A szupernóva adatok leírása konform konszmozmológiában kozmológiai állandó nélkül Tudományos tanulmány a "Fizikai tudományok"

A fizikai tudományokról szóló tudományos cikk kivonata, tudományos cikk szerzője - Danilo Behnke, David B. Blaschke, Victor N. Pervushin, Denis Proskurin

Absztrakt Az Einstein-féle általános relativitáselmélet konform-invariáns megfogalmazásának kozmológiai következményeit vesszük figyelembe, ahol a cselekvésbeli térbeli mutatók léptéktényezője helyett egy tömeg nélküli skaláris (dilaton) mező lép fel, amely az összes tömeget skálázza, beleértve a Planck-tömeget is. A világegyetem tágulása helyett a Hoyle – Narlikar típusú evolúciót kapjuk, ahol az univerzum hőmérsékleti történetét felváltja a tömegtörténet. Megmutattuk, hogy ez a konform-invariáns kozmológiai modell kielégítő leírást ad az új szupernóva Ia adatokról az effektív nagyság-vöröseltolódás összefüggésre kozmológiai állandó nélkül, és jóslatot adunk a magas vöröseltolódás viselkedésére, amely eltér a standard kozmológiától z> 1.7.

adatok

A fizikai tudományok tudományos cikkének hasonló témái, tudományos cikk szerzői - Danilo Behnke, David B. Blaschke, Victor N. Pervushin, Denis Proskurin

Akadémiai tanulmány a "Szupernóva-adatok leírása konform kozmológiában kozmológiai állandó nélkül" témakörben

Physics Letters B 530 (2002) 20-26

www. elsevier. com/locate/npe

A szupernóva adatok leírása konform konszmozmológiában kozmológiai állandó nélkül

Danilo Behnkeab, David B. Blaschkeab, Victor N. Pervushinb, Denis Proskurinb

a Fachbereich Physik, Universität Rostock, D-18051 Rostock, Németország, b. Bogoliubov elméleti fizikai laboratórium, JINR, 141980 Dubna, Oroszország 2001. február 9-én kapott; módosított formában 2001. szeptember 29-én kapott; 2002. január 31-én elfogadott

Szerkesztő: J. Frieman

PACS: 12,10.-g; 95.30.Sf; 98,80.-k; 98.80.Es

Kulcsszavak: Általános relativitáselmélet és gravitáció; Kozmológia; Megfigyelő kozmológia; Normál modell

A szupernóva-kozmológiai projekt (SCP) [1] által a fényesség-vöröseltolódás összefüggésre vonatkozó legfrissebb adatok az univerzum gyorsított terjeszkedésére utalnak a standard Friedman-RobertsonWalker (FRW) kozmológiai modellen belül. Mivel a mikrohullámú háttérsugárzás ingadozásai [2] bizonyítékot mutatnak egy lapos univerzumra, bevezették az A kozmológiai állandó véges értékét [3], amely kozmikus egybeesést (vagy finomhangolást) eredményez.

E-mail cím: [email protected] (D.B. Blaschke).

probléma [4]. A probléma megoldásának leggyakoribb megközelítése a kozmológiai állandó ("kvintesszencia" [4,5]), a fénysebesség [6] vagy a finom szerkezeti konstans [7] időfüggésének lehetővé tétele.

A jelen levél az új kozmológiai szupernóva-adatok alternatív leírására szolgál, A-tag nélkül, Weyl hasonlóság-geometriájának bizonyítékaként [8], ahol Einstein elmélete a tömeg nélküli skaláris mező konform-invariáns elméletének formáját ölti [9]. -14].

Amint azt Weyl [8] már 1918-ban megmutatta, a konform-invariáns elméletek megfelelnek a két intervallum konform-invariáns arányának relatív mérési standardjának, amelyet a simi geometriája ad meg-

larity1 mint konformális transzformációkkal összekapcsolt Riemann-geometriák sokasága. Ez az arány a mérőszám kilenc összetevőjétől függ, míg a tizedik komponens a skaláris dilaton mezővé vált, amelyet nem lehet eltávolítani a nyomtáv megválasztásával. A jelenlegi szakirodalomban [15,16] (ahol a dilaton-cselekvés az Einstein gravitációjának egyesülésének alapja az elektromos gyengeség és az erős kölcsönhatások standard modelljével, ideértve a modern szupergravitációs elméleteket is) a konform-invariáns változatának ez a sajátossága Einstein dinamikáját figyelmen kívül hagyták.

Az energia korlátozása ezt a dilatont egy időszerű klasszikus evolúciós paraméterré alakítja, amely az összes tömeget skálázza, beleértve a Planck-tömeget is. A konform kozmológiában (CC) a tömeg nélküli dilatonmező értékének alakulása (homogén közelítésben) megegyezik a standard kozmológia (SC) skálatényezőjével. Így a CC a Hoyle-Narlikar kozmológia mezőváltozata [17], ahol a vöröseltolódás az atomenergia-szintek változását tükrözi az elemi részecsketömegek evolúciós folyamatában, amelyet a skaláris dilatonmező változása határoz meg [12,17, 18]. A CC leírja a konformális idő evolúcióját, amelynek dinamikája eltér a standard Friedmann modellétől.

Jelen levélben megfigyelési érvként tárgyaljuk a CC szcenárió mellett, hogy a Hubble-diagram (effektív nagyság-vöröseltolódás-viszony: m (z)), beleértve a legutóbbi SCP-adatokat [1], kozmológiai állandó nélkül leírható.

2. Konform általános relativitáselmélet

Az összes mérési standard relativitásának elve beépülhet az egységes elméletbe a hasonlóság Weyl-geometriáján keresztül.-

1 A hasonlóság geometriáját egy vektor hosszának megváltoztatásának mértéke jellemzi annak párhuzamos transzportján. A figyelembe vett dilaton esetben a dilaton gradiense. A következőkben a skaláris konform-invariáns elméletet konformális általános relativitáselméletnek (CGR) nevezzük, hogy megkülönböztessük az eredeti Weyl [8] elmélettől, ahol a vektor hosszának megváltoztatása párhuzamos transzportján egy vektormező ( az idő nyila fizikai kétértelműségének hibájához vezet, amire Einstein rámutatott Weyl írásának kommentárjában [8]).

konform-ekvivalens Riemann-geometriák hajtása. Az 1918-as első Weyl-változat [8] hibáinak elkerülése érdekében a skalár-tenzor konform invariánst (g ^ v = w2g ^ v) használjuk, ahol w a Penrose-Csernikov-Tagirov (PCT) által leírt dilaton skaláris mező. akció [9]

negatív előjellel. Ennek az elméletnek a cselekvési és konform-invariáns egyenletei egybeesnek Einstein általános relativitáselméletével (GR), amelyet az F (n) konform-invariáns Lichnerowicz-változók, beleértve a g metrikát is kifejeznek [19].

FL = || (3) g | r/6F (|| (3) gL | = 1, (2)

ahol (3) gij a háromdimenziós metrikus komponens, (n) egy tenzor (n = 2), vektor (n = 0), spinor (n = -3/2) és skalár (n) konform súlya = -1) mező. A dilaton mező szerepét a GR-ben a skála-metrikus mező játssza

(n), (dsLf = glvdx »dxv,

Ezért ezt az elméletet konformális általános relativitásnak (CGR) nevezzük.

Einstein általános relativitáselméletével ellentétben Weyl konform relativitáselméletében csak két Einstein-intervallum arányát mérhetjük, amely csak a metrikus tenzor kilenc komponensétől függ. Ez azt jelenti, hogy a konformális invariancia lehetővé teszi számunkra, hogy a metrikus tenzor csak egy komponensét távolítsuk el a skálamentes Lichnerowicz konform-invariáns mezőváltozók segítségével (2). Megmutatjuk, hogy a cselekvés konformális változatlansága, a változók és a mérhető mennyiségek lehetőséget nyújtanak arra, hogy infláció nélkül oldjuk meg a modern kozmológia problémáit azáltal, hogy a megfigyelhető konform-invariáns mennyiségekként definiáljuk. Bevezetjük a konformális időt, a konformális (koordinátatávolságot), a konformussűrűséget, a konformális nyomást stb., Az FRW kozmikus skálafaktor helyett azt a homogén dilatonmezőt használjuk, amely az univerzum összes tömegét skálázza.

Az üres univerzum CGR-jének bevezetése után az anyagmezők működését adjuk át a standard modell (SM) konform invariáns megfogalmazásában.

ahol £ SM (g, V>, @) a SM metrikus tenzor, a Higgs mező @, a vektor bozon mezők, a spinor mezők és a hagyományos Higgs-potenciál cou kapcsolási állandója. Ez utóbbit a konform-invariánssal kell helyettesíteni

¿HiggS (0, w) = -4 (| 0 |) 2 - C2 (w) f, (5)

ahol a C (w) = igig w Higgs-mező tömegtömege a w kozmológiai dilatánnal újból skálázódik. A dilaton és a Higgs-dublett konform-invariáns interakciói alkotják a Newton-effektív csatolást a gravitációs Lagrang-ban

Ebből a kifejezésből nyilvánvalóvá válik a dilaton-Higgs keverés [20] modulusának és x keverési szögének [20] új változóként történő bevezetése.

w = $ coshx, 1 ^ 1 = $ sinhx, (7)

úgy, hogy konform kozmológiai modellünk teljes Lagrangian-ja formát ölt

= - d ^ cp + ^ d ^ x + £ HiggS (0, x)

+ feye $ sinh xfe + ----, (8)

ahol a Higgs Lagrangian

LHiggs ($, x) = -A $ 4 [sinh2 x - yHiggscosh2x] 2 (9)

leírja a spontán SU (2) szimmetriatörés konform-invariáns Higgs-hatását

amely megfelel az utóbbi oldatpárnak (x2,3). Az elemi részecskék tömegét a dilaton-Higgs keverés modulusa is skálázza. Kétféle módon lehet beszerezni a standard modellt. A legegyszerűbb módszer egy skála transzformációval konvertálni ezt a modult konstanssá (a Lichnerowicz nyomtáv helyett (2))

ф ^, х) = tpQ = MPlanckA

Ebben az esetben a Lagrangianus (8) átmegy az Einstein-Hilbert egybe

A végtelen Planck-tömeg határában az SM szektor leválik a gravitációsról, és a Higgs-potenciállal rendelkező normál renormalizálható formát veszi fel

ahol a ^ ox = X és ^ o ^ Higgs = mX jelöléseket bevezették a Higgs-mezőre, illetve annak tömegtagjára. A 11-es szelvény azonban megsérti a mozgásegyenletek konform szimmetriáját, és tíz komponenstől függően bevezeti a geometriai intervallumok abszolút mérési szabványát. Ez vezet a szokásos kozmológiához.

A második módszer az intervallumok Weyl relatív mérési standardjának megválasztása a metrikus tenzor kilenc összetevőjétől függően. Ez a módszer kompatibilis a Lichnerowicz-mérővel (2), amely nem sérti a mozgásegyenletek konformális szimmetriáját a vizsgált konform-invariáns elméletben. Ebben az esetben a (11) egyenlőség az energiakorlátozásból következik, és Planck tömegének aktuális (nem alapvető) állapotát jelenti [14]. A Weyl relatív mérési standardja a konform kozmológiához vezet [12].

3. Kozmológiai megoldások a dilaton-Higgs dinamikához

Köztudott, hogy a homogén és az izotro-pic közelítést a GR-hez a metrika írja le

ds2 = gQQ (xQ) dxl ° dx ° - a2 (xQ) dx1 dx

ahol dt = ^/göödxo a Friedmann időintervallum.

Ebben a közelítésben a CGR-t a lapos konform tér-idő írja le

ahol dn = y gL0 dx0 a konform időintervallum

és a/V0 = rövidítést fogjuk használni. Az egyszerűség kedvéért itt csak a sima tér megvitatására szorítkozunk.

A kozmikus skálafaktor szerepét a CGR-ben a dilatonmező Fourier-bontásának nulla momentummódja játssza,

hogy az elemi részecskék összes tömegét skálázza (amint azt korábban láthattuk), beleértve a Planck-tömeget is. Pontosan figyelembe veszik a helyi független változók teljes készletének infravörös interakcióját ezzel a dilaton nulla üzemmóddal «(x0), és a konform változók szempontjából a részecskék kozmológiai létrehozásának jól ismert problémája ( (2), lásd még [22]. A CGR akcióból megkapjuk a dilaton mező mozgásegyenletét, mint a világegyetem evolúciójának Friedmann-egyenletének konform analógját.

ahol a prím a deriváltat jelöli a konform időhöz képest.

az a konform energiasűrűség, amely p-vel (H (z)) kapcsolódik az SC-hez, és ezért az nv létrehozott vektorbozonok sűrűsége meghatározza az egyensúlyi hőmérsékletet, amely a kozmikus evolúció mozgásának integráljának tűnik.

SZIA. Ez a Teq meglepően jó egyezést mutat a CMB sugárzási hőmérsékletével.

Érdemes hangsúlyozni ezt a különbséget a CC modell és az SC modellek között: a konform kozmológiában a CMB hőmérséklete állandó marad (hideg forgatókönyv), de a tömegek az univerzum történelme során a dilaton mező időfüggése miatt fejlődnek

ahol a mera (0) egy karakterisztikus energia (tömeg) skála mai értéke, amely meghatározza az univerzum evolúciójának korszakának kezdetét.

Egyenlő (29) fontos következménye, hogy mindazok a fizikai folyamatok, amelyek az univerzum kémiai összetételére vonatkoznak, és amelyek alapvetően Boltzmann-tényezőktől függenek (m/T) érvvel, nem tehetnek különbséget a formális kozmológia tömegtörténete és a hőmérséklet-történelem között a szokásos kozmológia a kapcsolatok miatt

Ez a képlet átláthatóvá teszi, hogy ebben a közelítési sorrendben az invariáns hőmérsékletű tömegek z-története a CC merev állapotában egyenértékű az invariáns tömegű hőmérsékletek z-történetével az SC sugárzási szakaszában. Ezért arra számítunk, hogy a konform kozmológia ugyanolyan sikeres lesz, mint a standard kozmológia a sugárzási szakaszban, pl. A neutron-proton arány és az őselem-rengetegség leírására.

A konform kozmológia fontos új vonása a standardhoz képest a Planck-korszak hiánya, mivel a Planck-tömeg nem alapvető paraméter, hanem csak a dilatonmező mai értéke [12].

Bemutattunk egy olyan megközelítést, amely szerint az új szupernóva adatok inkább Einstein elméletében egy új típusú geometria bizonyítékaként értelmezhetők, mint egy új típusú anyag. Ez a geometria megfelel a relatív mérési standardnak és az állandó három térfogatú konform kozmológiának. Ebben a kozmológiában a dilatonmező az összes tömeget skálázza, és evolúciója felelős olyan megfigyelhető jelenségekért, mint a távoli galaxisok spektrumának vöröseltolódása. Minden tömeg evolúciója felváltja a skálafaktor megszokott evolúcióját a standard kozmológiákban. Az infravörös dilaton-elemi részecske-kölcsönhatás részecskeképződéshez vezet [23], és viszont a CMB-sugárzás bekövetkezéséhez 2,7 K hőmérsékletű, azóta sem változott.

Meghatároztuk a kozmológiai paramétereket a konform kozmológiában, és azt tapasztaltuk, hogy a dilaton-Higgs dinamikából eredő merev állapotra vonatkozó effektív nagyság-vöröseltolódás összefüggés (Hubble diagram) leírja a közelmúltbeli megfigyeléseket.

adatok a távoli (nagy vöröseltolódású) szupernóvákról, beleértve a legtávolabbi z = 1.7 értéknél. Míg a szokásos FRW kozmológiai értelmezésben ^ -termin (vagy kvintesszenciális analóg) szükséges, amely átmenetet jelent a lassítottról a gyorsított terjeszkedésre kb.

1.7, az itt bemutatott kozmológiának nincs szüksége ^ -terminre. Mindkét kozmológia különböző előrejelzéseket tesz a z> 1,7-es viselkedésre. Feltéve, hogy a Higgs-potenciállal rendelkező CSM helyes leírást ad az anyagágazatról, eredményeink azt sugallják, hogy a magasabb vöröseltolódásnál kapott új adatok megkülönböztethetik a fényesség-vöröseltolódás alternatív kozmológiai értelmezését, és válaszolhatnak a kérdésre: terjeszkedik-e az univerzum vagy sem?

Köszönetet mondunk Dr. A. Gusevnek és S. Vinitsky professzornak a gyümölcsöző beszélgetésekért. Egyikünk (VN.P.) elismeri az oktatási, tudományos és kulturális minisztérium támogatását Mecklenburgban, Nyugat-Pommerániában, és köszönetet mond a Rostocki Egyetem vendéglátásáért, ahol ez a munka befejeződött. D.P. köszönetet mond az RFBR-nek (00-02-81023 Bel_a támogatás).

[1] A. G. Riess és munkatársai, Astron. J. 116 (1998) 1009;

S. Perlmutter és mtsai., Astrophys. J. 517 (1999) 565.

[2] J. R. Bond és munkatársai, MaxiBoom Collaboration, Proc. IAU 201. szimpózium (PASP), CITA-2000-65, 2000, astro-ph/0011378.

[3] S. Perlmutter, M.S. Turner, M. White, Phys. Tiszteletes Lett. 83 (1999) 670.

[4] I. Zlatev, L. Wang, P. J. Steinhardt, Phys. Tiszteletes Lett. 82 (1999) 896.

[5] C. Wetterich, Nucl. Phys. B 302 (1988) 668.

[6] J. D. Barrow, H. B. Sandvik, J. Magueijo, astro-ph/0109414.

[7] J.W. Moffat, astro-ph/0109350 és hivatkozásai.

[8] H. Weyl, Sitzungsber. d. Berl. Akad. (1918) 465.

[9] R. Penrose, Relativitás, csoportok és topológia, Gordon és Breach, London, 1964;

N. Csernikov, E. Tagirov, Ann. Inst. Henri Poincare 9 (1968) 109.

[10] J. D. Bekenstein, Ann. Phys. (N.Y.) 82 (1974) 535.

[11] V. Pervushin és munkatársai, Phys. Lett. B 365 (1996) 35.

[12] M. Pawlowski, V.V. Papoyan, V.N. Pervushin, V.I. Smirichin-ski, Phys. Lett. B 444 (1998) 293.

[13] V.N. Pervushin, V.I. Smirichinski, J. Phys. V: Matematika. Gen. 32 (1999) 6191.

[14] M. Pawlowski, V.N. Pervushin, Int. J. Mod. Phys. 16 (2001) 1715, hep-th/0006116;

V.N. Pervushin, D.V. Proskurin, Gravit. Cosmol. 7 (2001) 89.

[15] M. Pawlowski, R. Raczka, talált. Phys. 24, 1305 (1994).

[16] R. Kallosh, L. Kofman, A. Linde, A. Van Proeyen, osztály. Quantum Grav. 17 (2000) 4269.

[17] J. V. Narlikar, Space Sci. Rev. 50 (523, 1989).

[18] D. Behnke, D. Blaschke, V. Pervushin, D. Proskurin, A. Za-kharov, gr-qc/0011091.

[19] A. Lichnerowicz, J. Math. Pures Appl. B 37 (1944) 23.

[20] V.N. Pervushin és mtsai., Phys. Lett. B 365 (1996) 35.

[21] A. G. Riess és munkatársai, astro-ph/0104455, Astrophys. J. (2001), sajtóban.

[22] G. L. Parker, Phys. Tiszteletes Lett. 21 (1968) 562; G.L. Parker, Phys. Rev. 183 (1969) 1057; G.L. Parker, Phys. Rev. D 3 (341, 1971);

Ya.B. Zel'dovich, A.A. Starobinski, Zh. Eksp. Teor. Fiz. 61 (2161, 1971);

A.A. Grib, S.G. Mamaev, V.M. Mostepanenko, Kvantumhatások intenzív külső területeken, Atomizdat, Moszkva, 1980, orosz nyelven.

[23] D. Blaschke, V. Pervushin, D. Proskurin, S. Vinitsky, A. Gusev, Dubna preprint JINR-E2-2001-52, gr-qc/0103114.