هان با مرحله اي که در آن انبساط به صورت شبه نمايي باشد، سرانجام بعد از کارهاي آلن گوث مطرح شد. او پيشنهاد داد که براي رفع مشکلات سه گانه نظريه مهبانگ (مشکل تخت بودن، مشکل افق و مشکل تک قطبي مغناطيسي)، از گسترش نمايي عالم در يک حالت خلا بسيار سرد در ?=0 استفاده شود.
سناريوي مطرح شده توسط گوث بر سه خاصيت بنيادي استوار است.
جهان اوليه در يک حالت با دماي بسيار بالا قرار داشت و منجر به ترميم تقارن شده است يعني ?(T)=0
مي توان اينطور در نظر گرفت که پتانسيل V(?) يک کمينه در ?=0 دارد حتي در دماي بسيار پايين T . به عنوان نتيجه جهان در يک حالت بسيار سرد ناپايدار در ?=0 براي مدت به اندازه کافي طولاني باقي مانده است. با سقوط دما تانسور انرژي- تکانه به مرور با T_??=g_?? V(0) برابر مي شود و جهان براي مدت به اندازه کافي طولاني به صورت نمايي منبسط (متورم) مي شود.
تورم تا پايان مرحله انتقال به حالت پايدار ?_0=0 ادامه مي يابد.اين انتقال فاز توسط شکل گيري حباب هايي که حاوي ميدان ?=?_0 است توليد مي شود.جهان از طريق برخورد ديواره حباب ها گرم مي شود اين تحول توسط نظريه جهان داغ توصيف مي شود.

انبساط نمايي جهان که در مرحله 2 توصيف شد، به اين دليل معرفي شده است که عبارت k/a^2 در معادله (a ?/a)^2+k/a^2 =8?/3 G?در مقايسه با 8/3 ?G? ناچيز به شمار آيد و حذف شود، به اين منظور که جهان تخت و تخت تر شود.
اين همان فرايندي است تا تضمين کند که قسمت قابل مشاهده جهان، حدود ?10?^28 cm ، توسط تورم يک ناحيه بسيار کوچک از جهان که به صورت عليتي بهم متصل است به وجود آمده است.
در اين سناريو تک قطبي ها در جايي که ديواره هاي حباب ناشي از انبساط نمايي بهم برخورد مي کنند به وجود مي آيند و بنابر اين داراي چگالي پايين به صورت نمايي هستند.
ايده اصلي سناريوي گوث بسيار ساده و جذاب است. اما با اين وجود برخورد ديواره هاي حباب هاي بسيار بزرگ منجر به از بين رفتن همگني و همسانگردي در جهان پس از تورم مي شود.
تلاش ها براي رفع اين مشکل ناموفق بود تا زماني که کيهان شناسان مفروضات سه گانه گوث را به نوعي رد کردند البته با حفظ اين فرض که جهان در مراحل اوليه تحول خود به صورت نمايي گسترش پيدا کرده است.
در اينجا مروري بر سناريوي آلن گوث خواهيم داشت و خواهيم ديد که چطور دو مشکل عمده مدل استاندارد يعني تخت بودن و افق با استفاده از مفروضات گوث توجيه مي شوند.

3-2 ساز و کار مدل تورمي گوث

همان طور که گفته شد مدل استاندارد انفجار بزرگ بر شرايط اوليه اي متکي است که تا حدي معما گونه به نظر مي رسد [10].
در لحظات اوليه عالم مي توان اين شماي کلي را در نظر گرفت که :
t?0 (زمان) و T?? (دما)
با وجود اين هيچ مساله مقدار اوليه اي نمي تواند لحظه t=0 را توصيف کند. اما با وجود اين زماني که دما از مرتبه بزرگي در حد جرم پلانک باشد، M_p=1/?G=1.22×?10?^19 GeV ، باشد معادلات مدل استاندارد بي معني به نظر خواهد رسيد . در اين مرحله به نظر مي رسد که حضور اثرات گرانشي کوانتومي ضروري باشد. با وجود اين به نظر مي رسيد که بتوان دماي اوليه را در حدي پايين تر از دماي پلانک، در حدود T_0=?10?^17 GeV در نظر گرفت.
در مدل استاندارد جهان اوليه همگن و همسانگرد در نظر گرفته مي شود، در حالي که جهان با ذرات تقريبا بدون جرمي که در تقارن گرمايي هستند، دماي T_0 ، پر شده است. مقدار اوليه ثابت هابل را با H_0 نشان مي دهيم.
دو مساله ( يا به قول گوث معما ) وجود داشت. اولين آنها بنام مساله افق شناخته شده بود. مي دانيم که جهان اوليه همگن در نظر گرفته شده است. با وجود اين حداقل ?10?^83 ناحيه مستقل وجود دارد که به صورت عليتي جدا از هم هستند. به معناي ديگر اين نواحي زمان کافي نداشته اند که توسط سيگنالهاي نوري با هم در ارتباط باشند. اين آن چيزي است که به مساله افق مشهور است.
و اما در مورد تخت بودن:
امروزه مي دانيم که چگالي انرژي جهان ، ? ، نزديک به چگالي بحراني، ?_cr ، است. مي توان ?_cr
را مرز بين جهان باز و جهان بسته مدل فريدمن دانست و مي توان مقدار ?_p براي زمان حال را در حدود 0.01?_p<10 در نظر گرفت در حالي که داريم???/?_cr =8?G?/?3H?^2 . نکته کليدي اين است که حالت ??1 يک حالت ناپايدار است. علاوه بر اين تنها مقياس زماني که معادلات مربوط به يک جهان با حالت غلبه تابش ظاهر مي شود زمان پلانک است ،1/M_p =5.4×?10?^(-44) Sec . يک جهان فريدمن بسته در اين مقياس زماني مي تواند به حداکثر اندازه خود برسد و چگالي يک جهان باز فريدمن به مقدار ? تقليل پيدا خواهد کرد که بسيار کمتر از مقدار ?_cr خواهد بود. جهان تنها در صورتي مي توانسته است در حدود ?10?^10 سال دوام داشته باشد که يک تنظيم بسيار دقيق در مقادير اوليه ? و H وجود داشته باشد و بنابراين در آن زمان ? بسيار به مقدار ?_cr نزديک بوده است. براي اينکه شرايط اوليه در دماي T_0=?10?^17 GeV رخ دهد، بايد مقدار H_0 با دقت يک قسمت در ?10?^55 تنظيم شده باشد.در مدل استاندارد، اين دقت در شرايط اوليه بايد بدون توضيح در نظر گرفته شود. اگر دماي اوليه را در حدود T_0=1MeV در نظر مي گرفتيم! در آن صورت هم جهان اوليه از ?10?^22 ناحيه که به صورت عليتي با هم در ارتباط بودند تشکيل مي شد و در اين صورت هم H_0 اوليه بايد با دقت يک در?10?^15 تنظيم مي شده است. قبلا اشاره شد که جهان همگن و همسانگرد است و مي توان آن را توسط متريک رابرتسون- واکر توصيف کرد. در مدل استاندارد گسترش عالم را به صورت "بي در رو" در نظر مي گيريم و مي توان نوشت: d/dt (sa^3 )=0 که در اينجا s چگالي آنتروپي است.هم چنين دو معادله زير نيز قبلا بدست آمده اند: a ?=-4?/3 G(?+3p)a H^2+k/a^2 =8?/3 G? براي مشخص کردن تحول جهان، معادلات بالا بايد توسط معادله حالت براي ماده تکميل شوند. براي توصيف ماده از نظريه ميدان استفاده مي شود و به نظر مي رسد که در دماهاي بالا معادله حالت تقريب خوبي براي يک گاز کوانتومي ايده آل از ذرات بدون جرم است. اگر N_b (T) را عدد تعداد درجات آزادي اسپين براي بوزون در نظر بگيريم که در دماي T وبدون جرم در نظر گرفته شده اند و براي فرميون هم به صورت N_f (T) در نظر مي گيريم. توابع ترموديناميکي را مي توان به صورت زير نوشت : ?=3p=?^2/30 N(T)T^4 s=(2?^2)/45 N(T)T^3 n=?(3)/?^2 N^' (T)T^3 که در اينجا N(T) و N^' (T) به صورت زير تعريف مي شوند: N(T)=N_b (T)+7/8 N_f (T) N^' (T)=N_b+3/4 N_f (T) هم چنين n نشان دهنده چگالي تعداد ذرات و ?(3) تابع زتاي زيمن است. مي توان تحول عالم را به جاي رابطه H^2+k/a^2 =8?/3 G? ، فقط با تکيه بر دماي T نوشت: ?(T ?/T)?^2+?(T) T^2=?4??^3/45 GN(T)T^4 که ?(T) برابر است با : ?(T)=k/(a^2 T^2 )=k[(2?^2)/45 (N(T))/S]^(2?3) که S=a^3 s برابر با آنتروپي کل در حجمي با انحناي a است. تا زماني که S پايستار است، مي توان مقدار اوليه آن را با توجه به مشاهدات امروزي تعيين کرد. با توجه به اينکه امروزه داريم ?<10?_cr ، مي توان نوشت: |k/a^2 |<9H^2 دو حالت k=±1 را در نظر مي گيريم. حالت خاص k=0 هم با وجود a?? شامل اين محدوده خواهد بود. در اين صورت a>1/3 H^(-1) که در حدود 3×?10?^9 سال خواهد بود. با در نظر گرفتن دماي کنوني T_?=2.7 K براي فوتون ها ، مي توان نتيجه گرفت سهم فوتون ها در آنتروپي به اين صورت است: S_??10?^85 .
اگر فرض کنيم که نوترينو ها بدون جرم هستند و در زمان يکسان با فوتون ها تجزيه شده اند مي توان اين نسبت را داشت : S_?=21/22 S_? که S_? مربوط به نوترينو ها است. در اين صورت S?10?^86 و |?|?10?^(-58) N^(2?3) و مي توان رابطه اي به صورت زير را داشته باشيم:

|(?-?_cr)/?|=45/(4?^3 ) (M_p^2)/(NT^2 ) |?|<3×?10?^(-59) N^(-1?3) ?(M_p/T)?^2 اگر دما را در حدود T=?10?^17 GeV و N~?10?^2 در نظر بگيريم، ( چيزي که معمولا در نظريه وحدت بزرگ يا همان GUT در نظر مي گيرند )، در اين صورت خواهيم داشت : |(?-?_cr)/?|3×?10?^27
حال مساله افق را در نظر مي گيريم. اگر سمت راست معادله (3-2) را در عامل Z^(-1) ضرب کنيم، که به اين معنا است که طول مقياس جهان اوليه در هر دمايي به اندازه فاکتور Z کوچکتر از آن چيزي بوده است که تصور مي شده است. اگر Z به اندازه کافي بزرگ باشد در آن صورت ناحيه اوليه اي که به ناحيه قابل مشاهده تکامل پيدا کرده کوچکتر از فاصله افق در آن زمان بوده است.
اگر سمت راست معادله (3-3) را در Z^3 ضرب کنيم و با در نظر گرفتن:
(3-5) Z5×?10?^27
مشکل افق رفع مي شود.

البته اين شگفت انگيز نيست که سمت راست روابط (3-4) و (3-5) به طور تقريبي معادل هستند زيرا هر دوي آنها طوري در نظر گرفته شده اند که S_0 از مرتبه واحد باشد.
حال مي توانيم به توصيف سناريوي جهان تورمي بپردازيم. سناريويي که قادر است توليد چنين آنتروپي بزرگي را توصيف کند.
معادله حالت براي ماده را در نظر مي گيريم (با در نظر گرفتن اينکه همه پتانسيل هاي شيميايي صفر باشند)، به طوري که يک انتقال فاز مرتبه اول در دماي بحراني T_c را نمايش دهد. حال همچنان که جهان در حال سرد شدن به سمت دماي T_c است ما انتظار خواهيم داشت که حباب هاي دماي پايين فاز تشکيل شده و بزرگ شوند. البته اينطور در نظر گرفته مي شود که نرخ تشکيل اين انتقال فاز نسبتا پايين باشد.
جهان همچنان که گسترش مي يابد به سرد شدن خود ادامه مي دهد و سرانجام در يک فاز دمايي بالا ابرسرد مي شود. فرض مي کنيم اين ابر سرد شدن تا رسيدن به دماي T_s ادامه پيدا کند، که بارها کمتر از دماي T_c است. سرانجام زماني که انتقال فاز صورت مي گيرد (در دماي T_s )، گرماي نهان آزاد مي شود و عالم بازگرم26 شده و به دماي T_r مي رسد. اين دماي T_r قابل قياس با دماي T_c است. بعد از اين مرحله چگالي آنتروپي توسط فاکتور (T_r/T_s )^3 افزايش مي يابد، ( مي توان اينطور فرض کرد که عدد N تعداد درجات آزادي براي دو فاز قابل قياس با هم باشد) ، در حالي که مقدار R ثابت مي ماند و داريم :
Z?T_r/T_s
اگر جهان به اندازه 28 مرتبه يا بيشتر ابرسرد شود ( به زير دماي بحراني T_c برسد) ، در آن صورت مشکلات افق و تخت بودن رفع خواهند شد.
براي اينکه اين سناريو کاربرد داشته باشد، ضروري است که جهان عاري از هرگونه کميت پايستار باشد. اگر n

را يک کميت بشدت پايستار در نظر بگيريم ، در اين صورت r?n/s نسبت اين کميت به آنتروپي خواهد بود.
و خواهيم داشت : r_p=Z^(-3) r_0?10?^(-84) r_0 که به اين معني است تنها يک مقدار بسيار بزرگ براي نسبت اوليه است که مي تواند منجر به يک نسبت قابل قياس امروزي شود.

بنابراين اگر عدد باريوني بطور دقيق پايستار مي بود، مدل تورمي غير قابل دفاع خواهد بود. با اين وجود در متون نظريه وحدت بزرگ عدد باريوني دقيقا پايستار نيست. عدد خالص باريوني جهان مي تواند توسط فرآيندي در دماي ?10?^13_?10?^14 GeV توليد شود [16]. بنابراين با دانستن اينکه T_c در اين محدوده قرار مي گيرد، مشکلي وجود نخواهد داشت. روند توليد باريون بعد از مرحله بازگرمايي آغاز مي شود.( البته اين قيد محکم که بر آنتروپي تحميل مي شود در هر انتقال فازي در دماهاي T_c??10?^14 GeV مي تواند توليد شود.

حال مي خواهيم خصوصيات جهان ابر سرد شده را با جزئيات بيشتري بررسي کنيم. توجه داريم که چگالي انرژي ?(T) ، که در مدل استاندارد به صورت ?=3p=?^2/30 N(T)T^4 تعريف شد، حال بايد اصلاح شود.در طول فرآيند سرد شدن، T?0 ، سيستم به سمت خلا حقيقي پيش نمي رود بلکه به سمت يک حالت شبه پايدار خلا کاذب با چگالي انرژي ?_0 که الزاما از حالت خلا حقيقي بيشتر است پيش خواهد رفت. بنابراين يک تقريب مناسب براي ?(T) مي تواند به صورت زير باشد:
?(T)=3p=?^2/30 N(T) T^4+?_0 (3-6)

شايد بتوانيم مختصري هم در مورد نقطه صفر انرژي توضيح بدهيم. نسبيت عام کلاسيک هميشه با تانسور انرژي – تکانه ، T_?? ، که ضرورتا به صورت هموردا پايستار است همراه بوده است.
زماني که ماده توسط يک نظريه ميدان توصيف مي شود، شکل T_?? به واسطه نياز به پايستاري مطابق با اصلاح امکان پذير براي رابطه
(3-7) T_???T_??+?g_??
براي هر ثابت ? تعيين مي شود. (? نمي تواند به مقدار ميدان يا فاز بستگي داشته باشد).
آزادي ما براي معرفي اصلاحات بر روي معادله (3-7) برابر با آزادي ما براي معرفي ثابت کيهان شناسي در معادله اينشتين است. آنچه که هميشه مي تواند براي نوشتن معادله اينشتين بدون يک جمله صريح کيهان شناسي بکار رود، ثابت کيهان شناسي ? است که به صورت ?0?T_???0?=?g_?? تعريف مي شود.
در اينجا ? |0? به خلا واقعي اشاره دارد. ? به عنوان چگالي انرژي خلا تعريف مي شود و در اصل هيچ دليلي براي حذف آن وجود ندارد.
به طور تجربي ? بسيار کوچک است[10] ( |?|?10?^(-46) GeV )، بنابراين مي توانيم مقدار آن را صفر در نظر بگيريم. مقدار ?_0 در آن صورت بايد مثبت و توسط نظريه ذرات تعيين شود [17].
با استفاده از معادلات ?(T ?/T)?^2+?(T) T^2=?4??^3/45 GN(T)T^4 و ?(T)=3p=?^2/30 N(T) T^4+?_0
مي توان به اين رابطه رسيد :
?(T ?/T)?^2=?4??^3/45 GN(T) T^4-?(T) T^2+8?/3 G?_0 (3-8)
اين معادله دو نوع راه حل دارد که بستگي به پارامتر ها دارد. اگر ??_0 که ?_0=(?8??^2 ?30)/45 G?(N?_0 ) ، در اين صورت گسترش جهان در دماي T_min متوقف مي شود که داريم :
T_min^4=(30?_0)/?^2 {?/?_0 +[(?/?_0 )^2-1]^(1/2) }^2
و جهان سپس مجددا منقبض مي شود.
حالت ??_0 سناريوي صحيح مي باشد و در آن صورت گسترش عالم بدون مانع خواهد بود. توجه داريم که عدد ?_0 ، ?_0~?N (T_c^2)/(M_p^2 ) ، احتمالا بسيار کوچک خواهد بود. بنا براين 0??_0 که نمايانگر جهان بسته است مطلوب بنظر نمي رسد. اما حالت ?<0 که نشانگر يک جهان باز است مطلوب خواهد بود. زماني که دما به حدي پايين باشد که جمله ?_0 بتواند بر دو جمله سمت راست معادله (7) غلبه کند، مي توان نوشت : T(t)?const×e^(-?t) که در اينجا ?^2=8?/3 G?_0 . و با وجود دانستن اينکه : aT=const ، مي توان نوشت a(t)=const×e^?t جهان به صورت نمايي گسترش پيدا مي کند در حالي که در يک حالت خلا کاذب با چگالي انرژي ?_0 قرار دارد. ثابت هابل به صورت H=a ?/a=? ظاهر مي شود. البته اگر دقيق تر بگوييم، H بطور يکنواخت از بالا به ? نزديک مي شود. اين رفتار با مدل استاندارد که در آن H به ازاي t^(-1) کاهش مي يابد متفاوت است. حالت خلا کاذب يک ناوردايي لورنتس است، بنابر اين داريم T_??=?_0 g_?? . و خواهيم داشت p=-?_0 که فشار منفي خواهد بود.اين فشار منفي اجازه مي دهد تا پايستاري انرژي را داشته باشيم يعني: d/dt (?a^3 )=-p d/dt (a^3 ) با توجه به معادله a ?=-4?/3 G(?+3p)a ، هم چنين مشاهده مي شود که فشار منفي همان نيروي راننده براي انبساط نمايي است. ناوردايي لورنتس خلا کاذب نتيجه ديگري نيز دارد: متريک توصيف شده R(t)=const×e^?t براي k=0 يک چارچوب همراه را انتخاب نمي کند. متريک تحت يک انتقال گروه O(4,1) ناوردا است که اين متفاوت با متريک معمولي رابرتسون - واکر است که تحت O(1) ناوردا است. اين به عنوان متريک دوسيته شناخته مي شود. حال فرآيند تشکيل حباب ها را در يک جهان با مدل رابرتسون - واکر در نظر مي گيريم. حباب ها به صورت تصادفي تشکيل مي شوند، بنابراين يک نرخ هسته زايي به صورت ?(t) وجود دارد که احتمال در حجم در زمان است و حباب مي تواند در هر ناحيه که هنوز در فاز انرژي بالا است تشکيل شود. در اين سناريو (سناريوي مدل تورمي آلن گوث) اينطور فرض مي شود که حباب ها در يک نقطه شروع ميشوند و با سرعت نور گسترش پيدا مي کنند. در اينجا از k صرف نظر شده و رابطه متريک به اين شکل نوشته مي شود : ?d??^2=?dt?^2-a^2 (t)(dx) ?^2 . مي خواهيم p(t) را محاسبه کنيم که احتمال اين است که هر نقطه داده شده در فاز دماي بسيار بالا در زمان t باقي بماند. توجه داريم که توزيع حباب ها بطور کلي نا همبسته است مگر براي اصل طرد که مي گويد حبابها در داخل حباب ديگري تشکيل نشوند. اين اصل طرد هيچ مشکلي ايجاد نخواهد کرد زيرا مي توان تصور کرد که حباب هاي مجازي تشکيل شده در داخل حباب هاي واقعي با همان نرخ ?(t) به وجود مي آيند. در حالي که همه حباب ها با سرعت نور گسترش مي يابند، حباب هاي مجازي ( احتمالي) براي هميشه در داخل اين حباب هاي واقعي باقي مي مانند و تاثيري بر p(t) نخواهند داشت. توزيع همه حباب ها، حقيقي و مجازي، به صورت ناهمبسته خواهد بود. p(t) احتمال اين است که هيچ حبابي وجود ندارد که يک نقطه مورد نظر در فضا را بطور کامل احاطه کرده باشد. تعداد حباب هايي که يک نقطه داده شده را احاطه مي کند يک متغير توزيع پوواسوني است. بنابراين داريم : p(t)=exp[-N ?(t)] که N ?(t) مقدار انتظاري تعداد حباب هاي محاط کننده نقطه مورد نظر است. بنابراين داريم : ?(t)=exp[-?_0^t??dt_1 ?(t_1)a^3 (t_(1)) V(t,t_1)?] که در اينجا: V(t,t_1 )=4?/3 [?_(t_1)^(t_2)?(dt_2)/(a(t_2))]^3 برابر است با مختصات حجم در زمان t براي يک حباب که در زمان t_1 تشکيل شده است. حال فرض مي کنيم که نرخ هسته زايي به اندازه کافي آرام باشد بطوريکه هيچ هسته زايي قابل توجهي قبل از T?T_c صورت نگيرد، در حالي که انبساط نمايي انجام شده است. حال فرض مي شود که ?(t) نرخ تقريبي توليد با زمان داده شده باشد با در نظر گرفتن ?_0 به عنوان نرخ هسته زايي در دماي صفر . در اين صورت مي توان نوشت: p(t)=exp[-t/?+O(1)] که در اينجا ?=(3?^3)/(4??_0 ) و O(1) مربوط به جمله اي است که به عنوان يک ثابت هنگامي که ?t?? ، ظاهر مي شود. در طول مدتي که اين زمان ثابت است، جهان توسط يک فاکتور Z_t منبسط خواهد شد. Z_?=exp?(?t)=exp?((3?^4)/(4??_0 )) اگر انتقال فاز با حضور مقدار انتظاري يک ميدان هيگز انجام گيرد، در آن صورت مي توان ?_0 را محاسبه کرد. نکته کليدي اين است که روند هسته زايي يک پروسه تونل زني است به طوري که ?_0 معمولا بسيار کوچک است. مي توان جوابي براي ?_0 به صورت زير نوشت که: ?_0=A?_0 exp?(-B) که B جمله مربوط به نفوذ در سطح پتانسيل است و A ضريب بدون بعدي از مرتبه واحد است. از آنجا که Z_? يک تابع نمايي به توان يک تابع نمايي است مي توان مقدار LogZ=28 را بدست آورد. بنا براين اگر جهان به يک حالت از رشد نمايي برسد، بسيار محتمل خواهد بود که بتواند از يک مرتبه بسيار بزرگ منبسط شده و ابَر سرد شود قبل از اينکه بخش قابل توجهي از جهان تحت انتقال فاز باشد. تا به حال فرض کرده ايم که جهان اوليه از همان آغاز مي تواند توسط متريک رابرتسون - واکر توصيف شود. اگر اين فرض واقعا لازم مي بود، درآن صورت بي معني بود که در مورد حل شدن مشکل افق صحبت کنيم زيرا همگني کامل در همان ابتدا فرض شده بود. حال اين فرض را کنار مي گذاريم. فرض مي کنيم که متريک اوليه و توزيع ذرات نسبتا بي نظم و آشفته باشد. پس انتظار داريم که تاثيرات استاتيکي به گرم شدن اين توزيع ذرات در يک مقياس محدود منجر شود [18]. هم چنين مي توان نشان داد که ناهمسانگردي ها در متريک با مقياس زماني ?10?^3 زمان پلانک ميرا مي شود [19]. بنا براين فرض مي شود که حداقل برخي نواحي جهان در دماي بالايي که قابل قياس با دماي T_c است، آغاز مي شوند و همانطور که انتظار داريم با گذشت زمان به زير دمايT_c افت پيدا مي کنند و اين نواحي همگن و همسانگرد در تعادل گرمايي خواهند بود. زماني که از اين نواحي صحبت مي شود منظور مقياس طول ? است که بطور حتم از فاصله افق کمتر است. بنابراين براي ما امکان پذير خواهد بود که اين نواحي از جهان را با استفاده از متريک رابرتسون - واکر توصيف کنيم که در مقياس فاصله اي کوچک در قياس با ? با صحيح خواهد بود. زماني که دماي چنين ناحيه اي به زير دماي T_c افت پيدا مي کند، سناريوي تورمي اتفاق مي افتد. و سرانجام نتيجه نهايي ناحيه بزرگي از فضا خواهد بود که همگن و همسانگرد است و به چگالي جرم بحراني نزديک خواهد بود. اگر Z به اندازه کافي بزرگ باشد، اين نواحي مي توانند بزرگتر از نواحي مشاهده شده ما در جهان باشند. 3-4 مشکلات سناريوي جهان تورمي گوث همان طور که اشاره شد سناريوي تورمي گوث به نتايج غير قابل قبولي منجر شد [10]. مشکل اصلي دشواري پيدا کردن يک پايان مناسب براي دوره گسترش نمايي است. اينطور فرض مي کنيم که ?(t) به يک مقدار ثابت در t?? و T?0 برسد. براي رسيدن به انبساط مطلوب با Z>?10?^28 ، بايد داشته باشيم : ?_0/?^4 ?10?^(-2) ( با توجه به Z_?=exp?(?t)=exp?((3?^4)/(4??_0 )) ) ، که به اين معني است که نرخ توليد حباب ها آرام تر از نرخ گسترش جهان است. ( محاسبه صريح نشان مي دهد که ?^4/?_0 معمولا بسيار کوچکتر از اين مقدار است).
غير قابل پيش بيني بودن پروسه توليد حباب ها به غير همگن بودن بزرگي منجر مي شود. براي درک تاثير اين غير قابل پيش بيني بودن بايد به اين حقايق توجه کرد :
همه گرماي پنهان آزاد شده در پروسه انبساط حباب به ديواره حباب منتقل شده است. اين انرژي زماني مي تواند تبديل به گرما شود که ديواره حباب تحت برخورد هاي زيادي باشد.
متريک دوسيته يک چارچوب همراه را انتخاب نمي کند. ناوردايي متريک دوسيته حتي بعد از تشکيل حباب ها نيز باقي مي ماند. اثر چارچوب همراه اصلي متريک رابرتسون – واکر توسط احتمال توزيع حباب ها باقي مي ماند، اما چارچوب همراه ناحيه اي در صورتي دوباره ايجاد مي شوند که با تعدادي کافي از حباب ه

دسته بندی : No category

دیدگاهتان را بنویسید