Содержание к диссертации
Введение
Глава I Скалярно-тензорные теории гравитации 7
1. Краткий обзор скалярно-тензорных теории старого типа 8
2. Уравнения гравитационного поля в скалярно-тензорнон теории гравитации нового типа 10
3. Статическое сферически симметричное решение в скалярно тензорной теории гравитации нового типа 13
Глава II Движение массивных и безмассовых частиц в статической сферически симметричной метрике в скалярно-тензорной теории гравитации 16
4. Изотропные геодезические в гравитационном поле скалярных звезд 17
4.1- Экстремально сильное скалярное поле Q- » M~G 18
4.2, Изотропные геодезические в гравитационном поле скалярной звезды при Q2 ~ M^G . 21
5. Смещение перицентра массивного тела в поле скалярной звезды 22
Глава III Эффект гравитационного линзирования 30
6. Гравитационное лннзпрование в гравитационном поле Шварцшильда 31
7. Особенности гравитационного линзировання лучей света в поле скалярной звезды 37
S. Свойства гравитационного линзировання в скалярно-тензорной теории гравитации нового типа 40
9. Метрика Фишера 42
10. Микролинзпрованпе в метрике Фишера 45
Глава IV Основные экспериментальные проявления скалярно тензорной теории гравитации нового типа , 63
11. Космические эксперименты по поиску скалярных звезд 63
11.1. Эксперимент с внегалактическим источником света 64
11.2. Использование оптических двойных звезд в эксперименте 66
11.3. Эксперименты по поиску других проявлений скалярных звезд 67
12. Эксперименты по поиску проявлений скалярного гравитационного поля Солнца 69
Заключение 72
Список литературы 74
- Уравнения гравитационного поля в скалярно-тензорнон теории гравитации нового типа
- Изотропные геодезические в гравитационном поле скалярной звезды при Q2 ~ M^G
- Свойства гравитационного линзировання в скалярно-тензорной теории гравитации нового типа
- Использование оптических двойных звезд в эксперименте
Введение к работе
Теоретический анализ основ теории тяготения и изучение экспериментальных данных показывают необходимость существенной модификации Общей Теории Относительности ( ОТО ) [1,2]. Наблюдения сжатия Солнца, отклонения луча света у солнечного лимба ц другие экспериментальные данные приводят к выводу о возможном существовании скалярного гравитационного поля [3-8], при этом включение скалярного гравитационного поля эквивалентно переменности гравитационной связи, появлению нестационарных сферически симметричных полей в вакууме, излучению монопольных скалярных гравитационных полей, а также увеличению или уменьшению массы центрального источника.
Для построения полной метрической теории тяготения, предполагающей существование добавочных гравитационных полей, необходимо определить уравнения поля для метрики и для других гравитационных полей. Одна метрическая теория отличается от другой числом и типом гравитационных полей содержащихся в ней кроме метрики, и уравнениями, определяющими структуру II ЭВОЛЮЦИЮ ЭТИХ полей.
Создание теории Бранса-Днке в начале 60-х годов XX столетия дало вполне приемлемую альтернативу ОТО. Само ее существование и согласие с экспериментом показало, что ОТО не является единственной возможной теорией гравитации. Теория Бранса-Дике показала, что обсуждение релятивистских гравитационных экспериментов следует проводить на более широкой теоретической основе, нежели та, которую предоставляет ОТО.
Исследованию одной из модификаций скалярно-тензорных тео-
рий гравитации и выявлению экспериментальных ситуаций, в которых можно проверить предсказания этой теории, и посвящена настоящая диссертация,
В первой главе настоящей диссертации рассматриваются наиболее известные скал ярно-тензор вые теории гравитации, их свойства и историческое развитие. Обсуждаются преимущества применения скалярно-тензорных теории гравитации нового типа. Свойства построенной теории, структура метрического тензора и безмассовое скалярное гравитационное поле, зависящее от скалярного заряда, были опубликованы нами в работе [9].
Во второй главе диссертации проведен расчет уравнений движения массивных и безмассовых частиц находящихся в поле скалярной звезды, применяя ранее полученные результаты, были найдены законы движения этих частиц в случае центрального сферически симметричного источника в зависимости от величины скалярного заряда. Получены выражения для постньютоновекпх эффектов в рамках данной теории и показана согласованность при отсутствии скалярного гравитационного заряда с результатами, полученными в рамках Общей Теории Относительности.
При анализе полученных результатов, были обнаружены силы гравитационного отталкивания, которые возникают при не радиальном движении массивных и безмассовых частиц. Аналогичные результаты были получены в работах [10-12]. Результаты: приводящие к гравитационному отталкиванию: были опубликованы и в работе [13], но в предположении отрицательных энергий и масс частиц. Также найден вклад скалярного гравитационного заряда в эффект смещения перицентра траектории массивных частиц при финитном движении.
Эти результаты были опубликованы нами в работах [14,15], а также докладывались на Международной конференции студентов, аспирантов п молодых ученых "'Ломоносов~2003'\
В третьей главе диссертации дается общее обозрение явления гравитационного лннзпровання [16]. объясняется актуальность проблемы, описываются некоторые международные программы по поиску мпкролинз н применение этого явления с целью нахождения так называемой скрытой массы нашей Галактики.
В 7 излагается аналитический анализ эффекта гравитационного лпнзирования в поле, создаваемом скалярной звездой в случае нулевой массы центрального источника, поскольку полное исследование этого явления возможно только на основе численных вычислений. Несмотря на это обстоятельство, в последующих параграфах этой главы найдена первая поправка к микролпнзпрованпю в поле Шварцшнльда в случае ненулевой массы скалярной звезды и проведен полный анализ эффекта гравитационного мпкролинзпрованпя в метрике Фишера [17]. На основе полученных результатов обнаружено, что в случае сильно заряженного прозрачного центрального источника, наблюдается эффект гравитационного отталкивания и система ведет себя как рассеивающая гравитационная линза. Эти результаты также нами опубликованы в работе [18].
В главе IV предлагаются ряд космических экспериментов по наблюдению эффектов, таких как эффект рассеивающей гравитационной линзы, где имеет место проявление рассматриваемой скалярно-тензорной теории гравитации, используя оптические характеристики внегалактических светящихся источников или двойных звезд. Также дается описание основных требовании для астроыетрнческнх измерений в пределах Солнечной системы.
Уравнения гравитационного поля в скалярно-тензорнон теории гравитации нового типа
Проблема неоднозначного определения метрического тензора эффективного пространства-времени автоматически снимается в скалярно-тензорных теориях гравитации нового типа, согласно которым скалярное, гравитационное поле и входит в лагранжиан только в виде 4-градпента. Впервые такая теория гравитации была предложена в работе [28] Бекенштейна. В настоящей диссертации метрика будет связана со скалярным гравитационным полем с использованием 4-градцентов, поэтому ее структура и эволюция будут подвержены влиянию этого скалярного поля. Таким образом, поля тяготения и их структура определяются связанными дифференциальными уравнениями в частных производных [29-32], другими словами, на поведение каждого поля до некоторой степени влияет связь с другим полем теории (здесь в уравнение поля для метрики входит гравитационное скалярное поле, а также метрика в качестве источника). Определим воздействия скалярного гравитационного поля ф на метрику рпманова пространства-времени gik для вещества п поля материи. Данная метрика имеет некоторое отличие от метрики в теории Эйнштейна дг}:\ при этом считается, что воздействие скалярного поля ф происходит таким образом, как если бы поля материн находились в пространстве-времени с некоторым эффективным метрическим тензором (fife) которып зависит от д и 4-градиентов скалярного гравитационного поля ф. Наша основная задача заключается в получении, интерпретации н применении статических сферически симметричных решений [33,34], описывающих скалярно-тензорное поле в данной гравитационной теории. Согласно рассмотрению воздействия добавочного поля на структуру пространства-времени считается, что динамика данной теории определяется полным действием:
Таким образом, гравитационное воздействие в этой теории осуществляется через два гравитационного поля: тензорное поле, в качестве которого служит метрический тензор ?,/ , и скалярное гравитационное поле ф\ тогда согласно (1.1), полная плотность лагранжиана состоит из трех частей: из плотности лагранжиана соответствующей гравитационному полю, которая зависит только от метрического тензора д{к, плотности лагранжиана вещества, зависящей от метрического тензора gti и от остальных полей материи (ра, и плотности лагранжиана скалярного гравитационного поля ф где 71 - скалярная кривизна [35,36], соответствующая метрическому тензору gik, g - определитель этого тензора, ра - остальные поля материи. Метрический тензор да- зависит от тензора gik следующим образом: где Здесь а, Ї/, А - постоянные величины; 5, / - числовые параметры. Уравнения для тензорного гравитационного gik и скалярного гравитационного г/ полей принимают форму: где Тік — 2SL i/6g,k - в отличие от случая рассмотренного Фишером. Упрощая уравнение (1.4) вне вещества, т.е. при Т к = 0. учитывая что gthdlk = -і и опуская индексы, имеем для скалярной кривизны % и для тензора Рпччп 7v,fc следующие соотношения: Таким образом, мы установили соотношения (1.5) и (1.7), которые описывают влияние добавочного скалярного поля ф на метрику, т.е. требуемую связь, с помощью которой мы можем определить структуру тензорного поля дгк и самого скалярного гравитационного поля ф. Согласно современным представлениям все физические взаимодействия в природе осуществляются с помощью полей. Наиболее известными из нпх и хорошо изученными являются электромагнитные и спннорные поля. Менее изучены экспериментально скалярные гравитационные ПОЛЯ. В настоящее время трудно сделать какие-либо определенные заключения об экспериментальном статусе скалярного гравитационного поля п. прежде всего, о наличии пли отсутствии в природе скалярных гравитационных зарядов.
Как известно [37-43]. ряд теоретических моделей в той или иной степени пепользют представления о скалярных гравитационных зарядах. Но экспериментальное изучение скалярных частіш требует использования больших энергий. Поэтому образование таких частиц, если они существуют в природе, наиболее вероятно в астрофизических условиях, в результате процессов сверхвысоких энергий, недостижимых на Земле. Таким образом, наиболее вероятными объектами, которые обладают значительным скалярным гравитационным зарядом, являются звезды. Такие звезды мы в дальнейшем, для краткости, будем называть скалярными звездами. Исследуем, какие наблюдательные проявления позволяют идентифицировать звезду как скалярную звезду и с помощью каких средств космического базирования такие наблюдения могут быть проведены. Так как этим вопросам в отечественной и зарубежной научной литературе уделялось недостаточное внимание [44-45], то
Изотропные геодезические в гравитационном поле скалярной звезды при Q2 ~ M^G
В общем случае следует ожидать, что скалярный заряд у звезд может варьироваться в широких пределах, в результате чего вклад скалярного поля в суммарное гравитационное поле может быть и меньше вклада от массы звезды. Поэтому рассмотренный в предыдущем пункте настоящей диссертации случай метрики в астрофпзи ческіїх условиях будет реалпзовываться значительно реже, чем более общий. Исходя из этих соображений, уместно проанализировать и этот более общий случай, хотя здесь, очевидно, проявление сил гравитационного отталкивания будет маскироваться действием сил притяжения гравитационным полем, создаваемым массой звезды. Рассмотрим звезду массы Д/, обладающую скалярным зарядом Q, которую в дальнейшем будем называть центром тяготения. В случае сферически симметричного распределения массы и скалярного заряда, гравитационное поле этой звезды, согласно уравнениям скалярно-тензорной теории гравитации, будет иметь вид (1.8). Несложно убедиться, что параметр а2 при произвольном соотношении между массой звезды М и ее скалярным зарядом Q заключен в пределах: О а2 1. Уравнения изотропных геодезических, описывающие движение безмассовых частиц в гравитационном поле (1.8) массивной скаляр-нон звезды в плоскости 0 = тг/2. имеют вид: Следует отметить, что в этом случае, в отличие от задачи, рассмотренной в предыдущем пункте настоящей диссертации, из-за возникающих трансцендентных выражений аналитическое исследование можно провести не всегда и для полного анализа необходимо использовать численные методы. Как показано в предыдущих работах [9, 14, 46]. гравитационному полю скалярной звезды соответствуют компоненты метрического тензора, разложение которых в случае ц г п wsQ2/r4 rj/r2 имеет вид: где rff - гравитационный радиус центра тяготения (скалярнаой звезды с зарядом Q), г} = 327rAQ2. а ,р, s, tu и А - постоянные величины нашей теории. Первый шаг при решении задачи пробного тела в статическом центрально-симметрическом поле состоит в том, чтобы записать в подходящих координатах компоненты поля (2.8). Как и в любом, центрально-симметричном поле [77], траектория движения массивной частішії будет плоской.
Так как переменная г псевдорнманова пространства-времени является координатной величиной, представляющей собой определенный выбор деления радиальной оси, то мы можем, не ограничивая общности, использовать и другие способы маркировки точек этой оси. Для наших целей удобнее перейти от переменной г в выражениях (2.8) к радиальной переменной г согласно с подстановкой: Такое преобразование не выводит нас из первоначальной системы отсчета и не сказывается: на физически наблюдаемых величинах. Переходя в выражениях (2.8) к новой радиальной координате и опуская в полученных соотношениях штрихи, будем иметь: где Eo и J - пока неизвестные константы интегрирования. Подставляя условие движения массивных частиц и щ — 1 и выражения (2.11), можно найти первый интеграл для второго уравнения системы (2.10): Уравнения {2.10) - (2.12) позволяют провести полное исследование законов движения массивных частиц в гравитационном поле (2.9). Комбинируя уравнение (2.12) и второе выражение системы (2.10) и исключая параметр s получим уравнение траектории финитного движения массивной частицы в скалярном гравитационном поле (2.9); Траектория частицы, описываемая уравнением (2.13), определяется двумя параметрами: EQ и J. При финитном движении, которое нас здесь только и интересует, переменная г колеблется между минимальным значением г_ = а(1 — е) соответствующим перицентру, а в апоцентре максимально и равно г+ = а(1 + е), где а и е - соответственно длина большой полуоси и эксцентриситет квазиэллиптп-ческой траектории (е 1). Эти значения целесообразно использовать вместо EQ и J в качестве параметров орбиты. Поскольку в данных точках величина, определенная в (2.13) обращается в нуль, тогда исходя из этого условия и подставляя выражения метрического тензора (2.9) получим значения для постоянных EQ ЇЇ J- : значения, получим уравнение траектории исходя из (2,13) и найденных значений для EQ П J при замене и = r-J :
Но если Q ф О, то и((р) становится эллиптической функцией, поэтому следуя приближенными вычислениями с требуемой точностью, решение этого уравнения будем искать в виде использованном в работе [49]: где An В— некие пока неизвестные параметры. Подставляя соотношение (2.15) в уравнение (2.14), несложно получить выражения для А, ,В и Ф( / ): где o - постоянная интегрирования. Посредством изменения функции Ф(«р) за один полный оборот траектории финитного движения между двумя значеннями р соответствующими перицентра, найдем значение его смещения. За начальное значение точки перицентра принимаем значение tp тг/2, тогда следующему прохождению траектории через данную точку будет отвечать значение ip = 5тг/2 + А р. Используя выражение: находим значение смещения перицентра финитной траектории массивной частицы за один оборот: лярного гравитационного заряда в эффект смещения перицентра траектории массивной частицы при ее финитном движении. Естественно, что при отсутствии (Q — 0) гравитационного заряда, (2.16) переходит в известную формулу общей теории относительности [51]. Выясним, какие ограничения на значение гравитационного заряда Q накладывают гравитационные эксперименты в Солнечной системе. Согласно данным [45], полученным с помощью активной локашш имеем XJ Ограничиваясь компонентами до порядка 1/г2 в формуле (2.16), т. е. полагая н\ s — 0 приходим к следующим значениям Г9 Тогда из проведенных экспериментов по измерению постныотонов-ского параметра д следует, что для Солнца Принято считать, что параметр 3 измеряет степень нелинейности (Л//г)2. которую рассматриваемая теория приписывает компонентам goo метрики. Но это утверждение справедливо только в стандартной постньютоновской калибровке, поэтому коэффициент при (М/г)" зависит от выбора калибровки. Например, если выбрать стандартные изотропные координаты для нашей теории получим метрику в виде:
Свойства гравитационного линзировання в скалярно-тензорной теории гравитации нового типа
Полное исследование гравитационного лішзировашія в поле скалярной звезды при произвольном соотношении между СЛ/2 и Q2 возможно только на основе численных, а не аналитических вычислений, которые не обладают достаточной наглядностью. Поэтому рассмотрим случай .1/ = 0, который позволяет провести исследование особенностей гравитационного лпнзпрованпя аналитическим путем. В этом случае выражение (2.G) принимает вид Поэтому основное уравнение р р(Ь) (см. Рис.) гравитационного лпнзпрованпя сводится к алгебраическому уравнению третьего порядка относительно прицельного параметра Ъ : Это уравнение имеет три действительных корня, если р3 27а/2/4 и один действительный корень, если р3 27аА /4. Так как в силу теоремы Виета произведение всех трех корней отрицательно [70], а нас интересуют только положительные корни алгебраического уравнения (3.3), то следует считать, что р3 2Та1о/ . Решение уравнения (3.3) имеет разный вид в двух разных областях изменения величины р3 27QU /4. В области 27аіо/2 р3 27а/о/4 уравнение (3.3) имеет два положительных корня где вспомогательная переменная Ф(/?) изменяется от Ф = 0 до Ф = 7г/2 в интервале значений TlaUjI р3 TiaUj\ и определяется соотношением Если р3 27оЛ/2. то положительные корни уравнения (3.3) примут вид где в области /?3 27йЬ/2 вспомогательная величина /3(/)) определяется из соотношения Используя рассуждения, аналогичные рассулсденпям п. 1.5.1, несложно установить, что коэффициент усиления /їі(р) при 27а/2/2 /)3 27Ы2/4 имеет вид
Поэтому в этой области изменения р энергия т, поступающая в единицу времени на квадратный детектор со стороной 2/г, помещенный в точку с координатами яд = , у и — р, будет иметь вид где Jo " величина потока энергии, падающей на скалярную звезду. В области (? 27с\1- /2 коэффициент усиления кз(/ ) принимает вид: Как показывает анализ, функция т(ро) принимает максимальное значение при р$ = TJalnj1!. Известно, что после прохождения мимо источника гравитационного поля, луч света испытывает отклонение отличающееся от прямой траектории величиной: где гд - гравитационный радиус центрального источника, Ь1)2 - прицельные параметры траектории соответствующие каждому значению выходной апертуры pip, определяемые формулой: где знак "+" соответствует значению ь а знак "—" значению / ?, тогда согласно (3.4) имеем выражения: Из условия р — 0, находим область пересечения лучей, которая оказывается всю полуось х xmin = R2/ 2rg — г3/а, где Л - радиус фокусирующей звезды. Для поиска выражения определяющее зависимость 61,2(/4,2) -Поступим следующим образом: находим Ьі,2 в виде ЬХо = Ь[1 + ofl где Ь\ о - значение прицельного расстояния при отсутствии скаляр-ного гравитационного л Каждому значенню pio соответствуют два значения параметров 6і или Ьт которые соответственно характеризуют лучи, огибаюшпе непрозрачное ядро с противоположных сторон. Учитывая осевую симметрию всей совокупности лучей, интенсивность гравитационного лпнзирования излучения Х(х,р\о) определяется из закона сохранения энергии внутри лучевой трубки: где 1 - интенсивность падающего излучения. Б;„ - площадь входной апертуры, соответствующая кольцу 2npdp в плоскости наблюдения: Энергетический коэффициент усиления представляет собой сумму слагаемых: Последнее выражение показывает всего лишь первую поправку к выражению (3.2). Однако, как будет показано позже, в случае сильно заряженного прозрачного центрального источника гравитации, помимо корней Ь\ и bo, возможно п появление третьего корня Ь3) отвечающего лучу находящему под влиянием гравитационного отталкивания. Таким образом, при достаточно больших значениях скалярного гравитационного заряда, гравитационного искривления нет, и даже при достаточно малых расстояниях от центрального источника система введет себя как рассеивающаяся гравитационная линза. Более пятидесяти лет тому назад в Журнале экспериментальной и теоретической физики была опубликована замечательная статья И.З. Фишера [17], в которой на основе совместного решения уравнений Эйнштейна ц уравнения для безмассового скалярного поля была найдена метрика статического сферически симметричного тела массы М. обладающего скалярным зарядом Q.
Использование оптических двойных звезд в эксперименте
Существует большая вероятность того, что в близкой окрестности скалярной звезды будет находиться двойная система, хотя бы один компонент которой является оптической звездой. В этом случае оптическое излучение, падающее на скалярную звезду, в силу условия h h будет расходящимся. Кроме того, переменность оптических характеристик излучателя (изменение интенсивности излучения с частотой, кратной частоте обращения двойной системы, наличие периодических доплеровекпх сдвигов линии излучения и др.), возникающих из-за движения оптического компаньона в двойной системе при данной постановке эксперимента позволяет легче проводить идентификацию прямого и лин-зпрованного изображений оптической звезды. И, наконец, в достаточно редком, но возможном случае, когда размер орбиты двойной системы окажется сравнимым с расстоянием от центра двойной системы до скалярной звезды, возникает возможность " сканировать" линзированное излучение при разных значениях р из-за того, что вся картина рассеянных лучей будет поворачиваться вокруг скалярной звезды с частотой обращения оптического компаньона и некоторой конечной угловой амплитудой. Следует отметить, что в экспериментах по поиску скалярных звезд использование прецизионных астрометрических космических комплексов с дуговыми интерферометрами, которые в настоящее вре мя разрабатываются в России и США (проекты "Озирис" и "SIM"), в последнем из рассматриваемых случаев в состоянии измерить зависимость от времени углового расстояния между скалярной звездой и оптическим компаньоном, если размер орбиты двойной системы I 10-10 . Эта информация позволит независимо от фотометрических измерений контролировать движение оптического компаньона и, следовательно, движение картины рассеянных лучей относительно наблюдателя. Решение уравнений (2.3), (2.13) показывает, что на любую массивную или безмассовую частицу, движущуюся не радпально, действуют гравитационные силы отталкивания и невозможно круговое движение относительно этого источника. В рез} льтате действия этих сил частицы выталкиваются на. пространственную бесконечность.
Поэтому в окрестности скалярных источников должны возникать пустоты, которые целесообразно искать в астрофизических условиях. Таким образом, теория, призванная обосновать гравитационное притяжение, позволяет описать и гравитационное отталкивание. Это обстоятельство заставляет исследователей по-новому посмотреть на результаты астрофизических наблюдений во всем частотном спектре излучений. Дадим рекомендации по использованию новых научных результатов, полученных нами в работах [14, 15, 18], в экспериментах по поиску скалярных звезд. В Общей теории относительности эффекты гравитационного от талкивання будут проявляться в виде областей пространства во Вселенной, из которых происходит бурное извержение вещества п света. Проведенный анализ показал, что гравитационное поле скалярного источника оказывает отталкивающее действие на фотоны и массивные частицы, если они движутся не строго по направлению к цен-тру скалярного источника. Поэтому из области, окружающей такой источник, будет наблюдаться активное извержение фотонов, массивных частиц и даже звезд п других астрофизических объектов, сопровождающееся образованием пустот в окрестности скалярного источника. Следовательно, такие источники могут быть обнаружены в астрофизических условиях по наличию пустот, которые обладают свойством гравитационного отталкивания. Кроме того, что более существенно, все электромагнитные процессы, происходящие в гравитационном поле скалярного астрофизического объекта (скалярной звезды), в силу равенства g0Q = 1 будут происходить совершенно иначе, чем в гравитационном поле обычного астрофизического объекта. Во-первых, это излучение будет распространяться в поле скалярной звезды без гравитационного красного смещения. В частности, если в окрестности скалярной звезды произойдет аннигиляция электрон - позитронной пары, то возникшие гамма-кванты с энергией 511 кэВ будут двигаться без изменения энергии и гамма-спектрометр зарегистрирует линию с энергией 511 кэВ. Если же этот процесс произойдет в окрестности нейтронной звезды, то доо — 1 — г /г 0, 9, и при распространении гамма-квантов от звезды к Земле их энергия уменьшится примерно на 10% из-за эффекта гравитационного сме щення частоты. В этом случае гамма-спектрометр зарегистрирует линию с энергией 460 кэВ. Во-вторых, состояние поляризации электромагнитного излучения, приходящего из окрестности скалярного источника, будет отличаться от состояния поляризации излучения, приходящего из окрестности нейтронных звезд.
Так как эти отличия в наибольшей степени проявляются в рентгеновском и гамма диапазонах, то их наблюдение возможно только с помощью средств внеатмосферной астрономии, установленных на космических аппаратах. И, в-третьих, при выполнении условия Q2 » Л/2(?/4тг скалярные звезды оказывают не притягивающее, а отталкивающее гравитационное воздействие на электромагнитные лучи. Поэтому такая звезда будет являться не собирающей, а рассеивающей гравитационной линзой. Указанные выше необычные гравитационные свойства скалярных звезд могут служить основой для их поиска при проведении астрофизических наблюдений. Поиск уникальных астрофизических объектов в новых экспериментах и анализ накопленного астрономами и астрофизиками наблюдательного материала помогут пролить свет на природу гравитационного взаимодействия. До сих пор мы предполагали, что скалярные звезды находятся вдали от Солнечной системы. Однако в Солнечной системе также имеется звезда-Солнце, у которой может быть не равный нулю скалярный заряд. Так как в Солнечной системе имеются планеты,
