Тео́рия Бра́нса — Ди́кке (реже тео́рия Йо́рдана — Бра́нса — Ди́кке ) — скалярно-тензорная теория гравитации, совпадающая в одном из пределов с общей теорией относительности . В теории Йордана — Бранса — Дикке как гравитационное воздействие на материю реализуется через метрический тензор пространства-времени, а материя влияет на метрику не только непосредственно, но и через генерируемое дополнительно скалярное поле ${\displaystyle \phi }$ . Из-за этого в теории Йордана — Бранса — Дикке гравитационная постоянная G не обязательно постоянна, но зависит от скалярного поля ${\displaystyle 1/G\sim \phi }$ , которое может изменяться в пространстве и времени.

Эта теория получила окончательную формулировку в 1961 году в статье и Роберта Дикке , которая опиралась существенным образом на работу Паскуаля Йордана 1959 года. В «золотой век» общей теории относительности эта теория рассматривалась как достойный соперник общей теории относительности из числа альтернативных теорий гравитации .

Как теория, сводящаяся к ОТО при специальном наборе параметров, теория Йордана — Бранса — Дикке не может быть опровергнута экспериментами, не противоречащими общей теории относительности. Однако подтверждающие предсказания теории относительности эксперименты значительно ограничивают допустимый произвол параметров теории Йордана — Бранса — Дикке. В настоящее время теорию Йордана — Бранса — Дикке поддерживает меньшинство физиков.

Сравнение с общей теорией относительности

Как ОТО, так и теория Бранса — Дикке представляют собой примеры классических теорий гравитационного поля, называемых метрическими теориями . В этих теориях пространство-время описывается метрическим тензором ${\displaystyle g_{ab}}$ , а гравитационное поле представляется, полностью или частично, тензором кривизны Римана ${\displaystyle R_{abcd}}$ , который определяется метрическим тензором.

Все метрические теории удовлетворяют принципу эквивалентности Эйнштейна , который на современном геометрическом языке гласит, что в маленькой области пространства, слишком маленькой, чтобы в ней проявлялись эффекты, связанные с кривизной пространства , все законы физики, существующие в специальной теории относительности , верны в локальной лоренцевой системе отсчёта . Отсюда следует, что, во всех метрических теориях проявляется эффект гравитационного красного смещения .

Как и в ОТО, источником гравитационного поля является тензор энергии-импульса . Однако способ, которым наличие этого тензора в какой-либо области пространства влияет на гравитационное поле в этой области, оказывается другим. В теории Бранса — Дикке в дополнение к метрике, которая является тензором второго ранга , существует так же скалярное поле ${\displaystyle \phi }$ , которое физически проявляется как изменение в пространстве эффективной гравитационной постоянной.

Уравнения поля теории Бранса — Дикке содержат параметр ${\displaystyle \omega }$ , называемый константой связи Бранса — Дикке . Это настоящая безразмерная константа , которая выбирается один раз и не изменяется. Разумеется, её следует выбирать так, чтобы она соответствовала наблюдениям. Кроме того, существующее фоновое значение эффективной гравитационной постоянной должно быть использовано в качестве граничного условия . При возрастании константы связи теория Бранса — Дикке даёт предсказания, всё более близкие к ОТО, а в пределе ${\displaystyle \omega \to \infty }$ переходит в неё.

В ОТО безразмерные константы отсутствуют, и, следовательно, её легче опровергнуть экспериментом , чем теорию Бранса — Дикке. Теории, допускающие подгонку параметров, в принципе считаются менее удовлетворительными, и при выборе из двух альтернативных теорий следует выбирать ту, которая содержит меньшее количество параметров (принцип бритвы Оккама ). Однако в некоторых теориях такие параметры являются необходимыми.

Теория Бранса — Дикке является менее строгой, чем ОТО и в ещё одном смысле — она допускает большее количество решений. В частности, точное вакуумное решение уравнений Эйнштейна ОТО, дополненное тривиальным скалярным полем ${\displaystyle \phi =1}$ , становится точным вакуумным решением в теории Бранса — Дикке, однако некоторые решения, которые не являются вакуумными решениями ОТО, при соответствующем выборе скалярного поля становятся вакуумными решениями теории Бранса — Дикке. Аналогично, важный класс метрик пространства-времени, называемых , являются как в ОТО, так и в теории Бранса — Дикке, однако в теории Бранса — Дикке существуют дополнительные волновые решения , имеющие геометрии, невозможные в ОТО.

Как и ОТО, теория Бранса — Дикке предсказывает гравитационное линзирование и прецессию перигелия планет, вращающихся вокруг Солнца. Однако точные формулы, описывающие эти эффекты в ней, зависят от значения константы связи ${\displaystyle \omega }$ . Это означает, что из наблюдений может быть получено значение нижней границы на возможные значения ${\displaystyle \omega }$ . В 2003 году в ходе эксперимента Кассини-Гюйгенс было показано, что ${\displaystyle \omega }$ должно превышать 40000.

Часто можно услышать, что теория Бранса — Дикке, в отличие от ОТО, удовлетворяет принципу Маха . Однако некоторые авторы утверждают, что это не так (особенно учитывая отсутствие консенсуса о том, что, собственно, представляет собой принцип Маха). Обычно утверждается, что ОТО может быть получена из теории Бранса — Дикке при ${\displaystyle \omega \to \infty }$ . Однако Фараони (см. ссылки) утверждает, что такая точка зрения является упрощением. Утверждается также, что только ОТО удовлетворяет сильному принципу эквивалентности .

Уравнения поля

Уравнения поля в теории Бранса — Дикке имеют следующий вид:

${\displaystyle \Box \phi ={\frac {8\pi }{3+2\omega }}T}$ ,

${\displaystyle G_{ab}={\frac {8\pi }{\phi }}T_{ab}+{\frac {\omega }{\phi ^{2}}}\left(\partial _{a}\phi \partial _{b}\phi -{\frac {1}{2}}g_{ab}\partial _{c}\phi \partial ^{c}\phi \right)+{\frac {1}{\phi }}(\nabla _{a}\nabla _{b}\phi -g_{ab}\Box \phi ),}$

где

${\displaystyle \omega }$ — безразмерная константа связи Бранса — Дикке,

${\displaystyle g_{ab}}$ — метрический тензор ,

${\displaystyle G_{ab}=R_{ab}-{\frac {1}{2}}Rg_{ab}}$ — тензор Эйнштейна ,

${\displaystyle R_{ab}=R^{m}{}_{amb}}$ — тензор Риччи , след тензора кривизны,

${\displaystyle R=R^{m}{}_{m}}$ — скаляр Риччи , след тензора Риччи,

${\displaystyle T_{ab}}$ — тензор энергии-импульса ,

${\displaystyle T}$ — след ${\displaystyle T_{ab}}$ ,

${\displaystyle \phi }$ — скалярное поле,

${\displaystyle \Box }$ — оператор Лапласа — Бельтрами или ковариантный волновой оператор, ${\displaystyle \Box \phi =\phi ^{;a}{}_{;a}}$ .

Первое уравнение утверждает, что след тензора энергии-импульса является источником скалярного поля ${\displaystyle \phi }$ . Так как электромагнитное поле вносит вклад только в бесследовые члены тензора энергии-импульса, то в областях пространства, содержащих только электромагнитное поле (плюс гравитационное поле), правая часть выражения обращается в ноль и ${\displaystyle \phi }$ свободно проходит сквозь электровакуумный регион и ${\displaystyle \phi }$ удовлетворяет волновому уравнению (для искривлённого пространства). Это означает, что любые изменения в ${\displaystyle \phi }$ свободно распространяется через электровакуумную область; в этом смысле мы можем утверждать, что ${\displaystyle \phi }$ является дальнодействующем полем

Второе уравнение описывает, каким образом тензор энергии-импульса и скалярное поле ${\displaystyle \phi }$ совместно влияют на пространство-время. Слева тензор Эйнштейна может рассматриваться как средняя кривизна. Из математики , что в любой метрической теории тензор Римана может быть записан как сумма тензора Вейля (также называемого конформным тензором кривизны ) плюс слагаемого, собираемого из тензора Эйнштейна.

Для сравнения, уравнения поля в общей теории относительности

${\displaystyle G_{ab}=8\pi T_{ab}.}$

Оно означает, что в ОТО кривизна Эйнштейна полностью определяется тензором энергии-импульса, а другое слагаемое, , соответствует части гравитационного поля, распространяющейся сквозь вакуум. А в теории Бранса — Дикке тензор Эйнштейна определяется частично непосредственно присутствующими энергией и импульсом, а частично дальнодействующим скалярным полем ${\displaystyle \phi }$ .

Уравнения поля в вакууме обоих теорий получаются при занулении тензора энергии-импульса. Они описывают ситуацию, когда все поля, кроме гравитационного, отсутствуют.

Действие

Лагранжиан , содержащий полное описание теории Бранса — Дикке, выглядит следующим образом:

${\displaystyle S={\frac {1}{16\pi }}\int d^{4}x{\sqrt {-g}}\left(\phi R-\omega {\frac {\partial _{a}\phi \partial ^{a}\phi }{\phi }}+{\mathcal {L}}_{\mathrm {M} }\right),}$

где

${\displaystyle g}$ — детерминант метрики,

${\displaystyle {\sqrt {-g}}\,d^{4}x}$ — четырёхмерная форма объёма ,

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {M} }}$ — лагранжиан вещества .

Последнее слагаемое включает в себя вклад обычной материи и электромагнитного поля. В вакууме он обращается в ноль, и то, что остаётся, называется гравитационным слагаемым . Для того, чтобы получить вакуумные уравнения, мы должны посчитать его вариации относительно метрики ${\displaystyle g_{ab}}$ ; это даст нам второе из уравнений поля. При расчёте же вариаций относительно скалярного поля ${\displaystyle \phi }$ мы получим первое из уравнений. Заметим что, в отличие от уравнений ОТО, слагаемое ${\displaystyle \delta R_{ab}/\delta g_{cd}}$ не обнуляется, так как результат не является полным дифференциалом. Можно показать, что:

${\displaystyle {\frac {\delta (\phi R)}{\delta g^{ab}}}=\phi R_{ab}+g_{ab}g^{cd}\phi _{;cd}-\phi _{;ab}.}$

Для того, чтобы доказать это воспользуемся тем, что

${\displaystyle \delta (\phi R)=R\delta \phi +\phi R_{mn}\delta g^{mn}+\phi \nabla _{s}(g^{mn}\delta \Gamma _{nm}^{s}-g^{ms}\delta \Gamma _{rm}^{r}).}$

При вычислении ${\displaystyle \delta \Gamma }$ в римановых нормальных координатах 6 индивидуальных слагаемых оказываются равными нулю. Ещё 6 могут быть скомбинированы, используя теорему Стокса , что даёт ${\displaystyle (g_{ab}g^{cd}\phi _{;cd}-\phi _{;ab})\delta g^{ab}}$ .

Для сравнения, в общей теории относительности действие имеет вид:

${\displaystyle S=\int d^{4}x{\sqrt {-g}}\,\left({\frac {R}{16\pi G}}+{\mathcal {L}}_{\mathrm {M} }\right).}$

Считая вариации гравитационного члена относительно ${\displaystyle g_{ab}}$ , получаем полевые уравнения Эйнштейна в вакууме.

В обоих теориях полные полевые уравнения могут быть получены путём вариаций полного лагранжиана, так что они обладают действием .

См. также

• Классические теории гравитации
• , модификация теории Бранса — Дикке, позволяющая неминимально связанному скалярному полю взаимодействовать с веществом.

Ссылки и примечания

Внешние ссылки

	Имеется викиучебник по теме « »

• P. G. Bergmann. Comments on the scalar-tensor theory (англ.) // (англ.) ( : journal. — 1968. — Vol. 1 . — P. 25 . — doi : .
• R. V. Wagoner. Scalar-tensor theory and gravitational waves (англ.) // Phys. Rev. : journal. — 1970. — Vol. D1 . — P. 3209 .
• Misner, Charles; Thorne, Kip S.; & Wheeler, John Archibald. Gravitation (неопр.) . — San Francisco: (англ.) ( , 1973. — ISBN 0-7167-0344-0 .
  См. Box 39.1 .
• Will, Clifford M. (англ.) . — NY: Basic Books , 1986. — ISBN 0-19-282203-9 .
  Chapter 8: "The Rise and Fall of the Brans-Dicke Theory".
• Faroni, Valerio. Illusions of general relativity in Brans-Dicke gravity (англ.) // Phys. Rev. : journal. — 1999. — Vol. D59 . — P. 084021 .
  Также в ArXiv .
• Faraoni, Valerio. Cosmology in scalar-tensor gravity (неопр.) . — Boston: (англ.) ( , 2004. — ISBN 1-4020-1988-2 .
• Carl H. Brans, (неопр.) . ArXiv . Дата обращения: 14 июня 2005.