Przejdź do zawartości

Ostateczny los Wszechświata

Z Wikipedii, wolnej encyklopedii
Schemat różnych modeli Friedmanna: średnia odległość między galaktykami w funkcji czasu dla wybranych kombinacji parametrów gęstości materii ΩM i ciemnej energii ΩΛ. Wykres ilustruje typy zachowań (ekspansja wieczna, asymptotyczna, rekolaps), a nie konkretną prognozę obserwacyjną.

Ostateczny los Wszechświata – zagadnienie kosmologii fizycznej dotyczące długoterminowej ewolucji Wszechświata oraz możliwych scenariuszy jego przyszłości. Współczesne rozważania opierają się na obserwacjach ekspansji kosmicznej, średniej gęstości materii i energii, geometrii przestrzeni oraz własnościach ciemnej energii[1][2].

Obecne dane wskazują, że geometria przestrzenna Wszechświata jest, w granicach niepewności pomiarowych, zgodna z płaską, a jego ekspansja przyspiesza. W standardowym modelu ΛCDM dodatnia stała kosmologiczna prowadzi do scenariusza wiecznej ekspansji: odległe, niezwiązane grawitacyjnie układy oddalają się coraz szybciej, formowanie gwiazd stopniowo wygasa, a w bardzo dalekiej przyszłości maleje dostępność energii swobodnej zdolnej do podtrzymywania procesów astrofizycznych i termodynamicznych. Obraz ten bywa nazywany śmiercią cieplną Wszechświata albo Wielkim Chłodem (ang. Big Freeze)[3][4].

Alternatywne scenariusze pozostają logicznie możliwe, ale słabiej wspierane danymi obserwacyjnymi albo zależne od fizyki wykraczającej poza standardowy opis. W modelach z odpowiednio dużą gęstością materii i bez dodatniej stałej kosmologicznej ekspansja mogłaby zostać zatrzymana, prowadząc do Wielkiego Kolapsu (ang. Big Crunch). Fantomowe równanie stanu ciemnej energii prowadziłoby do Wielkiego Rozdarcia (ang. Big Rip), w którym przyspieszanie rozrywa kolejno struktury kosmiczne w skończonym czasie. Rozważane są również modele Wielkiego Odbicia (ang. Big Bounce), kosmologie cykliczne oraz scenariusze związane z rozpadem fałszywej próżni. Wybór między tymi scenariuszami zależy od własności ciemnej energii i fizyki wysokich energii, które są dziś znane tylko w ograniczonym zakresie[5].

Geometria, krzywizna i parametry kosmologiczne

[edytuj | edytuj kod]

W standardowym opisie kosmologicznym przyszłość Wszechświata zależy od kilku powiązanych wielkości: tempa ekspansji, średniej gęstości materii, krzywizny czasoprzestrzeni, udziału promieniowania, własności ciemnej energii oraz ewentualnych składników wykraczających poza model standardowy. Klasyczne równania Friedmana wiążą tempo ekspansji z gęstością i krzywizną; w prostych modelach bez ciemnej energii decydowała gęstość krytyczna: gęstość większa od krytycznej sprzyjała ponownemu zapadaniu i odpowiadała dodatniej krzywiźnie (Wszechświatowi zamkniętemu), gęstość mniejsza – wiecznej ekspansji i krzywiźnie ujemnej (Wszechświatowi otwartemu), gęstość krytyczna – Wszechświatowi płaskiemu o nieograniczonej ekspansji z asymptotycznie zerową prędkością[2][6]. Stosunek rzeczywistej gęstości do gęstości krytycznej wyraża się przez bezwymiarowy parametr gęstości ; dla każdego składnika kosmicznego osobno (materia, promieniowanie, ciemna energia, krzywizna) używa się parametrów ΩM, ΩR, ΩΛ, ΩK[2][6][7.1].

Po odkryciu przyspieszającej ekspansji prosty podział „otwarty / zamknięty / płaski” przestał wystarczać do określenia przyszłej dynamiki Wszechświata: składnik o ujemnym ciśnieniu, taki jak stała kosmologiczna lub dynamiczna ciemna energia, może zmienić przyszłość nawet przy geometrii bliskiej płaskiej i sprawić, że Wszechświat o zerowej lub ujemnej krzywiźnie nadal rozszerza się przyspieszająco[5][6]. Ciemną energię opisuje się zwykle przez parametr równania stanu , gdzie oznacza ciśnienie, a gęstość energii. Dla stałej kosmologicznej i jej gęstość nie zmienia się w czasie; wartości różne od −1 lub zmienne w czasie prowadzą do innych historii ekspansji i innych scenariuszy końca[5][8].

Ograniczenia obserwacyjne

[edytuj | edytuj kod]

Klasyczne modele Friedmana wiązały przyszłość Wszechświata przede wszystkim z jego średnią gęstością: zbyt duża gęstość mogłaby zatrzymać ekspansję i doprowadzić do ponownego zapadania, natomiast zbyt mała sprzyjałaby wiecznemu rozszerzaniu[9][2]. Odkrycie przyspieszającej ekspansji pod koniec XX wieku przez dwa niezależne zespoły badające supernowe typu Ia wprowadziło do tego obrazu zasadniczą rolę ciemnej energii[10][11]. Wyniki te zaczęto wkrótce interpretować jako argument za dodatnim wkładem stałej kosmologicznej lub podobnego składnika energii próżniowej w bilansie kosmologicznym[12].

Bilans kosmologiczny doprecyzowuje się dziś łącząc kilka niezależnych klas pomiarów: anizotropie mikrofalowego promieniowania tła, wielkoskalowy rozkład galaktyk i barionowe oscylacje akustyczne (ang. baryon acoustic oscillations, BAO), pomiary supernowych typu Ia oraz dane słabego soczewkowania grawitacyjnego. Wyniki misji Planck z 2018 dają parametry gęstości spójne z geometrią bliską płaskiej (|ΩK| poniżej rzędu kilku procent), gęstością materii ΩM ≈ 0,315 i wkładem ciemnej energii bliskim ΩΛ ≈ 0,685, w zgodzie z prostym modelem ΛCDM[3][13]. Pomiary BAO przez przeglądy galaktyk, takie jak SDSS i DESI(inne języki), oraz uaktualnione próbki supernowych Ia dostarczają niezależnych ograniczeń parametru równania stanu ciemnej energii i jego ewentualnej zmienności w czasie[14][8].

W obecnych zestawieniach danych gęstość materii jest zbyt mała, by sama zatrzymała ekspansję, a składnik podobny do stałej kosmologicznej powoduje późne przyspieszanie[3]. Z tego powodu scenariusze takie jak Wielki Kolaps są dziś traktowane jako mniej prawdopodobne w prostym modelu ΛCDM, choć pozostają logicznie możliwe w innych modelach kosmologicznych z czasozmienną lub przechodzącą znak ciemną energią.

Przyszłość w modelu ΛCDM

[edytuj | edytuj kod]

W scenariuszu ΛCDM z dodatnią stałą kosmologiczną ekspansja dąży w dalekiej przyszłości do stanu podobnego do Wszechświata de Sittera. Układy związane grawitacyjnie, takie jak galaktyki, grupy galaktyk i gromady galaktyk, nie muszą być rozrywane przez samą ekspansję, ale obiekty niezwiązane grawitacyjnie oddalają się od siebie coraz szybciej. Z czasem coraz więcej odległych galaktyk znika poza horyzontem obserwowalnym dla przyszłych obserwatorów[15].

W modelu ΛCDM przyszła ewolucja ma charakter stopniowy, a nie nagle katastroficzny. Najpierw trwa era gwiazd i galaktyk, ale tempo powstawania nowych gwiazd spada wraz ze zużywaniem oraz ogrzewaniem gazu. Później dominują pozostałości gwiazdowe: białe karły, gwiazdy neutronowe i czarne dziury. W jeszcze dalszych skalach czasowych znaczenie mogą mieć procesy słabo znane eksperymentalnie, takie jak rozpad protonów albo parowanie czarnych dziur przez promieniowanie Hawkinga[4][16]. Pierwszą ilościową ocenę tempa tego parowania przedstawił Don N. Page w 1976 roku, wykazując, że czas życia czarnej dziury rośnie proporcjonalnie do sześcianu jej masy[17].

Klasyfikacja Adamsa i Laughlina dzieli daleką przyszłość Wszechświata zdominowanego przez stałą kosmologiczną na kolejne epoki, w których kolejne grupy obiektów astrofizycznych zanikają lub przekształcają się. Skale czasowe podane poniżej są szacunkami rzędu wielkości i zakładają standardowy model fizyki cząstek; w szczególności epoka czarnych dziur silnie zależy od czasu życia czarnych dziur o masach gromad galaktyk, a sama era ciemności – od ewentualnego rozpadu protonu i niestabilności próżni[4][18].

Epoki bardzo dalekiej przyszłości w modelu ΛCDM (za Adamsem i Laughlinem)
EpokaOrientacyjny zakres czasuCharakterystyka
Era gwiazdowaok. 106–1014 lattrwa nukleosynteza gwiazdowa; powstają i ewoluują gwiazdy ciągu głównego, formują się galaktyki[4]
Era zdegenerowanaok. 1014–1040 latgwiazdotwórczość ustaje; Wszechświat zdominowany przez białe karły, gwiazdy neutronowe i brązowe karły; potencjalny rozpad protonu prowadzi do zanikania zwykłej materii[4]
Era czarnych dziurok. 1040–10100 latnajdłużej istniejącymi obiektami są czarne dziury; powolne parowanie przez promieniowanie Hawkinga sprawia, że tracą one masę i ostatecznie znikają[4][16]
Era ciemnościpowyżej ok. 10100 latpozostają rozproszone fotony, neutrina, leptony i ewentualne produkty rozpadu protonu; brak struktur i źródeł energii swobodnej[4]

Główne scenariusze

[edytuj | edytuj kod]

Najczęściej rozważane scenariusze końca Wszechświata różnią się przede wszystkim założeniami dotyczącymi ciemnej energii, krzywizny przestrzeni i fizyki wysokich energii. W tabeli zestawiono ich główne warunki fizyczne i obecny status obserwacyjny w obrębie modelu ΛCDM[5][4].

Główne scenariusze ostatecznego losu Wszechświata
ScenariuszWarunek fizycznyPrzewidywany przebiegStatus obserwacyjny
Wielki Chłód / śmierć cieplnadodatnia stała kosmologiczna, wieczna przyspieszona ekspansja, stopniowe wygaszanie procesów[4]zgodny ze standardowym ΛCDM[3]
Wielki Kolapsbrak dodatniej Λ albo dodatnia krzywizna i wysoka gęstość materiizatrzymanie ekspansji i globalny rekolaps[19.1]obecnie nieuprzywilejowany (ekspansja przyspiesza)[3]
Wielkie Rozdarciefantomowa ciemna energia, rozrywanie kolejnych struktur w skończonym czasie[20]spekulacyjny; obecne pomiary preferują [3][14]
Wielkie Odbicie / kosmologie cyklicznefaza skurczania kończąca się odbiciem, np. w modelach branowychnaprzemienne ekspansje i kontrakcje[21][22]zależny od fizyki wysokich energii poza standardowym opisem
Rozpad próżni fałszywejmetastabilność stanu próżni Modelu Standardowegotunelowanie do innego stanu próżni i propagacja ściany domeny[23][24]teoretycznie możliwy, czas życia wykracza poza obecne pomiary[25]

Wielki Chłód i śmierć cieplna

[edytuj | edytuj kod]
 Główny artykuł: Śmierć cieplna Wszechświata.

W ramach współczesnych danych obserwacyjnych najczęściej rozważanym scenariuszem jest dalsza ekspansja prowadząca do tzw. wielkiego chłodu lub śmierci cieplnej Wszechświata. W takim obrazie galaktyki i gromady galaktyk niezwiązane grawitacyjnie oddalają się od siebie, tworzenie nowych gwiazd stopniowo wygasa po zużyciu dostępnego gazu, a istniejące gwiazdy kończą ewolucję jako białe karły, gwiazdy neutronowe lub czarne dziury. W jeszcze dalszej przyszłości dominują coraz chłodniejsze pozostałości i promieniowanie, a użyteczna energia staje się coraz mniej dostępna[4].

Śmierć cieplna nie oznacza natychmiastowego końca struktur, lecz bardzo długi proces zbliżania się do stanu, w którym nie ma już dużych różnic temperatur i łatwo dostępnych źródeł energii swobodnej. W zależności od nieznanej fizyki bardzo odległych czasów obraz ten może obejmować powolne wygaszanie gwiazd, dynamiczną ewolucję pozostałości w galaktykach, ewentualny rozpad barionów i końcowe parowanie czarnych dziur[4][16][17].

Wielki Kolaps

[edytuj | edytuj kod]
 Główny artykuł: Wielki Kolaps.

W scenariuszu Wielkiego Kolapsu ekspansja Wszechświata zostaje w przyszłości zatrzymana, po czym następuje globalne kurczenie prowadzące do bardzo gęstego, gorącego stanu[19.1]. W prostych modelach bez dodatniej stałej kosmologicznej taki los był związany z odpowiednio dużą gęstością materii i dodatnią krzywizną przestrzeni. Obecne pomiary nie sprzyjają temu scenariuszowi, ponieważ wskazują na blisko płaską geometrię i przyspieszającą ekspansję[1][3]. Kolaps mógłby powrócić jako możliwość tylko w modelach, w których ciemna energia zmienia znak, zanika albo zostaje zastąpiona inną dynamiką grawitacyjną.

Wielkie Rozdarcie

[edytuj | edytuj kod]
 Główny artykuł: Wielkie Rozdarcie.
Diagram scenariusza Wielkiego Rozdarcia: malejący promień Hubble’a (czerwony) sprawia, że kolejne struktury wykraczają poza horyzont i zostają rozerwane

Wielkie Rozdarcie jest bardziej spekulacyjnym scenariuszem, w którym ciemna energia ma tak zwane fantomowe równanie stanu, czyli parametr ; w takim modelu gęstość ciemnej energii rośnie wraz ze wzrostem skali Wszechświata[26][27]. Jeżeli taki wzrost utrzymywałby się w przyszłości, przyspieszanie mogłoby w skończonym czasie stać się tak silne, że rozerwałoby kolejno gromady galaktyk, galaktyki, układy planetarne, a w skrajnej wersji także obiekty związane siłami elektromagnetycznymi[20]. Taki scenariusz nie wynika ze standardowego modelu ΛCDM, a obecne pomiary parametru nie wskazują na trwałą wartość poniżej −1[14][8].

Wielkie Odbicie i kosmologie cykliczne

[edytuj | edytuj kod]
 Główny artykuł: Wielkie Odbicie.

W literaturze rozważa się również modele Wielkiego Odbicia, w których ekspansja Wszechświata została poprzedzona fazą skurczania zakończoną przejściem przez krytyczny stan o wysokiej gęstości i temperaturze, oraz kosmologie cykliczne, w których takie odbicia powtarzają się[21][22]. Możliwość naprzemiennych ekspansji i kontrakcji, nazwaną „światem okresowym”, rozważał już Aleksander Friedmann w pracy z 1922 roku[9]. Richard Tolman wykazał natomiast w 1934 roku, że w oscylującym Wszechświecie z procesami nieodwracalnymi (powodującymi wzrost entropii) kolejne cykle osiągałyby coraz wyższe maksimum ekspansji[19.2]. Tolman wyróżnił przy tym dwa typy modeli oscylujących. W typie O1 Wszechświat oscyluje między stanem osobliwym o promieniu bliskim zera a maksimum rozmiarów, co jest jedyną możliwością dla stałej kosmologicznej Λ ≤ 0. Typ O2 zakłada oscylację między niezerowym minimum a maksimum, bez stanów osobliwych (ruch ściśle okresowy), wymaga jednak nietypowego wzrostu ciśnienia podczas ekspansji, dlatego Tolman uznał go za mało istotny[19.3]. Modele te zwykle wymagają fizyki wysokich energii wykraczającej poza ogólną teorię względności w postaci klasycznej, na przykład pól skalarnych dynamicznie modyfikujących grawitację albo struktur teorii strun. Dane obserwacyjne dotyczące późnej ekspansji nie rozstrzygają jednoznacznie między pojedynczym Wielkim Wybuchem a wcześniejszą fazą skurczania, dlatego scenariusze cykliczne pozostają badane jako alternatywy dla standardowego opisu kosmologicznego[22].

Niestabilność próżni

[edytuj | edytuj kod]
Potencjał z prawdziwą i fałszywą próżnią: stan metastabilny (fałszywa próżnia) ma wyższą energię i może rozpaść się przez kwantowe tunelowanie do prawdziwej próżni

Inną klasą spekulacyjnych scenariuszy jest globalna zmiana stanu próżni. Jeżeli obserwowany stan próżni jest jedynie lokalnym minimum (próżnią fałszywą), kwantowe tunelowanie może wytworzyć bąbel prawdziwej próżni o niższej energii, którego ściana propaguje się z prędkością bliską prędkości światła, niszcząc dotychczasowe struktury[23][24]. W ramach Modelu Standardowego cząstek elementarnych obliczenia z pętlami wyższego rzędu wskazują, że stan próżni elektrosłabej znajduje się w obszarze metastabilności, ale z bardzo długim oczekiwanym czasem życia, znacznie przekraczającym obecny wiek Wszechświata; wynik zależy jednak czule od dokładnych wartości mas bozonu Higgsa i kwarka t oraz od ewentualnej fizyki poza modelem standardowym[25].

Niepewności

[edytuj | edytuj kod]

Najważniejszą niewiadomą pozostaje natura ciemnej energii. Jeżeli jest ona dokładnie stałą kosmologiczną, obecne przyspieszanie będzie trwało w prostym modelu bez jakościowej zmiany. Jeżeli jednak ciemna energia jest polem dynamicznym albo jej równanie stanu zmienia się w czasie, przyszłość Wszechświata może różnić się od najprostszego scenariusza wiecznej ekspansji[5][8]. Wyniki DESI DR2 pozostają zgodne z modelem ΛCDM w części zestawień danych, lecz w połączeniu z pomiarami mikrofalowego promieniowania tła i supernowych typu Ia wskazują na możliwą preferencję modeli z ewoluującym równaniem stanu ciemnej energii. Interpretacja ta nie osiągnęła jednak progu odkrycia i zależy od doboru danych, dlatego sama w sobie nie zastępuje standardowego opisu opartego na ΛCDM[14].

Dodatkowe niepewności dotyczą bardzo odległych czasów, w których znaczenie mogą mieć procesy takie jak rozpad protonów, parowanie czarnych dziur albo niestabilność próżni. Skale czasowe tych procesów są znacznie większe niż obecny wiek Wszechświata i zależą od fizyki, która nie jest w pełni ustalona eksperymentalnie[4][16]. Niektóre historyczne rozważania o bardzo odległej przyszłości, takie jak hipoteza Freemana Dysona o możliwości nieograniczonego przetwarzania informacji w wiecznie rozszerzającym się, stygnącym Wszechświecie, zależały od założeń bez dodatniej stałej kosmologicznej; przy obecnym obrazie przyspieszonej ekspansji traktuje się je raczej jako scenariusze warunkowe niż prostą prognozę[28]. W nowszych analizach zwracano uwagę, że w Wszechświecie zdominowanym przez stałą kosmologiczną coraz większa część odległych struktur znika z obserwowalnego horyzontu, a całkowita ilość informacji dostępnej dla dowolnej cywilizacji jest skończona[15].

Przypisy

[edytuj | edytuj kod]
  1. 1 2 Fate of the universe. [w:] Imagine the Universe! [on-line]. 2018-12-11. [dostęp 2026-05-01]. [zarchiwizowane z tego adresu (2025-10-13)]. (ang.).
  2. 1 2 3 4 Cosmic Dynamics; Dark Energy; The Cooling Universe. W: Barbara Ryden: Introduction to Cosmology. Wyd. 2. Cambridge University Press, 2017. ISBN 978-1-107-15483-4. (ang.).
  3. 1 2 3 4 5 6 7 Planck Collaboration. Planck 2018 results. VI. Cosmological parameters. „Astronomy & Astrophysics”. 641, s. A6, 2020. DOI: 10.1051/0004-6361/201833910. arXiv:1807.06209. (ang.).
  4. 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 Fred C. Adams, Gregory Laughlin. A dying universe: the long-term fate and evolution of astrophysical objects. „Reviews of Modern Physics”. 69 (2), s. 337–372, 1997. DOI: 10.1103/RevModPhys.69.337. arXiv:astro-ph/9701131. (ang.).
  5. 1 2 3 4 5 Robert R. Caldwell, Marc Kamionkowski. The Physics of Cosmic Acceleration. „Annual Review of Nuclear and Particle Science”. 59, s. 397–429, 2009. DOI: 10.1146/annurev-nucl-010709-151330. arXiv:0903.0866. (ang.).
  6. 1 2 3 Sean M. Carroll. The Cosmological Constant. „Living Reviews in Relativity”. 4, s. 1, 2001. DOI: 10.12942/lrr-2001-1. arXiv:astro-ph/0004075. (ang.).
  7. Michał Heller: Granice kosmosu i kosmologii. Warszawa: Wydawnictwo Naukowe Scholar, 2005. ISBN 978-83-7383-163-6. (pol.).
    1. ↑ s. 203
  8. 1 2 3 4 Joshua A. Frieman, Michael S. Turner, Dragan Huterer. Dark Energy and the Accelerating Universe. „Annual Review of Astronomy and Astrophysics”. 46, s. 385–432, 2008. DOI: 10.1146/annurev.astro.46.060407.145243. arXiv:0803.0982. (ang.).
  9. 1 2 Alexander Friedmann. Über die Krümmung des Raumes. „Zeitschrift für Physik”. 10 (1), s. 377–386, 1922. DOI: 10.1007/BF01332580. (niem.).
  10. ↑ Adam G. Riess, Alexei V. Filippenko, Peter Challis. Observational Evidence from Supernovae for an Accelerating Universe and a Cosmological Constant. „The Astronomical Journal”. 116 (3), s. 1009–1038, 1998. DOI: 10.1086/300499. arXiv:astro-ph/9805201. (ang.).
  11. ↑ Saul Perlmutter, Greg Aldering, Gerson Goldhaber. Measurements of Ω and Λ from 42 High-Redshift Supernovae. „The Astrophysical Journal”. 517 (2), s. 565–586, 1999. DOI: 10.1086/307221. arXiv:astro-ph/9812133. (ang.).
  12. ↑ Robert P. Kirshner. Supernovae, an accelerating universe and the cosmological constant. „Proceedings of the National Academy of Sciences”. 96 (8), s. 4224–4227, 1999. DOI: 10.1073/pnas.96.8.4224. PMCID: PMC33557. (ang.).
  13. ↑ Michael S. Turner. The Road to Precision Cosmology. „Annual Review of Nuclear and Particle Science”. 72, s. 1–35, 2022. DOI: 10.1146/annurev-nucl-111119-041046. arXiv:2201.04741. (ang.).
  14. 1 2 3 4 DESI Collaboration. DESI DR2 results. II. Measurements of baryon acoustic oscillations and cosmological constraints. „Physical Review D”. 112 (8), s. 083515, 2025. DOI: 10.1103/tr6y-kpc6. arXiv:2503.14738. (ang.).
  15. 1 2 Lawrence M. Krauss, Glenn D. Starkman. Life, the Universe, and Nothing: Life and Death in an Ever-expanding Universe. „The Astrophysical Journal”. 531 (1), s. 22–30, 2000. DOI: 10.1086/308434. (ang.).
  16. 1 2 3 4 Stephen W. Hawking. Particle Creation by Black Holes. „Communications in Mathematical Physics”. 43, s. 199–220, 1975. DOI: 10.1007/BF02345020. (ang.).
  17. 1 2 Don N. Page. Particle emission rates from a black hole: massless particles from an uncharged, nonrotating hole. „Physical Review D”. 13 (2), s. 198–206, 1976. DOI: 10.1103/PhysRevD.13.198. (ang.).
  18. ↑ Fred C. Adams, Gregory Laughlin. The future of the universe. „Sky and Telescope”. 96 (2), s. 32, 1998. arXiv:astro-ph/9805148. (ang.).
  19. Richard C. Tolman: Relativity, Thermodynamics, and Cosmology. Oxford: Clarendon Press, 1934. (ang.).
    1. 1 2 s. 401
    2. ↑ s. 442
    3. ↑ s. 401–402
  20. 1 2 Robert R. Caldwell, Marc Kamionkowski, Nevin N. Weinberg. Phantom Energy and Cosmic Doomsday. „Physical Review Letters”. 91 (7), s. 071301, 2003. DOI: 10.1103/PhysRevLett.91.071301. arXiv:astro-ph/0302506. (ang.).
  21. 1 2 Paul J. Steinhardt, Neil Turok. A Cyclic Model of the Universe. „Science”. 296 (5575), s. 1436–1439, 2002. DOI: 10.1126/science.1070462. arXiv:hep-th/0111030. (ang.).
  22. 1 2 3 Robert Brandenberger, Patrick Peter. Bouncing Cosmologies: Progress and Problems. „Foundations of Physics”. 47, s. 797–850, 2017. DOI: 10.1007/s10701-016-0057-0. arXiv:1603.05834. (ang.).
  23. 1 2 Sidney Coleman. Fate of the false vacuum: Semiclassical theory. „Physical Review D”. 15 (10), s. 2929–2936, 1977. DOI: 10.1103/PhysRevD.15.2929. (ang.).
  24. 1 2 Sidney Coleman, Frank De Luccia. Gravitational effects on and of vacuum decay. „Physical Review D”. 21 (12), s. 3305–3315, 1980. DOI: 10.1103/PhysRevD.21.3305. (ang.).
  25. 1 2 Dario Buttazzo, Giuseppe Degrassi, Pier Paolo Giardino. Investigating the near-criticality of the Higgs boson. „Journal of High Energy Physics”. 2013 (12), s. 089, 2013. DOI: 10.1007/JHEP12(2013)089. arXiv:1307.3536. (ang.).
  26. ↑ Robert R. Caldwell. A Phantom Menace? Cosmological consequences of a dark energy component with super-negative equation of state. „Physics Letters B”. 545 (1–2), s. 23–29, 2002. DOI: 10.1016/S0370-2693(02)02589-3. arXiv:astro-ph/9908168. (ang.).
  27. ↑ Mariam Bouhmadi-López, Pedro F. González-Díaz, Prado Martín-Moruno. Worse than a big rip?. „Physics Letters B”. 659 (1–2), s. 1–5, 2008. DOI: 10.1016/j.physletb.2007.10.079. arXiv:gr-qc/0612135. (ang.).
  28. ↑ Freeman J. Dyson. Time without end: Physics and biology in an open universe. „Reviews of Modern Physics”. 51 (3), s. 447–460, 1979. DOI: 10.1103/RevModPhys.51.447. (ang.).
Źródło: „https://pl.wikipedia.org/w/index.php?title=Ostateczny_los_Wszechświata&oldid=80147006”