STEN 2. Уменьшение массы Вселенной - альтернатива тёмной энергии.

Александр Ныч ^©

E-mail: nych100@mail.ru
  24 ноября 2013

АННОТАЦИЯ
Теория STEN основана на анализе явлений, наблюдаемых в лабораториях. Последовательное применение её к задачам космологии приводит к комплексному объяснению механизма Большого Взрыва, инфляции, тёмной материи (ТМ), тёмной энергии (ТЭ), высокой скорости потоков галактик и низкой плотности ближней Вселенной. STEN приводит к выводу, что масса Вселенной уменьшается. В статье приведены новые прямые данные о том, что за время существования Вселенной её масса уменьшилась в ≈11 раз и показано, что это объясняет данные, которые связывают с ускорением расширения Вселенной и ТЭ.

Ключевые слова.космологические параметры – тёмная энергия – ускоренное расширение Вселенной – STEN

"Не будет преувеличением сказать, что выяснение физической природы
тёмной энергии - это центральная проблема современного естествознания"

V. Lukash, V. Rubakov (2008)

1. ВВЕДЕНИЕ

В первой статье (Nych 2013) показано, что высокие скорости потоков галактик не объясняются известными моделями и свидетельствуют об уменьшении массы Вселенной (УМВ) в N_U=7–12 раз. А сопоставление предсказания модели инфляции Ω=1 с данными о плотности ближней Вселенной Ω₀=0.09×1.5^±1 даёт N_U=11×1.5^±1.

В данной статье собраны данные о плотности Вселенной из около 67 научных публикаций без специального отбора. Показано, что для моделей без ТЭ, чем дальше находятся объекты, по которым определена современная плотность Ω₀, тем большую современную плотность находят. Так по объектам ближней Вселенной с z<0.1 находят Ω₀<0.05–0.2, по объектам с 0.2<z<1 находят Ω₀=0.3–0.8, и по ранним объектам с z>1 находят Ω₀=0.6–1.3. Т. е., образно говоря, чем дальше мы смотрим, тем больше материи видим во Вселенной. Это является прямым свидетельством уменьшения массы Вселенной (УМВ).

Введение в модель ТЭ сглаживает эту зависимость, но не достаточно, так что модель с УМВ лучше соответвует наблюдательным данным, чем модель с ТЭ.

1.1. Тёмная энергия

1.1.1. История открытия. По сути ТЭ в виде Λ-члена в основном уравнении общей теории относительности (ОТО) введена Эйнштейном в 1917 г (Einstein 1917). С тех пор, наряду с плотностью и кривизной, это основной параметр космологических моделей – стационарной Эйнштейна и нестационарных, фридмановских – Леметра, де-Ситтера, пульсирующей, Эдингтона-Леметра и др. Из уравнения Эйнштейна получено около 20 космологических моделей, большая часть которых содержат Λ-член.

В 1994–1998 начали работу 10 новых крупнейших телескопов с диаметром заркала 8–11 м (Шустов 2004) и космический телескоп им. Хаббла с диаметром зеркала 2.4 м. Это позволило наблюдать вспышки сверхновых звёзд 1а типа (SN1a) в далёких галактиках c z>0.5 в значительном количестве при приемлемом качестве.

В результате выполнения специальных программ наблюдения далёких SN1a ("Supernova Cosmology Project" и "High-Z Supernova Search Team") с целью выбора космологической модели двумя группами космологов в 1998 г. был сделан вывод, что Вселенная расширяется с ускорением, которое вызвано действием ТЭ, т. е. Λ>0 (Perlmutter et al. 1999; Riess et al. 1998).

Позже, в результате регистрации SN1a с z=1.2–1.7, было установлено, что до половины возраста Вселенной расширение замедлялось, и ТЭ не играла заметной роли. Поэтому считают, что ТЭ не расширяется вместе с остальной Вселенной, а остаётся постоянной в пространстве и времени, что точно соответствует уравнению Эйнштейна с постоянной Λ. Хотя на уровне 1 σ отмечены признаки того, что в последние 3 млрд. лет ТЭ уменьшается (Shafieloo, Sahni, Starobinsky 2009).

ТЭ нигде не проявляется, кроме крупномасштабной космологии, поэтому и названа "тёмной". Согласно стандартной Λ-СДМ модели, ТЭ в ∼200 раз больше, чем видимой материи (Spergel et al. 2007).

"За открытие ускорения при расширении Вселенной путем наблюдения за сверхновыми" и вызывающей его ТЭ Сол Перлмутер, Адам Райес и Брайан Шмидт (Saul Perlmutter, Adam G. Riess, Brian P. Schmidt) получили премию Шо (Show) по астрономии в 2006 и Нобелевскую премию по физике в 2011 году.

Предложены и другие объяснения полученных данных по сверхновым – связанные с квинтэссенцией (непостоянной Λ), эволюцией SN1a, неоднородностью в масштабе Гпк, волнами пространства-времени, возникшими во время инфляции и имеющими к настоящему времени размер сравнимый с размером наблюдаемой Вселенной, поглощением света межгалактической серой пылью. Но в большинстве работ используется понятие ТЭ, описываемой постоянной Λ в основном уравнении ОТО, введенной Эйнштейном в 1917 г. (Einstein 1917).

1.1.2. Современное состояние инструментальных исследований ТЭ. Со времени открытия ускорения расширения Вселенной в 1998 г исследованию его и вызывающей его ТЭ придаётся первостепенное значение. "Не будет преувеличением сказать, что выяснение физической природы тёмной энергии - это центральная проблема современного естествознания" (Lukash, Rubakov 2008).

Современные инструменты обеспечивают получение многочисленных и разнообразных данных о ТЭ. Так, если вывод об ускорении расширения Вселенной в 1998 г был сделан на основе наблюдений 42 далёких (0.18<z<0.83) и 18 близких SN1a, то к 2009 г., в результате выполнения специальных программ, зарегистрировано 397 SN1a с наибольшим z=1.55 (Hicken et al. 2009).

Очередной проект "Supernova/Acceleration Probe" (SNAP, США) на основе специального космического телескопа с диаметром зеркала 2 м предусматривает регистрацию 6000 сверхновых с z до 1.7. Два других специальных проекта исследования ускоренного расширения Вселенной и ТЭ – "The Joint Dark Energy Mission (JDEM)/Omega" (США) и "SPACE (SPectroscopic All-sky Cosmic Explorer) Building the 3-d Map of the Accelerating Universe" (США) (Gehrels 2010; Wikipedia).

Теперь вывод об ускорении расширения Вселенной и существовании ТЭ делают также на основе определения с помощью космических рентгеновских телескопов эволюции функции масс скоплений (ЭФМС), а также эволюции соотношения масс барионной инебарионной материи в скоплениях галактик.

1.1.3. Состояние теории ТЭ. Несмотря на большой объём наблюдательных данных, о природе ТЭ мы знаем то же, что и 95 лет назад – до настоящего времени не найдено какого-либо подхода к объяснению микроскопической природы ТЭ. Известный физик-теоретик в области квантовой теории поля, физики элементарных частиц, космологии академик РАН В. А. Рубаков (2009) в одной из лекций так охарактеризовал эту ситуацию: "Что касается микроскопической природы ТЭ, то здесь у нас, у теоретиков, все фантазии исчерпаны, нужны принципиально новые идеи."

Поэтому, пока не достигнуто ясности в вопросе о природе ТЭ, в данных по SN1a и др. следует отличать факты от их интерпретаций, т. е. гипотез. Фактом является то, что SN1a при z=0.2–1 имеют на ≈0.2^m меньшую яркость, чем следует из самой простой модели Вселенной - однородной, без межгалактической пыли, без эволюции галактической пыли, без ТЭ, с неизменной массой. Т. е. такая простая модель неверна. Но что это вызвано ускорением расширения Вселенной является пока что только одной из гипотез, возможно, объясняющей эти факты. Потому что природа ТЭ, необходимой для этого ускорения, абсолютно непонятна, и её свойства исключительно необычны, более того, противоречивы, парадоксальны:

1. Плотность ТЭ постоянна во времени и пространстве, следовательно, она существовала до рождения Вселенной.

2. По мере расширения масса Вселенной должна увеличиваться за счёт ТЭ, т. к. количество ТЭ во Вселенной пропорционально её объёму, а энергия связана с массой знаменитой формулой Е=mc², которая пока не имела исключений и выполняется для всех известных взаимодействий.

3. Но при этом масса, связанная с ТЭ, не вступает в гравитационное взаимодействие и не входит в плотность Вселенной. В противном случае динамика Вселенной была бы абсолютно другой, например, в таком случае плотность гравитационной массы Вселенной обязательно превысит критическую, и расширение должно смениться сжатием, - но Вселенная расширяется с ускорением. Подобная "проблема космологической постоянной" известна для квантовых полей частиц, масса-энергия которых должна бы проявляться в космологии очень сильно, но не проявляется абсолютно.

4. ТЭ нигде не проявляется, кроме космологии, и то только на масштабе около половины размера видимой Вселенной, тогда как все известные взаимодействия и связанная с ними энергия и масса прекрасно наблюдаются в земных лабораториях. Причём ТЭ очень много - больше, чем всех других энергий и масс вместе взятых, в 200 раз больше массы звёзд.

5. Микроскопическая природа ТЭ пока абсолютно неясна, и проверенные подходы, в принципе применимые ко всем известным взаимодействиям, для описания ТЭ, по-видимому, не применимы.

Поэтому ограничиваться только этой гипотезой преждевременно. Её популярность связана с тем, что модели с Λ-членом были широко известны задолго – 80 лет – до получения данных о яркости далёких SN1a. Причём эти модели основаны на ОТО и ассоциированы с авторитетом Эйнштейна. А также с тем, что другие объяснения, выдвинутые до настоящего времени, представлялись маловероятными, искусственными или уже отвергнуты, т. к. не соответсвуют другим наблюдательным данным.

1.1.4. Альтернативные объяснения данных SN1a. Данные по SN1a сводятся к тому, что SN1a при z ≈0.2–1.5 на ≈0.2^m, т. е. в ≈1.2 раза менее ярки, чем должны бы, при плотности Вселенной без ТЭ Ω₀=0.27 (Hicken et al. 2009, рис. 1, 2). Для Вселенной без ТЭ с Ω₀=0 максимальный недостаток яркости SN1a составляет 0.15–0.12^m при z ≈0.5 (Riess et al. 2004, рис. 7; Tonry et al. 2003, рис. 8, 9). Из этого факта можно предположить, что SN1a находятся на 10% дальше, чем ожидается для Вселенной без ТЭ с Ω₀=0.27. Яркость SN1a калибруют по ближним сверхновым с z<0.1.

Другими словами, если в ближней Вселенной Н₀=71 км/с/Мпк, то при z=0.2–1 SN1a светят так, будто Н₀ на 10% меньше – 64 км/с/Мпк. Это значит, что скорость расширения Вселенной увеличивается. Для этого необходима ТЭ.

Наиболее реалистичные альтернативные объяснения связывают эту картину с неоднородностью Вселенной, в том числе скорости её расширения, и с поглощением излучения SN1a космической пылью.

1.1.4.1. Неоднородность Вселенной. 1) Масштаб неоднородностей во Вселенной достигает 1 Гпк и более, поэтому крупномасштабная неоднородность может имитировать ускорение расширения Вселенной (Bolejko et al. 2011).

2) Наблюдаемая картина вызвана не ТЭ и ускорением расширения всей Вселенной, а "локальной" волной пространства-времени, возникшей во время инфляции, размер которой в настоящее время сравним с размером видимой Вселенной (Kolb, Riotto 2005; Smoller, Temple 2009).

По видимому, эти гипотезы близки. Они сводятся к тому, что только в ближней Вселенной при z<0.1 (<420 Мпк) скорость расширения значительно больше средней (Zehavi et al. 1998; Conley et al. 2007). Jha, Riess, Kirshner (2007) нашли, что скорость расширения ближней Вселенной на 6.5±1.8% выше, чем дальней с границей разделения z=0.025. Karachentsev et al. (2009) нашли, что в местной Вселенной H=78±2 км/с/Мпк. Однако Hicken et al. (2009) находят, что отклонение скорости расширения ближней Вселенной от нормы уменьшается или даже меняет знак по мере снижения статистической погрешности, и по их данным оно может составлять 2% при z=0.015–0.06.

В последнее время получены свидетельства того, что масштаб неоднородностей во Вселенной намного больше, чем считали ранее. Не исключено, что размер неоднородностей не имеет верхней границы. Rudnick, Brown, и Williams (2007) нашли, что самое холодное пятно на карте WMAP вызвано эффектом Сакса-Вольфа в огромном воиде, в котором плотность радиоисточников на 20–45% меньше средней. Если бы этот воид был пуст полностью, то, судя по вызываемому им эффекту Сакса-Вольфа, он имел бы размер более 1 Гпк вдоль луча зрения и 140 Мпк в поперечнике. Но т. к. он пуст на 1/3 его размер ещё в ≈3 раза больше, тогда как радиус видимой Вселенной ≈4 Гпк.

Размер "тёмного потока" – наибольшего известного потока галактик – более 1 Гпк (Kashlinsky et al. 2008, 2009, 2010).

Местная группа (МГ) галактик движется со скоростью ≈600 км/с к сверхскоплению Шепли, центр которого находится на расстоянии 200 Мпк. В том же направлении движутся скопления находящиеся на пути и позади МГ.

Поэтому нельзя исключать возможность того, что скорость расширения на масштабе 400 Мпк значительно отличается от средней.

Признаком неоднородности скорости расширения Вселенной является большой разброс светимости SN1a при одинаковом z достигающий 2^m. При этом погрешность измерения яркости SN1a 0.2–0.5^m, а снижение светимости SN1a, связываемое с ускорением расширения Вселенной, составляет в максимуме 0.2^m (Hicken et al. 2009, рис. 1; Tonry et al. 2003).

1.1.4.2. Пыль космическая. Аномальное снижение яркости далёких сверхновых SN1a на 0.2^m может быть связано с недостаточно точным и полным учётом поглощения их света галактической и межгалактической пылью, особенно во Вселенной с уменьшающейся массой, поскольку оба эти фактора влияют на яркость сверхновых однонаправлено. В пользу этого говорят следующие 8 аргументов:

1) Поглощение света галактической пылью даже в ближней Вселенной изучено недостаточно. До настоящего времени здесь появляются революционные вполне авторитетные открытия.

Driver et al. (2008) на основе данных о 10000 соседних галактик всех типов нашли, что галактическая пыль поглощает в несколько раз больше света, чем считали ранее. В среднем из галактик выходит только 11±2% фотонов с длиной волны 0.1 мкм. Выход плавно повышается до 87±3% для 2.1 мкм. Плотность световой энергии излучения звёзд в ближней Вселенной составляет 1.6×10³⁵Вт/Мпк³, из которой попадает в межгалактическое пространство в 1.8 раза меньше, т. е. пыль галактик снижает их яркость в среднем на 0.62^m.

Поглощение света межгалактической пылью изучено ещё меньше.

2) Содержание пыли как в галактиках, так и в межгалактическом пространстве, очевидно, эволюционирует количественно и качественно. В молодых галактиках содержание пыли растёт, затем, по мере выгорания и взрывов больших звёзд, оно стабилизируется и в старых, например, эллиптических галактиках уменьшается. Поэтому при z=0.2–1 галактики должны быть более запылены, чем в ближней (старой) Вселенной, и пыль должна быть более крупная. В этом случае исправление по покраснению SN1a, которое основано на данных о пыли Галактики и ближней Вселенной, должно приводить к занижению яркости SN1a, что и наблюдается.

3) Модель Вселенной без ТЭ с не зависящей от z плотностью межгалактической серой пыли, удовлетворяет данным SN1a даже несколько лучше, чем лучшая модель с ТЭ без пыли (Riess et al. 2004, рис. 7). Их предпочтение модели с ТЭ основано на двух неоднозначных соображениях.

Первое. По их данным дисперсия яркости SN1a составляет 0.28^m и не зависит от z. Это требует, по их мнению, слишком высокой скорости распространения пыли (>1000 км/с), для обеспечения однородности распределения по мере её поступления (replenishing) из галактик в межгалактическое пространство в расширяющейся Вселенной.

Но если дисперсия и не увеличивается с z, то это не обязательно подразумевает сильное ограничение на гипотезу серой пыли, т. к. дисперсия ∝n^-0.5, где n - число гомогенных участков пыли вдоль луча зрения, и для невысокой скорости распространения пыли и высокого красного смещения n>>1 (Corasaniti 2006).

Скорость распространения пыли >1000 км/с также может быть обеспечена – в квазарах и подобных объектах.

По некоторым данным, приведенным Hicken et al. (2009, рис. 1), которые собрали данные о 397 SN1a, дисперсия яркости при z>0.25 в ∼2 раза больше, чем при z<0.25. Это может говорить именно о том, что свет от далёких сверхновых проходит через неоднородную поглощающую серую среду со средней степенью поглощения более чем (σ_z>0.25²-σ_z<0.25²)^0.5≈0.15^m.

Второй аргумент Riess et al. (2004) в пользу модели с ТЭ состоит в том, что модель с постоянной плотностью пыли требует точной настройки параметров – тогда она описывает данные SN1a не хуже, чем модель с ТЭ. Если это так, то это относится к модели с постоянной плотностью пыли, которую они анализировали. В действительности же плотность пыли не постоянна, и модель с переменной плотностью пыли очень естественна и очень гибка. Зависимость плотности межгалактической пыли от z в настоящее время неизвестна и может быть очень разной, т. к. определяется соревнованием между образованием и распространением пыли с одной стороны и поглощением пыли в процессах образования звёзд и расширением Вселенной с другой.

Поэтому, в общем случае "пыльная" модель способна лучше описать данные SN1a, чем частный и простейший её вариант с постоянной плотностью пыли, который описывает данные SN1a также или несколько лучше, чем модель с ТЭ. Возможность для этого есть, т. к. модели с ТЭ предсказывают меньшую яркость SN1a при наибольших z, чем наблюдается, см. (Riess et al. 2004, рис. 7; Tonry et al. 2003, рис. 8, 9).

Т. к. модель с постоянной плотностью межгалактической серой пыли описывает данные SN1a не хуже, чем модель с ТЭ, следовало бы учесть естественность космической пыли, особенно в сравнении с ускорением расширения Вселенной и количеством ТЭ, необходимой для этого ускорения.

4) Масса пыли вокруг далёких квазаров составляет ∼10⁹ M_ʘ (несколько 10⁸–10⁹ M_ʘ) (Beelen et al. 2006; Markwick-Kemper et al. 2007). Это в ∼100 раз больше, чем в больших старых галактиках, в том числе в нашей Галактике. Отношение светимости квазаров к их массе в 10^2–4 раз больше, чем для нашей Галактики или Солнца. Поэтому давление излучения способно удалять от квазаров частицы размером 0.2 мм и более. Притом скорость удаления не самых крупных частиц >1000 км/с. Поэтому квазары и подобные объекты могут быть достаточными поставщиками равномерно распределённой межгалактической серой пыли.

5) Афанасьев и др. (2007) наблюдали микрометеоры внегалактического происхождения (вероятно, родственные хондрам в углистых хондритах, изотопный состав которых резко отличается от земного). Их размер ∼200 мкм и концентрация в межгалактическом пространстве оценена в 3.6×10^–20м^–3. Оптическая толща Вселенной, связанная с такими частицами, по их оценке, может составить τ≈0.15. Следовательно, для z=0.5–1 τ≈0.07–0.1, что составляет ≈50% наблюдаемого снижения яркости SN1a. Оставшуюся часть поглощения света SN1a могут обеспечить серые (>0.5–1 мкм) пылевые частицы мельче наблюдавшихся микрометеоров.

6) На рис. 1 показана разница между модулем расстояния до SN1a в пустой Вселенной (Ω₀=0) и в других моделях на основе данных Riess et al. (2004) (кроме моделей с УМВ – Ω₀=1→0.1). В моделях с пылью предполагается, что по мере расширения Вселенной в межгалактическое пространство поступает серая пыль так, что её плотность и показатель поглощения света k остаются постоянными (Riess et al. 2004).

Рис. 1. Разница между модулем расстояния до SN1a в пустой Вселенной (Ω=0) и в других моделях Δ(m-M) в зависимости от z на основе данных Riess et al. (2004). В моделях с УМВ (Ω=1→0.1) динамика УМВ от Ω=1 до Ω₀=0.1 согласно рис. 2 а.

Из рис. 1 видно, что модели с постоянной плотностью пыли соответствуют наблюдательным данным не хуже, чем лучшая модель с ТЭ. Притом при УМВ от Ω=1 до Ω₀=0.1 требуемая плотность пыли в 2 раза меньше, чем во Вселенной постоянной массы с Ω=1.

7) Aguirre и Haiman (2000) оценивали концентрацию межгалактической серой пыли по её инфракрасному излучению. Они нашли, что наблюдаемое снижение яркости SN1a может быть объяснено только межгалактической серой пылью, без ТЭ, если Ω₀=0.2 или меньше. Заметим, что современная плотность Вселенной Ω₀≈0.1 (см. рис. 2 а). 'Ostman и M'ortsell (2005) находят, что широкий диапазон моделей межгалактической пыли в состоянии обеспечить поглощение более 0.2^m в z=1.

8) Приведенные данные показывают, что объяснение снижения яркости SN1a межгалактической серой пылью естественно (в отличие от ТЭ), и возможности для этого далеко не исчерпаны, скорее наоборот – увеличиваются. Особенно во Вселенной с уменьшающейся массой, в которой для этого необходимо в 2 раза меньше пыли, чем во Вселенной постоянной массы. Некоторый вклад в наблюдаемое снижение яркости SN1a может вносить также неоднородность расширения Вселенной и эволюция запыленности галактик (в среднем при z=0.2–1 галактики содержат больше серой пыли, чем более старые современные). В сумме все названные факторы без ТЭ, по-видимому, как раз соответсвуют наблюдаемому снижению яркости SN1a во Вселенной с уменьшающейся массой.

1.1.5. Выдвигаемая гипотеза и теория УМВ, являющаяся частью STEN, по-видимому, может объяснить космологические данные, для объяснения которых введено понятие ТЭ (снижение яркости SN1a связано также с существованием космической пыли). Связь этих данных с УМВ не очевидна, и само УМВ крайне неожиданно, поэтому эта гипотеза не могла родиться сразу, эвристически, как другие, а является следствием более общей теории STEN. Зато УМВ вполне понятно, оно неизбежно, что будет показано и доказано в следующих публикациях. К тому же STEN (включая теорию УМВ) объясняет и другие космологические парадоксы: оптовые потоки галактик, малую барионную и общую плотность ближней Вселенной, небарионную ТМ.

STEN основана на анализе физических явлений, наблюдаемых в земных лабораториях, но в то же время ведёт к пониманию физических причин, механизма Большого Взрыва и инфляции.

1.2. Некоторые космологические данные.

В последние 20–30 лет в астрономии получено много важных результатов. Здесь отметим лишь те, которые использованны далее.

1.2.1. Уточнение параметра Хаббла в пределах H₀=65–73 км/с/Мпк, является важным результатом последних десятилетий. Это позволяет точнее рассчитывать критическую плотность Вселенной ρ_cr=3H²(8πG)=2.78×10¹¹h²M_ʘ/Мпк³, где h=H/(100 км/с/Мпк). При h=0.65 ρ_cr=118×10⁹M_ʘ/Мпк³=0.8×10^–26 кг/м³.

1.2.2. Определение плотности светимости Вселенной j в К- и В-диапазонах (2.15 и 0.415 мкм, таблица 1) позволяет по измеренному отношению массы скопления к его светимости М/L найти среднюю плотность Вселенной ρ, предполагая, что отношение плотности массы к плотности светимости во Вселенной такое же, как в скоплениях – ρ/j=М/L.

Таблица 1. Плотность светимости Вселенной j, плотность звёзд ρ_st и ρ_cr/j

Источник, замечания	jB, jK h108Lʘ/Мпк3	ρst, 10–3ρcr/h	ρcr/j, hМʘ/Lʘ
(Efstathiou et al. 1988) 0.46±0.07мкм	1.93+0.8–0.6 B		1500+700–400
(Bahcall et al. 1995) Ω0=0.17±0.1	2B		1350
(Fukugita et al. 1996)		2.6±1.3
(Fukugita et al. 1998) ρst=0.17ρb	2±0.2B	1.5–4.2	1390±140
(Colless et al. 2001) Kennicutt IMF z=0.11(0–0.3) Salpeter IMF	2.5±0.2B	1.6±0.2 2.9±0.4	1110±90
(Norberg et al. 2002) Salpeter IMF	1.82±0.17B
(Kochanek et al. 2001) jK, Kennicutt IMF Salpeter IMF	7.14±0.75K	1.9±0.2 3.4±0.4	390±40
(Cole et al. 2001) jK, Kennicutt IMF Salpeter IMF	5.74±0.86K	1.6±0.24 2.9±0.43	484±71
(Bell et al. 2003) jK, Salpeter IMF	5.8±0.9K	2±0.6	480±74
(Glazebrook et al. 2003) Salpeter IMF, r-band (6200±600A), Kennicutt IMF		2.5–5.5 1.2–2.7
Среднее	2.05B, 6.2K	2.5	1340B, 450K

Из таблицы 1 плотность звёзд ρ_st=0.0025ρ_cr/h=7×10⁸h M_ʘ/Мпк³=4.55×10⁸M_ʘ/Мпк³,   ρ_st/ρ_cr=0.0025/h=0.0039   (h=0.65). Отношение плотности звёзд во Вселенной к их светимости ρ_st/j=3.3_B и 1.1_K M_ʘ/L_ʘ в B и K дипазонах соответственно.

Для спиральных галактик М/L_B=1...20, для эллиптических 5...90 (Faber, Gallagher 1979). В пределах стандартного оптического радиуса средняя галактика имеет М/L_B≈7M_ʘ/L_ʘ (Karachentsev 2001), 3.7–7.5 M_ʘ/L_ʘ (Glazebrook et al. 2003). Среднее отношение массы звёзд к их светимости для популяций Галактики М/L_B=3–4 M_ʘ/L_ʘ (Эйнасто 2006). Разница связана с ТМ, космической пылью и отличием Галактики от "средней".

2. ЗАВИСИМОСТЬ НАХОДИМОГО Ω₀ ОТ Z ОБЪЕКТОВ ИССЛЕДОВАНИЯ

С точки зрения гипотезы об УМВ представляют большой интерес данные о находимой плотности современной Вселенной Ω₀ в зависимости от удалённости объектов исследования и соответствующего космологического времени. Если масса Вселенной не меняется, то находимое Ω₀ не будет зависеть от z объектов, по которым определяют Ω₀, а если меняется, то мы будем находить разную плотность Ω₀, в зависимости от удалённости наблюдаемых объектов.

2.1. Методы определения Ω₀

2.1.1. Отношение массы к свету скоплений M/L. Массу скопления находят:

1) По скоростям галактик в скоплении, предполагая его стационарность и выполнение теоремы о вириале для стационарных потенциальных систем E_kin=–2U_pot.

2) По характеристикам рентгеновского излучения, предполагая гравитационное равновесие плазмы в скоплениях.

3) По радиусу сферы нулевой скорости R₀ (zero-velocity sphere). Для Местной группы и ближайших групп и скоплений можно определить радиус нулевой скорости R₀, на котором скорость хаббловского потока на границе скопления равна нулю. Масса скопления находится по формуле М=R₀³π²/(8GT₀²), где T₀ – возраст Вселенной (Lynden-Bell 1981; Sandage 1986). Для пустой Вселенной Т₀=1/H₀, для Вселенной критической плотности Т₀=2/(3H₀).

4) По искривлению световых лучей в гравитационном поле скопления.

По найденному отношению массы скопления к его светимости М/L и отдельно подсчитанной плотности светимости Вселенной j (см. табл. 1) определяют плотность массы Вселенной, предполагая, что "светимость следует за массой" – отношение плотности массы к плотности светимости во Вселенной такое же, как в скоплениях – ρ/j=М/L, Ω₀=ρ/ρ_cr.

Вириальный метод завышает массу, если скопление не стационарно – находится в процессе формирования, распада, столкновения или релаксации после столкновения. То же, в общем, относится и к рентгеновскому методу. Линзовый метод определения массы меньше других зависит от предположений, но он больше других подвержен наблюдательной селекции.

2.1.2. Пекулярные скорости. По дисперсии скоростей изолированных галактик, групп, скоплений, оптовым течениям относительно хаббловского потока оценивают плотность соответствующего объёма. В сущности это применение вириального метода для безграничных систем, где используется связь потенциальной и кинетической энергии в статистически равновесных системах.

2.1.3. Барионы в скоплениях. По характеристикам рентгеновского излучения (0.1–10 кэВ) определяют массу излучающего газа в скоплении, а также массу всего скопления, предполагая, что газ находится в гидростатическом равновесии, и что нет иных механизмов противодавления, например, связанных с магнитными полями, активностью ядер галактик, давлением нерегистрируемого тёплого (10–100 эВ) газа. Находят, что масса рентгеновского газа в 4–8 раз больше массы звёзд и составляет в среднем ≈12% массы скоплений, а вместе со звёздами ≈14% (Allen et al. 2004, 2008, 2002, Ettori et al. 2003). Предполагают, что остальная масса скоплений – небарионная ТМ.

Из теории и модели первичного ядерного синтеза (ПЯС) и измеренного содержания первичного дейтерия, а также по амплитуде барионных акустических осцилляций (БАО) в угловом энергетическом спектре реликтового излучения найдена плотность барионов во Вселенной Ω_B=0.0223/h²=0.042 (Spergel et al. 2007). Поскольку барионы составляют ≈14% плотности скоплений, находят плотность Вселенной около Ω₀≈0.042/0.14=0.3.

В этих методах предполагается, что во Вселенной в целом соотношения светимости, видимой материи, барионов, небарионной ТМ, такие же, как и в скоплениях галактик, которые являются самыми крупными, представительными образованиями во Вселенной. Поэтому, измерив эти соотношения для скоплений, и зная одну из этих величин для Вселенной в целом, находят остальные для Вселенной в целом.

В качестве величины, известной для Вселенной в целом, используют наиболее доступную для прямого подсчёта светимость единицы объёма Вселенной j в видимом В (0.42 мкм) или ближнем инфракрасном К (2.15 мкм) диапазоне (см. табл. 1).

Также используют плотность барионов во Вселенной, полученную из модели первичного ядерного синтеза (ПЯС, Primary nuclear synthesis – PNS) и данных о содержании первичного дейтерия и других элементов, а также из амплитуды барионных акустических осцилляций (БАО) в угловом энергетическом спектре анизотропии реликтового излучения, Ω_B=0.0223/ h²=0.042 ( h=0.73) (Spergel et al. 2007).

2.1.4. Эволюция изобилия скоплений (ЭИС), эволюция функции масс скоплений (ЭФМС) галактик чувствительна к плотности Вселенной, а также к величине σ8 и спектру исходных неоднородностей, характеризуемому величиной Г. Если Ω₀>1, то образование скоплений должно было начаться недавно, и в интервале z=0–1 должна наблюдаться большая эволюция изобилия скоплений. Если же Ω₀<<1, то рост скоплений должен был в основном идти при z>1 (Bahcall 1999). Сравнивая наблюдаемую ЭФМС с расчётной, определяют наиболее подходящие значения Ω₀, σ8 и Г. Метод малочувствителен к Λ (Blanchard et al. 2000; Viana, Liddle 1999).

2.2. Результаты наблюдений

2.2.1. В таблице 2 приведены значения материальной плотности Вселенной Ω₀ и z объектов наблюдения из опубликованных работ или вычисленные мною (помечено *) по данным из таких работ. Приведены Ω₀ для моделей с и без ТЭ.

Таблица 2. Находимая плотность Ω₀ в зависимости от z объектов исследования для моделей с и без ТЭ.

Источник, метод, замечания авторов публикаций	z	Λ	Ω0
(Линде 1984) инфляционная модель	1010	0	1
(Netterfield et al. 2002) БАО, h=0.56, ΩBh2=0.022, ΩCDMh2=0.13	1080	0.51	0.51±0.2
(Pryke et al. 2002) БАО, h >0.45, ΩBh2=0.022, ΩCDM h2=0.14	1080	1–Ω0	0.4±0.15
(Percival et al. 2002) БАО, h=0.67	1080	1–Ω0	0.31±0.06
(Sievers et al. 2003) БАО, h=0.6	1080	0.37	0.62±0.22
(Spergel et al. 2007) лучшее соответствие "только WMAP", h=0.55 Модель Λ=0, Ω0=1.3, h=0.3 соотв. данным "только WMAP" также хорошо, как итоговая модель Λ=1–Ω0, Ω0=0.238, h=0.732	1080	0.63 0 1–Ω0	0.415 1.3 0.238±0.024
(Weinberg et al. 1998) лайман-альфа леc, Λ=Λ/3 H02=1–Ω0	2.5	0 1–Ω0	0.46+0.12–0.1 0.34+0.13–0.09
(Falco et al. 1997) 177 радиолинз+6 линз. квазаров+оптич. линзы z=0.03–3.4 только радиолинзы (в рис. 2не использовано) только радиолинзы (в рис. 2не использовано)	1.23	0 1–Ω0 0 1–Ω0	0.51–2 0.64–1.66 0.3–2 0.47–1.38
(Kochanek 1996) статистика радиолинз и линзированых квазаров (4 линзы из 2200 квазаров), z=0.4–1.9	1	1–Ω0 0	0.15–2 (90%) 0.5–1.4(99%)
(Vikhlinin et al. 2002) ЭИС, ренген, h=0.7, z=0.39–1.26	0.7	0.7	0.3
(Bahcall, Fan, Cen 1997) ЭИС, z=0.5–1	0.7	0 1–Ω0	0.3±0.1 0.34±0.13
(Blanchard, Bartlett 1998) ЭИС (рентген)	0.55	–	0.5–1
(Donahue, Voit 1999) ЭИС, 14 рентген. скоплений, z=0.3–0.8 5 скоплений с z=0.5–0.8	0.45 0.65	0 1–Ω0 0	0.45±0.1 0.27±0.1 0.5–0.05+0.2
(Dekel 1994) Анализ потоков галактик. Средняя плотность Вселенной за всё время	0.55	–	0.5–1
(Reichart et al. 1999) ЭИС, рентген, z=0.14–0.9, Ω0>0.35 (95%)	0.55	–	0.96+0.36–0.32
(Lumb et al. 2004) ЭИС, рентген, 8 скоп., z=0.45–0.62	0.55	0.7	0.3
(Ettori et al. 2003) Барионы в скопл., 9 скоп. z<0.1, 8 скоп. z=0.7–1.3, кТ=4–10 кэВ, fstar=0.18(±0.05)fgas . В модели Λ=0 fgaz(z<0.1)=1.5fgas(z=0.7–1.3)	0.51 0.51 1	1.3 1–Ω0 0	0.34+0.11–0.05 0.33+0.07–0.05 0.5+0.2–0.1*
(Ettori et al. 2009) Барионы в 60 скоп., кТ>4 кэВ, z=0.3–1.3, ΩBh702=0.0462 Экстраполяция предыдущих строк	0.516	0.59 1–Ω0 0	0.35+0.03–0.04 0.32+0.04–0.05 0.55*
(Nuza, Blanchard 2006) ЭФМС (рентген), Г=0.2–0.12	0.5	0–1	0.3–1
(Perlmutter et al. 1997) 7 сверхновых SN1а, z=0.35–0.46, Ω0>0.49 (95%)	0.4	0 1–Ω0	0.88+0.69–0.6 0.94+0.34–0.28
(Sadat, Blanchard, Oukbir 1998)ЭИС, 58 скоп.(рентг.), z=0–1	0.4	–	0.85±0.2(90%)
(Henry 2004) ЭИС, 25 скопл. z<0.1, 23 z=0.3–0.8, избыток больших далёких скопл. и недостаток малых близких	0.4	1–Ω0	0.3+0.1–0.05
(Henry 2000) ЭИС, 25+14 рентген. скоплений, ±0.2 (95%)	0.38	0 1–Ω0	0.49±0.12 0.44±0.12
(Henry 1997) ЭИС, 24 скоп. z=0.05, +9 скоп. z=0.32, кТ=3–9 кэВ, Ω0<1(99%)	0.32	0 1–Ω0	0.5±0.4 0.55±0.17
(Del Popolo 2003) реанализ (Henry 2000, 2002)с новими моделями и данными – из-за разброса Ω0=0.2–1 в л-ре Реанализ (Eke et al. 1996, 1998)	0.38 0.33 0.36	0 1–Ω  0	0.6±0.11 0.58±0.15 0.62±0.16
(Chiba, Yoshii 1999)стат-ка 6 линз-квазаров, Λ>0 (98%)	0.36	1–Ω0	0.3+0.2–0.1
(Cheng, Krauss 1999) статистика 5 линз-квазаров	0.36	1–Ω0	0.25–0.55
(Eke, Cole, Frenk 1996) ЭИС (рентген), Λ влияет мало	0.4	0	0.38±0.2*
(Eke et al. 1998) ЭИС (рентген), Ω0<1 (98%), Λ влияет мало	0.33	0 >0	0.43±0.25 0.36±0.25
(Hicks et al. 2006) Барионы в 14 рен. скоп., Fgas=0.09, z=0.17–0.55	0.35		0.42±0.02
(Carlberg et al. 1996) вириал, 16 скопл., z=0.17–0.55	0.35	0	0.2±0.1
(Carlberg et al. 1997) ЭИС, 16 скопл.z=0.18–0.55, вириал., динамич.	0.35	0	0.4±0.2(90%) 0.2±0.1(90%)
(Allen et al. 2004) Барионы в 26 скопл., Fgas=0.117 h70–1.5 z=0.08–0.9, Fgas=0.094 h70–1.5*	0.35	0.96 0	0.25±0.04 0.31±0.06*
(Allen et al. 2008) Барионы в 6 скоп. сz=0.06–0.15 42скопл. 5–15 кэВ z=0.06–1.1;Λ >0 (99.99%), Fgas=0.11 h70–1.5 Fgas=0.088 h70–1.5*	0.1 0.38 0.38 0.38	0–1 0.86 1–Ω0 0	0.28±0.06 0.28±0.06 0.28±0.06 0.35±0.1*
(Vauclair et al. 2003) ЭИС 6 скоп., h=0.5. Модель Λ=0.7 Ω0=0.3 перепроизводит в 10 раз количество скоплений с z>0.5.   h=0.7*	0.33	0	0.85–1 0.42–0.5*
(Blanchard et al. 2000) ЭИС, рентген, метод не чувствителен к Λ	0.33	0 1–Ω0	0.92+0.25–0.22 0.87+0.35–0.25
(Blanchard, Bartlett, Sadat 1998) ЭИС, рентген	0.33	0	0.3–1.2(95%)
(Viana, Liddle 1999) ЭИС, Λ не влияет, для Т>6.2 кэВ для T>4.8 кэВ при включении 5 слабых и далёких скоплений	0.32	0–1	0.75±0.3 0.55±0.3 0.3
(Allen, Schmidt, Fabian 2002) 6 скопл. z=0.1–0.46, Fgas=0.11 при Λ>0, Fgas=0.19–0.13 если Λ=0, h=0.5	0.31	0.95 0	0.32±0.03 0.45±0.05
(Evrard 1997) WF and DJF X-ray cluster samples, fgas(r500)=0.06h–3/2, Ω0h2/3=0.28, Λ не влияет		0.64	0.35±0.1
(Del Popolo, Ercan, Ye'silyurt 2005) ЭИС, рентген	>0.3	1–Ω0	0.35±0.06
(Sadat, Blanchard 2001) Fgas, BN98 calibration обзор рентгеновских скоплений, EMN96 calibration	0.4 0.33	– –	0.8±0.1 0.65±0.1
(Wittman et al. 2001) слаб. линзирование, M/L=560±200	0.276		0.4±0.14*
(Tinker et al. 2011) ЭИС	0.25	0–1	0.29±0.03
(Schuecker et al. 2003) ЭИС 426 ск., z<0.37, h=0.7, ΩB=0.04	0.24	0–1	0.34±0.03
(Mantz et al. 2010)ЭИС 332 рентг. скопл., z<0.5	0.2	1–Ω0	0.23±0.04
(Colless et al. 2001) 250000 галактик, jB=(2.5±0.2)108hLʘ/Мпк3, Ωst h=0.0016–0.0029, ΩB=0.15Ω, z<0.4	0.11	–	0.16±0.06 * (fgas=7fst) *
(Percival et al. 2001, 2002) 160000 галактик, z<0.3, ΩB=0.15Ω	0.09	1–Ω0	(0.2±0.03)/h
(Bahcall, Cen 1992), массовая и корел. функции скопл.	0.1	0–1	0.2–0.25
(Lin et al. 2003) 27 рентген.скопл., М/LK=(47±3)h70, для массивных (>3.7 кэВ) скоплений М/LK=(53±3)h70, Барионы в 13 скопл., ΩBh2=0.0224	0 0.01- 0.1	0–1	0.17±0.03 0.19±0.03 0.28±0.03
(Kopylov, Kopylova 2009) ск.А1775А, M/LK=(29±21) h70 вир., ск.А1775В, М=3.3×1014Mʘ, M/LK=(61±24) h70	0.066 0.075	0–1	0.09±0.07* 0.19±0.08*
(Kopylov, Kopylova 2010)вир. А1831А, M/LK=(64±33) h70 рент., скоп.А1831В, M=1.4×1015 Mʘ, M/LK=(56±25)h70	0.063 0.075	0–1	0.20±0.10* 0.18±0.08*
(Kopylova, Kopylov 2009) вир., 12 скоп. БМ, M/LK=55±5 12 скоплений поля Большой Медведицы, M/LK=60±8	0.047– 0.074	0–1	0.17±0.02* 0.19±0.03*
(Voevodkin, Vikhlinin 2004) барионы в скопл., рентген	0.05	–	(0.13±0.07)/h
(Vikhlinin et al. 2009) fbar, 49 ярких ренг. скоп., Ω0h=0.184±0.037 37 скоп. zcредн=0.55, ЭИС, Λ >0 (5 σ )	0.05 0.55 0.55	– 1–Ω0 0.83	0.255±0.043 0.3±0.05 0.34±0.08
(David, Jones, Forman 1995) Fgaz, 10 ск., M/L _V=100–150, Ω0=(0.13–0.2) h50–1/2	0.05	–	0.16 h50–1/2 0.135(h=0.7)*
(Reiprich, Bohringer 2002) функция масс 106 ск., 1–14 кэВ	0.05	–	0.12+0.06–0.04
(Huchra, Geller 1982) динамич., 92 скоп., M/L=170	0.04	0–1	0.1 (0.18*)
(Rines et al. 2004) вир.+р., 3–8 кэВ, 9 ск., M/LK=(53±5)h, "результат трудно согласовать с независимыми методами, предлагающими большее Ω0"	0.02–0.04	–	0.1–0.18 0.12±0.01*
(Rines et al. 2001) дин., рен., Кома, М/LK=(75±23)h, M>1015 Mʘ	0.023	0–1	0.17±0.05
(Karachentsev et al. 2003c) вир., M/LB=88–176, группа формир. - масса завышена, R=0.8 Мпк	0.001	–	<0.09–0.18*
(Karachentsev et al. 2000) вир., группа NGC6946, M/L=56, D=0.42 Мпк	0.001		0.06*
(Sandage et al. 1972) дисперсия отн. хаббл. потока σ=70 км/с	0.001	–	0.1
(Karachentsev et al. 2002a, 2003b) σ=25км/с отн. хаббл. потока	0.001	–	0.02*
(Karachentsev et al. 2003b) вир., 5 групп до 5Мпк, M/LB=30–65	0.001	–	0.03–0.07
(Karachentsev et al. 2003a) вир., Sculptor, M/LB=29±11	0.001	–	0.03±0.01*
(Karachentsev et al. 2003с) вир.+R0, 2 группы, M/L=16–28	0.0007	–	0.017–0.03*
(Karachentsev et al. 2002b) вириальный+R0, M/LB=38±7, группа М81, R0=1Mпк	0.001	–	0.04±0.006*
(Karachentsev 2005) R0∼1Мпк, 6 групп, M/LB=10–40 в группах небарионная ТM не проявляется, j(5Мпк)=8.7×108Lʘ/Mпк3	0.001	–	0.1Rо 0.025j 0.04*
(Hanski et al. 2001) вир., M/L, ск.Персей-Рыбы, Λ не влияет	0.0017	0–1	0.1–0.3
(Governato et al. 1997) пекулярные скорости в R=7 Мпк, Ω0>0.3 исключено	0.0017	–	<0.08
(Brown, Peebles 1987) скорости относит. хаббл. потока	0.0015	–	0.1
(Davis, Peebles 1983) динам., парная кор. галактик	0.0003	–	0.2e±0.4
(Караченцев 2001) R0=0.96 Мпк, Местная группа, M/L=23±4	0.0002	–	0.024±0.004*

ПРИМЕЧАНИЕ. Нередко авторы, вследствие "естественного" предположения о том, что масса Вселенной не меняется со временем, свои данные объедяняют с данными из других работ, относящиеся к другому космологическому времени. Например, данные по реликтовому излучению объединяются с данными по современной крупномасштабной структуре, по её развитию, по сверхновым, линзированию, по H₀. В результате получается Ω₀≈0.3 – среднее между начальным Ω₁₀₀₀=1 и современным Ω₀≈0.09.

Так Spergel et al. (2007) получили итоговую модель Ω₀=0.238, Λ=1–Ω₀, h=0.732 из данных WMAP совместно с данными о крупномасштабной структуре и Н₀, относящимся к современному космологическому времени. В то же время данные "только WMAP" наилучше соответствуют модели Ω₀=0.415, Λ=0.63, в которой параметр Λ свободный, что и обеспечило лучшее соответствие этой модели данным "только WMAP", чем двух других моделей – с Λ=0 и Λ=1–Ω₀, имеющих меньше свободных параметров, т. к. у них параметрΛне свободен. А модель Ω₀=1.3, Λ=0, h=0.3 также хорошо соответствует данным "только WMAP" как и итоговая модель Ω₀=0.238, Λ=1–Ω₀, h=0.732. Так что преимущество последней модели, которой отдано предпочтение, обеспечено данными, относящимися к другому космологическому времени, что с позиций концепции УМВ неверно, поскольку в использованных моделях масса Вселенной постоянна. С т. з. STEN, для определения космологических параметров следует использовать модель с УМВ либо, по крайней мере, использовать данные, относящиеся к одному космологическому времени.

2.2.2. По данным таблицы 2 на рис. 2 а, б показана зависимость плотности Ω₀ от красного смещения объектов, по которым определена плотность, и соответствующего времени для моделей без и с ТЭ. Если в источнике не указано среднее значение, то на рис. 2 показано среднее геметрическое крайних значений, например, Ω₀=0.15–2≈0.55. Поскольку при z<0.1 влияние Λ незначительно, все данные при z<0.11 показаны на обоих рисунках. Пустые кружки относятся к объектам размером 1–2 Мпк, без них Ω₀(z<0.11)=0.17±0.055.
Рис. 2 а, б. Зависимость находимой плотности Ω₀ от красного смещения z наблюдаемых объектов, по которым определена плотность Ω₀, и соответствующего времени T(z). Слева (а, Λ=0) – модели без ТЭ. Справа (б, Λ>0) – модели с ТЭ – плоские и со свободной Λ. Космологическое время расcчитано для модели критической плотности T(z)=t/t₀=(1+z)^–3/2.

3. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ НАБЛЮДЕНИЙ

3.1. Модели без ТЭ (Λ=0). Из рис. 2 а видно, что в моделях без ТЭ, чем дальше расположены объекты, по которым определяют Ω₀, тем большее Ω₀ находят. При увеличении z исследуемых объектов от 0.03 до 7 находимая плотность последовательно увеличивается от Ω₀=0.14±0.09 до 0.97±0.3.

Образно говоря, когда мы смотрим на объекты ближней Вселенной с z<0.11, то видим плотность Ω₀=0.14. Когда смотрим на объекты Вселенной с z=0.22–0.4, то видим плотность, соответствующую Ω₀=0.5. Когда смотрим на объекты Вселенной с z=0.45–0.75, то находим плотность, соответствующую Ω₀=0.6. Когда смотрим на объекты Вселенной с z=0.95–1.25, то находим плотность, соответствующую Ω₀=0.8. Когда смотрим на объекты Вселенной с z>2, то находим плотность, соответствующую Ω₀=0.97.

Т. е. чем дальше мы смотрим, тем больше материи видим во Вселенной. Это значит, что масса Вселенной уменьшается со временем с доверительной вероятностью более 99% (3–9σ). Из рис. 2 а видно, что к настоящему времени масса Вселенной уменьшилась в ≈11 раз. Подчеркнём, что это прямой, непосредственный вывод из наблюдательных данных, т. е. в рамках модели без ТЭ уменьшение массы Вселенной – наблюдательный факт.

3.2. Модели с ТЭ (Λ>0). Введение в модели ТЭ не изменяет значительно Ω₀, если плотность определяется по объектам ближней Вселенной. Это очевидно теоретически и отмечено многими исследователями, например, Hanski et al. (2001). Но при z>0.2, чем больше z, тем больше уменьшается находимое Ω₀ по сравнению с моделью без ТЭ, так что при z>0.2 находимая плотность остаётся постоянной на уровне Ω₀=0.43±0.186.

Это можно считать ещё одним доказательством существования ТЭ – при предположении о неизменности массы Вселенной. Но при отсутствии ТЭ эти данные являются прямым подтверждением вывода STEN об УМВ. Таким образом, УМВ является альтернативой ТЭ и ускорению расширения Вселенной.

3.3. Модель c УМВ описывает данные лучше модели с ТЭ. УМВ является естественным и понятным, что будет показано и даже доказано в отдельной статье, в отличие от ускорения расширения Вселенной и ТЭ. Поэтому не удивительно, что модель с УМВ лучше соответствует приведённым данным, чем модель с ТЭ.

Действительно, из рис. 2 б видно, что в моделях с ТЭ плотность, определяемая по объектам дальней Вселенной (z>0.2, Ω₀=0.43±0.186), в 3 раза больше плотности, определённой по объектам ближней Вселенной (z<0.11, Ω₀=0.14±0.09) с достоверностью на уровне 1.5–2σ (90–95%).

Это значит, что введение в модель ТЭ не приводит к удовлетворительному согласованию плотности Вселенной Ω₀, определённой по ближним и далёким объектам, что отметили Rines et al. (2004). Т. е. даже для модели с ТЭ при сравнении плотности Ω₀, определённой по ближним и далёким объектам Вселенной, на рис. 2 б видно, что масса Вселенной уменьшается, хотя и не столь явно (90–95%), как на рис. 2 а (>99%).

В интервале больших z=0.4–1.2 модель с ТЭ также демонстрирует показательные несоответствия. Введение в модель ТЭ практически не влияет на высокую плотность, находимую по статистике обнаруженных гравитационных линз Ω₀≈1 (Falco et al. 1997, Kochanek 1996), по SN1a Ω₀≈0.9 (Perlmutter et al. 1997) и по оптовым потокам галактик Ω₀≈0.75 (Dekel 1994). Этими методами находят высокие значения Ω₀=0.75–1 независимо от того, существует ТЭ или нет. На рис. 2 б это проявилось как выброс – Ω₀=0.8 при z=0.85–1.9, т. к. в этом диапазоне z плотность определена только по статистике линз.

В модели без ТЭ, но с УМВ подобных несоответствий нет. Это выражается в меньшем среднеквадратическом отклонении (σ=0.16) даже для простейшей аппроксимации прямой (которая описывает данные на рис. 2 а практически безупречно), по сравнению с моделью с ТЭ (σ=0.21).

Это значит, что выдвигаемая гипотеза об УМВ лучше соответствует приведённым сборным данным о плотности Вселенной, чем известная гипотеза о существовании ТЭ и ускорении расширения Вселенной.

3.4. Анализ более частных данных о ТЭ, показывает, что УМВ является альтернативой ТЭ и в других случаях, т. к. влияние уменьшения массы Вселенной в 11 раз на динамику её расширения подобно действию ТЭ, так что существующие динамические данные не могут различить эти гипотезы.

Качественно это легко видеть. В модели с ТЭ до половины возраста Вселенной она расширяется с замедлением, как Вселенная околокритической плотности. Только с середины возраста Вселенной становится заметным действие ТЭ – замедление уменьшается. Затем Вселенная расширяется без замедления, как пустая, и, наконец, будто бы, с увеличением скорости расширения.

В модели с УМВ динамика расширения очень похожа – совпадает с предыдущей, кроме конца. До половины возраста Вселенной она расширяется с замедлением, как Вселенная околокритической плотности, поскольку в этот период её плотность близка к критической. К середине возраста Вселенной её масса значительно уменьшается (на 40–50% – см. рис. 2 а), и становится заметным уменьшение замедления. Затем масса продолжает уменьшаться и к настоящему времени плотность составляет около 9% критической, т. е. практически Вселенная расширяется как пустая, без замедления.

Имеющиеся данные по ТЭ на уровне (2–4)σ показывают, что наблюдаемое расширение не соответствует расширению Вселенной без ТЭ при любой плотности Ω₀ (разумеется, при постоянной массе Вселенной). Но такие данные не могут явно отличить расширение при действии ТЭ от расширения при УМВ, которое подобно первому, как описано выше. Вероятно, что расчёты этих данных для модели с УМВ покажут её предпочтительность перед моделью с ТЭ, как это показывают обобщённые данные, представленные на рис. 2. Конкретно это следует рассмотреть после изложения теории УМВ.

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

1. Для модели без ТЭ УМВ в N_U=11×1.5^±1 раз вытекает прямо из наблюдательных данных. Они показывают последовательное увеличение находимой плотности Ω₀ в 11 раз с увеличением z объектов наблюдения от 0 до >3 (рис. 2 а).

2. УМВ является альтернативой ускорению её расширения и ТЭ. Модель с УМВ описывает данные о плотности с меньшей дисперсией, чем модель с ТЭ (рис. 2).

3. Динамика расширения Вселенной с уменьшающейся массой без ТЭ подобна динамике расширения Вселенной постоянной массы с ТЭ. Поэтому космологические данные, для объяснения которых вводится новая сущность – ТЭ, вызывающая ускорение расширения Вселенной, – могут быть объяснены УМВ в N_U=11 раз. Уменьшение яркости SN1a вызвано также космической пылью.

4. Концепция УМВ может объяснить: 1) данные, связываемые с ускорением расширения Вселенной и ТЭ; 2) высокие скорости потоков галактик; 3) низкую плотность ближней Вселенной. Причём, эти три независимые группы данных требуют одинаковое значение УМВ – N_U=11×1.5^±1, что подтверждает правильность этой концепции. В то же время концепция ТЭ может объяснить только п.1) и не объясняет пп. 2) и 3).

Кроме комплексного решения нескольких космологических проблем, принципиальным преимуществом концепции УМВ перед концепцией ТЭ является ясность физической природы и теории УМВ, что будет изложено отдельно, и связанность её в рамках STEN с земной физикой. С другой стороны ТЭ проявляется только в космологии, а природа ТЭ (Λ) остаётся неразрешимой проблемой уже 95 лет.

В следующих публикациях будет дана теория
УМВ и объяснена ТМ с точки зрения STEN.

ССЫЛКИ

Afanasiev V. L., Kalenichenko V. V., Karachentsev I. D. 2007. Detection of an intergalactic meteor particle with the 6-m telescope. Astrophysical Bulletin 62, ?4:319. В. Л. Афанасьев, В. В. Калениченко, И. Д. Караченцев. Обнаружение межгалактической метеорной частицы на 6-м телескопе. Астрофизический Бюллетень, том 62, ?4, с. 319-328

Aguirre A., Haiman Z. 2000. Сosmological constant or intergalactic dust? Сonstraints from the cosmic far infrared background. ApJ 532: 28. ArXiv: 9907039

Allen S. W., Schmidt R. W., Fabian A. C. 2002. Cosmological constraints from the X-ray gas mass fraction in relaxed lensing clusters observed with Chandra, MNRAS, 334, L11

Allen S. W., Schmidt R. W., & Fabian A. C. 2002а, MNRAS, 335, 256

Allen S. W., Schmidt R. W., Ebeling H., Fabian A. C. and van Speybroeck L. 2004. Constraints on dark energy from Chandra observations of the largest relaxed galaxy Clusters. MNRAS, 353, 457–467

Allen S. W., Rapetti D. A., Schmidt R. Ebeling W., H., Morris R. G. and Fabian A. C. 2008. Improved constraints on dark energy from Chandra X-ray observations of the largest relaxed galaxy clusters.MNRAS, V.383, Issue3, p.879–896 arXiv:0706.0033v3(astro-ph)

Bahcall N. A. and Cen R. 1992. Galaxy clasters and dark matter: a low-density unbiened universe? ApJ 398:L81–84

Bahcall N A, Lubin L M, Dorman V 1995. Where is the dark matter? ApJ 447:L81-L85

Bahcall N A, Fan X and Cen R 1997. Constraining Ω₀ with cluster evolution. ApJ 485: 53.arXiv:astro-ph/9706018v1

Bahcall N. A. 1999. Cosmology with Clusters of Galaxies. arXiv:astro-ph/9901076v1

Beelen A., Cox P., Benford D. J., Dowell C. D., Kovacs A., Bertoldi F., Omont A. and Carilli C. L. 2006. 350 mkm dust emission from high-redshift quasars. ApJ, 642:694-701

Bell E. F., McIntosh D. H., Katz N., and Weinberg M. D. 2003. ApJ Supplement Series, 149:289-312

Blanchard A., Bartlett J. G. and Sadat R. 1998. The mean density of the Universe from cluster evolution. arXiv:astro-ph/9809182v1

Blanchard A. and Bartlett J.G. 1998. What does cluster redshift evolution reveal? AA. 332: L49-L52

Blanchard A., Sadat R., Bartlett J. G., and Le Dour M. 2000. A new local temperature distribution function for X-ray clusters: cosmological applications. AA 362: 809–824

Bolejko K., Celerier M.-N., Krasinski A. 2011. Review article. Inhomogeneous cosmological models: exact solutions and their applications. ArXiv:1102.1449v1(astro-ph.CO)

Brown M. E., Peebles P. J. E. 1987. ApJ 317:588–592

Chiba M. and Yoshii Y. 1999. New limits on a cosvological constant from statistics of gravitational lensing.ApJ 510:42–53

Cheng Yu-C. N. and Krauss L. M. 1999.Gravitational lensing statistics and constraints on the cosmological constant revisited.ArXiv:astro ph/9810393v3

Carlberg R., Yee H. K. C., Ellingson E. et al. 4 1996. ApJ 462:32–49

Carlberg R. G., Morris S. L., Yee H. K. C., Ellingson E. 1997. Redshift evolution of galaxy claster densities. ApJ 479:19-22

Cole S., Norberg P P., Baugh C. M. et al. 24 2001. The 2dF galaxy redshift survey: near-infrared galaxy luminosity functions. MNRAS 326: 255–273

Colless M., Dalton G., Maddox S. et al. 26 2001. The 2dF Galaxy Redshift Survey: spectr a and redshifts. MNRAS 328:1039-1063

Conley A. et al. 2007. ApJ 664:13

Corasaniti P. S. 2006. The Impact of Cosmic Dust on Supernova Cosmology. arXiv:astro-ph/0603833v3

David L. P., Jones C., and Forman W. 1995 ApJ 445:578–590,

Davis M., Peebles P. J. E. 1983 ApJ 267:465–482

Dekel A. 1994. Dinamics of cosmic flows, Anny. Rev. AA 32:371–418astro-ph/9401022

Del Popolo 2003. Measuring Оm using clusters evolution. A&A 408, 43-49 arXiv:astro-ph/0609085v1

Del Popolo A., Ercan N., and Ye'silyurt I. S. 2005. Cosmological constraints from clustering properties of galaxy clusters. AA 432, 771-781

Donahue M.and Voit G. M. 1999. Ω₀from the Temperature-Redshift Distribution of EMSS Clusters of Galaxies. ApJ 523:137–140

Driver S. P., Popescu C. C., Tuffs R. J., Graham A. W., Liske J., and Baldry I. 2008. The energy output of the Universe from0.1 to1000 ?m. ApJ 678:101-104

Einstein A.1917. Sitz. Preuss. Akad. d. Wiss. Phys.-Math142

Efstathiou G., Ellis R. S., & Peterson B. A. 1988. MNRAS 232: 431

Eke V. R., Cole S., Frenk C. S. 1996MNRAS 282: 263–280

Eke V. R., Cole S., Frenk C. S., Henry J. P. 1998. Measuring Ω₀0 using cluster evolution. MNRAS 298:1145-1158

Ettori S., Morandi A., Tozzi P. et al. 5 2009. The cluster gas mass fraction as a cosmological probe: a revised study. A&A 501: 61–73. arXiv:0904.2740v2

Ettori S., Tozzi P., and Rosati P. 2003. Constraining the cosmological parameters with the gas mass fraction in local and z >0:7 galaxy clusters. A&A 398: 879-890

Evrard A. E. 1997.The Intracluster Gas Fraction in X-ray Clusters : Constraints on the Clustered Mass Density. MNRAS 292: 289–297

Faber S. M. & Gallagher J. S. 1979. Masses and mass-to-light ratios of galaxies. ARA&A17:135

Falco E E, Kochanek C S and Munoz J A 1998. Limits on cosmological models from radio-selected gravitacional lense. ApJ 494: 47. ArXiv:astro-ph/9707032v1, 1997

Fukugita M., Ichikawa T., Gunn J. E., Doi M., Shimasaku K., & Schneider D. P. 1996. The Sloan digital sky survey photometric system. AJ111:1748

Fukugita M., Hogan C. J., Peebles P. J. E. 1998. The cosmic baryon budget. ApJ 503:518–530

Gehrels N. 2010. The Joint Dark Energy Mission (JDEM)/Omega. http://arxiv.org/pdf/1008.4936v1

Glazebrook K., Baldry I. K., Blanton M. R. et al.13 2003. The Sloan digital sky survey: the cosmic spectrum and star formation history. ApJ 587: 55–70

Governato F., Moore B., Cen R., Stadel J., Lake G.and Quinn T. 1997. The Local Group as a test of cosmological models. New Astronomy V2, Issue 2, P. 91–106

Hanski M. O., Theureau G., Ekholm T., Teerikorpi P.2001. Kinematics of the local universe IX. The Perseus-Pisces supercluster and the Tolman-Bondi model. AA 378:345–360

Henry J. P. 1997. A measurement of the density parameter derived from the evolution of cluster x-ray temperatures. ApJ 489:1-5

Henry J. P.2000. Measuring Cosmological Parameters from the Evolution of Cluster X-Ray Temperatures. ApJ 534:565–580

Henry J. P. 2002. ASP Conf. Proc. 257, ed. Lin-Wen Chen, Chung-Pei Ma, Kin-Wang Ng, & Ue-Li Pen

Henry J. P. 2004. X-ray temperatures for the extended medium-sensitivity survey high-redshift cluster sample: constraints on cosmology and the dark energy equation of state. ApJ 609:603-616

Hicken M., Wood-Vasey W. Blondin M., S., Challis P., Jha S., Kelly P. L., Rest A., Kirshner R. P. 2009. Improved Dark Energy Constraints from∼100 New CfA Supernova Type Ia Light Curves. АrXiv:0901.4804v3(astro-ph.CO)

Hicks A. K., Ellingson E., Hoekstra H. and Yee H. K. C. 2006. Multiwavelength mass comparisons of the z ∼0.3 CNOC cluster sample. ApJ 652:232Y248

Huchra J. P., Geller M. J. 1982. ApJ 257:423–437

Jha S., Riess A. G., & Kirshner R. P. 2007. ApJ 659:122

Karachentsev I. D., Sharina M. E., and Huchtmeier W. K. 2000. A group of galaxies around the giant spiral NGC 6946. AA 362:544–556

Karachentsev I. D.2001. "Hidden mass in the Local Universe" Physics-Uspekhi 44(8): 818–821; http://ufn.ru/en/articles/2001/8/i/И.Д. Караченцев 2001. Скрытая масcа в Местной вселенной. УФН, т.171 ?8, с.860–863

Karachentsev I. D., Sharina M. E., Makarov D. I., Dolphin A. E., Grebel E. K., Geisler D., Guhathakurta P., Hodge P. W., Karachentseva V. E., Sarajedini A., and Seitzer P. 2002a. The very local Hubble flow. AA 389:812–824

Karachentsev I. D., Dolphin A. E., Geisler D., Grebel E. K., Guhathakurta P., Hodge P. W., Karachentseva V. E., Sarajedini A., Seitzer P., and Sharina M. E. 2002b. The M 81 group of galaxies: New distances, kinematics and structure. AA 383:125–136

Karachentsev I. D., Grebel E. K., Sharina M. E., Dolphin A. E., Geisler D., Guhathakurta P., Hodge P. W., Karachentseva V. E., Sarajedini A. and Seitzer P. 2003а. Distances to nearby galaxies in Sculptor.AA 404:93-111

Karachentsev I. D., Makarov D. I., Sharina M. E., Dolphin A. E., Grebel E. K., Geisler D., Guhathakurta P., P. W. Hodge, Karachentseva V. E., Sarajedini A., Seitzer P. 2003b.Local galaxy flows within 5 Мпк.AA 398:479–491

Karachentsev I. D., Sharina M. E., Dolphin A. E., Grebel E. K., Geisler D., Guhathakurta P., Hodge P. W., Karachentseva V. E., Sarajedini A., and Seitzer P. 2003c.Galaxy flow in the Canes Venatici I cloud.AA 398: 467-477

Karachentsev I. D. 2005. The local group and other neighboring galaxy groups. AJ129:178-188

Karachentsev I. D., Kashibadze O. G., Makarov D. I. and Tully R. B. 2009. The Hubble flow around the Local Group. MNRAS 393:1265–1274

Kashlinsky A., Atrio-Barandela F., Kocevski D., and Ebeling H. 2008. A measurement of large-scale peculiar velocities of clusters of galaxies: results and cosmological implications. ApJ 686:49–52. http://www.newscientist.com/article/mg20427345.000

Kashlinsky A., Atrio-Barandela F., . Kocevski D, . Ebeling H 2009. A measurement of large-scale peculiar velocities of clusters of galaxies: technical details. ApJ 691:1479–1493. ArXiv:0809.3733v2

Kashlinsky A., Atrio-Barandela F., Ebeling H., Edge A., and Kocevski D. 2010. A new measurement of the bulk flow of x-ray luminous clusters of galaxies. ApJ Letters 712:81–85.

Kochanek C. S. 1996. The flat-spectrum radio luminosity function, gravitational lensing, galaxy ellipticities, and cosmology.ApJ 473:595-609.АrXiv:astro-ph/9611231v1

Kochanek C. S., Pahre M. A., Falco E. E., Huchra J. P.and Mader J.2001. The K-Band Galaxy Luminosity Function. ApJ 560:566–579

Kolb E., Riotto A. 2005. http://www.newscientist.com/article/dn7167-giant-spacetime-ripples-may-cause-cosmic-expansion.htmlPhysical Review Letters.

Kopylova F., Kopylov A. 2006. Detailed Study of the Ursa Major Supercluster of Galaxies Using the 2MASS and SDSS Catalogs. АrXiv:astro-ph/0604351v1

Kopylova F. G., Kopylov A. I. 2009. Analysis of the properties of clusters of galaxies in the region of the Ursa Major supercluster. Astrophysical Bulletin 64, ?1:1–23. АrXiv:0912.2503v1 Ф. Г. Копылова, А. И. Копылов. Исследование свойств скоплений галактик в области сверхскопления Большая Медведица. Астрофизический бюллетень 64, ?1:1-2

Kopylov А. I. and Kopylova F. G. 2009. The structure of clusters with bimodal distributions of galaxy radial velocities. II: A1775. Astrophysical Bulletin 64, ? 3:207–216

Kopylov A. I. and Kopylova F. G. 2010. Structure of clusters with bimodal distribution of galaxy line-of-sight velocities III: A1831. Astrophysical Bulletin 65, ? 3:205–216

Lynden-Bell D. 1981. Observatory, 101, 111http://adsabs.harvard.edu/abs/1981Obs...101..111L

Lin Yen-T., Mohr J. J. and Stanford S. A. 2003. Near-ir properties of galaxy clusters: luminosity as a binding mass predictor and the state of cluster baryons. ApJ 591:749–763. ArXiv:astro-ph/0304033v2

Lukash V. N., Rubakov V. A. 2008. Dark energy: myths and reality. Phys. Usp. 51 283-289.ArXiv:0807.1635(astro-ph) ;.
В. Н. Лукаш, В. А. Рубаков. Тёмная энергия: мифы и реальность. УФН, 2008, ?3, т.178:301–308

Lumb D. H., Bartlett J. G., Romer A. K., Blanchard A., Burke D. J., Collins C. A., Nichol R. C., Giard M., Marty P. B., Nevalainen J., Sadat R., and Vauclair S. C. 2004. The XMM-NEWTONΩ₀-Project: I. The X-ray Luminosity-Temperature Relation at z >0.4. arXiv:astro-ph/0311344v2

Mantz A., Allen S. W., Rapetti D. and Ebeling H. 2010. The Observed Growth of Massive Galaxy Clusters I: Statistical Methods and Cosmological Constraints. MNRAS, 406, Issue 3, 1759–1772

Markwick-Kemper F., Gallagher S. C., Hines D. C., Bouwman J.2007. Dust in the Wind: Crystalline Silicates, Corundum, and Periclase in PG 2112+059.ApJ, 668:107–110

Netterfield C. B., Ade P. A. R., Bock J. J. et al. 2002. A measurement by BOOMERANGof multiple peaks in the angular power spectrum of the cosmic microwave background. ApJ 571:604-614

Norberg P., Cole S., Baugh C. M. et al. 25 (The 2dFGRS Team) 2002. The 2dF Galaxy Redshift Survey: The bJ-band galaxy luminosity function and survey selection function. astro-ph/0111011v2.MNRAS, 336, 907–931

Nuza S. E., Blanchard A. 2006. The baryon mass function for galaxy clusters.AA 452: 47-50

Nych A. V. 2013. STEN 1. Mass of Universe decreased in 8–16 times.
http://samlib.ru/editors/n/nych_aleksandr_wladimirowich/sten1massofuniversedecreasedin8–16times_2013–10–11.shtml
STEN 1. Масса Вселенной уменьшилась в 8–16 раз. http://samlib.ru/n/nych_a_w/sten1v2.shtml
http://samlib.ru/editors/n/nych_aleksandr_wladimirowich/sten1massawselennojumenxshilasxw11razv3.shtml

'Ostman L., M'ortsell E. 2005. Limiting the dimming of distant type Ia supernovae. arXiv:0410501v2

Percival W. J., Baugh C. M., Bland-Hawthorn J. et al. 24 2001. The 2dF Galaxy Redshift Survey: the power spectrum and the matter content of the Universe. MNRAS, 327, 1297-1306

Percival W. J., Sutherland W., Peacock J. A. et al. 24 2002. Parameter constraints for flat cosmologies from cosmic microwave background and 2dFGRS power spectra. MNRAS 337:1068-1080

Perlmutter S., Gabi S., Goldhaber G. et al. 1997. Measurements of the cosmological parameters Ω₀andΛfrom the first seven supernovae at z>0.35. ApJ 483:565–581. ArXiv:astro-ph/9608192v2

Perlmutter S., Aldering G., Goldhaber G. et al. 1999. Measurements of Omega and Lambda from 42 High-Redshift Supernovae. ApJ 517: 565-586

Pryke C., Halverson N. W., Leitch E. M. et al. 2002. Cosmological parameter extraction from the first season observations with the degree angular scale interfedometer. ApJ 568:46-51

Reichart D. E., Nichol R. C., Castander F. J. et al. 1999. A deficit of high-redshift, high-luminosity x-ray clusters: evidence for a high value Ω₀?ApJ 518:521–532

Reiprich T. H. and Bohringer H. 2002. The mass function of an x-ray fluxelimited sample of galaxy clusters.ApJ 567:716–740

Riess A. G., Filippenko A. V., Challis P. et al. 1998. Observational Evidence fromSupernovae for an Accelerating Universe and a Cosmological Constant. AJ116:1009–1038

Riess A. G., Strolger L.-G., Tonry J., et al.16 2004. Type Ia Supernova Discoveries at z >1 From the Hubble Space Telescope: Evidence for Past Deceleration and Constraints on Dark Energy Evolution. ApJ 607:665-687.arXiv:astro-ph/0402512v2

Rines K., Geller M. J., Kurtz M. J., Diaferio A., Jarrett T. H., and Huchra J. P. 2001. Infrared Mass-to-Light Profile throughout the Infall Region of the Coma Cluster. ApJ 561:41–44

Rines K., Geller M. J., Diaferio A., Kurtz M. J., and Jarrett T. H. 2004. Cairns: the cluster and infal region nearby survey. II. Environmental dependence of infrared mass-to-light ratios. AJ128:1078-1111

Rudnick L., Brown S., and Williams L. R. 2007. Extragalactic radio sources andthe WMAP cold spot. ApJ 671:40–44

Sadat R., Blanchard A. and Oukbir J. 1998. Constraining Ом from X-ray properties of clusters of galaxies at high redshift. AA 329:21-29

Sadat R. and Blanchard A. 2001. New light on the baryon fraction in galaxy clusters A&A 371:19–24

Sandage A., Tammann G. A., & Hardy E. 1972.ApJ172:253

Sandage A. 1986. ApJ 307:1–19. http://adsabs.harvard.edu/abs/1986ApJ...307....1S

Schuecker P., B?ohringer H., Collins C. A., and Guzzo L. 2003. The REFLEX galaxy cluster survey VII. m and 8 from cluster abundance and large-scale clustering. AA 398:867-877

Shafieloo A., Sahni V. and Starobinsky A. A. 2009. Is cosmic acceleration slowing down? АrXiv:0903.5141%v4(astro-ph.CO)

Sievers J. L., Bond J. R., Cartwright J. K. et al.14 2003. Cosmological parameters from cosmic background imager observations and comparisons with BOOMERANG, DASI, and MAXIMA. ApJ 591:599-622

Smoller J., Temple B. 2009. A One Parameter Family of Expanding Wave Solutions of the Einstein Equations That Induces an Anomalous Acceleration Into the Standard Model of Cosmology. Proceedings of the National Academy of Sciences; АrXiv:0901.1639v1 astro-ph.CO

Spergel D. N., Bean R., Dor?e O. et al.19 2007. Wilkinson Microwave Anisotropy Probe (WMAP) Three-Year Observations: Implications for Cosmology. ApJS170: 377.ArXiv:astro-ph/0603449v2

Tinker J. L., Seldon E. S., Wechsler R. H. et al. 8 2011. Cosmological constraints from galaxy clustering and the mass-to-number ratio of galaxy clusters. ArXiv:1104.1635v1(astro-ph.CO)

Tonry J. L., Schmidt B. P., Barris B. et al. 22 2003. Cosmological Results from High-z Supernovae. ArXiv:astro-ph/0305008

Vauclair S. C., Blanchard A., Sadat R., et al.72003a. The XMM-project: II. Cosmological implications from the high redshift L–T relation of X-ray clusters.AA152:5. arXiv:astro-ph/0311381v1

Vauclair S. C., Blanchard A., Sadat R. et al. 2003b, A&A, 412, 37

Viana P. T. P. and Liddle A. R. 1999. Galaxy clusters at0.3 < z <0.4 and the value of Ω₀.MNRAS 303: 535–545.ArXiv:astro-ph/9803244v3

Vikhlinin A., VanSpeybroeck L., Markevitch M. et al. 2002. ApJ 578:107

Vikhlinin A., Kravtsov A. V., Burenin R. A., Ebeling H., Forman W. R., Hornstrup A., Jones C., Murray S. S., Nagai D., Quintana H., and Voevodkin A. 2009. Chandra cluster cosmology project III: cosmological parameter constraints.ApJ 692:1060-1074

Voevodkin A. and Vikhlinin A. 2004. Constraining amplitude and slope of the mass fluctuation spectrum using a cluster baryon mass function. ApJ, 601:610-620,

Weinberg D. H., R. Croft A. C., Hernquist L., Katz N., and Pettini M.. Closing in on Ω₀0: the amplitude of mass fluctuations from galaxy clusters and the lyman-alpha forest.Submitted to ApJ, September 30, 1998. ArXiv:astro-ph/9810011v1

Wittman D., Tyson J. A., Margoniner V. E., Cohen J. G. and Dell'Antonio I. P. 2001.Discovery of a galaxy cluster via weak lensing. ApJ 557:89-92

Zehavi I., et al. 1998, ApJ 503:483

Линде А.Д. Раздувающаяся Вселенная. УФН.144:177–214 (1984). http://ufn.ru/ufn84/ufn84_10/Russian/r8410a.pdf

Рубаков В. А. 2009. http://www.gazeta.ru/science/2009/06/04_a_3206547.shtml

Шустов Б. М. Большие оптические телескопы будущего. "Земля и Вселенная", N2, 2004. http://www.astronet.ru/db/msg/1205374
http://ziv.telescopes.ru/rubric/astronomy/index.html?pub=4

Эйнасто Я. Э. 2006. Сказание о тёмной материи. Тарту, издательство "Ильмамаа". http://www.astronet.ru/db/msg/1233291
http://www.variable-stars.ru/db/msg/1233291/text.html