Струнная космология - String cosmology

Струнная космология - относительно новая область, в которой пытаются применить уравнения теория струн решить вопросы раннего космология. Связанная с этим область исследования бранная космология.

Обзор

Этот подход можно отнести к статье Габриэле Венециано^[1] это показывает, как инфляционная космологическая модель может быть получена из теории струн, открывая тем самым дверь к описанию до-Большой взрыв сценарии.

Идея связана со свойством бозонная струна на фоне кривой, более известной как нелинейная сигма-модель. Первые расчеты по этой модели^[2] показан как бета-функция, представляющий работу метрики модели как функции шкалы энергии, пропорционален Тензор Риччи породив Риччи поток. Поскольку эта модель имеет конформная инвариантность и это должно быть сохранено, чтобы иметь разумный квантовая теория поля, то бета-функция должен быть нулевым, производя немедленно Уравнения поля Эйнштейна. Хотя уравнения Эйнштейна кажутся несколько неуместными, тем не менее, этот результат, несомненно, поразителен, показывая, как фоновая двумерная модель может создавать физику более высоких измерений. Интересным моментом здесь является то, что такая теория струн может быть сформулирована без требования критичности в 26 измерениях для согласованности, как это происходит на плоском фоне. Это серьезный намек на то, что физика, лежащая в основе уравнений Эйнштейна, может быть описана эффективным двумерным конформная теория поля. В самом деле, тот факт, что у нас есть свидетельства инфляционной Вселенной, является важным подтверждением струнной космологии.

В эволюции Вселенной после инфляционной фазы начинается наблюдаемое сегодня расширение, которое хорошо описывается формулой Уравнения Фридмана. Ожидается плавный переход между этими двумя разными фазами. Струнная космология, похоже, затрудняется объяснить этот переход. Это известно в литературе как проблема изящного выхода.

An инфляционная космология подразумевает наличие скалярного поля, которое вызывает инфляцию. В струнной космологии это происходит из так называемого дилатон поле. Это скалярный термин, входящий в описание бозонная струна что порождает член скалярного поля в эффективной теории при низких энергиях. Соответствующие уравнения напоминают уравнения Теория Бранса – Дике.

Анализ проводился от критического числа размерностей (26) до четырех. В общем получается Уравнения Фридмана в произвольном количестве измерений. Наоборот, предположим, что определенное количество измерений уплотненный создание эффективной четырехмерной теории для работы. Такая теория является типичной Теория Калуцы – Клейна с набором скалярных полей, возникающих из уплотненный размеры. Такие поля называются модули.

Технические детали

В этом разделе представлены некоторые из соответствующих уравнений, входящих в космологию струн. Отправной точкой является Поляков действие, который можно записать как:

${\displaystyle S_{2}={\frac {1}{4\pi \alpha '}}\int d^{2}z{\sqrt {\gamma }}\left[\gamma ^{ab}G_{\mu \nu }(X)\partial _{a}X^{\mu }\partial _{b}X^{\nu }+\alpha '\ ^{(2)}R\Phi (X)\right],}$

куда ${\displaystyle \ ^{(2)}R}$ это Скаляр Риччи в двух измерениях, ${\displaystyle \Phi }$ то дилатон поле и ${\displaystyle \alpha '}$ строковая константа. Индексы ${\displaystyle a,b}$ диапазон более 1,2, и ${\displaystyle \mu ,\nu }$ над ${\displaystyle 1,\ldots ,D}$, куда D размер целевого пространства. Можно было бы добавить еще одно антисимметричное поле. Это обычно рассматривается, когда нужно, чтобы это действие создавало потенциал для инфляции.^[3] В противном случае вручную вводится общий потенциал, а также космологическая постоянная.

Вышеупомянутое строковое действие имеет конформную инвариантность. Это свойство двумерного Риманово многообразие. На квантовом уровне это свойство теряется из-за аномалий, и сама теория не является последовательной, не имея унитарность. Поэтому необходимо потребовать, чтобы конформная инвариантность хранится в любом порядке теория возмущений. Теория возмущений это единственный известный подход к управлению квантовая теория поля. Действительно, бета-функции на двух петлях

${\displaystyle \beta _{\mu \nu }^{G}=R_{\mu \nu }+2\alpha '\nabla _{\mu }\Phi \nabla _{\nu }\Phi +O(\alpha '^{2}),}$

и

${\displaystyle \beta ^{\Phi }={\frac {D-26}{6}}-{\frac {\alpha '}{2}}\nabla ^{2}\Phi +\alpha '\nabla _{\kappa }\Phi \nabla ^{\kappa }\Phi +O(\alpha '^{2}).}$

Предположение, что конформная инвариантность следует, что

${\displaystyle \beta _{\mu \nu }^{G}=\beta ^{\Phi }=0,}$

создание соответствующих уравнений движения физики низких энергий. Эти условия могут быть выполнены только пертурбативно, но это должно выполняться при любом порядке теория возмущений. Первый срок в ${\displaystyle \beta ^{\Phi }}$ это просто аномалия бозонная теория струн в плоском пространстве-времени. Но здесь есть дополнительные условия, которые могут предоставить компенсацию аномалии также, когда ${\displaystyle D\neq 26}$, и на основе этого могут быть построены космологические модели сценария до Большого взрыва. В самом деле, это уравнение низкой энергии может быть получено следующим действием:

${\displaystyle S={\frac {1}{2\kappa _{0}^{2}}}\int d^{D}x{\sqrt {-G}}e^{-2\Phi }\left[-{\frac {2(D-26)}{3\alpha '}}+R+4\partial _{\mu }\Phi \partial ^{\mu }\Phi +O(\alpha ')\right],}$

куда ${\displaystyle \kappa _{0}^{2}}$ - константа, которую всегда можно изменить, переопределив поле дилатона. Можно также переписать это действие в более знакомой форме, переопределив поля (рамка Эйнштейна) как

${\displaystyle \,g_{\mu \nu }=e^{2\omega }G_{\mu \nu }\!,}$

${\displaystyle \omega ={\frac {2(\Phi _{0}-\Phi )}{D-2}},}$

и используя ${\displaystyle {\tilde {\Phi }}=\Phi -\Phi _{0}}$ можно писать

${\displaystyle S={\frac {1}{2\kappa ^{2}}}\int d^{D}x{\sqrt {-g}}\left[-{\frac {2(D-26)}{3\alpha '}}e^{\frac {4{\tilde {\Phi }}}{D-2}}+{\tilde {R}}-{\frac {4}{D-2}}\partial _{\mu }{\tilde {\Phi }}\partial ^{\mu }{\tilde {\Phi }}+O(\alpha ')\right],}$

куда

${\displaystyle {\tilde {R}}=e^{-2\omega }[R-(D-1)\nabla ^{2}\omega -(D-2)(D-1)\partial _{\mu }\omega \partial ^{\mu }\omega ].}$

Это формула действия Эйнштейна, описывающая скалярное поле, взаимодействующее с гравитационным полем в D-измерениях. Действительно, имеет место следующее тождество:

${\displaystyle \kappa =\kappa _{0}e^{2\Phi _{0}}=(8\pi G_{D})^{\frac {1}{2}}={\frac {\sqrt {8\pi }}{M_{p}}},}$

куда ${\displaystyle G_{D}}$ - постоянная Ньютона в размерности D и ${\displaystyle M_{p}}$ соответствующая планковская масса. При установке ${\displaystyle D=4}$ в этом действии условия для раздувания не выполняются, если к действию строки не добавлен потенциальный или антисимметричный член,^[3] в этом случае возможна степенная инфляция.

Примечания

1. Венециано, Г. (1991). «Двойственность масштабного фактора для классических и квантовых струн». Письма по физике B. 265 (3–4): 287–294. Bibcode:1991ФЛБ..265..287В. CiteSeerX  10.1.1.8.8098. Дои:10.1016 / 0370-2693 (91) 90055-У.
2. Фридан, Д. (1980). «Нелинейные модели в 2 + ε измерениях» (PDF). Письма с физическими проверками. 45 (13): 1057–1060. Bibcode:1980ПхРвЛ..45.1057Ф. Дои:10.1103 / PhysRevLett.45.1057.
3. Истер, Р.; Маэда, Кей-ичи; Жезлов, Д. (1996). «Трехуровневая космология струн». Физический обзор D. 53 (8): 4247–4256. arXiv:hep-th / 9509074. Bibcode:1996ПхРвД..53.4247Э. Дои:10.1103 / PhysRevD.53.4247. PMID  10020421. S2CID  8124718.

Рекомендации

• Полчинский, Джозеф (1998a). Теория струн. I: Введение в бозонную струну. Издательство Кембриджского университета. ISBN  978-0-521-63303-1.
• Полчинский, Джозеф (1998b). Теория струн Vol. II: Теория суперструн и не только. Издательство Кембриджского университета. ISBN  978-0-521-63304-8.
• Лидси, Джеймс Д.; Жезлы, Дэвид; Коупленд, Э. Дж. (2000). «Космология суперструн». Отчеты по физике. 337 (4–5): 343–492. arXiv:hep-th / 9909061. Bibcode:2000ФР ... 337..343Л. Дои:10.1016 / S0370-1573 (00) 00064-8. S2CID  119349072.

внешняя ссылка

• Струнная космология на arxiv.org
• Домашняя страница Маурицио Гасперини