Меню

Гипотеза параллельной Вселенной

ВСТУПЛЕНИЕ

Наблюдения показывают, что через несколько секунд после Большого взрыва Вселенная описывалась пространственно плоской метрикой FRW с доминированием излучения (плюс крошечные гауссовские, адиабатические, чисто растущие скалярные возмущения, описываемые почти масштабно-инвариантным спектром мощности, и до сих пор , без исконных векторных или тензорных возмущений) [1] . Это ключ к происхождению Вселенной, но что он пытается нам сказать? Общепринятое мнение состоит в том, что для объяснения этих простых начальных условий следует представить, что эпохе доминирования радиации, которую мы видим, предшествовала более ранняя гипотетическая эпоха ускоренного расширения, называемая инфляцией.

Давайте распакуем последствия этого простого ограничения

параллельная вселенная alter science

В этом письме мы исследуем гипотезу о том, что CPT не прерывается, объясните, как это дает новые объяснения для ряда наблюдаемых особенностей нашей Вселенной, и укажите некоторые предсказания, которые будут проверены в ближайшие годы. В частности, мы находим, что это дает удивительно экономичное объяснение космологической темной материи: если Вселенная находится в своем предпочтении CPT-симметричный вакуум, наблюдатели последнего времени видят тяжелые стерильные нейтрино, выходящие из взрыва, по той же причине, что отдаленные наблюдатели видят излучение Хокинга, выходящее из черной дыры. На наш взгляд, это самая элегантная и убедительная модель из темной материи, доступная в настоящее время.

ПРОСТРАНСТВО-ВРЕМЯ (ФОН И ВОЗМУЩЕНИЯ)

В этом письме мы работаем на уровне QFT на искривленном пространстве. Прежде чем перейти к состоянию QFT, в этом разделе мы сначала рассмотрим, что ( С ) P Tговорит о самом пространстве-времени на чисто классическом уровне [3] . Таким образом, мы рассматриваем метрику и радиационную жидкость, используя общую относительность.

параллельная вселенная 2 alter science

параллельная вселенная 3 alter science

Пространство-время ( С ) P T симметричен в том смысле, что геометрия тетрады в соответствии с наблюдателем, который движется вперед вдоль x i =constнить идентична геометрии тетрады согласно наблюдателю, который движется назад вдоль нити и переворачивает пространственную форму е я →- е я, Эквивалентно, тетрада во времени τ после взрыва обратная тетрада в соответствующий момент до взрыва по той же нити:

параллельная вселенная 4 alter science

Давайте распакуем последствия этого простого ограничения:

параллельная вселенная 5 alter idea

Это как раз граничное условие, ответственное за создание известных колебаний, наблюдаемых в спектре мощности CMB, с правильными фазами. Это наблюдаемое явление, обычно связываемое с инфляцией, альтернативно объясняется аргументом симметрии.

Также обратите внимание, что плотность проникновения растет по мере того, как мы отдаляемся от взрыва в любом направлении, и, следовательно, термодинамическая стрелка времени указывает в сторону от взрыва в обоих направлениях (в будущее и в прошлое). Возможность того, что термодинамическая стрелка времени могла бы повернуться вспять, устарела (возвращаясь к дебатам между Больцманом и его современниками [6] ), и использовалась совсем недавно в нескольких интересных контекстах.[7–12] .

параллельная вселенная 6 alter science

Обратите внимание, что для каждого типа возмущения - скалярного, векторного и тензорного - условие (1) «защищает» геометрию вблизи взрыва, точно устраняя опасные сингулярные моды, которые могут вызвать нарушение линейной теории возмущений и разрушить Вейль) характер особенности. Таким образом, исключение особых мод не является следствием граничного условия при τ = 0, но вместо этого обеспечивается симметрией между прошлым и будущим. (V) U ¯ Uпара: уравнение (1) подразумевает e a μ (0,x)=0, Если мы объединим это с наблюдением Штюкельберга о том, что античастица - это частица, чья собственная мировая линия идет вразрез со временем во встроенном пространстве-времени [13, 14] , становится естественным переосмыслить сжимающуюся половину нашей Вселенной как антивселенную (чья внутренняя собственность время идет вразрез с естественной подобной времени координатой в суперпространстве вложения, т.е. масштабным коэффициентом), так что наш C P T-инвариантная вселенная интерпретируется как пара вселенная-антивселенная ( U ¯ U), возникающих из ничего. Эта интерпретация продолжает быть полезной, когда в историю входят спиноры и античастицы: например, асимметрия вещества-антивещества на одной стороне взрыва противоположна асимметрии на другой стороне [2] . Превратить эту многозначительную квазиклассическую картину в полностью квантовую (как это сделал Фейнман с идеей Штюкельберга) - важная задача, выходящая за рамки этого письма.

ИНВАРИАНТНЫЙ ВАКУУМ

Теперь мы переходим от пространства-времени к состоянию КФТ, живущему на нем.

В пространстве-времени Минковского существует уникальный вакуум, который учитывает изометрии Минковского (точнее, трансляции пространства-времени, преобразования Лоренца и C P T τ → - τ C P T). Но в общем искривленном пространстве-времени выбор вакуума неоднозначен: разные наблюдатели будут естественно определять разные, неэквивалентные вакуумы, так что состояние с нулевой частицей согласно одному наблюдателю будет содержать частицы согласно другому наблюдателю [15] . В частности, в обычном пространстве-времени FRW изометрии (пространственные сдвиги, пространственные вращения и четность) недостаточно для определения предпочтительного вакуума, и совместные наблюдатели в разные эпохи не согласятся. Но, как мы объясним в этом разделе, если фон FRW также имеет изометрию при обращении времени то есть предпочтительный вакуум, который учитывает полную группу изометрии (включая ).

параллельная вселенная 7 alter science

В первой строке мы имеем обычный искривленный пространственный оператор Дирака [15] ; в сопутствующих координатах тетрада e μ a =(1/a) δ μ a γ a 4×4ψ(τ,x)μ(τ), а также являются Гамма-матрицы Дирака. Во второй строке мы вводим инвариантное вейлевское спинорное поле и его эффективная масса :

параллельная вселенная 8 alter science

параллельная вселенная 9 alter science

Вот ψ ( к , з , х ) α е я к й к ч ψ с ( к , з , х ) ≡ - я Г - ψ * ( к , з , х ) ( к , з ) Ь ( к , з ) { a ( k , h ) , a † ( это решение с импульсом спиральность и «положительная частота»; является решением, сопряженным с зарядом («отрицательной частотой»); а также а также являются операторами аннигиляции частиц и античастиц, которые удовлетворяют обычным фермионным антикоммутационным соотношениям: k ′ , h ′ )}={ b ( k , h ) , b † ( k ′ , h ′ ) } = δ ( k - k ′ ) δ h , h ′Все остальные антикоммутаторы исчезают.

Но в общем искривленном пространстве-времени нет канонического выбора, для которого решения имеют положительную частоту, и наблюдатели в разных регионах сделают неэквивалентный выбор: например, в FRW решения с положительной частотой г | - г | + т→-∞т→+∞ г | & plusmn ; (к,з,х)~ехр[-я ∫ т Ом(К, Т ' )д т ' ]т→plusmn∞к=| к| ω= √ k 2 + μ 2 >0-+ а также выбранный соответственно наблюдателями в далеком прошлом ( ) или далекое будущее ( ) демонстрируют положительное частотное поведение в этих двух пределах, соответственно: как , где волновое число сопутствующего, и это сопутствующая частота. « «Решения могут быть выражены в Основа:

параллельная вселенная 10 alter science

Мы можем корректировать фазы ψ + а также ψ - чтобы α ( k ) = cos λ ( k ), β ( k ) = i sin λ ( k ), а также λ ( - k ) = - λ ( k )реально. - операторы уничтожения наблюдателя ( а - , б - ) затем связаны с + операторы уничтожения наблюдателя ( а + , б + ) преобразованием Боголюбова параллельная вселенная 11 alter science

Наблюдатель в далеком прошлом (или далеком будущем) определяет вакуум как состояние | 0 - ⟩ (Соотв. | 0 + ⟩) который уничтожается всеми операторами а - а также б - (Соотв. + а также б +): a ± (k,h)| 0 ± ⟩= b ± (k,h)| 0 ± ⟩=0, Мы находимся в картине Гейзенберга, поэтому государства не развиваются. Обратите внимание, что, если грех λ ( k ) тождественно ноль, | 0 - ⟩а также | 0 + ⟩ неэквивалентны: | 0 - ⟩не имеет частиц в соответствии с собственным оператором числа частиц N - = a † - a -, но ненулевое число в соответствии с N + = a † + a +, Более того, так как a а также б преобразовать как [ C P T ] a ± ( k , h ) [ C P T ] - 1 = - b ∓ ( k , - h ) а также [ C P T ] b ± ( k , h ) [ C P T ] - 1 = - a ∓ ( k , - h )Неэквивалентный вакуум | 0 + ⟩ а также | 0 - ⟩обмениваются C P T, | 0 ± ⟩ = C P T | 0 ∓ ⟩так что ни вакуум C P T инвариант.

Однако, если мы определим новые операторы 0 а также б 0:

параллельная вселенная 12 alter science

они превращаются как [ C P T ] a 0 ( k , h ) [ C P T ] - 1 = - b 0 ( k , - h ) а также [ C P T ] b 0 ( k , h ) [ C P T ] - 1 = - a 0 ( k , - h )поэтому соответствующий вакуум определяется 0 | 0 0 ⟩= б 0 | 0 0 ⟩=0 является C P T инвариантна: C P T | 0 0 ⟩ = | 0 0 ⟩, На самом деле, существует непрерывная семья C P T-инвариантный вакуум, полученный путем определения ( a η (+k,h), b † η (-k,h) ) быть настоящим S O ( 2 ) вращение ( a 0 (+k,h), b † 0 (-k,h) ) через угол η сытный η(k)=−η(−k), Вакуум определяется п | 0 п ⟩= б п | 0 п ⟩=0 все еще инвариантен относительно полной группы изометрии фона FRW, включая C P T, Тем не менее, среди этой семьи η вакуум »вакуум | 0 0 ⟩ является предпочтительным, поскольку он минимизирует гамильтониан в асимптотике + / -«Области (или число частиц по данным наблюдателя раннего или позднего времени) [2] .

НЕЙТРИННАЯ ТЕМНАЯ МАТЕРИЯ.

Рассмотрим стандартную модель физики элементарных частиц (включая правые нейтрино в каждом поколении), связанную с гравитацией Эйнштейна. В этой модели есть только один возможный кандидат темной материи - одна частица, которая еще не была обнаружена и может иметь время жизни дольше, чем возраст Вселенной, а именно - один из трех правых нейтриноν R , 1 ¯ ν c R , i M i j ν R , j M i j 3×3 ¯ l L , i Y i j ν R , j h c l L , j h c =i σ 2 h ∗ h Y i j 3×3 ν R , 1 Z, Эта частица встречается в двух местах в лагранжиане: массовый член майорана (где это Матрица массы майорана) и термин юкава (где это лептонный дублет для левой руки, является зарядовым сопряжением дублета Хиггса , а также это Юкава матрица сцепления). Утверждение, что точно устойчиво соответствует утверждению о том, что стандартные модельные муфты учитывают 2 ν R , 1 →-ν R , 1 Y i j Y i 1 ν R , 1 симметрия , Эта симметрия обнуляет первый столбец матрицы чьи три записи в противном случае приведет разлагаться.

Таким образом, в том же пределе, что ν R , 1 CPT| 0 0 ⟩| 0 + ⟩становится стабильным, он также становится отделенным от всех других частиц в стандартной модели, и поэтому может показаться, что он становится плохим кандидатом на темную материю, поскольку он не производится тепловыми процессами в ранней Вселенной. Но, на нашей картине, эти частицы имеют предсказуемое ненулевое космическое изобилие, согласно наблюдавшимся за последнее время таким же наблюдателям, как мы, только потому, что Вселенная находится в -инвариантный вакуум , который отличается от нашего позднего вакуума , Если масса стабильного нейтрино имеет определенное значение, оно автоматически имеет изобилие, холод и темноту, необходимые для соответствия наблюдениям. Это дает поразительно простое альтернативное объяснение темной материи, отличающееся от предыдущих моделей темной материи нейтрино, основанных на тепловых или резонансных механизмах образования.[16–20].

Чтобы увидеть это в явном виде, отметим, что вблизи взрыва, т. Е. Во время радиационной эры, выше электрослабого фазового перехода, когда a ( τ ) ∝ τНейтрино темной материи имеет уравнение движения:

параллельная вселенная 13 alter science

Вот, N 1 ≡ 3 / 2 ( ν R , 1 + ν с R , 1 )gammagamma=(м дм /м пл )√ р 1 м дм ν R , 1 м пл =(8πG/3) - 1 / 2 ≈4×1018ГэВρ1 а также константа, заданная , где это масса правшей нейтрино ,    шкала Планка, и = a 4 ρ a 4 (плотность излучения раз ) является константой.

Чтобы понять поведение уравнения. (9) , рассмотрим сопутствующую частотуω ( τ ) = √ k 2 + μ 2 ω τ N 1 ∝ e i ( k x - ω τ ) ω τ | ω ′ ( τ ) / ω 2 | к | τ | → 0 | τ | → ∞ ∼ γ / k 2 | τ max | ∼ k / γ, Если были независимы от решения будут так же, как в пространстве Минковского. Но с тех пор это зависит от Обратимся к методу ВКБ. Рассмотрим безразмерный параметр WKB : для фиксированного сопутствующего волнового числа это исчезает около взрыва (как ) и далеко от взрыва (как ), но достигает максимального значения в промежуточное конформное время , Таким образом, для волновых чисел K » γ 1 / +2 « 1 ( - , б - ) ( + , б + ) грех λ ( к ) ≈ 0 К « γ 1 / +2 | грех λ ( k ) | ≈ 1 ω =параметр WKB всегда ВКБ остается хорошим и Боголюбовское превращение а также тривиально: , С другой стороны, для волновых чисел , ВКБ сильно нарушен, а преобразование Боголюбова максимально: , Чтобы увидеть это, рассмотрим √ μ 2 + k 2: в пределе к « Г 1 / +2, μ 2доминирует и к 2пренебрежимо мал, если мода находится далеко за горизонтом Хаббла; так что мы можем пренебречь пространственными градиентами в уравнении (9) и решить( i γ 0 ∂ τ - μ ) ψ = 0 найти ^ = ^ ψ exp [ i k x + i ∫ τ μ ( τ ' ) d τ ′ ] где ^ ψ =(ξ,-ξ), с ξпостоянный 2-спинор. поскольку μ ( τ ) Странно, решение переключается с чисто положительной частоты в далеком прошлом на чисто отрицательную частоту в далеком будущем (соответствует | грех λ ( k ) | = 1).

Таким образом, для наблюдателей позднего времени, таких как мы, плотность чисел д дм частиц темной материи п дм =(2π ) - 3 Σ ч ∫ d 3 к⟨ 0 0 | N + | 0 0 ⟩ где матричный элемент | грех ( λ ( k ) / 2 ) | 2, чтобы п дм ~(2π ) - 3 γ 3 / 2 ~( 2 π ) - 3 ( м дм / м пл ) 3 / 2 ρ 3 / 4, где р 3 / 4 ~s, плотность энтропии излучения. Поскольку соотношение н дм /с сохраняется при последующем расширении, оно должно соответствовать текущему значению n дм , 0 / с 0, где с 0 ∼2,3× 10 - 38 ГэВ 3   [21] , n дм , 0 = ρ дм , 0 / м дм текущая плотность числа темной материи, и ρ дм , 0 ~9,7× 10 - 48 ГэВ 4  текущая плотность энергии темной материи [1] . Таким образом, мы оцениваем м дм ∼[ ( Ρ дм , 0 / s 0 ) ( 2 π ) 3 м 3 / 2 пл ] 2 / 5 ≈ мало × 10 8 ГэВ  , Более точный расчет [2] дает m дм =4,8× 10 8 ГэВ  ,

Подчеркнем, что определение | 0 0 ⟩и итоговая оценка д дм, контролируется C P Tсимметрия, а не детальная физика самого взрыва. В частности, мы видели, что преобразование Боголюбова нечувствительно к поведению a (или же μ) возле τ = 0где параметр WKB исчезает, и вместо этого преобладает удар WKB, испытываемый модами волнового числа к ~ Г 1 / 2 в нужное время т ∼ м - 1 дмдо или после взрыва (когда температура уже на порядки ниже масштаба Планка, и обычное радиационно-доминирующее уравнение Фридмана должно быть надежным)

Несколько других предсказаний следуют [2] : (i) три собственных массы нейтрино - это майорановские частицы (которые будут проверены будущим двойным безнейтрино β-распада [22] ), и один из них является абсолютно безмассовым (что будет проверено будущими космологическими ограничениями на сумму масс легких нейтрино [23] ). (ii) Мы сфокусировались на стабильных правосторонних нейтрино, но два других (нестабильных) правосторонних нейтрино термически связаны и могут объяснить наблюдаемую асимметрию вещества-антивещества тепловым лептогенезом [24, 25] . (iii) Поскольку гравитационные волны безмассовые, соответствующие + - а также Vacua согласен.

Таким образом, наш механизм не создает длинноволновых гравитационных волн. Давайте закончим несколькими замечаниями. (i) Здесь мы предположили плоский фон FRW с радиационным доминированием. В следующей статье мы объясним, как возникает этот фон [26] . (ii) В этом письме мы описали фоновую геометрию пространства-времени и радиационную жидкость чисто классически, в соответствии с общей теорией относительности. Более полное рассмотрение сингулярности, включающее аномалию следов [15] и квантовую обратную реакцию, требует квазиклассических методов, включающих сложные классические решения по аналогии с [8]. [27–29] . (iii)

Захватывающий открытый вопрос: позволяют ли текущие наблюдения стандартной модели или, точнее, ее минимальному расширению, включающему массы нейтрино, оставаться действительными вплоть до масштаба Планка, или же требуется новая физика ниже этого масштаба. С измеренными центральными значениями масс Хиггса и верхнего кварка, хартигская квартичная самосвязь λпроходит к отрицательным значениям в масштабе энергии ниже массы Планка [30, 31] ; Однако недавний анализ показывает, что строго положительный λ 2 σ ν R , 1 ν R , 1 → - ν R , 1 { l L , ν R , e R } { q L , u R , d R } u R , 1 → - u R , 1 C P Z 2 C P весь путь только в пользу 1,5 или уровень [32].

Даже если эффективный потенциал Хиггса становится отрицательным при больших значениях вэв, конечных температурных поправок достаточно для стабилизации поля Хиггса при нулевых значениях в очень ранней Вселенной. Нестабильность (к объемной фазе с отрицательным потенциалом Хиггса) будет существовать только в поздние космологические времена, далеко от нашего будущего.

Мы находим интригующим, что наиболее экономичная возможность, без новой физики, может быть жизнеспособной [33] и даже может объяснить темную материю. (iv) Эта симметрия не страдает от аномалий - даже от гравитационных аномалий [34] . Хорошо известно, что в стандартной модели лептонные представления повторить кварковые представления , (Это наблюдение лежит в основе великого объединения Пати-Салам [35] , в котором лептоны являются четвертым цветом.) Интересно по другим причинам.

Наивно, это сводит голую массу восходящего кварка к нулю, что, в свою очередь, решает сильную проблема [36] . В отличие от симметрии, которую мы используем, это симметрия аномальна из-за сильных взаимодействий; однако, если оно выполняется при любой энергии и, в частности, при очень высоком энергетическом масштабе, этого может быть достаточно для решения сильной проблема [37] . Более глубокое понимание этих симметрий, вероятно, потребует нового понимания происхождения трех поколений в стандартной модели.

РЕКОМЕНДАЦИИ

  • П. А. Р. Аде и соавт. Планк Сотрудничество, Astron. Astrophys. 594 , A13 (2016) .
  • L. Boyle, K. Finn и N. Turok, arXiv: 1803.08930 .
  • Р. М. Вальд, физ. Rev. D 21 , 2742 (1980) .
  • Х. Кодама и М. Сасаки, Prog. Теор. Phys. Дополн. 78 , 1 (1984) .
  • В. Ф. Муханов, Х. А. Фельдман и Р. Х. Бранденбергер, Phys. Отчет 215 , 203 (1992) .
  • Л. Больцман, Wissenschaftliche Abhandlungen, Vol. I, II и III под редакцией F. Hasenohrl (Барт, Лейпциг, 1909); Wissenschaftliche Abhandlungen, Vol. I, II и III (Челси, Нью-Йорк, 1969).
  • A. Aguirre и S. Gratton, Phys. Rev. D 67 , 083515 (2003) .
  • С. М. Кэрролл и Дж. Чен, arXiv: hep-th / 0410270 .
  • J. Barbour, T. Koslowski и F. Mercati, Phys. Преподобный Летт. 113 , 181101 (2014) .
  • J. Barbour, T. Koslowski и F. Mercati, arXiv: 1507.06498 .
  • J. Barbour, T. Koslowski и F. Mercati, arXiv: 1604.03956 .
  • S. Goldstein, R. Tumulka и N. Zanghi, Phys. Rev. D 94 , 023520 (2016) .
  • Е. С. Г. Штюкельберг, Helv. Phys. Acta 14 , 322 (1941).
  • Е. С. Г. Штюкельберг, Helv. Phys. Acta 14 , 588 (1941).
  • Н. Д. Биррелл и П. С. В. Дэвис. Квантовые поля в искривленном пространстве (издательство Кембриджского университета, Кембридж, Англия, 1984)
  • S. Dodelson и L. M. Widrow, Phys. Преподобный Летт. 72 , 17 (1994).
  • X. D. Shi и G. M. Fuller, Phys. Преподобный Летт. 82 , 2832 (1999) .
  • K. Abazajian и S.M. Koushiappas, Phys. Rev. D 74 , 023527 (2006) .
  • А. Боярский, О. Ручайский, М. Шапошников, Анну. Преподобный Nucl. Часть. Sci. 59 , 191 (2009) .
  • L. Canetti, M. Drewes, T. Frossard и M. Shaposhnikov, Phys. Rev. D 87 , 093006 (2013) .
  • Э. Колб и М. Тернер, Ранняя Вселенная (Аддисон-Уэсли, Рединг, М.А., 1990).
  • J. J. Gomez-Cadenas, J. Martin-Albo, M. Mezzetto, F. Monrabal и M. Sorel, Riv. Nuovo Cimento 35 , 29 (2012) .
  • К. Н. Абазаджян и соавт. , Astropart. Phys. 35 , 177 (2011) .
  • М. Фукугита и Т. Янагида, физ. Lett. B 174 , 45 (1986) .
  • W. Buchmuller, R. D. Peccei и T. Yanagida, Annu. Преподобный Nucl. Часть. Sci. 55 , 311 (2005) .
  • Л. Бойл и Н. Турок (будет опубликовано позднее).
  • S. Gielen и N. Turok, Phys. Преподобный Летт. 117 , 021301 (2016) .
  • S. Gielen и N. Turok, Phys. Rev. D 95 , 103510 (2017) .
  • J. Feldbrugge, J. L. Lehners и N. Turok, Phys. Rev. D 97 , 023509 (2018) .
  • G. Degrassi, S. Di Vita, J. Elias-Miro, J. R. Espinosa, G. F. Giudice, G. Isidori и A. Strumia, J. High Energy Phys. 2012 , 098 .
  • D. Buttazzo, G. Degrassi, P. P. Giardino, G. F. Giudice, F. Sala, A. Salvio и A. Strumia, J. High Energy Phys. 2013 , 089 .
  • А. В. Бедняков, Б. А. Книл, А. Ф. Пикельнер и О. Л. Веретин, Phys. Преподобный Летт. 115 , 201802 (2015) .
  • М. Шапошников и С. Веттерих, физ. Lett. B 683 , 196 (2010) .
  • Э. Виттен (личное общение).
  • J. C. Pati и A. Salam, Phys. Rev. D 10 , 275 (1974) ; 11 , 703 (E) (1975) .
  • Д. Б. Каплан и А. В. Манохар, физ. Преподобный Летт. 56 , 2004 (1986) .
  • М. Средницкий, физ. Преподобный Летт. 95 , 059101 (2005) .
  • L. A. Anchordoqui, V. Barger, J. G. Learned, D. Marfatia и T. J. Weiler, Lett. High Energy Phys. 1, 13 (2018) .
Добавил:Всеволод Гордиенко Дата:2018-12-23 Раздел:Астрономия