Домендік қабырғалар, пернелер және монопольдер

Алдындағы параграфта SU (5)-симметриясының бұзылуымен фазалық ауысу бірнеше әртүрлі фазалардың көпіршіктерінің түзілуімен жүретіндігі және тек кейіннен барлық кеңістікке бір, ең энергетикалық тиімді фазадағы зат толатындығы атап өтілген болатын. Бұл үшін кем дегенде екі жағдайдың орындалуы қажет: тек бір, ең энергетикалық тиімді фаза болуға тиіс және көпіршіктердің r сипатты өлшемі t аспауға тиіс, мұнда t – бүкіл Ғалам бір фазаға ауысуға тиіс болатын уақыт. Ыстық Ғалам теориясында (кеңейіп келе жатқан Ғалам теориясынан өзгешелігі) көпіршіктердің сипатты өлшемі әдетте үлкен емес, r ~ m^-1 немесе r ~ т^-1 (26 сур. қар.), сондықтан екінші жағдай әдетте орындалған болады. Алайда тиімді потенциал, жалпы айтқанда, бірдей (немесе бірдей дерлік) тереңдіктің бірнеше минимумына ие болуы мүмкін. Қарапайым мысал – бұл мұнда j == және j == - кезінде минимумдар бірдей тереңдікке ие болатын теория (1.1.5). Әлдебір t = t_с сәтте ыстық Ғалам кеңейген кезде жүретін фазалық ауысу кезінде өлшемі О (t_c) әртүрлі себепті-байланысты емес облыстарда симметрияның бұзылуы тәуелсіз жүреді. Осының нәтижесінде Ғалам j = немесе j = - өрісі толған облыстардың жуықтап алғанда бірдей санына бөлінеді және облыстар бір бірінен қалыңдығы 0 (m^-1) болатын, осыларда бір облыстан екінші облысқа көшкен кезде j өрісі j = бастап - дейін өзгеретін домендік қабырғалармен бөлінген.

1) Қателіктерді болдырмау үшін, бұл шектеулердің j скалярлы өрістерінің бір типі бар Глэшоу – Вайнберг – Салам теориясының қарапайым нұсқасына ғана қатысты екендігін баса көрсету керек.

Шындығына келгенде, әдетте, осыларда симметрияның бұзылуы тәуелсіз жүретін облыстардың бастапқы өлшемдері Т_с^-1 – ден тек шамалы асып түседі, яғни фазалық ауысудың басына қарай олардың өлшемі көкжиегінің өлшемдерінен анағұрлым азырақ. Осының мысалы SU (5)-модельде фазалық ауысу кезінде әртүрлі фазалардың облыстарының түзілуі болып табылады, (6.1.5) қар.

Домендік қабырғалардың болуы энергетикалық тиімсіз болғандықтан, қуаттың тығыздығы бірдей әртүрлі фазалар толған облыстар да бір бірін «жейді». Алайда «жеп қою» процесі бір бірінен шамамен t қашықтықпен бөлінген облыстарда тәуелсіз жүреді, мұнда t – Ғаламның жасы. § 1.5 айтылғанындай, Ғаламның қазірде байқалып отырған облысы t ~10⁵ жыл сәтінде шамамен 106 себептік-байланыспаған облыстан, яғни, тым ауыр домендік қабырғалармен бөлінген 106 дерлік доменнен тұрған. Соңғы t ~10⁵ жылда Ғаламның бақыланатын бөлігі фотондар үшін «мөлдір» болғандықтан, біз реликтілі сәулеленудің осы домендер жасайтын аса күшті анизотропиясын көруге тиіс болатынбыз. Шын мәнінде реликтілі сәулелену дейін дәлдікпен изотропты. Ыстық Ғалам теориясындағы домендік қабырғалар проблемасының мәні осыдан тұрады да [41]. Алынған нәтижелерді негізге ала отырып, (1.1.5) теория, сР-инварианттылықтың тосыннан бұзылуы бар теория және осында V (j) (6.1.1) потенциалы Ф ® -Ф шағылысуға қатысты инвариантты болатын SU (5) теориясының қарапайым нұсқасы және т.с., дискретті симметрияның бұзылуы бар теориялардан бас тарту қажет еді. Осыған қатысты V (8) бірдей бірдей тереңдіктің бірнеше минимумына ие болатын q аксионды өріс теориясының айтарлықтай бөлігі осыған ұқсас қиындықтармен ұшырасады [49]. Кейбір теорияларда осы қиындықпен күресуге болады (мысалы, V (j) (6.1.1) Sp Ф³ бар мүшені қосуға болады), алайда жағдайлардың көпшілігінде тиісті қиындықтар теорияны елеулі модификациялаусыз (немесе кеңейіп келе жатқан Ғаламның сценарийіне көшусіз) жеңе алмайтын болып шығады.

Домендік қабырғалардан өзге, фазалық ауысулардың нәтижесінде басқа да қарапайым емес нысандар түзілуі мүмкін. Мысалы, лагранжианмен Х кешенді скалярлы өрістің моделін қарастырайық

Бұл модель оған А_m векторлық өрістері қосылғанға дейін (1.1.15) Хиггс моделі болып келеді. Бұл теорияда симметриялардың бұзылуын зерделеу үшін (1.1.18) айнымалыларды алмастыру жасаған ыңғайлы:

V (х, х*) тиімді потенциалы z фазасының тұрақты бөлігінен тәуелсіз, j(х) == j_о = кезінде минимумға ие. Осылайша, V (х, х*) ортасында максимумы бар легеннің пішініне ие (Х (х) = 0 кезінде), ал симметрияның бұзылуы жай ғана j_о скалярымен емес, (х, х*) изотоптық кеңістігіндегі j (х) векторымен сипатталады.

27 сур. j(х) = 0 жібінің айналасында айналып өткендегі өрісінің изотропиялық кеңістікте таралуы

Кеңістіктің әртүрлі бөліктерінде әртүрлі z (х) фазалары бар өрістердің пайда болуы энергетикалық тиімсіз. Алайда, j(х) = 0 жібінің айналасында айналып өткендегі секілді, домендік қабырғалармен жағдайда да фазаның мәндері, яғни, векторының бағыттары көкжиектің ~t өлшемінен асып түсетін қашықтықтарда корреляциялана алмайды. Онымен қоймай, әдетте бұл вектордың фазалық ауысудан кейін бірден кеңістіктің әртүрлі нүктелеріндегі бағыты тек О (Tc^-l) қашықтықтарда ғана өзгеріссіз болып шығады.

Кеңістіктің әлдебір екі өлшемді қимасын қарастырайық және осы қимадағы j өрісінің әртүрлі конфигурацияларын зерделейік. Олардың арасында х-кеңістікте әлдебір тұйықталған контур бойынша айналып өткен кезде векторы изотоптық кеңістікте (х, х*) толық айналым жасайтын, яғни функциясы 2 p-ге өзгеретін конфигурация да болуы мүмкін (27 сур.). Фазалық ауысудың нәтижесінде j өрісінің осындай бастапқы бөлінуінің пайда болуына ештемемен тыйым салынбаған. Бұл кезде j (х) ¹ 0 облысында қала отырып, қарастырылып отырған контурды енді біртіндеп қысып буатын боламыз. Х (х) өрісі үздіксіз және дифференциалданатын болғандықтан, азайған контурды бойлай айналып өткен кезде Х (х) векторы да толық айналым жасауға тиіс. Егер де осылайша контурды осында j (х) =1= 0 болатын нүктеге қысып бууға болатын болғанда, онда осы нүктеде Х (х) өрісі дифференциалданатын болмаушы еді, яғни қозғалыс теңдеулері орындалмас еді. Бұл бастапқы контурдың ішінде осында j (х) = 0 болатын нүкте тұруға тиіс екендігін білдіреді. Қарапайым болуы үшін, осы контурдың ішінде мұндай нүкте біреу болады деп шамалайық. Енді кеңістіктің қарастырылып отырған қимасын өзгертетін және контур тиісінше кеңістікте қозғайтын, мәселен, ол, бұрынғыдай, j (х) = 0 облыстары арқылы өтпейтіндей етіп қозғайтын боламыз. Сонда, үздіасіздігінің арқасында, Х (х) векторы ығысқан контурды бойлай айналып өткен кезде 2 p-ге толық айналым жасайтын болады.

Осылайша, әрбір осындай контурдың ішінде осында j (х) = 0 болатын нүкте болады. Бұл кеңістікте осында j (х) = 0 болатын сызық (шексіз немесе тұйықталған) болатындығын білдіреді. Оған жақын маңда және j өрісінің градиенттері де нөлден өзгеше болғандықтан, мұндай сызықтың болуы энергетикалық тиімсіз. Алайда, топологиялық ұғынымдар мұндай сызықтың, фазалық ауысу кезінде пайда болып, үзіле алмайтындығын көрсетеді; ол тек нүктеге қысып буыла және, егер ол тұйықталған болса, жоқ болып кете алады. j (х) = 0 сызығының топологиялық орнықтылығының себебі оның айналасынан айналып өткен кезде, Х (х) векторының бір де бір толық айналым жасамайтындығынан, әлде бір, екі немесе үш айналым жасайтындығынан, бірақ Х өрісінің тиісті бөлінулері арасында үздіксіз ауысудың болмайтындығынан тұрады (вектор тұйықталған контурды бойлай айналып өткен кезде 0,99 толық айналым жасай алмайды). Мұндай сызықтарды, кеңістікте өзгеріп отыратын Х өрісінің оларды қоршаған облыстарымен бірге, жіптер немесе пернелер деп жиі атайды.

Х өрісінің осыған ұқсас конфигурациялары Хиггс моделінің өзінде де пайда болуы мүмкін. Алайда бұл жағдайда, j (х) = 0 сызығын қоспағанда, барлық жерде (1.1.16) типті калибрлеуші түрлендіру жасауға және барлық жерден z (х) өрісіне тәуелділікті «қуып тастауға» болады. Бұл кезде перненің ішінде A_m (х) =1= 0 өрісі пайда болады. Мұндай перне Н = rот А магнитті өрісінің кванттарын қамтитын және [190] асқын өткізгіштік теориясындағы Абрикосов жіптеріне ұқсас болады. Тап сол бұрынғыдай, бұл жағдайда магнитті өрістің ағынының сақталуына орай, мұндай пернені үзіп тастауға болмайды. Мұндай пернелерді құрамында калибрлеуші өрістер жоқ пернелерден ажырату үшін, соңғыларын кейде жаһандық деп атайды (олардың болуы жаһандық симметрияның бұзылуымен байланысты).

Өлшемі шамамен 0 (Tс^-l) болатын облыстардың әрқайсысында фазалық ауысудан кейін бірден Х (х) изотоптық векторының бағыттарының іс жүзінде тәуелсіз болып табылатындығына орай, жіптер бастапқыда «тік» учаскенің 0 (Tс^-l) сипатты өлшемі бар броундық траекториялар секілді көрінеді. Кейін бұл жіптер, біртіндеп түзеле отырып, өздерінің керілуінің есебінен үдейді және жарық жылдамдығына жақын жылдамдықпен қозғала бастайды. Бұл кішкентай тұйықталған жіптердің (өлшемі О (t) азырақ) сығыла, айқаса бастайтындығына, өз қуатын гравитациялық толқындар түрінде сәйлелендіретіндігіне және жоқ болып кететіндігіне алып келеді. Шамамен көкжиектің ~ t өлшеміндегі ауқымдардағы үлкен жіптер болса тік дерлік бола бастайды. Егер, осылай ойлауға болатындай, қиылысатын жіптер елеулі ықтималдықпен қайта қосылатын болса, онда кішкентай тұйықталған жіптердің пайда болуына алып келетін осындай процестің есебінен, көкжиектің ішінде қалған тік ұзын жіптердің саны шамамен бір ретке дейін азаюға тиіс. Ұзындықтың бірлігіне перненің қуатының тығыздығын a - мен белгілейміз. Көкжиектің ішіндегі жіптің салмағы ретке ие, дәл сол кезде (1.3.21) сәйкес, көкжиектің ішіндегі заттың толық салмағы . Бұл жіптердің эволюциясының есебінен Ғаламда тығыздықтың біртексіздіктері пайда болатындығын білдіреді [191, 192, 81]

кезінде алуға болады, Галактикалардың түзілуі үшін дәл осы керек те болып отыр.

Осы бағалауды алған кезде кішкентай тұйықталған пернелер өз қуатын жылдам (шамамен t уақыт ішінде) сәулелендіріп, жоқ болып кетеді деген болжам пайдаланылды. Шындығына келгенде бұл тек айтарлықтай үлкен a мәндері кезінде ғана болады. Дәлдеп тексерілген бағалаулар [193] a-ның жоғарыда алынғандарға жақын мәндеріне алып келеді:

j_о мәндері мен салмақтарының бұл жерде туындайтын сипатты ауқымының ұлы бірігу теорияларында симметрияның бұзылу ауқымына жақын екендігін атай кетейік. Мұндай пернелердің шынында да элементарлы бөлшектердің реалистік теорияларының тұтастай қатарында пайда болуы мүмкін. Өкінішке орай, қазірде бар модельдердің көпшілігінде кеңейгеннен кейін Ғаламның температурасы 10¹⁶ ГэВ қарағанда көп азырақ болғандықтан және сондықтан кеңейгеннен кейін пернелердің пайда болуымен фазалық ауысулар көпшілік модельдерде жүрмейтіндіктен, осыншама ауыр пернелерді Ғалам кеңейгеннен кейін пайда болатындай ету әсте оңай емес. Кеңейіп келе жатқан Ғалам сценарийінде ауыр пернелердің түзілуінің ықтимал жолдары келесі тарауда талқыланатын болады.

28 сур. Кірпінің орталығының айналасында бірлі-жарым радиустың сферасында j^а (6.2.5) өрісінің бөлінуі

Енді фазалық ауысулар кезінде түзілуі мүмкін топологиялық орнықты нысандардың тағы бір маңызды типін қарастырып шығайық. Осы мақсатпен j^а скалярлы өрісінің О (3)-симметриялы моделінде симметрияның бұзылуын талдайық, а = 1,2, 3:

(6.2.4)

Осы модельде симметрияның бұзылуы мұның j_о модулі тең, бірақ изотоптық кеңістіктегі бағыты еркін болуы мүмкін j^а скалярлы өрісінің пайда болуының есебінен жүреді. Фазалық ауысулар кезінде осылардың бетінде j^а векторы барлық нүктелерде облыстың «сыртына» немесе «ішіне» (изотоптық кеңістікте) қарап тұратын облыстар түзілуі мүмкін. Мысал болып 28 сур. бейнеленген және кірпіні еске салатын j^а өрісінің бөлінуі қызмет етеді, (6.2.5)

мұнда j_о = - кезінде к ⁺¹ ұмтылатын және r ®О кезінде нөлге айналатын функция (соңғы жағдай j^а (х) функциясының үздіксіздігінен келіп шығады). Осындай бөліну (6.2.4) теорияда қозғалыстың теңдеулерінің шешімі (аталғаным қасиеттері бар f (r) функциясын белгілі бір талдау кезінде) болып табылады, әрі бұл шешім, жоғарырақта қарастырылған жаһандық пернелер секілді себеп бойынша топологиялық орнықты болып шығады.

Үлкен r кезінде кірпінің қуатына негізгі үлесті бірлі-жарым векторының әртүрлі нүктелердегі бағытының өзгеруі есебінен пайда болатын градиенттік мүшелер береді,

(6.2.6)

сондықтан х = 0 кезінде орталығы бар r радиусының сферасының ішінде жатқан кірпінің қуатының бөлігі (6.2.7) тең.

Осылайша, кірпінің толық қуаты шексіз кеңістікте шексіздікке ұмтылады (r секілді). Осы себеппен, тап сол [83] жұмыста он жылдан аса уақыт бұрын табылған кірпілер (6.2.5), монопольдер (төменде қар.) де секілді, жуық уақытқа дейін өз өзімен ешқандай да қызығушылық тудырмаған болатын.

Алайда, кеңейіп келе жатқан Ғаламдағы фазалық ауысулар кезінде кірпілер әбден пайда бола алатын еді. Олардың пайда болу теориясы пернелердің пайда болу теориясына ұқсас және іс жүзінде фазалық ауысу кезінде түзілетін монопольдердің санын алғашқы бағалаулар тап осы кірпілердің пайда болуын талдауға негізделді [40]. Бұл мәселені зерттеу кірпілердің, әдетте, бір-бірлеп емес, кірпі - қарсы кірпі жұптарымен пайда болатындығын көрсетіп отыр (6.2.5-те кезінде таңдауына сәйкес). Мұндай жұптан үлкен қашықтықтарда олардың j өрісінің бөлінуіне ықпал етуі өзара компенсацияланады және жекелеген кірпінің шексіз қуатының орнына біз кірпі мен қарсы кірпінің жұбының олардың арасындағы r қашықтыққа пропорционал қуатын аламыз, (6.2.7) қар. Бұл мысал конфайнмент идеясының белгілі іске асырылуларының ішіндегі ең қарапайымы болып табылады. Кірпі - қарсы кірпі жұбының одан арғы эволюциясы кірпілердің материямен өзара әрекеттесулеріне айтарлықтай байланысты болады. Ыстық Ғалам теориясында мұндай жұптың сипатты бастапқы ұзындығы аз, 0 (10²) T_с^-l. Шынында да, алдындағы параграфтың нәтижелерінен келіп шығатынындай, біртекті j өрісімен толтырылған домендердің сипатты өлшемдері О (10) T_с^-l ретке ие, (6.1.5) қар. Қарапайым комбинаторлық бағалаулар, j корреляцияланбаған мәндері бар осындай домендердің 10²-инварианттылығы бар облыста тым болмағанда бір кірпінің сөзсіз табылатындығын көрсетіп отыр. Жоғарыда келтірілген бағалау осыдан келіп те шығады.

Егер j^а өрістері затпен әлсіз өзара әрекеттесетін болса, онда кірпілер қарсы кірпілермен жылдам жақындасады, тербелмелі қозғалыстар жасай бастайды, голдстоундық бозондар және гравитациялық толқындар шашыратады, одан да жақын жақындасады және, ақырында, өз қуатын тұйықталған (жаһандық) пернелер секілді сәулелендіре отырып, аннигиляцияланады. Егер де кірпілер затпен күшті тежелетін болса, онда олардың аннигиляциялану процесі де анағұрлым баяуырақ жүруі мүмкін. біз кірпілермен байланысты болуы мүмкін космологиялық әсерлерді талқылауға кеңейіп келе жатқан Ғалам сценарийінде тығыздықтың біртексіздіктерінің генерациясы туралы мәселені талқылаған кезде қайтып оралатын боламыз.

Егер (6.2.4) теориясын е байланыс константасы бар О (3)-симметриялы Янг-Миллс өрістерімен толықтырса, онда мұндай теорияда да j^а өрісі үшін (6.2.5) типті қозғалыстың теңдеуінің шешімдері бар болады, бірақ бұл кезде классикалық Янг-Миллс өрістері де пайда болады. j^а және A^а_m өрістерін калибрлеуші түрлендірумен «кірпіні тарауға», яғни j^а өрістерін бір жаққа (мысалы, j^а ~ ), х = 0 нүктесінен шығатын әлдебір шексіз жіңішке жіпті қоспағанда, сонда да болсарге бағыттауға болады. Бұл кезде х = 0 нүктесінен алыста векторлық өрістері mА = еj_о салмаққа ие болады, ал векторлық өрісі салмақсыз болып қалады. j^а және A^а_m өрістерінің бұл кезде алынатын конфигурациясының аса маңызды ерекшелігі орталықтан алыста кемитін Н = rот А³ магнитті өрісінің болуы болып табылады:.

. (6.2.8)

Осылайша, теорияда Дирак монополіне (Хофи – Поляков монопольдері) ұқсас, g = 4p/е, (6.2.9) магнитті заряды бар бөлшектер пайда болады, әрі осындай бөлшектердің М салмағы аса үлкен болып шығады:

, (6.2.10)

мұнда С (l/е² ) - бірге жақын шама: С (0) = 1, С (0,5) = 1,42, С (10) = 1,44; a = е² /4p.

Хофт-Поляков монопольдері, кірпілерден (6.2.5) өзгешелігі, барлық ұлы бірігу теорияларында болуға тиіс, осыларға сәйкес олардың арасындағы симметрия бұзылғанға дейінгі әлсіз, күшті және электрмагниттік өзара әрекеттесулер қарапайым симметрия (SU (5), О (10), Е₆,...) тобымен бірыңғай теориямен сипатталады. Кірпілер секілді, монопольдер фазалық ауысулар кезінде бір бірінен шамамен 10²T_с^-1 қашықтықта пайда болады. Осылайша, олардың бастапқы n_М тығыздығы осы дәуірдегі n_ү фотондарының тығыздығының шамамен 10^-6 болды. Я. Б. Зельдович және М.Ю.Хлопов [40] жүргізген монопольдердің және антимонопольдердің аннигиляцияларының жылдамдығын зерттеу аннигиляцияның өте баяу жүретіндігін көрсетті, сондықтан қазіргі кезге қарай , яғни n_М»n_в болуға тиіс, мұнда n_в – бариондардың (протондардың және нейтрондардың) тығыздығы. Ғаламда ρ_в бариондық материяның қазіргі тығыздығы ρ_с ~ 10^-29 г/см³ қатерлі тығыздықтан бір-екі реттен аспайтындай ерекшеленеді. (6.2.10) сәйкес, ұлы бірігу теорияларында монопольдер шамамен 10¹⁷ ГэВ, яғни протонның салмағынан 10¹⁶-10¹⁷ есе үлкен салмаққа ие болуға тиіс. Бірақ бұл n_М»n_в бағалауына сәйкес, Ғаламдағы заттың тығыздығының қатерлі тығыздықтан 16 ретке асып түсуіне алып келер еді. Мұндай Ғалам баяғыда-ақ коллапсталуға тиіс болар еді!

Монопольдердің жол берілетін қазіргі тығыздығына одан да қатаңырақ шектеулер галактикалық магнитті өрістің [194] болу дерегінен және протондардың [196, 197] ыдырауының монопольдық катализінің есебінен пульсарлардың [195] жарқырауын теориялық бағалаулардан келіп шығады. Тиісті шектеулер қазіргі кезде, тәрізі, n_М/n_в болып отыр-ау деген қорытындыға әкеледі. Ғаламдағы монопольдердің тығыздығына бақылаушы шектеулер мен теориялық болжамдар арасындағы осыншама күшті алшақтық дағдарысты жағдайдың пайда болуына алып келді: қазіргі элементарлы бөлшектер теориясы ыстық Ғалам теориясымен қарама-қайшылықта болып отыр. Осы қарама-қайшылықтан арылу үшін, үш шарттың бірінің орындалуы талап етілді:

1) ұлы бірігу теориясынан бас тарту;

2) осыларды орындаған кезде монопольдердің аннигиляциясы анағұрлым тиімдірек жүретін жағдайлар табу;

3) стандартты ыстық Ғалам теориясынан бас тарту.

Бірінші жол 70-ші жылдардың соңында тура мағынасында қорлайтындай жол болып көрінді. Соңғы жылдары, супергравитацияға және суперпернелердің теориясына негізделген күрделірек теориялар жасалғаннан кейін, ұлы бірігу теорияларына деген көзқарас өзгере бастады. Алайда жаңа теориялар жағдайлардың көпшілігінде реликтілі монопольдер мәселесін шешуге көмектеспей ғана қоймай, ыстық Ғалам теориясымен жаңа, елеулілігі кем түспейтін қарама-қайшылықтарға әкеліп те отыр, § 1.5 қар.

Екінші жол әлі күнге дейін аяғына дейін өтілмей отыр. [40] ұсынылған монопольдердің аннигиляциясы теориясының негізгі қорытындыларын кейіннен көптеген авторлар мойындаған болатын. Екінші жағынан, [173] жұмыста жоғары температуралық янг-миллстік газдағы пертурбативті емес әсерлердің монопольдердің аннигиляция процесін елеулі жылдамдататындығы, олардың конфайнментіне алып келуі мүмкін екендігі көрсетілген болатын. Осы жұмыстың негізгі идеясы келесіден тұрды.

Монопольдің орталығынан алыста оның өрісі тиімді абельдік, болып табылады. Осындай өріс Гаусс теориясын тепе-тең қанағаттандырады, div Н = 0, яғни оның ағыны сақталынуға тиіс.

Егер, алайда, ыстық плазмада янг-миллстік өріс тиімді салмаққа ие болса (§ 3.3 қар.), онда монопольдің магнитті өрісі ортаға асып түсетін тереңдікке өтіп кете алмайды. Бұл жағдайды магнитті өріс үшін Гаусс теоремасының орындалуымен үйлестірудің жалғыз мүмкіндігі монопольдерден шығатын және олардың барлық магнитті өрісін қамтыған, қалыңдығы жіптердің пайда болуымен байланысты болып отыр. Астам өткізгішке батырылған монопольдердің магнитті өрісі өзін тап осылайша ұстайды (әрі дәл осы себеппен): монопольдер мен антимонопольдер арасында магнитті өрістің абрикосовтық жіптері пайда болады [190], 29 сур. қар. Әрбір осындай жіптің қуаты оның ұзындығына пропорционал болғандықтан, монопольдер астам өткізгіште конфайнмент фазасында болуға тиіс [1981. Егер осыған ұқсас құбылыс ыстық янг-миллстік плазмада жүргізілсе, онда бұл плазмада да монопольдер антимонопольдермен қалыңдығы жіптермен байланысатын болады. Сондықтан монопольдердің және антимонопольдердің жұптары, олардың арасында тек әдеттегі кулондық тартылыс күштері әрекет еткен жағдайдағыға қарағанда, анағұрлым жылдамырақ аннигиляцияланатын болады.

29 сур. Астам өткізгішке батырылған монополь-антимонополь жұбының магнитті өрісінің конфигурациясы

Өкінішке орай, біздің янг-миллстік газды білуіміз ыстық плазмада монопольдердің конфайнментінің бар болуын растау немесе теріске шығару үшін әзірге шамалы болып отыр. Жағдайды торда модельдеген кезде салмағы шамалы – шамамен тордың а^-1 кері өлшеміндегі жалған монопольдер пайда болатындықтан, осы проблеманы торда [199, 200] Монте-Карло әдісі бойынша есептеулердің көмегімен пертурбативті емес талдау айтарлықтай ақпаратты болып көрінбейді. Осы монопольдер Хофт - Поляков монопольдерінің бір бірімен өзара әрекеттесуін экрандайды. Қазірде бар есептеу мүмкіндіктері кезінде жалған монопольдерден арылу қиын.

Монопольдердің жоғарырақта талданған конфайнменті механизмінен өзге, тағы бір қарапайымдау механизм бар ¹). Дәл айтқанда, магниттік өрістің астам өткізгішке ғана емес, идеалды өткізгіштің қабатына да (егер бұл өріс бұрынырақта өткізгіште болмаса) өте алмайтындығы белгілі. Мұның себебі сыртқы магнитті өрісті экрандайтын индукциялық токтардың пайда болуынан тұрады. Янг-миллстік плазманың өткізгіштігі аса үлкен. Сондықтан фазалық ауысу кезінде монопольдер пайда болған кезде, олардың магнитті өрісінің ортаға өтуі бірден жүрмейді. Алдымен барлық магнитті өріс монопольді антимонопольмен дәл 29 сур. байланыстыратын әлдебір жіпке шоғырланған болуға тиіс (Магнитті өрістің толық ағынының сақталынуына орай, индукциялық токтар магнитті өрістің бүкіл ағынын экрандап тастай алмайды және ағын жіпті бойлай жүреді). Кейін жіп жуандап, өрістің әдеттегі кулондық бөлінуі пайда болады.

¹) осындай механизмнің болу мүмкіндігін В.Н.Намиот көрсеткен болатын.

Алайда, егер жіптің кеңеюінің жылдамдығы Ғаламның кеңеюінің есебінен монопольдердің бір бірінен кетірілу жылдамдығымен салыстырғанда аз болса, онда өрістің бөлінуі ұзақ уақыт бойында тиімді түрде бір өлшемді болып қалады, яғни сонда да конфайнмент режимі пайда болады. Біз ұлы бірігу теориясы теориясының нақты модельдерінде жүргізген, жіптің кеңеюі жылдамдығын бағалаулар мұндай режимнің шынында да іске аса алатындығын көрсетіп отыр.

Конфайнмент фазасында тұрған монопольдердің аннигиляциясын алдын ала талдау монопольдердің тығыздығының қазіргі дәуірде, бастапқыда күтілгенге қарағанда, 10-20 ретке азырақ болып шығуы мүмкін екендігін көрсетеді. Алайда, бұл міндетті толығымен шешу аса қиын және, модельдердің конфайнментін ескере отырып, галактикалық магнитті өрістердің бар болуына және пульсарлардан күшті рентген сәулеленуінің болмауына негізделген ең күшті эксперименталды шектеулермен бірлесе отырып, олардың тығыздығын теориялық болжауды жасаудың қолдан келер-келместігі анық болмай отыр.

Монопольдердің затпен өзара әрекеттесу теориясы өзінің бойында тағы да көбірек күтпеген жайттарды жасыруы мүмкін. Бірақ тіптен реликтілі монопольдер мәселесін стандартты ыстық Ғалам теориясының аясында шешіп тастау мүмкін болып шыққан күннің өзінде де, қазіргі космологияны дамыту үшін осы мәселені талдаудың мәнісі орасан зор. Тап осы мәселені шешуге жасалған сан көптеген әрекеттер ыстық Ғалам теориясының ішкі қиындықтарын кеңінен талқылауға және оның негіздерін қайта қарастыру қажеттігін ұғынуға алып келді. Бұл кеңейіп келе жатқан Ғалам сценарийін жасауды және дүниенің бақыланатын бөлігінің дамуының бастапқы сатылары туралы және Ғаламның жаһандық құрылымы туралы жаңа түсініктердің пайда болуын ынталандырды. Біз енді осы түсініктерді баяндауға көшеміз де.

ТАРАУ