instein’ın gravitasyonel alan denklemleri ile ilgili araştırmaları kuramın temel ilkelerinin yanı sıra ilgili sistemler için uygun bir enerji-momentum korunum yasası elde etme temeline dayanmaktaydı. Gerçekte de, fizikteki gelişmelere yön veren temel etken, korunum yasalarını elde etmek için yeni enerji biçimlerini tanımlama girişimleridir. Çünkü bilindiği gibi, enerji kavramı fiziksel kuramların tümünde temel rolü üstlenmektedir. Fakat göreli gravite kuramlarında arzu edilen yeni enerji biçimi tanımlama konusundaki çabalar ciddi zorluklarla karşı karşıya kalmaktadır. Buradaki temel zorluk, gravitasyonel alana ait ve fiziksel açıdan tam olarak anlamlı bir enerji ifadesinin tanımlanması ile ilgilidir.
Bu çalışma kapsamında, göreli gravite kuramında enerji-momentum korunum yasası elde etme adına gerçekleştirilen çalışmalardan bazıları tekrar gözden geçirildi ve enerji-momentum yerelleşme problemi ile ilgili bir araştırma gerçekleştirildi. Çeşitli evren modelleri için Einstein, Landau-Lifshitz, Bergmann-Thomson e-m pseudokompleksleri ve bunların teleparalel versiyonları kullanılarak GG ve TPG kuramlarında e-m dağılımları elde edildi. Ayrıca yine bu evren modelleri için Møller (1958) e-m pseudokompleksi kullanılarak sadece GG kuramında enerji-momentum dağılımları araştırıldı. Gerçekleştirilen hesaplamalar sonunda bu evren modelleri için GG kuramında dört farklı temsil ile birbirinden farklı e-m dağılımları elde edilse de Einstein, Landau-Lifshitz ve Bergmann-Thomson temsilleri ile bunların teleparalel versiyonlarının aynı sonuçları verdiği gözlendi. Ayrıca, bu evren modellerinden birine ait alt durumlar için gerçekleştirilen hesaplamalarda Møller dışındaki tüm temsillerin e-m dağılımı için sıfır değerini verdiği gözlendi. Dolayısıyla Møller dışındaki temsillerle elde edilen bu sonuçlar, Tryon tarafından ileri sürülen büyük patlama modelini desteklemektedir ve bu uzay-zamanın Evren’i modelleme adına en az FRW modeli kadar uygun bir yapıda olduğunu göstermektedir.
Anahtar Kelimeler: Genel Görelilik, Teleparalel, Enerji-Momentum,
(3)
ABSTRACT
Einstein’s researches related to gravitational field equations were based on basis of derivation of a suitable energy-momentum conservation law for relevant systems as well as basic principles of the theory of General Relativity. In practice, the main factor directing the development in physics is attempts to define new energy forms in order to obtain conservation laws. Because, it is known that the concept of energy plays an essential role in all physical theories. However, the attempts to define desirable new energy forms in theories of relativistic gravity come up against serious problems. The basic problem here is related to define an energy expression which is regarding to gravitational field and physically meaningful.
In this study, some of various energy-momentum pseudocomplexes constituted to get energy-momentum conversation law in theories of relativistic gravity were reviewed and a research related to energy-momentum localization problem was carried out. For various universe models, energy-momentum distributions in General Relativity and Teleparallel Gravity were obtained using Einstein, Landau-Lifshitz, Bergmann-Thomson energy-momentum pseudocomplexes and their teleparallel versions. Furthermore, energy-momentum distributions in General Relativity were investigated by using Møller (1958) energy-momentum pseudocomplexes for the same space-time models. After all executed calculations, it was observed that Einstein, Landau-Lifshitz and Bergmann-Thomson representations and their teleparallel versions gave the same results while different energy momentum distribution for each one of these different representations was obtained in these universe models. In addition, it was observed that all representations except that of Møller (1958) give zero value for energy-momentum distribution in executed calculations for subgroups of one of these universe models. Therefore, these obtained results for all representations except for Møller support the “big bang” model proposed by Tryon and show that this space-time is as suitable as Freidmann-Robertson-Walker model for modeling the Universe.
(4)
TEŞEKKÜRLER
Eğitim hayatım boyunca maddi ve manevi olmak üzere tüm sahip olduklarıyla yanımda olan aileme sonsuz teşekkürlerimi bir borç bilmekteyim. Bunun yanında, bir an için bile güvenmekten vazgeçmeyen tüm yakın arkadaşlarıma, tez çalışmam süresince çeşitli aşamalarda öneri ve yardımlarını esirgemeyen Murat KORUNUR’a ve ayrıca danışman hocam Prof. Dr. İrfan AÇIKGÖZ’e teşekkürlerimi sunarım.
Serdar ELHATISARI Diyarbakır, 2009
(5)
İÇİNDEKİLER SAYFA ÖZ……….……… ABSTRACT……….……... TEŞEKKÜRLER………...……….………. İÇİNDEKİLER DİZİNİ……….……... ÇİZELGELER DİZİNİ ……….…….. ŞEKİLLER DİZİNİ ……….…... SİMGELER VE KISALTMALAR……….….... 1. GİRİŞ……… ….….. KAYNAKLAR……….…………. 2. KAYNAK ARAŞTIRMASI……….……... KAYNAKLAR……….……. 3. MATERİYAL VE METOT……….…… 3.1. TENSÖR CEBİRİ……….….. 3.1.1. Tensörler……….…….. 3.1.2. Manifold………... 3.1.3. Koordinat Dönüşümleri……… 3.1.4. Kovaryant, Kontravaryant ve Karma Tensör………... 3.1.5. Tensörlerle İlgili Temel İşlemler……..……… 3.1.6. Simetrik ve Anti Simetrik Tensör……….... 3.1.7. Tensör Yoğunlukları……… 3.1.8. Kronecker ve Levi-Civita Tensörleri………... 3.2. GENELGÖRELİLİK: RİEMANN UZAY-ZAMANI……… 3.2.1. Metrik Tensör………... 3.2.2. Yardımcı Alanlar ve Türev İşlemi………...
3.2.2.1. Affine Bağlantı………..……… i ii iii iv vii xi xii 1 6 8 21 24 24 24 24 26 26 28 30 32 32 33 33 35 35
(6)
3.2.2.2. Kovaryant Türev………... 3.2.2.3. Christoffel Sembolleri………... 3.2.3. Riemann-Christoffel (Eğirilik) Tensörü………... 3.2.4. Ricci Tensörü ve Eğrilik Skaleri………... 3.3. TELEPARALLEL GRAVİTE: WEITZENBÖCK UZAY-ZAMANI…... 3.3.1. Tetrad Alanı……….. 3.3.2. Affine Bağlantı: Weitzenböck Bağlantısı……… 3.3.3. Burulma Tensörü………... 3.4. EINSTEIN ALAN DENKLEMLERİ………. 3.4.1. Hamilton (Minimum Eylem) İlkesi……….. 3.4.2. Einstein Alan Denklemleri: Boş Uzay………. 3.4.3. Einstein Alan Denklemleri: Madde Bulunduran Uzay……… 3.5. ENERJİ VE MOMENTUM……….. 3.5.1. Enerji-Momentum Tensörü……….. 3.5.2. Enerji-Momentum Korunumu ve Enerjinin Yerelleşmesi……….. 3.5.3. Enerji-Momentum Pseudokompleksleri………...
3.5.3.1. Einstein……….. 3.5.3.2. Landau-Lifshitz………. 3.5.3.3. Bergmann-Thomson……….. 3.5.3.4. Møller (1958)……… 3.5.4. Teleparalel Gravitede Alan Denklemleri ve Enerji-Momentum
Pseudo Komplekslerinin Teleparalel Versiyonları……….. 3.5.4.1. Einstein……….……. 3.5.4.2. Landau-Lifshitz………. 3.5.4.3. Bergmann-Thomson……….. 3.5.5. Møller Gravitasyonel Tetrad Kuramında E-M
Pseudokompleksi (1961)………. KAYNAKLAR……….……. 4. BULGULAR ve TARTIŞMA……….. , 37 39 40 43 43 45 46 47 48 49 51 54 56 56 58 61 62 63 66 68 71 73 73 74 74 80 82
(7)
4.1.1. Bianchi-Behr VIh=−4 Evren Modelinde Einstein E-M Dağılımı…...
4.1.2. Bianchi-Behr VIh=−4 Evren Modelinde Landau-Lifshitz E-M
Dağılımı……….. 4.1.3. Bianchi-Behr VIh=−4 Evren Modelinde Bergmann-Thomson E-M
Dağılımı……….. 4.1.4. Bianchi-Behr VIh=−4 Evren Modelinde Møller E-M Dağılımı…….
4.1.5. Bianchi-Behr VIh=−4 Evren Modelinde Teleparalel Einstein,
Landau-Lifshitz ve Bergmann-Thomson E-M Dağılımı…………
4.2. BIANCHI VIh=−1 9 UZAY-ZAMAN MODELİ………..
4.2.1. Bianchi VIh=−1 9 Evren Modelinde Einstein E-M Dağılımı…...
4.2.2. Bianchi VIh=−1 9 Evren Modelinde Landau-Lifshitz E-M
Dağılımı……….. 4.2.3. Bianchi VIh=−1 9 Evren Modelinde Bergmann-Thomson E-M
Dağılımı……….. 4.2.4. Bianchi VIh=−1 9 Evren Modelinde Møller E-M Dağılımı…………
4.2.5. Bianchi VIh=−1 9 Evren Modelinde Teleparalel Einstein,
Landau-Lifshitz ve Bergmann-Thomson E-M Dağılımı……….. 4.3. TARTIŞMA……….. KAYNAKLAR……….……. 5. SONUÇLAR ve ÖNERİLER………... 84 86 87 88 91 100 102 103 104 106 107 114 125 126
(8)
ÇİZELGELER
Çizelge 4.1. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modeli için GG Einstein temsilinde
süperpotansiyel hesapları……….85 Çizelge 4.2. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modeli için GG Einstein temsilinde
enerji-momentum dağılımı hesapları…...………..85 Çizelge 4.3. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modeli için GG L-L temsilinde
süperpotansiyel hesapları……….86 Çizelge 4.4. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modeli için GG L-L temsilinde
enerji-momentum dağılımı hesapları…….……….87 Çizelge 4.5. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modeli için GG B-T temsilinde
süperpotansiyel hesapları………87 Çizelge 4.6. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modeli için GG B-T temsilinde
enerji-momentum dağılımı hesapları………...88 Çizelge 4.7. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modeli için GG Møller temsilinde
süperpotansiyel hesapları. ………...88 Çizelge 4.8. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modeli için GG Møller temsilinde
enerji-momentum dağılımı hesapları………...89 Çizelge 4.9. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modeline ait Weitzenböck bağlantının
bileşenleri……….91 Çizelge 4.10. Bianchi-Behr
4
h
VI =− evren modeline ait
λ µν Τ biçimindeki burulma tensörün bileşenleri………..92 Çizelge 4.11. Bianchi-Behr 4 h
VI =− evren modeline ait λµ ν
Τ biçimindeki burulma tensörün bileşenleri………..93 Çizelge 4.12. Bianchi-Behr 4
h
VI =− evren modeline ait
λµν Τ biçimindeki burulma tensörün bileşenleri………..94 Çizelge 4.13. Bianchi-Behr 4 h
VI =− evren modeline ait
λµν
Ζ biçimindeki
süperpotansiyel bileşenleri………...96 Çizelge 4.14. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modeline ait µν
λ
Ζ biçimindeki
süperpotansiyel bileşenleri………...97 Çizelge 4.15. Bianchi-Behr 4
h
VI =− evren modeline ait U µν
λ biçimindeki
teleparalel Freud süperpotansiyel bileşenleri………...………98 Çizelge 4.16. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modeli için teleparalel Einstein
temsilinde enerji-momentum dağılımı hesapları………...100 Çizelge 4.17. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modeli için teleparalel L-L temsilinde
enerji-momentum dağılımı hesapları………100 Çizelge 4.18. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modeli için teleparalel B-T temsilinde
(9)
Çizelge 4.19. BianchiVIh=−1 9 evren modeli için GG Einstein temsilinde
süperpotansiyel hesapları………..102 Çizelge 4.20. BianchiVIh=−1 9 evren modeli için GG Einstein temsilinde
enerji-momentum dağılımı sonuçları………..103 Çizelge 4.21. BianchiVIh=−1 9 evren modeli için GG L-L temsilinde
süperpotansiyel hesapları……….…….103 Çizelge 4.22. BianchiVIh=−1 9 evren modeli için GG L-L temsilinde
enerji-momentum dağılımı sonuçları………..104 Çizelge 4.23. BianchiVIh=−1 9 evren modeli için GG B-T temsilinde
süperpotansiyel hesapları………..………105 Çizelge 4.24. BianchiVIh=−1 9 evren modeli için GG B-T temsilinde
enerji-momentum dağılımı sonuçları………..105 Çizelge 4.25. BianchiVIh=−1 9 evren modeli için GG Møller temsilinde
süperpotansiyel hesapları………..106 Çizelge 4.26. BianchiVIh=−1 9 evren modeli için GG Møller temsilinde
enerji-momentum dağılımı sonuçları………106 Çizelge 4.27. BianchiVIh=−1 9 evren modeline ait Weitzenböck bağlantının
bileşenleri………..107 Çizelge 4.28. Bianchi
1 9
h
VI =− evren modeline ait λ µν
Τ biçimindeki
burulma tensörün bileşenleri………..………...107 Çizelge 4.29. Bianchi 1 9
h
VI =− evren modeline ait
λµ ν Τ biçimindeki burulma tensörün bileşenleri……….…..108 Çizelge 4.30. Bianchi 1 9 h
VI =− evren modeline ait Τλµν biçimindeki burulma
tensörün bileşenleri………...109 Çizelge 4.31. Bianchi
1 9
h
VI =− evren modeline ait Ζλµν biçimindeki
süperpotansiyel bileşenleri………110 Çizelge 4.32. Bianchi
1 9
h
VI =− evren modeline ait
µν λ Ζ biçimindeki süperpotansiyel bileşenleri………111 Çizelge 4.33. Bianchi 1 9 h
VI =− evren modeline ait U µν
λ biçimindeki
teleparalel Freud süperpotansiyel bileşenleri………112 Çizelge 4.34. BianchiVIh=−1 9 evren modeli için teleparalel Einstein temsilinde
enerji-momentum dağılımı sonuçları………113 Çizelge 4.35. BianchiVIh=−1 9 evren modeli için teleparalel L-L temsilinde
enerji-momentum dağılımı sonuçları………113 Çizelge 4.36. BianchiVIh=−1 9 evren modelinde teleparalel B-T temsilinde
enerji-momentum dağılımı sonuçları………113 Çizelge 4.37. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum A( ) için GG
(10)
Çizelge 4.38. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum A( ) için GG
L-L temsilinde enerji-momentum dağılımı sonuçları………...116 Çizelge 4.39. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum A( ) için GG
B-T temsilinde enerji-momentum dağılımı sonuçları………...116 Çizelge 4.40. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum A( ) için GG
Møller temsilinde enerji-momentum dağılımı sonuçları………...116 Çizelge 4.41. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum A( ) için
teleparalel Einstein temsilinde enerji-momentum dağılımı
hesapları………...…….117 Çizelge 4.42. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum A( ) için
teleparalel L-L temsilinde enerji-momentum dağılımı hesapları...117 Çizelge 4.43. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum A( ) için
teleparalel B-T temsilinde enerji-momentum dağılımı hesapları…..117 Çizelge 4.44. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum B( )- ( )i için GG
Einstein temsilinde enerji-momentum dağılımı sonuçları……….…119 Çizelge 4.45. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum B( )- ( )i için GG
L-L temsilinde enerji-momentum dağılımı sonuçları………...119 Çizelge 4.46. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum B( )- ( )i için GG
B-T temsilinde enerji-momentum dağılımı sonuçları………...119 Çizelge 4.47. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum B( )- ( )i için GG
Møller temsilinde enerji-momentum dağılımı sonuçları……….…..120 Çizelge 4.48. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum B( )- ( )i için
teleparalel Einstein temsilinde enerji-momentum dağılımı
hesapları……….………120 Çizelge 4.49. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum B( )- ( )i için
teleparalel L-L temsilinde enerji-momentum dağılımı hesapları…..121 Çizelge 4.50. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum B( )- ( )i için
teleparalel B-T temsilinde enerji-momentum dağılımı hesapları….121 Çizelge 4.51. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum B( )- ( )ii için GG
Einstein temsilinde enerji-momentum dağılımı sonuçları…………122 Çizelge 4.52. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum B( )- ( )ii için GG
L-L temsilinde enerji-momentum dağılımı sonuçları………...122 Çizelge 4.53. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum B( )- ( )ii için GG
B-T temsilinde enerji-momentum dağılımı sonuçları………...123 Çizelge 4.54. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum B( )- ( )ii için GG
Møller temsilinde enerji-momentum dağılımı sonuçları…………...123 Çizelge 4.55. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum B( )- ( )ii için
teleparalel Einstein temsilinde enerji-momentum dağılımı
(11)
Çizelge 4.56. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum B( )- ( )ii için
teleparalel L-L temsilinde enerji-momentum dağılımı hesapları…..124 Çizelge 4.57. Bianchi-Behr VIh=−4 evren modelinde Durum B( )- ( )ii için
(12)
ŞEKİLLER
SAYFA
Şekil – 1 Manifold………... 24 Şekil – 2 Manifold ve Koordinat Yamaları…...……….... 25 Şekil – 3 Eğri Bir Yüzey Üzerinde Tensör Bileşenlerinin Gösterimi…………... 27 Şekil – 4 Kontravaryant ve Kovaryant Tensörün Temsili………... 28 Şekil – 5 Farklı Uzay-zamanlar Arasındaki İlişki………... 44
(13)
SİMGELER VE KISALTMALAR
ÖG : Özel Görelilik
GG : Genel Görelilik
TPG : Teleparalel Gravite
MGT : Møller Gravitasyonel Tetrad
E-M : Enerji-Momentum
L-L : Landau-Lifshitz
B-T : Bergmann-Thomson
G
µν : Einstein Tensörü
T
µν : Madde ve Alanlar Enerji-Momentum Tensörü
t
µν : Gravitasyonel Alan Enerji-Momentumu
g
µν : Metrik Tensör
αβ
η : Minkowski Metrik Tensörü
R
µν : Riemann Tensörü R : Ricci Skaleri Λ : Kozmolojik Sabit λ κ ℑ : Tensör Yoğunluğu T x µ ν ∂
∂ veya Tµ ν, : Parçalı Türev
ν ∂ , ∂ ν : xν ∂ ∂ , xν ∂ ∂ λ µν
Γ : Affine Bağlantı: Christoffel Sembolleri
T ν µ
∇ veya Tµ ν; : Kovaryant Türev ( )a
h µ : Tetradlar
λ µν
Γ : Affine Bağlantı: Weitzenböck Bağlantısı
λ µν
Τ : Burulma Tensörü
S : Eylem
(14)
FU
νλ
µ : Freud Süperpotansiyeli
Hνλµ : Einstein Süperpotansiyeli
E µ
µ : GG Einstein E-M Pseudokompleksi
µνλκ
ϑ : Landau-Lifshitz Süperpotansiyeli
Lµν : GG Landau-Lifshitz E-M Pseudokompleksi
µνλ
Π : Bergmann-Thomson Süperpotansiyeli
µν
Β : GG Bergmann-Thomson E-M Pseudokompleksi
νλ µ
χ : GG Møller Süperpotansiyeli
ν µ
Μ : GG Møller E-M pseudokompleksi
λµν
Ζ : Teleparalel Süperpotansiyel
Uµνλ : Teleparalel Freud Süperpotansiyel
hΕ µν : Teleparalel Einstein E-M Pseudokompleksi L
h µν : Teleparalel Landau-Lifshitz E-M Pseudokompleksi
hΒ µν : Teleparalel Bergmann-Thomson Süperpotansiyeli
νλ µ
A : Møller Gravitasyonel Tetrad Kuramı Süperpotansiyeli
ν µ
(15)
1. GİRİŞ
Görelilik kuramının ortaya çıkmaya başlaması fiziksel kavramlarda bazı değişmeleri beraberinde getirdi. 1887’de Voigt1 hareket eden bir referans sistemi için matematiksel olarak uygun bir
t
'
yerel zaman ifadesini tanımladı. Benzer ifade 1892 yılında H. A. Lorentz2,3 tarafından da yazıldı. Lorentz bu ifadenin matematiksel uygunluğuna ek olarak bir takım fiziksel sonuçlar da elde etti ve bu çalışmalarını esirin varlığını göz önüne alarak gerçekleştirdi. Fakat E. W. Morley ve A. A. Michelson4’un gerçekleştirdiği deneyin esir hakkında ortaya çıkardığı olumsuz sonuçlar kuram için büyük zorluklar doğurdu. Bu durumu düzeltmek için Lorentz5 ve ayrıca bağımsız olarak Fitzgerald6 “tüm cisimler
υ
gibi bir öteleme hızı ile hareket ettikleri zaman boyutları değişir” şeklinde bir hipotez ileri sürdüler. Bu çalışmalar
19. yüzyılın sonlarında ilk olarak J. J. Larmor7 tarafından formüle edildi ve ilerde Poincaré tarafından “Lorentz Dönüşümleri” olarak adlandırılacak olan denklemler kuruldu. Larmor bu denklemlerle ayrıca zaman ölçüsünde de bir değişim olduğunu gösterdi. 0 2 2
1
x
vt
x
v
c
−
=
−
0
y
=
y
z
=
z
0 0 0 2 2
1
vx
t
c
t
v
c
−
=
−
(1.1)
J. C. Maxwell’in 19. yüzyılın en büyük buluşlarından biri olan ışığın elektromanyetik dalga olduğunu keşfetmesiyle doğal olarak ışığın denklemleri de bulunmuş oldu ve ışığın yüksek hızı sayesinde bu denklemler Larmor tarafından yüksek hızlı sistemler için yazılan (1.1) dönüşüm denklemlerinin öncelikli uygulama alanını oluşturdu. Dolayısıyla, 1904 yılında Lorentz birincil sistemdeki alan yoğunluklarının uygun seçilmesi koşuluyla Maxwell denklemlerinin (yani ışığın denklemlerinin) bu koordinat dönüşümleri altında invaryant (değişmez) olduğunu kanıtladı8. Fakat Lorentz’e göre bu değişmezlik durumu sadece yüksüz uzayda Maxwell denklemleri için geçerlidir ve yük yoğunluğu ile akımı içeren terimler birincil ve hareketli sistemlerde aynı değillerdir. Lorentz in bu çalışmalarındaki boşluklar Poincaré9 tarafından dolduruldu. Poincaré daha önceki çalışmalarda da kabul edildiği gibi Maxwell denklemlerinin boş uzayda sağlandığını varsaydı ve
(16)
Lorentz’in yük yoğunluğu ile akım için yazdığı denklemleri düzeltti ve bu sayede elektron kuramındaki alan denklemlerinin tam kovaryanslığı türetilmiş oldu.
Görelilik kuramının en temel biçimi A. Einstein tarafından oluşturuldu. Einstein10 1905 yılında,
I- Fizik yasaları bütün eylemsiz sistemlerde aynı şekli alır, II- Işığın boşluktaki hızı kaynağın hızından bağımsız olarak
bütün eylemsiz sistemler için aynıdır,
gibi iki temel ilkeye dayanan ve Özel Görelilik (ÖG) olarak adlandırdığı kuramı çok net bir biçimde kurdu.
Einstein bu çalışmasında Newton mekaniği denklemlerini invaryant bırakan Galileo dönüşümlerinin, Maxwell denklemlerini ve ışığın hızını değişmez bırakan ve 10 parametreli uzay-zaman dönüşümleri olan Lorentz dönüşümleri ile yer değiştirmesi gerektiğini önerdi. Ayrıca Newton mekaniği denklemleri Lorentz dönüşümleri altında invaryant kalmadığından dolayı Einstein hareket denklemlerini Lorentz invaryant olacak şekilde yeniden düzenledi. Bu girişim sonunda hem mekanik hem elektrodinamik denklemlerinin aynı biçimde olmaları ve aynı anda belli bir koordinat dönüşümü altında invaryant kalmaları sağlandı.
Einstein’in ÖG kuramı Newton mekaniğinde geçerli olan mutlak uzay ve mutlak zaman kavramlarını reddetmektedir. ÖG kuramı eylemsiz (ivme=a=0) sistemleri açıkladığından dolayı bu kuramda sadece ivme mutlak bir kavram olarak kalmayı sürdürür. Bu durum Einstein’in, ÖG kuramının daha genel bir kuramın özel bir durumu olduğunu düşünmesine neden oldu. 1907 yılında Einstein11 “Denklik
İlkesi”ni açıklayan makalesini yayınlayarak bu düşüncesini açıkladı ve bu genel
kuramı kurma adına çalışmalarına başladı. 1908 yılında H. Minkowski12 görelilik üzerine yazmaya başladı ve görelilik kuramının kabulüne katkıda bulundu. Özellikle Minkowski, uzay ve zamanın beraber düşünüldüğünü, görelilik kuramının en doğal bir biçimde ifade edilebildiği dört boyutlu uzay-zamanı keşfetti ve bu keşfi ile genel kurama giden yolu açmış oldu.
Einstein 9 yıl süren çalışmaları sonunda 1916 yılında Genel Görelilik (GG) kuramı olarak adlandırdığı bu genel kuramını açıklayan makalesini13 yayınladı. Bu kurama göre artık mutlak ivme kavramı da reddedilmektedir, yani koordinat
(17)
kalkmaktadır. Bu durum aynı zamanda kuramın temel ilkelerinden biri olan “Denklik
İlkesi” ile daha net bir biçimde anlaşılabilir. Bu ilkeye göre “bütün koordinat sistemleri denktir” ve aslında bu ifade bu kuramın neden GG kuramı olarak
adlandırdığını ve gerçekten de bu kuramın özel bir durumunun (
ivme
=
0
) ÖG kuramına karşılık geldiğini göstermektedir.
Bu genel kuramın diğer temel ilkesi ise “Genel Kovaryanslık” ilkesidir. Bu ilkeye göre;
I- Fizik yasaları için bütün koordinat sistemleri aynı derecede uygundur,
II- Fizik yasalarını tanımlayan denklemler tensörel biçimde olmalı ve Riemann uzay-zamanında ifade edilmelidir, III- Fizik yasalarını tanımlayan denklemler bütün koordinat
sistemlerinde aynı biçimde olmalıdır.
Einstein bu iki temel ilkeyi matematiksel olarak formüle etmeyi başardı ve özgün şekli
G
=
κ
T
(1.2)
olan ve kütle çekim etkisini ifade eden denklemleri buldu. Buradaki
G
(Einstein Tensörü) uzayın eğriliği,
T
enerji-momentum tensörü ve
κ
ise bağlanma sabitidir. Bu (1.2) denklemi daha açık olarak
1
2
G
µν
=
κ
T
µν
=
R
µν
−
g R
µν
+ Λ
g
µν (1.3)
şeklinde yazılır. Einstein’in bu denklemi, eşitliğin bir tarafı uzay-zaman geometrisini (
R
µν: Ricci tensör,
R
: Riemann skaleri,
g
µν:Metrik tensör) temsil etmesine karşın diğer tarafı momentum tensörünü (maddeyi) içerdiğinden dolayı enerji-momentum dağılımına karşılık gelen uzay-zaman geometrisini hesaplamamıza olanak sağlar. Burada Λ kozmolojik sabittir.
Einstein’ı genel kovaryant alan denklemleri ile ilgili araştırmalara sürükleyen etken, bu kuramın temel ilkelerinin yanı sıra enerji-momentum korunum yasasıdır. Aslında fizikteki gelişmeleri karakterize eden temel etken korunum yasalarını elde etmek için yeni enerji biçimlerini tanımlama girişimleridir14. Çünkü enerji kavramı fiziksel kuramların tümünde temel rolü üstlenmektedir. Fiziksel bir sistemin geçmişte hangi süreçlerden geçtiği ve gelecekte de bu süreçlerin nasıl devam edeceğine dair,
(18)
yani genel olarak sistemin hareketi (dinamiği) ile ilgili sorular sisteme ait enerji (madde) dağılımı ile ilgili bilgiler sayesinde cevaplanabilir. Bu amaç doğrultusunda ilk çalışmalar Newton zamanına rastlamaktadır. Newton mekanik sistemleri için “korunumlu kuvvetler” niceliğini tanımladı. 19.yüzyılda ise akışkan maddelerde enerji korunumunu sağlayabilmek için “yüzey gerilim enerji kavramı” ortaya atıldı. Klasik elektrodinamikte bu amaç için Maxwell ve Poynting “elektrik ve manyetik
alan yoğunlukları”nı tanımladılar. ÖG kuramında ise enerji korunumu kütlenin
enerjiye denk olduğunu ifade eden ünlü
2
E
=
mc
(1.4)
denklemiyle sağlanmaktadır. Fakat GG kuramında bu yeni enerji biçimi tanımlama ile ilgili girişimler ciddi zorluklarla karşı karşıya kalmaktadır. Buradaki temel zorluk gravitasyonel alanın enerji kısmının tanımlanması ile ilgilidir. GG kuramı ışığın büyük kütleli cisimleri tarafından saptırılması, Merkür’ ün günberi noktasının ilerlemesi, ışığın gravitasyonel kırmızıya kayması, kara delikler ve diğer X ışını kaynakları, kozmik ışınlar, yıldızların keşfi vb. gibi Newton Gravite kuramının cevaplamakta yetersiz kaldığı olayları çok başarılı bir biçimde cevaplamasına karşın, ortaya çıkışının üzerinden neredeyse bir yüzyıl geçmiş olmasına rağmen henüz enerji tanımı, yani Gravitasyonel alanla bağlantılı korunumlu nicelikler üzerine genel bir kabullenim yoktur.
Einstein GG kuramındaki genel kovaryant gravitasyonel alan denklemleri ile ilgili çalışmalarında enerji korunum yasasını
0
E
x
ν µ ν
∂
=
∂
(1.5)
(
)
E
νµ
= −
g T
µν
+
t
νµ (1.6)
şeklinde formüle etti13. Buradaki
T
λκ maddenin enerji-momentum tensör yoğunluğu ve
t
λκ gravitasyonel alanın enerji-momentum pseudotensör yoğunluğudur.
Pseudotensörler koordinat sistemine bağlı olmadıklarından dolayı kovaryant değillerdir ve dolayısıyla fiziksel olarak gerçek anlamda yerel gravitasyonel alan enerji-momentum yoğunluğunu sağlamaz. Fakat buna rağmen gravitasyonel alanın öz
(19)
enerjisi için kullanılan pseudotensör yaklaşımı yok sayılmamıştır ve uzun yıllardır incelenmeye devam edilmektedir.
Gravitasyonel alan enerjisi ile ilgili diğer bir seçeneksel (alternatif) yaklaşım Teleparalel Gravite15 (TPG) kuramıdır. GG kuramına göre gravitasyonel etkileşme maddenin uzay-zamanda oluşturduğu eğrilik kavramıyla açıklanmasına karşın TPG kuramında ise gravitasyonel etkileşme uzay-zamandaki burulma kavramıyla açıklanmaktadır. Mutlak paralelizm olarak da adlandırılan bu kuram Weitzenböck geometrisine16 dayanan bir koordinat dönüşüm grubunun (denklemlerinin)17,18 bir ayar kuramına karşılık gelir ve elektromanyetik kuramı ile graviteyi birleştirme girişimi ile ortaya çıkmıştır.
Bu iki kuramı birleştirme adına ilk girişim 1918 de H. Weyl19 tarafından gerçekleştirildi. Weyl’in bu girişimi tam olarak başarıyla sonuçlanmamasına rağmen ayar dönüşümü ve ayar invaryansı gibi kavramları ilk defa ortaya çıkardı (kuantum-elektrodinamik ve alan kuramlarında kullanılan bu kavramlar klasik-elektrodinamikteki yük korunumu gibi kavramlara karşılık gelir). Daha sonraki yıllarda Einstein, E. Cartan ve R. Weitzenböck gibi birçok fizikçi ve matematikçi aynı doğrultuda çalışmalara başladı. Einstein ve Cartan birbirlerinden bağımsız olarak, eğriliğin olmadığı ve burulmanın18 bir kuvvet rolü20 üstlenerek gravitasyonel alana katkıda bulunduğu bir uzay kavramını ifade ettiler. Bu çalışmalar sonrasında TPG kuramının ilk temel biçimi yapılandırılmış oldu, fakat sonrasındaki 30 yıl boyunca bu kuramla ilgili herhangi bir gelişme yaşanmamıştır. 1960’lara gelince Møller21,22 ayar kuramları bağlamında Einstein’in hem GG hem TPG kuramlarındaki çalışmalarını tekrar gözden geçirdi ve GG alan denklemlerinin, çözümlerindeki herhangi bir gereksiz sonuçla karşı karşıya kalmamak için yeniden düzenlenmesi gerektiğini önerdi. Møller23, bu çalışmaları sonrasında tetrad uzayında tanımlı yeni bir alan kuramı yapılandırarak GG kuramını yeniden düzenledi.
Bu çalışmadaki amaç bazı evren modelleri için çeşitli enerji-momentum pseudokomplekslerini ve bunların teleparalel versiyonlarını kullanarak her iki kuramda da madde ve gravitasyonel alanın toplamından kaynaklanan enerji ve momentum yoğunluklarını hesaplamak ve sonuçları karşılaştırmaktır.
(20)
KAYNAKLAR
1. Voigt, W. “Ueber das Doppler’sche Princip”, Göttinger Nachrichten 1887, 7, 41–51.
2. Lorentz, H. A. “La Theorie electromagnetique de Maxwell et son application aux
corps mouvants.”, In. C. P. 1892, Vol.2, 164-343.
3. Lorentz, H. A. “Versuch einer theorie der electrischen und optischen
Erscheinungen in bewegten Körpern.”, In. C. P. 1895, Vol.5, 1-138.
4. Michelson, A. A. And Morley, E. W. “On the Relative Motion of the Earth and
the Liminiferous Ether.”, American Journal of Science 1887, 34(203), 333-345,
5. Lorentz, H. A. “The relative motion of the earth and the ether.”, Versl. Kon.
Akad. Vetensch 1892, 1, 74.
6. Fitzelgerald, G. F. “The Ether and the Earth’s Atmosphere.”, Science 1889, 13, 390.
7. Larmor, J. J. “Aether and Matter”, Cambridge.1900, 167-177.
8. Lorentz, H. A. “Electromagnetic phenomena in a system moving with any
velocity less than that of light.”, Proceeding of the Royal Netherlands Academy of Arts and Sciences 1904, 6, 809.
9. Poincaré, H. “Sur la dynemique de l’electron”, Comptes Rendus 1905, 140, 1504-1508.
10. Einstein, A. “Zur Elektrodynamik bewegter Körper”, Annalen der Physik 1905, 322(10), 891-921. (İngilizce Tercümesi için bknz; The Principle of Relativity (Methuen, 1923, reprinted by Dover Publications), sayfa35.)
11. Einstein, A. Jahrb, Radioakt.; 1907, 4, 411.
12. Minkowski, H. “Raum und Zeit.”, 80. Versammlung Deutscher Naturforscher,
Köln 1908.
13. Einstein, A. “The Foundation of the General Theory of the Relativity”, Dover Publications, Inc. New York, 1916.
14. Trautman, A. “Gravitation: An Introduction to Current Research” Witten, L., Edit., Wiley, New York, 1962.
(21)
15. Teleparalel Gravite Kuramı ile ilgili temel kaynakların bulunabilleceği kaynak; Gronwald, F.; Hehl, F. W. “in Proc. School of Cosmology and Gravitation on
Quantum Gravity.”, 1996.
16. Weitzenböck, R. “Invarianten Theorie”, Gronningen, Noordhoft, 1923.
17. Hehl, F.W.; McCrea, J.D.; Mielke, E.W.; Ne’emann, Y. Phys. Rep. 1995, 258, 1. 18. Hayashi, K.; Shirafuji, T. Phys. Rev. 1978, D19, 3524-3553.
19. O’Raifeartaigh, L. The Dawning of Gauge Theory, Princeton University Press, Princeton, 1998.
20. de Andrade,V. C.; Pereira, J. G. Phys. Rev. 1997, D56, 4689-4695. 21. Møller, C. Ann. Phys. 1958, 4, 347-371.
22. Møller, C. K. Dan. Vidensk. Selsk. Mat. Fys. Skr. 1961, 10, 1–50. 23. Møller, C. Mat. Fys. Medd. Dan. Vid. Selsk. 1978, 39, No.13, 1–131.
(22)
2. KAYNAK ARAŞTIRMASI
Maddea ve gravitasyonel alanların toplamından kaynaklanan toplam momentum dağılımı momentum pseudokompleksi olarak adlandırılır. Bu enerji-momentum kompleksini en uygun bir biçimde tanımlayabilmek için birçok girişim yapılmıştır. Bu bağlamda, genel olarak göreli sistem için enerjinin, momentumun ve açısal momentumun anlamlı bir ifadesini elde etmek adına ilk enerji-momentum kompleksi Einstein1 tarafından önerilmiştir. Einstein’in bu temsili kapalı bir fiziksel sistem için memnun edici sonuçlar vermesine karşın enerjinin yerelleşmesi ile ilgili problemleri tam olarak çözememektedir.
Einstein’in bu çalışmasından sonra birçok fizikçi enerji-momentum pseudokompleksi için farklı ifadeler önerdi. Tolman2 tarafından Genel Görelilik kuramında enerji-momentum korunum yasaları kullanılarak kapalı bir fiziksel sistemin toplam enerji-momentum dağılımını veren yeni bir ifade ve pseudokompleks elde edildi. Tolman tarafından türetilen bu ifade Einstein temsiline denktir, fakat Einstein temsillerinde alan değişkenleri olarak metrik tensör kullanılmasına karşın Tolman temsili metrik tensör yoğunluklarıyla ifade edilmektedir. Sözü edilen bu iki pseudokompleks anti-simetrik olduklarından dolayı açısal momentum için bir korunum yasası yazılamamaktadır.
Landau ve Lifshitz3 tarafından e-m korunum yasasını elde edebilmek adına koordinat sisteminde metrik tensörün türevinin sıfıra eşit olduğu özel noktaların seçilebileceği varsayımı kullanıldı. Bu varsayımlar sayesinde simetrik bir e-m pseudokompleksi tanımlandı ve bunun sonuca olarak açısal momentum için bir korunum ifadesi yazıldı.
Bergmann ve Thomson4 tarafından temel korunum yasaları ile fiziksel yasaların invaryanslık özellikleri arasında var olan ve mekanik ve alan kuramlarının tümünde geçerli olan ilişkiden yaralanılarak GG kuramında uygun bir e-m korumun yasası elde edilebileceği önerildi. Yukarıda ifade edilen bu ilişki genel kovaryanslık ilkesiyle birleştirildi ve her bir sonsuz küçük koordinat dönüşümünün bir korunumlu niceliğe karşılık geldiği ifade edildi. Sonuç olarak, GG kuramında e-m korunum
(23)
yasasını sağlayan ve ayrıca açısal momentum için de bir korunum ifadesini veren temsil elde etme girişimi başarıyla sonuçlanmıştır.
Yukarıda söz edilenlerin yanı sıra birçok yazar5,6,7 tarafından farklı e-m pseudokompleksleri önerildi. Fakat bu temsillerin hiç biri enerji yerelleşmesi ile ilgili problemin üstesinden tam anlamıyla gelememektedir ve bu temsillerin tümü ancak ve ancak kartezyen koordinatların kullanılması durumunda anlamlı sonuçlar vermektedir. 1958 ‘de Møller8 tarafından bu problemin üstesinden gelebilmek adına, keyfi bir fiziksel sistem için tutarlı bir enerji yoğunluğu ifadesinin GG kuramı çerçevesi içinde belirlenebileceği ve bu sayede gravitasyonel alan enerjisinin yerelleşmesine fiziksel bir anlam kazandırmanın mümkün olduğu ifade edildi. Bu bağlamda Møllertarafından kapalı bir fiziksel sistemin enerjisi için bu yeni temsilin
akım kuramı ile aynı sonuçları verdiği gösterildi. Ayrıca bu yeni temsilin, kapalı bir
evrenin toplam enerjisinin yanı sıra sistemin herhangi bir kısmının içerdiği enerji için de anlamlı bir sonuç vermesinin mümkün olduğu (akım kuramının da benzer sorulara mutlak cevaplar veremediğine dayanarak) ifade edildi. Møller tarafından e-m korunum yasası elektrodinamikteki Poynting teoremine benzer olarak farklı biçimde yazıldı ve GG kuramında korunum yasasını sağlayan ve kartezyen koordinatlardan keyfi bir koordinat sisteminde dönüşüm yapılması durumunda da anlamlı sonuçlar veren (koordinat bağımsız) bir pseudokompleks elde edildi.
Daha sonra, 1961 yılında enerji yerelleşmesi ile ilgili problem Møller9 tarafından tekrar değerlendirildi ve 1958 yılında tanımladığı enerji yoğunluğu ifadesinin enerji dağılımını belirlemek için gerekli tüm özelliklere sahip olmadığı çeşitli hesaplamalarla gösterildi ve bu eksikliği gidermek için önceki çalışmasında ifade ettiği koşullardan birinde gerekli düzeltme yapıldı. Metrik tensör bileşenlerinin gravitasyonel alanın temel değişkenleri olmadıklarını gösteren bazı belirtiler olduğu ve buna dayanarak gravitasyonel alanın belirlenmesi için temel değişken olarak metrik tensör bileşenlerinin yerine tetradların kullanımının daha yaralı olacağı ifade edildi. Ayrıca Einstein’ in TPG kuramı ile ilgili çalışmalarını ayar kuramları bağlamında tekrar gözden geçirilerek tetrad uzayında tanımlı Møller Gravitasyonel Tetrad kuramı olarak adlandırılan yeni bir alan kuramı yapılandırıldı.
Møller’ in bu çalışması bir taraftan GG kuramı adına yeni gelişmeler olarak değerlendirilirken diğer taraftan, en son 1930’ların başında inceleme konusu olan ve
(24)
ilk biçimi Einstein, Cartan ve Weitzenböck tarafından kazandırılan TPG kuramıyla ilgili çeşitli çalışmaların yapılmaya başlanmasına neden olmuştur. 1962’de Pellegrini ve Plebariki10 tarafından TPG kuramı için Lagrangian formülasyonu bulundu. Daha sonra, Lagrangianın uzay-zamanda (genişletilmiş) kapsamlı bir dönüşüm durumunda invaryant olması gerekliliği kullanılarak Hayashi ve Nakano11 tarafından dönüşüm grupları için bir ayar kuramı formüle edildi. Birkaç yıl sonra da Hayashi12 tarafından bu ayar kuramı ile TPG kuramı arasındaki bağlantıya dikkat çekildi ve bu dönüşüm grubuna ait ayar kuramının Weitzenböck uzay-zamanında tanımlanan bir gravitasyonel kuram olduğu bulundu. 1979’da ise Hayashi ve Shirafuji13 tarafından sıfır eğrilik ve sıfırdan farklı burulmayla karakterize edilen Weitzenböck uzay-zamanında tanımlı bu gravitasyonel kuram formüle edildi.
Göreli Gravite (Kütle Çekim) durumlarında, gravitasyonel (Kütle Çekimsel) alanların enerjisini, momentumunu ve açısal momentumunu belirlemek için yukarıda sözü edildiği gibi birçok yazar çeşitli kuramlar ve bu kuramlarda da farklı temsiller (e-m pseudokompleksler) tanımlamaya çalışırken aynı zamanda birçok yazar da bu tanımlı temsiller yardımıyla evrenin ve gravitasyonel sistemlerin sahip olduğu özellikleri belirlemeye çalışmışlardır. Bu amaç doğrultusunda Tryon14 tarafından kuantum alan kuramına dayalı bir büyük patlama modeli önerildi. Bu modele göre evrenimiz, homojen, izotropik, kapalı ve eşit miktarda madde ile karşıt maddeden oluşmaktadır. Tryon, evrenimizde korunan bütün niceliklerin sıfır olması ve buna bağlı olarak kapalı tüm evren modelleri için toplam enerjinin sıfır olması gerektiğini ifade etti. Sonraki yıllarda Rosen15 tarafından izotropik biçimdeki Robertson-Walker çizgi elemanını kullanılarak homojen, izotropik ve kapalı bir evren değerlendirildi. Rosen, Einstein e-m pseudokompleksini kullanarak madde ve gravitasyonel alanın enerjisini içeren evrenin toplam enerjisinin sıfıra eşit olduğunu buldu. Bu ilginç sonuç Göreli Gravite kuramlarıyla ilgilenen birçok fizikçiyi ve matematikçiyi etkilemiştir.
Johri ve ark.16 tarafından gravitasyonel enerjinin evrenin gelişimindeki (evrimindeki) rolü incelendi. Bu çalışmada, Landau-Lifshitz (L-L) pseudokompleksini kullanarak Friedmann-Robertson-Walker evren modelleri için yapılan hesaplamalar; (i) kozmolojik akışkanın durum denkleminden bağımsız olarak, uzaysal olarak kapalı bir evrenin toplam enerjisinin her zaman için sıfıra eşit olduğu,
(25)
(ii) uzaysal olarak düz bir evrenin sonlu bir hacimle kuşatılmış bir bölgesinde toplam enerjinin her zaman için sıfıra eşit olduğu sonuçları ortaya çıkardı.
Xulu17 tarafından Landau-Lifshitz, Papapetrou ve Weinberg e-m pseudokompleksleri kullanılarak izotropik olmayan Bianchi-I evren modeli için toplam enerji hesaplandı ve sonucun sıfıra eşit olduğu bulundu. Bu çalışmada, elde edilen sonuçların Banerjee ve Sen18 tarafından Einstein e-m pseudokompleksi kullanılarak aynı evren modeli için elde edilen sonuçlarla örtüştüğüne dikkat çekildi ve bu modeller için evrenin toplam enerjisinin sıfıra eşit olması sonucunun Tryon’ un görüşünü desteklediği ifade edildi. Bir süre sonra Radinschi19 tarafından Tolman
temsili kullanılarak Bianchi-I metriğine dayalı izotropik olmayan bir evren modeli için enerji dağılımı hesaplandı. Bu çalışmada, madde ve gravitasyonel alandan kaynaklanan toplam enerjinin sıfıra eşit olduğu bulundu ve bu sonuçların Banerjee ve Sen18 ve Xulu17 tarafından elde edilen sonuçlarla aynı olduğu ve dolayısıyla da Tryon14 düşüncesinin desteklendiği ayrıca ifade edildi.
Radinschi20 tarafından Tolman e-m pseudokompleksi kullanılarak statik, küresel
simetrik ve tekil olmayan kara delik uzay-zamanında enerji dağılımı hesaplandı ve bu hesaplamaların tümünü kartezyen koordinatlarda gerçekleştirildi. Sonuç olarak
3 3 1 ( ) 1 r r E r M Q   −           = −     (2.1)
şeklindeki enerji dağılımının her yerde pozitif ve merkezde sıfıra eşit olduğu bulundu(r → iken 0 E r → , ( ) 0 r → ∞ iken E r( )→M ve 0 r≤ < ∞ iken E r > ). ( ) 0 Buradaki M sistemin durgun kütlesidir. Elde edilen bu sonuçların daha önce I-C. Yang21 tarafından Einstein ve Weinberg temsilleri kullanılarak ulaşılan sonuçlarla örtüştüğü ifade edildi.
Virbhadra22 tarafından L-L ve Tolman e-m pseudokompleksleri kullanılarak Kerr-Newman kara deliği için enerji dağılımı hesaplandı. Bu hesaplamalar sonucunda her iki temsilin de tam olarak aynı sonuçları verdiği ve toplam enerjinin kara deliğin içindeki ( iç 0
E ≠ ) ve dışındaki ( dış 0
E ≠ ) enerjilerin toplamından oluştuğu saptandı:
2 2 2 1 3 2 L L Tol Q a E E M r r −   = = −  +   . (2.2)
(26)
Burada M ( r yarıçaplı) küresel bir kara deliğin kütlesi, 2 2/(3 )3
Q a r yüklü cisimlerin
dönmesinden kaynaklanan manyetik alan enerjisidir. Fakat yük parametresinin değiştirilmesi durumunda Kerr kara deliğinin (Q = ) dışında hiçbir enerjinin 0 belirlenemediği ifade edilerek, gravitasyonel alanla elektromanyetik alan arasında dikkate değer bir faklılığın var olduğunu vurgulandı ve gravitasyonel alan enerjisinin sistemin iç bölgesinde hapsedilmiş olmasına karşın elektromanyetik alan enerjisi için böyle bir sınırlamanın olmadığını ifade edildi. Ayrıca, dönme parametresinin değiştirilmesiyle (a = ) elde edilen sonuçların Vaidya0 23 ve Tod24 tarafından Reissner-Nordströn metriği için elde edilen sonuçlarla aynı olduğu ifade edildi. Virbhadra25 ’nın daha sonraki çalışmasında Einstein ve Møller temsilleri kullanılarak aynı uzay-zaman için enerji dağılımlarını değerlendirildi. Einstein temsilinin de önceki çalışmasında Tolman ve L-L temsilleriyle elde edilen (2.2) denklemini verdiği sonuç bulundu. Fakat Møller temsili kullanarak yapılan hesaplamaların
2 2 Møl 2 2 ( ) 1 3 Q a E r M r r   = −  +    (2.3)
biçiminde, diğer temsillerle elde edilen ifadenin iki katı gibi bir değer verdiği saptandı. Ayrıca, tüm temsiller için Kerr uzay-zamanındaki enerji yoğunluğunun sıfıra eşit olduğu bulundu.
Virbhadra ve ark.26 tarafından Einstein, Tolman, L-L, Papapetrou ve Weinberg e-m pseudokompleksleri kullanılarak Kerr-Newman Kartezyen koordinatlarda herhangi bir Kerr-Newman metriği için keyfi kütle ( M ), yük ( Q ) ve dönme parametreleriyle enerji ve momentum,
(
2 2
)
2 ( ) 1 arctan 4 a r Q a E r M r ar r  +     = − +         (2.4) 1( ) 2( ) 3( ) 0 P r =P r =P r = (2.5)
ve açısal momentumun uzaysal bileşenleri,
(
2 2
)
2 2 2 12 2 3 23 31 ( ) 1 arctan 4 ( ) ( ) 0 a r Q r a J r a M r a a r r J r J r   +      =  −  − +          = = (2.6)
(27)
momentum ifadeleri sırasıyla E=M, P1=P2 =P3=0 ve 12
J =Ma olur. Ayrıca bu çalışmada, Kerr-Newman metriği için enerji ve enerji akım yoğunluğu bileşenleri
2 4 00 10 20 30 4 2 3 4 2 2 2 2 2 2 ( , , , ) 8 ( ) ( 2 , 2 , 2 , 0) Q r L L L L r az r a r a z ayr axr π = + × + − − (2.7)
olarak elde edilmiştir. (2.4) denkleminden Kerr kara deliği (Q = ) için sistemin 0 enerjisinin iç bölgede hapsedildiği ve enerjinin r ’den bağımsız olduğu, (2.7) denkleminden de kara deliğin dışında enerji ve enerji akım yoğunluğu bileşenlerinin sıfıra eşit olduğu sonucuna ulaşıldı. Bu sonuçlar, Virbhadra22,25,27 ve Cooperstock28
tarafından daha önceki çalışmalarda yapılan varsayımları desteklemektedir. Yine (2.4) denkleminden, Reissner-Nordström (a = ) metriği için enerji 0
2 ( ) 2 Q E r M r = − (2.8)
olarak bulunmuştur. (2.8) denkleminin Hawking, Penrose, Ludvigsen-Vickers, Bergqvist-Ludvigsen, Dougan-Mason ve Hayward yarı-yerel kütleleri ile elde edilen sonuçlarla örtüştüğü, buna karşın Komar yarı-yerel kütlesiyle elde edilen
2 øl( ) M Q E r M r = − (2.9)
şeklindeki enerji ifadesiyle farklılık gösterdiği vurgulanmıştır. Ayrıca, (2.4) denklemi kullanılarak Kerr metriği (Q = ) için enerji ifadesinin E0 =M biçiminde elde edilebileceği ve bu sonucun Komar ve Bergqvist-Ludvigsen yarı-yerel kütleleri kullanılarak elde edilen olay ufku enerjisiyle örtüştüğü, fakat Hawking, Penrose, Dougan-Mason yarı-yerel kütlelerinin birbirlerinden ve Einstein, Tolman, L-L, Papapetrou, Weinberg temsillerinden farklı sonuçlar verdiği ifade edilmiştir. Yine bu çalışmada Bonnor-Vaidya metriği için elde edilen enerji dağılımının Tod29 tarafından Penrose yarı yerel kütlesi için elde edilen sonuçlarla örtüştüğü vurgulanmıştır.
Kerr-Newman metriği için enerji dağılımının hesabı, Xulu30 tarafından Bergmann-Thomson (B-T) e-m pseudokompleksi kullanılarak tekrarlandı. Yapılan hesaplamalar, B-T temsiliyle elde edilen sonuçların daha önce Einstein, Tolman, L-L, Papapetrou ve Weinberg temsilleri kullanılarak elde edilenlerle örtüştüğü saptandı. Bu sonuç, GG kuramında enerji yerelleşmesi için Cooperstock31 tarafından ileri sürülen Cooperstock Hipotezinin desteklendiğini gösterir.
(28)
Xulu32 tarafından Møller temsilini kullanarak statik olmayan ve küresel simetrik biçimindeki en genel metrikler için enerji dağılımları elde edildi ve bu sonuçlar daha önce Einstein temsili kullanılarak elde edilen sonuçlarla23,24,33 karşılaştırıldı. Schwarzschild, Vaidya ve Janis-Newman-Winicour uzay-zamanlarında bu iki farklı temsille elde edilen sonuçların birbirleriyle örtüştüğü (tümü için
øl
Eins M
E =E =M) fakat Reissner-Nordström uzay-zamanı için Einstein temsili ile elde edilen enerji ifadesinin (2.8) denklemi biçiminde olmasına karşın, Møller temsili ile elde edilen ifadenin (2.9) denklemi biçiminde olduğu bulundu. Bu sonuç, Xulu tarafından Virbhadra33 ile aynı doğrultuda, Møller temsili koordinat bağımsız
olmasına rağmen tanımlı herhangi bir uzay-zamanın enerji dağılımını elde etmek için kullanılabilecek en iyi temsilin hala Einstein e-m pseudokompleksi olduğu biçiminde yorumlandı.
Xulu34 tarafından L-L ve Papapetrou pseudokompleksleri kullanılarak Melvin manyetik evreni için enerji dağılımı elde edildi. Yapılan hesaplamalar sonunda bu uzay-zaman için farklı temsillerin aynı sonuçları verdiği bulundu:
2 3 4 5 0 4 0 2 3 6 6 8 9 0 0 8 12 1 1 ( ) ( ) 6 20 1 1 140 2520 L L Papa G E r E r B r B r c G G B r B r c c − = = + + + (2.10)
Manyetik alan varlığında sistemin enerjisinde bir artış gözlendi ve ayrıca bu çalışmada elde edilen sonuçların daha önceki çalışmada35 Einstein temsili kullanılarak aynı uzay-zaman için elde edilen sonuçlarla birebir örtüştüğü vurgulandı (EEins =EL L− =EPapa). Xulu, bu iki çalışmadaki sonuçların GG kuramında tanımlanan pseudokomplekslerin kullanımlarındaki yararlılıklarını desteklediğini ifade etti. Birkaç yıl sonra Radinschi ve Yang36 tarafından aynı evren modeli için Møller temsili kullanılarak enerji dağılımını hesaplandı. Bu çalışmada, enerji dağılımının
2 2 3 4 5 6 7 0 4 0 8 0 1 1 1 ( ) 3 15 70 G G E r B r B r B r c c = − + (2.11)
biçiminde manyetik alana bağlı olduğu ve Xulu tarafından diğer temsiller kullanılarak elde edilen (2.2) denkleminden farklı olduğu vurgulandı.
(29)
gravitasyonel dalgalar için de kapsamlaştırıldı: ( )i Bianchi-I metriği için Einstein,
L-L, Papapetrou ve Weinberg temsilleri kullanılarak enerji dağılımlarının sıfıra eşit olduğu bulundu. ( )ii Eksenel olarak simetrik skaler alan durumunda Møller yöntemi
kullanılarak enerji dağılımı için Schwarzschild metriği ile tutarlı M kütlesi elde edildi. Ayrıca, düzgün yüklü kara delik, Kerr-Newman metriği ve Melvin manyetik evreni içinde fiziksel açıdan ilgi çekici sonuçlara ulaşıldı. ( )iii Ehler-Kundt yöntemi
ile düzlem gravitasyonel dalgaların test parçacıklara sabit bir enerji ve momentum aktardığı biçiminde fiziksel açıdan makul bir sonuç elde edildi. Fakat diğer durumlara da uygulanabilecek temel bir formül kanıtlanamadı. Ayrıca Qadir-Sharif formalizmi kullanılarak da aynı sonuçlara ulaşıldı. ( )iv Silindirik gravitasyonel dalgalar için
Einstein, L-L ve Papapetrou e-m dağılımları kullanılarak birbirlerine benzer ve fiziksel açıdan kabul edilebilir sonuçlar elde edildi. ( )v Einstein ve Papapetrou
temsilleri kullanılarak dönen silindirik bir grup gravitasyonel dalgalar için e-m dağılımları hesaplandı ve her iki temsilde de sonlu değerler ve iyi tanımlı ifadeler elde edildi. Einstein ve Papapetrou e-m pseudokompleksleri için elde edilen sonuçların tam olarak aynı olmadığı, fakat bazı terimlerim benzer oldukları vurgulandı. ( )vi Son olarak küresel gravitasyonel dalgalar için Qadir-Sharif temsili
kullanılarak fiziksel olarak makul sonuçlar elde edildi ve bu sonuçların Møller temsili kullanılarak elde edilenleri desteklediği vurgulandı. Sonuç olarak bu incelemelerde birçok uzay-zaman için çeşitli yöntemlerin aynı ve fiziksel olarak anlamlı sonuçları verebileceği bulundu.
Sharif ve Fatima38 tarafından Einstein, L-L, Papapetrou ve Møller e-m pseudokompleksleri kullanılarak Einstein alan denklemlerinin iki tam çözümü için e-m yoğunlukları araştırıldı. Hesaplae-malar sıfırdan farklı (non-null) Einstein-Maxwell çözümleri (bu çözümler metrik fonksiyonunun bazı özel değerleri için Gödel çözümlerinin elektromanyetik genellemesine ve Gödel metriğine indirgenir) ve tekilliklerden yoksun kozmolojik model biçimindeki uzay-zamanlar için gerçekleştirildi. Elde edilen sonuçlardan, kullanılan bu dört temsilin de e-m yoğunluk bileşenleri için sonlu değerler ve iyi tanımlı ifadeler verdiği, fakat değerlendirildikleri uzay-zamanların hiç birinde aynı sonuçları vermediği gözlendi.
Dąbrowski ve Garecki39 tarafından Einstein ve B-T temsilleri kullanılarak homojen Gödel evrenleri (bir toz bulutu acausal(nedensel olmayan) Gödel evreni ve
(30)
bir skaler-alan casual(nedensel) Gödel evreni) için enerji, momentum ve açısal momentum nicelikleri incelendi. Einstein pseudokompleksi ile yapılan hesaplamalarla pseudotensörün izsiz (traceless) olduğu, simetrik olmadığı ve gravitasyonel enerji yoğunluğunun negatif olduğu bulundu. Ayrıca, bu temsilde gravitasyonel Poynting vektörünün sıfıra eşit olduğu görüldü. Öte yandan, toplam (madde ve gravitasyonel alan) enerji yoğunluğu acausal model için sıfır olmasın karşın causal model için negatif olarak elde edildi. Açısal momentum dağılımı için ise B-T açısal momentum pseudokompleksi kullanılarak her iki Gödel modelinde de sıfırdan farklı sonuçlar elde edildi.
Gad40 tarafından Møller e-m pseudokompleksi kullanılarak Weyl metriği için enerji ve momentum yoğunlukları hesaplandı. Ayrıca, bu sonuçlar yardımıyla Weyl metriğinin özel bir durumuna karşılık gelen Curzon metriği için enerji ve momentum yoğunlukları da elde edildi. Bu hesaplamalarla elde edilen sonuçlar Gad41 tarafından daha önce dört farklı temsil (Einstein, L-L, Papapetrou, B-T) kullanılarak elde edilen sonuçlarla karşılaştırıldı. Sonuç olarak Møller temsilinin diğer dört temsilden farklı enerji yoğunluğu vermesine karşın aynı momentum yoğunluğu verdiği gösterildi. Öte yandan, Møller temsiliyle elde edilen enerji yoğunluğunun sadece r → ∞ durumunda diğer dört temsil kullanılarak elde edilenle örtüştüğü bulundu.
Gad ve Fouad42 tarafından Einstein, B-T, L-L ve Papapetrou e-m pseudokompleksleri kullanılarak Kantowski-Sachs uzay-zamanı için enerji ve momentum dağılımı araştırıldı. Yapılan hesaplamalar sonunda Einstein ve B-T temsilleriyle enerji dağılımları için
0 2 2 2 0 1 2 3 1 2 3 1 ( ) ( ) ( ) 2 0 0 Eins B T E P E P A r B Ar P P P P P P − = = = = + = = = = = = (2.12)
biçiminde aynı ifadeler elde edilmesine karşın, L-L ve Papapetrou temsiliyle enerji dağılımları için,
(31)
2 0 2 2 2 3 0 2 2 1 2 3 ( ) ( ) 2 ( ) ( ) 2 0 L L Pap B E P A r B r A E P r B r P P P − = = + = = + = = = (2.13)
biçiminde birbirlerinden ve diğer temsillerden farklı değerler elde edildi.
GG kuramında sisteme ve özellikle gravitasyonel alana ait enerjiyle bağlantılı niceliklerin tanımlanması adına araştırmalar bu şekilde devam ederken daha önce de sözü edildiği gibi enerji problemi için fiziksel açıdan daha anlamlı sonuçlar elde etme adına alternatif kuramlar da (özellikle ayar kuramlarına dayalı) geliştirilmektedir. Bu alternatif kuramlardan birinin Møller43 tarafından tetrad uzayında yeni bir alan kuramı yapılandırılarak oluşturulduğu ifade edilmişti (Bu kuram, TPG kuramı kapsamında da değerlendirilebilir). Bu kuramın ortaya çıkışından kısa bir süre sonra Meyer44 tarafından parametrelerin özel olarak seçilmesi durumunda Poincaré ayar kuramının Møller kuramını da kapsadığı gösterildi. Her iki kuramda da korunum yasalarının alan denklemlerinden türetilebileceği ve bu ifadelerin GG kuramındakilerle aynı biçime sahip oldukları bulundu. Ayrıca alan denklemlerinin invaryanslık özellikleri de karşılaştırıldı.
Saen ve Juan45 tarafından Møller’ in kuramı çerçevesinde özel bir tetrad alanı kullanılarak homojen izotropik kozmolojiler tanımlandı. Bu çalışmada, enerji yoğunluğunun herhangi bir olası değeri için evrenin açık veya kapalı olabileceği kanıtlandı. Ayrıca görünür boyut M ile M ‘den daha büyük boyutlu galaksilerin sayısı arasındaki ilişkinin GG kuramındakinden farklı olduğu bulundu.
Mikhail ve ark.46 tarafından Møller Lagrangianı kullanılarak MGT kuramı için süperpotansiyel ve e-m pseudokompleksi türetildi (bu temsil Møller ‘in teleparalel versiyonu olarak da adlandırılır). Küresel simetrik durumlar için Møller denklemlerinin iki farklı tam çözümü elde edildi ve türetilen süperpotansiyel kullanılarak her bir çözüm için enerji değerleri bulundu. Bu iki farklı çözümün aynı Riemannian (Schwarzschild) metriğini vermesine rağmen farklı enerji değerleri verdiği bulundu. Bu durumun Møller kuramında bazı çelişkilerin varlığına işaret ettiği ve bu çelişkilerden kurtulmak için bazı önerilerin değerlendirilebileceği ifade edildi. Bir sonraki yıl yine Mikhail ve ark.47 tarafından küresel simetrik ve öz olmayan (improper) dönmelere karşılık gelen tetradlar için Møller alan
(32)
denklemlerinin genel çözümü elde edildi ve önceki çalışmada ulaşılan çözümlerin bu genel çözümün özel durumlarına karşılık geldiği kanıtlandı.
Shirafuji ve ark.48 tarafından gravitasyonel tetrad kuramının özel bir grubunda (MGT) küresel simetrik durum için en genel çözüm bulundu ve tetradların Schwarzschild metriğini verdiği gösterildi. Bu çalışmada, Euclide uzanım ve süperpotansiyel yöntemleri kullanılarak enerji ifadeleri hesaplandı. Tetradların uzay-zaman bileşenlerinin sonsuzda 1/ r ’den daha hızlı sıfıra gitmemesi koşuluyla bu iki yöntemin birbirlerinden farklı sonuçlar verdiği ve bu sonuçların merkezi çekim kısmına ait gravitasyonel kütleden farklı olduğu bulundu. Sonuç olarak bu durumun yalıtılmış bir küresel kısmı tanımlayan tetrad uzay-zaman bileşenlerinin sonsuzda 1/ r ’den daha hızlı sıfıra gitmesi gerektiği gerçeğini gösterdiği ifade edildi.
Nashed49 tarafından MGT kuramına ait e-m pseudokompleksi43 kullanılarak Kerr uzay-zamanı için enerji dağılımı değerlendirildi ve hesaplamalar sonunda bu uzay-zamandaki enerji ifadesi E=M olarak bulundu. Sonuç olarak elde edilen bu sonucun fiziksel açıdan makul ve GG kuramında elde edilen sonuçlarla22,25,26 örtüştüğü ifade edildi.
Aydoğdu ve Saltı50 tarafından MGT kuramına ait e-m pseudokompleksi46 kullanılarak Bianchi-I kozmolojik modeller için evrenin toplam enerjisi incelendi. Hesaplamalar sonunda toplam enerji sıfıra eşit olarak bulundu ve bu sonucun GG kuramında farklı temsiller kullanılarak elde edilen sonuçlarla15,17,18,19,37 örtüştüğü ifade edildi. Ayrıca Bianchi-I evren modelleri için elde dilen bu sonuçların da Tryon14 un düşüncesini desteklediği vurgulandı. Sonuç olarak, daha önce GG kuramı kapsamında incelenen bu problemin burada kullanılan temsil sayesinde alternatif bir kuram için genişletildiği ifade edildi.
Aydoğdu ve Saltı51 tarafından iki farklı gravite kuramında (GG ve MTG) Møller e-m pseudokompleksleri kullanılarak sekiz farklı kara delik modeli için enerji dağılımı değerlendirildi (küresel topolojili anti-de Sitter C metriği, düzgün yüklü kara delik, konformal skaler dyon kara deliği, yüklü bir kara delik dyadosphere, düzgün kara delik, yüklü topolojik kara delik, yüklü kütlesiz bir skaler alanlı kara delik ve Schwarzschild-de Sitter uzay-zamanı). Hesaplamalar sonunda bu farklı gravitasyonel kuramların ikisinde de aynı enerji dağılımı ifadesi elde edildi. Ayrıca, yine aynı
(33)
Møller temsilleri kullanılarak Reissner-Nordström kara deliği için dyadosphere bölgede enerji dağılımı değerlendirildi. Møller temsilinin bu iki farklı kuramdaki versiyonları için de aynı ve fiziksel olarak makul enerji ifadesi bulundu. Sonuç olarak bu iki çalışmada elde edilen bulguların; ( )i tanımlı bir uzay zaman için enerji
dağılımını değerlendirme konusunda e-m pseudokomplekslerinin önemini ve ( )ii Lessner53 in tanımlı bir uzay-zamanda enerji dağılımını hesaplamak için en etkili
temsilin Møller temsili olduğu düşüncesini güçlendirdiği ifade edildi.
Genel Görelilikteki Einstein, L-L ve B-T enerji-momentum pseudokompleksi ifadelerinin teleparalel versiyonları Vargas54 tarafından tanımlandı ve bu temsillerden Einstein ile L-L pseudokompleksleri kullanılarak homojen, izotropik ve açık Friedman-Robinson-Walker evren modeli için toplam enerjisinin sıfıra eşit olduğu bulundu. Bu sonucun, literatürdeki15,24,55 mevcut GG kuramında elde edilen sonuçlarla örtüştüğü ifade edildi.
Sharif ve Amir56 tarafından Møller temsilinin teleparalel versiyonu kullanılarak kararlı aksi-simetrik Lewis-Papapetrou uzay zamanları için e-m dağılımı değerlendirildi. Hesaplamalar sonunda enerji yoğunlunun sıfırdan farklı ve iyi tanımlı, momentumun ise θ doğrultusu dışında sabit bir değere sahip olduğu bulundu. Yine aynı yazarlar57 tarafından aynı temsil kullanılarak uzaysal olarak homojen dönen uzay-zamanlar için e-m dağılımı incelendi. Yapılan hesaplamalarla enerji ve momentum yoğunluğu için sonlu ve iyi tanımlı, fakat GG kuramında elde edilenden farklı sonuçlara ulaşıldı. Öte yandan, bazı varsayımların yapılması durumunda enerji ve momentum yoğunluğu bileşenlerinin her iki kuramda da aynı değere sahip olabilecekleri gösterildi. Ayrıca bu nicelikler uzaysal olarak homojen dönen uzay-zamanların bazı özel durumları için analiz edildi.
Sharif ve Amir58 tarafından Levi-Civita metriğinin teleparalel versiyonu bulundu ve tetrad ve burulma alanları elde edildi. Burulma tensörünün vektör, tensör ve aksiyal-vektör kısımları değerlendirildi ve vektör kısmının sadece radyal yön doğrultusunda uzandığı, aksiyal-vektör kısmının ise metriğin köşegen olmasından dolayı her yerde sıfıra eşit olduğu bulundu. Yine aynı çalışmada Einstein, L-L, B-T ve Møller temsillerinin teleparalel versiyonları kullanılarak bu metrik için e-m dağılımları bulundu ve sonuçlar daha önce GG kuramı çerçevesinden elde edilenlerle karşılaştırıldı. Momentum ifadesinin her iki kuramda ve tüm temsiller için sabit
(34)
olduğu, enerji ifadesi için ise iki farklı kuramda sadece Møller temsilleriyle elde edilen sonuçların denk olduğu gözlemlendi. Ayrıca, Møller e-m dağılımının teleparalel kuramdaki bağlanma sabiti λ ‘dan bağımsız olduğu sonucuna varıldı.
Sharif ve Nazir59 tarafından Einstein, L-L, B-T ve Møller temsillerin GG ve TPG kuramlarındaki versiyonları kullanılarak Bell-Szekeres metriği için bu iki kuramda enerji-momentum dağılımı araştırıldı. Hesaplamalar sonunda bu temsillerin tümünün her iki kuramda da aynı e-m yoğunluk bileşenlerini verdiği gösterildi. Ayrıca Møller temsiliyle her iki kuramda da sabit bir enerji ifadesi elde edildi.
Reboucas-Tiomno-Korotkii-Obukhov ve Gödel metrikleri için Aydoğdu ve ark.60 tarafından GG ve TPG kuramlarında B-T enerji-momentum pseudokompleksi kullanılarak toplam enerji araştırıldı. Ayrıca, yine bu uzay-zamanlar için bazı kinematiksel nicelikler hesaplandı ve elde edilen sonuçlardan bu uzay-zamanların kesmenin olmadığı (shear-free) genişleme ve sıfırdan farklı dört-ivme ve girdap özellikli (vorticity) oldukları bulundu. İki farklı gravitasyonel kuramdaki B-T temsillerinin farklı yaklaşımlar durumunda aynı ve birbirleriyle uyumlu enerji yoğunluğu ifadesi verdiği gözlendi.
Korunur ve ark.61 tarafından Einstein, L-L, B-T temsillerinin GG ve TPG kuramlarındaki versiyonları kullanılarak en genel köşegensel metriğin betimlediği bir evren modeli için enerji ve momentum nicelikleri değerlendirildi. Hesaplamalar sonunda, Einstein ve B-T temsilleriyle aynı enerji dağılımı elde edildi, buna karşın L-L temsili durumunda diğer iki temsilin verdiği değerlerle örtüşmeyen bir değere ulaşıldı. Ayrıca, iyi bilinen ve önemli uzay-zaman modellerinden sekiz tanesi değerlendirilerek ve bu modeller için enerji dağılımları hesaplandı. Bianchi-I modeli için tüm temsiller yardımıyla aynı sonuca ulaşıldı. Bu sonucun daha önce bir çok yazar15,16,18,228,34,54 tarafından elde edilenlerle örtüştüğü ve bunun sonucu olarak Tryon14 tarafından ortaya atılan görüşleri desteklediği vurgulandı.
Daha fazlasını oku
Daha fazlasını oku
Şekil
Çizelge 4.1:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modeli için GG Einstein temsilinde süperpotansiyel hesapları p.99
Çizelge 4.3:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modeli için GG L-L temsilinde p.100
Çizelge 4.5:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modeli için GG B-T temsilinde p.101
Çizelge 4.7:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modeli için GG Møller temsilinde p.102
Çizelge 4.9:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modeline ait Weitzenböck bağlantının p.105
Çizelge 4.9’daki
ifadeler (3.55) denkleminde kullanılarak aşağıdaki burulma tensörü bileşenleri elde edilebilir p.106
Çizelge 4.12:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modeline ait Τ λµν biçimindeki burulma tensörün bileşenleri p.108
Çizelge 4.11
(veya Çizelge 4.10)’daki ifadeler ve ters-metrik tensör bileşenleri kullanılarak Τ λµν = g νσ Τ λµ σ (veya Τ λµν = g µκ g νσ Τ λ κσ ) eşitliği sayesinde aşağıdaki burulma tensörü bileşenleri elde edilebilir p.108
Çizelge 4.13’deki
ifadeler ve metrik tensör bileşenleri kullanılarak p.111
Çizelge 4.17:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modeli için teleparalel L-L temsilinde p.114
Çizelge 4.18:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modeli için teleparalel B-T temsilinde enerji-momentum dağılımı hesapları p.114
Çizelge 4.19:
Bianchi VI h =− 1 9 evren modeli için GG Einstein temsilinde p.116
Çizelge 4.21:
Bianchi VI h =− 1 9 evren modeli için GG L-L temsilinde p.117
Çizelge 4.20:
Bianchi VI h =− 1 9 evren modeli için GG Einstein temsilinde enerji- p.117
Çizelge 4.25:
Bianchi VI h =− 1 9 evren modeli için GG Møller temsilinde p.120
Çizelge 4.26:
Bianchi VI h =− 1 9 evren modeli için GG Møller temsilinde enerji- enerji-momentum dağılımı sonuçları p.120
Çizelge 4.27:
Bianchi VI h =− 1 9 evren modeline ait Weitzenböck bağlantının p.121
Çizelge 4.27’deki
ifadeler (3.55) denkleminde kullanılarak aşağıdaki burulma tensörü bileşenleri elde edilebilir p.121
Çizelge 4.28’deki
ifadeler ve ters-metrik tensör bileşenleri kullanılarak p.122
Çizelge 4.30:
Bianchi p.123
Çizelge 4.29
(veya Çizelge 4.28)’daki ifadeler ve ters-metrik tensör bileşenleri kullanılarak Τ λµν = g νσ Τ λµ σ (veya Τ λµν = g µκ g νσ Τ λ κσ ) eşitliği sayesinde aşağıdaki burulma tensörü bileşenleri elde edilebilir p.123
Çizelge 4.31:
Bianchi VI h =− 1 9 evren modeline ait Ζ λµν biçimindeki süperpotansiyel bileşenleri p.124
Çizelge 4.31’deki
ifadeler ve metrik tensör bileşenleri kullanılarak p.125
Çizelge 4.42:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modelinde Durum A ( ) için teleparalel p.131
Çizelge 4.44:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modelinde Durum B - ( ) ( ) i için GG p.133
Çizelge 4.45:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modelinde Durum B ( ) - ( ) i için GG p.133
Çizelge 4.47:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modelinde Durum B - ( ) ( ) i için GG p.134
Çizelge 4.50:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modelinde Durum B ( ) - ( ) i için p.135
Çizelge 4.51:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modelinde Durum B ( ) - ( ) ii için GG p.136
Çizelge 4.53:
Bianchi-Behr VI h =− 4 evren modelinde Durum B - ( ) ( ) ii için GG p.137
Daha fazlasını oku
Referanslar
Updating...
Download (PDF - 141 sayfa - 1.15MB)
Benzer konular :
Benzer Belgeler
KIZILÇAM KABUĞUNDAN ELDE EDİLEN PİGMENTİN PAMUK, YÜN, İPEK VE SENTETİK KUMAŞLARD...
Mordansız boyama ve 5 farklı mordan kullanılarak yapılan boyamalarda yıkama haslığı krem tartar, şap ve tanen ile yapılan çalışmalarda 3 değeri yani gri skalaya göre
118 0 4
LOJİSTİK DESTEK ANALİZ VE TÜRKİYE HAVACILIK VE UZAY SANAYİ ANONİM ŞİRKETİ UYGULA...
Bu süreç kapsamında uygulanan, Güvenirlik Merkezli Bakım Analiz, Bakım Görev Analizi ve Planlanması, Onarım Seviyesi Analizi (OSA), Yedek Ekipman, Stoklama, TaĢıma,
139 0 3
Hava ve uzay hukukunda ticari hizmetlerden doğan hukuki sorumluluk
a) Cumhurbaşkanınca belirlenen politikalar doğrultusunda Millî Uzay Programını hazırlamak ve hayata geçirilmesi için düzenlemeler yapmak. b) Uzay ve havacılık bilimi ve
185 0 0
Makamsal çokseslilik ve gitar için uygulamalar, doğaçlamalar
çekirdeği” kavramıyla örtüşmektedir. Bundan sonra yazılacak makamsal armoni 28 kısmında ‘ezgi-merkezli’ yaklaşım öne çıkacaktır. “Ezgi merkezli yaklaşım, makamın
173 0 4
Hava ve uzay hukukunda tahkimin gelişimi
Gerçekten, mahkemelerdeki yargılamaya nazaran daha hızlı olan ve taraflara daha çok esneklik sağlayan tahkim yargılamasının hava ve uzay hukukunda tercih
79 0 3
Değişmez alt uzay problemi
Ayrıca, E bir Banach latisi olmak üzere E'den E'ye sürekli lineer operatörlerin uzayı L(E)'de operatörlerin bir koleksiyonunun değişmez bıraktığı aşikâr olmayan kapalı
42 0 0
Çeşitli biyokütle atık maddelerin pirolizi ve elde edilen ürünlerin analizi
Bu çalışmada, biyokütle atık maddeler olan Antep fıstığı kabuğu ve ceviz kabuğu ile piroliz işlemi gerçekleştirilmiş; 350-650°C sıcaklık, 10-50 dk
229 0 5
Türkiye enerji planlaması için çok ölçütlü bir model önerisi
Bu nedenle, bu çalışmada 2014 yılı genel durum temel alınarak Türkiye’nin sahip olduğu enerji kaynakları için mevcut durum tespiti ile birlikte enerji
167 0 1
Uzaysal ve uzay-zamansal hücresel sinir ağı filtreleri
20x20 boyutlu giriş görüntüsü içim ZTHSA bant geçiren filtre denkleminin ode çözücüsü ile elde edilen simülasyon sonuçları Şekil 6.12, Şekil 6.13 ve Şekil 6.14’de
161 0 1
Uzay Geometri Çözümlü Soru Bankası - Matematik OABT
Bu sistemde amaca ulaşmak için lisans öğreniminiz süresince öğrendiklerini pekiştirmeniz sınava uygun tarzda çok sayıda ve sistemli soru çözmeniz ayrıca sık sık
14 0 2
Analitik fonksiyonların bazı alt sınıfları için dördüncü Hankel determinantı
Modifiye edilmiş Sigmoid fonksiyonuyla ilişkili yıldızıl fonksiyonların bir alt sınıfında Hankel determinant problemini ele alıp, bazı katsayı tahminleri elde ederek
62 0 2
Analitik fonksiyonların bazı alt sınıfları için hankel determinantı problemi
Bernoulli Lemniscate ile ilgili kuvvetli konveks fonksiyonların bir alt sınıfında üçüncü Hankel determinantının bir üst sınırını elde edebilmek için öncelikle
62 0 2
Asenkron motor arıza tespitinde akım uzay örüntü tanıma sisteminin kullanılması
Önerilen örüntü tanıma tabanlı arıza tespiti algoritmasını gerçekleştirmek için, stator akım örüntüsünün, şekil, boyut ve yöneliminden bağımsız olarak
7 0 2
Atık yağlama yağından elde edilen yakıt-motorin karışımlarının motor performansı...
Bu çalışma dizel yakıta göre düşük kükürtlü dizel benzeri yakıt için tork, ortalama efektif basınç ve fren termal verimliliğinin biraz daha yüksek