un coș de frecvență DFT dintr-un interferometru este comparat cu un set de coșuri offset din celălalt interferometru, astfel încât un semnal dpdm adevărat nu ar contribui la o corelație încrucișată diferită de zero, dar pentru care artefacte cu un singur interferometru sau artefacte corelate în bandă largă duc la corelație diferită de zero. Această metodă de întârziere a frecvenței este analogă cu metoda de întârziere utilizată în analiza GW tranzitorie. Mai exact, alegem 10 decalaje de (\(-50\), \(-40\), …, \(-10\), \(+10\), …, \(+50\)) compensări bin de frecvență pentru a evalua fundalul non-Gaussian din aceste artefacte instrumentale. Pentru a evita contaminarea benzilor de semnal și de control din artefacte cunoscute, excludem din analiză orice bandă din \(\sim\! 0.056\) Hz a unei perturbații înguste enumerate în ref. 18, unde marja suplimentară de veto este de a reduce susceptibilitatea la scurgeri spectrale de la liniile puternice. De asemenea, excludem banda 331.3–331.9 Hz, pentru care excitațiile de calibrare înguste extrem de puternice din cele două interferometre duc la scurgeri spectrale suprapuse semnificative și, prin urmare, la o corelație non-aleatorie.

Figura 3 prezintă distribuțiile părților reale și imaginare ale SNR (Eq. (5)) atât pentru coșurile de semnal („zero lag”) în magenta, cât și pentru coșurile rămase în negru. Distribuțiile urmează destul de îndeaproape curba Gaussiană ideală prezentată, cu excepția unui ușor exces vizibil în cozi dincolo de \(/{\rm{SNR}}| \ > \ 5\) (Notă există \(\sim\! 10\) ori mai multe coșuri rămase decât coșurile de semnal din grafice). Singurele coșuri de semnal cu \ (/{\rm{SNR}}| \ > \ 5.8\) provin din „injecții hardware” de undă continuă cunoscute utilizate în validarea răspunsului detectorului, pentru care SNR complex poate avea o fază arbitrară în corelația încrucișată care depinde de frecvența și direcția sursei simulate. A fost efectuată o investigație a tuturor celorlalte valori aberante SNR (10) cu valori reale sau imaginare având magnitudini >5. În toate cazurile, cu excepția a trei cazuri, coșurile rămase în coșurile vecine la 0,2 Hz de coșul de semnal au prezentat zgomot ridicat, definit de o magnitudine SNR >4, sugerând contaminarea non-Gaussiană. Așteptarea zgomotului Gaussian pentru această gamă de magnitudine outlier subthreshold (reală sau imaginară) este de 4,1 evenimente, în concordanță cu observarea în benzi curate.

Fig. 3: distribuții ale părților reale și imaginare ale raportului semnal-zgomot.
figura3

raportul semnal-zgomot (SNR) pentru coșurile de semnal („zero lag”) sunt etichetate în magenta, iar coșurile rămase (de control) în negru, împreună cu așteptarea Gaussiană ideală în verde.

deoarece nu au fost găsiți candidați semnificativi, au fost stabilite limite superioare. În căutările viitoare, în cazul în care apar candidați semnificativi, va fi esențial să se evalueze coerența acestora cu artefactele instrumentale. O abordare simplă este creșterea numărului de coșuri de control examinate pe candidat pentru a evalua o mai bună contaminare potențială non-gaussiană cu un singur interferometru și artefacte corelate în bandă largă. O preocupare mai mare ar fi o perturbare corelată cu bandă foarte îngustă, cum ar fi de la instrumente electronice identice la fiecare observator, creând o linie spectrală ascuțită prin atragerea curentului electric în surse de alimentare care afectează comenzile interferometrului. Pentru a exclude o astfel de interferență, ar fi necesară o investigație detaliată care să utilizeze canale auxiliare instrumentale și de mediu.

noi constrângeri din datele LIGO O1

principalele noastre rezultate sunt prezentate în Fig. 4. Arătăm limitele superioare ale nivelului de încredere derivat \(95 \%\) ale parametrului \({\epsilon }^{2}\) pentru cuplarea DP–Barion, în funcție de frecvența oscilantă DPDM. Banda roșie largă arată intervalul limitelor superioare obținute cu binning \(1/1800\) Hz, folosind partea reală măsurată a statisticii de detectare SNR definită mai jos și formalismul Feldman–Cousins (FC) 23 și după aplicarea unei corecții de eficiență discutate mai jos. Curba galbenă arată limita superioară așteptată pentru un real mediu măsurat(SNR) = 0, aplicând același formalism FC și corecție de eficiență. Curba Albastru închis arată o limită superioară mai optimă așteptată atunci când binning-ul DFT se ajustează cu frecvența pentru a menține \ (\Delta f / f=1{0}^{-6}\) pentru același timp de observare 893-h, pentru aceeași corecție a eficienței și pentru o sensibilitate medie a detectorului egală cu cea din analiză. Curbele galben și albastru închis se potrivesc bine între ele la aproximativ 500 Hz, unde \(1/1800\) Hz este alegerea optimă a dimensiunii coșului. Limita superioară medie atinsă este, în general, mai slabă decât sensibilitatea optimă, deoarece cu dimensiunea fixă a coșului la \(1/1800\) Hz, excesul de zgomot este inclus la frecvență joasă și o anumită putere a semnalului se pierde la frecvență înaltă. Curba punctată prezintă limite superioare derivate din grupul E-Wash, pe baza testelor de principiu de echivalență care utilizează un echilibru de torsiune24, 25. Având în vedere datele LIGO O1, presupunând că DP constituie toate DM, Am îmbunătățit deja limitele existente într-o fereastră de masă în jurul \({m}_{{\rm{a}}} \sim 4\;\times\,1{0}^{-13}\) eV.

Fig. 4: Nivelul de încredere derivat \(95 \%\) limitele superioare ale parametrului de cuplare \({\epsilon }^{2}\) pentru cuplarea foton-Barion întunecat.
figura4

banda roșie largă arată limitele superioare reale cu \(1/1800\) Hz binning. Curba galbenă arată limita superioară așteptată pentru un real mediu măsurat (SNR) = 0. Curba Albastru închis arată limita superioară” optimă ” așteptată atunci când transformarea discretă Fourier (DFT) binning se reglează cu frecvență pentru a menține \ (\Delta f / f=1{0}^{-6}\) pentru același timp de observare 893-h. Curba magenta arată limita superioară” optimă”așteptată pentru o rulare de 2 ani, \(100\%\)-livetime la sensibilitate avansată de proiectare LIGO („O4-o5”). Curba punctată prezintă limite superioare derivate din grupul E-Wash24,25. Acesta este un experiment cu forța a cincea, a cărui constrângere nu se bazează pe fotonul întunecat (DP) fiind materie întunecată (DM). Vârfurile mari de curbe roșii și albastre, suprapuse una peste alta, sunt induse de surse cunoscute de zgomot, cum ar fi vibrațiile fibrelor de suspensie oglindă.

căutări viitoare în date mai sensibile va sonda mai adânc într-un neexplorat \ ({\epsilon }^{2}\)–\({m} _ {{\rm {A}}}\) Spațiu parametru. Presupunând că nu există descoperire și un fundal stocastic GW adevărat neglijabil, curba magenta arată limita superioară „optimă” așteptată pentru o rulare de 2 ani, \(100\%\)-livetime la sensibilitate avansată de proiectare LIGO („O4-o5”). Această limită pare mai lină, deoarece folosește o curbă de sensibilitate de proiectare care arată doar surse fundamentale de zgomot, în timp ce curba albastră include artefacte de zgomot suplimentare, non-fundamentale, care nu au fost încă atenuate în punerea în funcțiune a detectorului LIGO, cum ar fi contaminarea rețelei electrice la 60 Hz și armonici și vibrații de mediu. Simulările discutate mai jos au descoperit o eroare a unui factor de 4 în \ ({\epsilon }^{2}\)–\({m}_{{\rm{a}}}\) Grafic de sensibilitate în ref. 15. Această eroare a fost corectată în studiul actual. Pe măsură ce detectoarele GW devin mai sensibile în viitor, se așteaptă ca un fundal GW stocastic din fuziunile compacte de coalescență binară să apară în cele din urmă, cu un semnal stochastic integrat în bandă largă, probabil detectabil încă din O4-O5 run26. Cu toate acestea, puterea stocastică de tulpină GW din fuziuni într-un singur coș de căutare DPDM va rămâne neglijabilă pentru anii următori.

includerea unei rețele globale de detectoare, cum ar fi Virgo, KAGRA și LIGO-India, îmbunătățește sensibilitatea de căutare DPDM, în principiu. Gradul de îmbunătățire depinde, totuși, de aliniamentele relative dintre acești detectori, precum și de sensibilitățile lor. Detectorul Virgo este în prezent mai puțin sensibil decât cei doi detectori LIGO. În plus, orientarea sa nu este bine aliniată cu cele ale detectoarelor LIGO. Viitoarele detectoare de generația a treia, cum ar fi Telescopul Einstein și Cosmic Explorer, vor avea un zgomot mult mai mic, permițând căutări DPDM și mai sensibile.

Lasă un răspuns

Adresa ta de email nu va fi publicată.