Svart hål

Ett svart hål är ett område av rum-tid [1] , vars gravitationsattraktion är så stor att inte ens föremål som rör sig med ljusets hastighet , inklusive ljuskvanta själv, inte kan lämna det . Gränsen för denna region kallas händelsehorisonten . I det enklaste fallet med ett sfäriskt symmetriskt svart hål är det en sfär med Schwarzschild-radien , som anses vara den karakteristiska storleken för ett svart hål.

Den teoretiska möjligheten av existensen av dessa regioner av rum-tid följer av några exakta lösningar av Einsteins ekvationer , varav den första [2] erhölls av Karl Schwarzschild 1915 . Upphovsmannen till termen är inte känd med säkerhet [3] , men själva beteckningen populariserades av John Archibald Wheeler och användes först offentligt i den populära föreläsningen Our Universe: the Known and Unknown den 29 december 1967 [ Komm 1] . Tidigare kallades sådana astrofysiska objekt för "kollapserade stjärnor" eller " kollapsars " (från engelska kollapsade stjärnor ), samt "frusna stjärnor" ( engelsk frusna stjärnor ) [4] .

Frågan om den verkliga existensen av svarta hål är nära relaterad till hur korrekt gravitationsteorin , som deras existens följer av. Inom modern fysik är standardteorin om gravitation, som bäst bekräftas experimentellt, den allmänna relativitetsteorin (GR), som med tillförsikt förutspår möjligheten av bildandet av svarta hål (men deras existens är också möjlig inom ramen för andra (inte alla) ) modeller, se Alternativa gravitationsteorier ). Därför analyseras och tolkas de observerade uppgifterna, först och främst, i samband med allmän relativitetsteori, även om denna teori strängt taget ännu inte har testats intensivt experimentellt för förhållanden som motsvarar området för rum-tid i omedelbar närhet av horisonten för svarta hål av stjärnmassor (dock är den väl bekräftad under förhållanden som motsvarar supermassiva svarta hål [5] , och med en noggrannhet på 94 % överensstämmer med den första gravitationsvågsignalen ). Därför bör uttalanden om direkta bevis på förekomsten av svarta hål, inklusive de i den här artikeln nedan, strängt taget förstås i betydelsen att de bekräftar existensen av astronomiska objekt som är så täta och massiva, och som även har några andra observerbara egenskaper , att de kan tolkas som svarta hål allmän relativitetsteori [5] .

Dessutom kallas svarta hål ofta för objekt som inte strikt överensstämmer med definitionen ovan, utan bara närmar sig i sina egenskaper ett sådant svart hål - till exempel kan dessa vara kollapsande stjärnor i de sena stadierna av kollapsen. I modern astrofysik tillmäts denna skillnad inte någon större betydelse [6] , eftersom de observerade manifestationerna av en "nästan kollapsad" ("frusen") stjärna och ett "riktigt" ("evigt") svart hål är nästan likadana. Detta beror på att skillnaderna i de fysiska fälten runt kollapsaren från de för ett "evigt" svart hål minskar enligt maktlagar med en karakteristisk tid i storleksordningen gravitationsradien dividerad med ljusets hastighet - det vill säga i bråkdelar av en sekund för stjärnmassasvarta hål och timmar för supermassiva svarta hål [7] .

Den 10 april 2019 "fotograferades" ett supermassivt svart hål först i mitten av galaxen Messier 87 , belägen på ett avstånd av 54 miljoner ljusår från jorden.

Det finns fyra scenarier för bildandet av svarta hål:

två realistiska:
- gravitationskollaps (kompression) av en ganska massiv stjärna ;
- kollaps av den centrala delen av galaxen eller protogalctic gas;
och två hypoteser:
- bildandet av svarta hål omedelbart efter Big Bang (ursprungliga svarta hål);
- uppkomsten av höga energier i kärnreaktioner .

Bakgrund

"Black Star" Michell (1784-1796)

"Svart hål" Michell

I det Newtonska gravitationsfältet för partiklar i vila i oändligheten, med hänsyn till lagen om energibevarande:

-{GMm \over r}+{mv^{2} \over 2}=0,

det är:

v^{2}={2GM \över r}.

Låt gravitationsradien vara det avstånd från den graviterande massan med vilken partikelhastigheten blir lika med ljusets hastighet . Sedan $r_{g}$ $v=c$ $r_{g}={\frac {2GM}{c^{2}}}.$

Konceptet med en massiv kropp, vars gravitationsattraktion är så stark att hastigheten som krävs för att övervinna denna attraktion ( andra kosmisk hastighet ) är lika med eller större än ljusets hastighet , uttrycktes först 1784 av John Michell i ett brev [8] ] som han skickade till Royal Society . Brevet innehöll en beräkning av vilken det följde att för en kropp med en radie på 500 solradier och med solens densitet skulle den andra kosmiska hastigheten på dess yta vara lika med ljusets hastighet [9] . Således kommer ljuset inte att kunna lämna denna kropp, och det kommer att vara osynligt [10] . Michell föreslog att det kunde finnas många sådana oobserverbara föremål i rymden. 1796 inkluderade Laplace en diskussion om denna idé i sin Exposition du Systeme du Monde , men detta avsnitt utelämnades i efterföljande upplagor. Ändå var det tack vare Laplace som denna idé fick lite berömmelse [10] .

Från Michell till Schwarzschild (1796–1915)

Under 1800-talet väckte idén om osynliga kroppar på grund av sin massivitet inte mycket intresse bland forskare. Detta berodde på det faktum att inom ramen för klassisk fysik är ljusets hastighet inte av grundläggande betydelse. Men i slutet av 1800-talet - början av 1900-talet fann man att elektrodynamikens lagar formulerade av J. Maxwell å ena sidan är uppfyllda i alla tröghetsreferensramar , och å andra sidan gör de det. inte ha invarians med avseende på galileiska transformationer . Detta innebar att de idéer som har utvecklats inom fysiken om karaktären av övergången från en tröghetsreferensram till en annan behöver justeras avsevärt.

Under den fortsatta utvecklingen av elektrodynamiken föreslog G. Lorentz ett nytt system av transformationer av rum-tid-koordinater (i dag känt som Lorentz-transformationer ), med avseende på vilket Maxwells ekvationer förblev oföränderliga. Genom att utveckla Lorentz idéer föreslog A. Poincaré att alla andra fysiska lagar också är oföränderliga under dessa transformationer.

År 1905 använde A. Einstein begreppen Lorentz och Poincaré i sin speciella relativitetsteori (SRT), där rollen för transformationslagen av tröghetsreferensramar slutligen flyttades från Galileos transformationer till Lorentz transformationer. Klassisk (galileansk-invariant) mekanik ersattes av en ny, Lorentz-invariant relativistisk mekanik. Inom ramen för det senare visade sig ljusets hastighet vara den begränsande hastighet som en fysisk kropp kan utveckla, vilket radikalt förändrade betydelsen av svarta hål i teoretisk fysik.

Newtons gravitationsteori (som den ursprungliga teorin om svarta hål byggde på) är dock inte Lorentz invariant. Därför kan den inte appliceras på kroppar som rör sig med nära ljus och ljushastigheter. Berövad på denna brist skapades den relativistiska gravitationsteorin huvudsakligen av Einstein (som formulerade den slutligen i slutet av 1915 ) och kallades den allmänna relativitetsteorin (GR) [10] . Det är på den som den moderna teorin om astrofysiska svarta hål bygger [6] .

Till sin natur är generell relativitetsteori en geometrisk teori. Den antar att gravitationsfältet är en manifestation av rumtidens krökning (som alltså visar sig vara pseudo-riemannsk, och inte pseudo-euklidisk, som i speciell relativitet). Sambandet mellan rumtidens krökning och arten av fördelningen och rörelsen av massorna som finns i den ges av teorins grundläggande ekvationer - Einsteinsekvationerna .

Rymdens krökning

(Pseudo-)Riemannska rum är rum som i liten skala beter sig "nästan" som normala (pseudo-)euklidiska rum. Så på små delar av sfären är Pythagoras sats och andra fakta om euklidisk geometri nöjda med mycket hög noggrannhet. En gång i tiden gjorde denna omständighet det möjligt att konstruera euklidisk geometri baserad på observationer över jordens yta (som i verkligheten inte är platt, utan nära sfärisk). Samma omständighet avgjorde valet av pseudo-riemannska (och inte några andra) utrymmen som huvudobjektet för övervägande i GR: egenskaperna hos små områden av rum-tid bör inte skilja sig mycket från de som är kända från SRT.

Men i stor skala kan Riemannska utrymmen skilja sig mycket från euklidiska. En av de viktigaste egenskaperna hos en sådan skillnad är begreppet krökning . Dess essens är följande: Euklidiska rum har egenskapen absolut parallellism : vektorn som erhålls som ett resultat av parallell translation av vektorn längs en stängd bana sammanfaller med den ursprungliga vektorn . För Riemannska rum är detta inte alltid fallet, vilket kan enkelt visas i följande exempel. Antag att observatören stod i skärningspunkten mellan ekvatorn med nollmeridianen vänd mot öster och började röra sig längs ekvatorn. Efter att ha nått en punkt med en longitud på 180° ändrade han rörelseriktningen och började röra sig längs meridianen mot norr, utan att ändra riktningen på hans blick (det vill säga nu tittar han åt höger längs vägen) . När han alltså korsar nordpolen och återvänder till sin utgångspunkt, kommer han att upptäcka att han är vänd mot väster (och inte öster, som ursprungligen). Med andra ord, vektorn, överförd parallellt längs observatörens rutt, "rullade" i förhållande till den ursprungliga vektorn. Karakteristiken för storleken på sådan "rullning" är krökningen [11] . $X',$ $X$ $x.$

Lösningar på Einsteins ekvationer för svarta hål

Eftersom svarta hål är lokala och relativt kompakta formationer, när man konstruerar sin teori, försummas vanligtvis närvaron av den kosmologiska konstanten , eftersom dess effekter för sådana karakteristiska dimensioner av problemet är omätligt små. Då kännetecknas stationära lösningar för svarta hål inom ramen för allmän relativitet, kompletterade med kända materialfält, av endast tre parametrar: massa ( ), rörelsemängd ( ) och elektrisk laddning ( ), som är summan av motsvarande egenskaper som trädde in det svarta hålet under kollapsen och föll in i det senare än kroppar och strålningar (om magnetiska monopoler finns i naturen , så kan svarta hål också ha en magnetisk laddning ( ) [12] , men sådana partiklar har ännu inte upptäckts). Alla svarta hål tenderar att bli stationära i frånvaro av yttre påverkan, vilket bevisades av ansträngningar från många teoretiska fysiker, varav bidraget från Nobelpristagaren Subramanyan Chandrasekhar , som skrev monografin "Matematisk teori om svarta hål" [13] , som är grundläggande för denna riktning, tillhör . Dessutom verkar det som att ett svart hål som inte störs utifrån inte kan ha några andra egenskaper, förutom dessa tre, som formuleras i Wheelers figurativa fras: "Svarta hål har inget hår" [12] . $M$ $L$ $F$ $G$

Lösningar av Einsteins ekvationer för svarta hål med motsvarande egenskaper:

BH-karaktäristik	Utan rotation	kretsar
Utan kostnad	Schwarzschild lösning	Kerrs lösning
laddad	Reisner-Nordström lösning	Kerr-Newman lösning

Schwarzschild-lösningen ( 1916 , Karl Schwarzschild ) är en statisk lösning för ett sfäriskt symmetriskt svart hål utan rotation och ingen elektrisk laddning.
Reisner-Nordström-lösningen (1916, Hans Reisner och 1918 , Gunnar Nordström ) är en statisk lösning av ett sfäriskt symmetriskt svart hål med laddning men ingen rotation.
Kerrs lösning ( 1963 , Roy Kerr ) är en stationär, axisymmetrisk lösning för ett roterande svart hål, men utan laddning.
Kerr-Newman lösning ( 1965 , E. T. Newman , E. Couch, K. Chinnapared, E. Exton, E. Prakash och R. Torrens) [14] - den mest kompletta lösningen för tillfället: stationär och axisymmetrisk, beror på på alla tre parametrarna.

Lösningen för ett snurrande svart hål är extremt komplex. Dess härledning beskrevs mycket kort av Kerr 1963 [15] , och bara ett år senare publicerades detaljerna av Kerr och Schild i föga kända konferensartiklar. En detaljerad presentation av härledningen av Kerr- och Kerr-Newman-lösningarna publicerades 1969 i den berömda tidningen av Debney, Kerr och Schild [16] . En konsekvent härledning av Kerr-lösningen gjordes också av Chandrasekhar mer än femton år senare [13] .

Räknar[ av vem? ] , att Kerr-lösningen är av största betydelse för astrofysiken, eftersom laddade svarta hål snabbt måste tappa laddning, dra till sig och absorbera motsatt laddade joner och damm från yttre rymden. Det finns också en hypotes [17] som kopplar samman gammastrålningskurar med processen för explosiv neutralisering av laddade svarta hål genom att skapa elektron-positronpar från vakuum ( R. Ruffini et al .), men det är ifrågasatt av ett antal forskare [ 18] .

"Inget hår"-satserna

Satser om ”brist på hår” i ett svart hål ( eng. No hair theorem ) säger att ett stationärt svart hål inte kan ha yttre egenskaper, förutom massa, rörelsemängd och vissa laddningar (specifika för olika materialfält), antal och radie), och detaljerad information om materia kommer att gå förlorad (och delvis strålas utåt) under kollapsen . Ett stort bidrag till beviset för liknande satser för olika system av fysiska fält gjordes av Brandon Carter , Werner Israel , Roger Penrose , Piotr Chruściel, Markus Heusler . Nu verkar det som att detta teorem är sant för för närvarande kända fält, även om det i vissa exotiska fall, som inte har några analoger som finns i naturen, kränks [19] .

Schwarzschilds lösning

Grundläggande egenskaper

Enligt Birkhoff-satsen ges gravitationsfältet för varje sfäriskt symmetrisk fördelning av materia utanför den av Schwarzschild-lösningen. Därför beskrivs svagt roterande svarta hål, såväl som rumtid nära solen och jorden, också av denna lösning i den första approximationen.

De två viktigaste egenskaperna som är inneboende i svarta hål i Schwarzschild-modellen är närvaron av en händelsehorisont (per definition, vilket svart hål som helst har det) och en singularitet som är separerad av denna horisont från resten av universum [10] .

Schwarzschild-lösningen beskriver exakt ett isolerat icke-roterande, icke-laddat och icke-avdunstande svart hål (detta är en sfäriskt symmetrisk lösning av gravitationsfältsekvationerna (Einsteins ekvationer) i vakuum ). Dess händelsehorisont är en sfär, vars radie, bestämd från dess area enligt formeln, kallas gravitationsradien eller Schwarzschild-radien. $S=4\pi r^{2},$

Alla egenskaper hos Schwarzschild-lösningen bestäms unikt av en parameter, massan . Således är gravitationsradien för ett svart hål med massa [20] $M$

r_{s}={\frac {2\,GM}{c^{2}}},

var är gravitationskonstanten och är ljusets hastighet . Ett svart hål med en massa lika med jordens massa skulle ha en Schwarzschild-radie på cirka 9 mm (det vill säga att jorden skulle kunna bli ett svart hål om något kunde krympa det till en sådan storlek). För solen är Schwarzschilds radie cirka 3 km. $G$ $c$

Samma värde på gravitationsradien erhålls som ett resultat av beräkningar baserade på klassisk mekanik och Newtons gravitationsteorin. Detta faktum är inte slumpmässigt, det är en konsekvens av det faktum att klassisk mekanik och den newtonska gravitationsteorin ingår i den allmänna relativitetsteorin som dess begränsande fall. [21]

Objekt vars storlek är närmast deras Schwarzschild-radie, men som ännu inte är svarta hål, är neutronstjärnor .

Man kan introducera begreppet "genomsnittlig täthet" för ett svart hål genom att dividera dess massa med "volymen som finns under händelsehorisonten" [Komm 2] :

\rho ={\frac {3\,c^{6}}{32\pi M^{2}G^{3}}}.

Medeldensiteten minskar när massan av det svarta hålet ökar. Så om ett svart hål med en massa i storleksordningen av solen har en densitet som överstiger kärntätheten, så har ett supermassivt svart hål med en massa på 10 9 solmassor (existensen av sådana svarta hål misstänks i kvasarer ) medeldensitet i storleksordningen 20 kg/m³, vilket är betydligt mindre än vattnets densitet. Således kan ett svart hål erhållas inte bara genom att komprimera den befintliga volymen av materia, utan också på ett omfattande sätt - genom att ackumulera en enorm mängd material.

För en mer exakt beskrivning av riktiga svarta hål är det nödvändigt att ta hänsyn till närvaron av vinkelmoment. Dessutom följer små men begreppsmässigt viktiga tillägg för svarta hål av astrofysiska massor - Starobinsky och Zeldovich- strålning och Hawking-strålning - från kvantkorrigeringar. En teori som tar hänsyn till detta (det vill säga allmän relativitet, där den högra sidan av Einsteins ekvationer är medelvärdet över kvanttillståndet för energimomentumtensorn ) brukar kallas "semiklassisk gravitation". Det verkar som att för mycket små svarta hål bör dessa kvantkorrigeringar bli avgörande, men detta är inte säkert känt, eftersom det inte finns någon konsekvent modell av kvantgravitation [22] .

Metrisk beskrivning och analytisk fortsättning

År 1915 skrev K. Schwarzschild ut lösningar av Einsteins ekvationer utan en kosmologisk term för tomt utrymme i det sfäriskt symmetriska statiska fallet [10] (senare visade Birkhoff att det statiska antagandet var onödigt [23] ). Denna lösning visade sig vara en rum-tid med en topologi och ett intervall som kan reduceras till formen ${\mathcal {M}}$ $R^{2}\ gånger S^{2}$

ds^{2}=-(1-r_{s}/r)c^{2}dt^{2}+(1-r_{s}/r)^{-1}dr^{2}+r ^{2}(d\theta ^{2}+\sin ^{2}\theta \,d\varphi ^{2}),

var

t

— tidskoordinat, i sekunder,

r

— radiell koordinat, i meter,

\theta

är den polära vinkelkoordinaten, i radianer,

\varphi

är azimutens vinkelkoordinat, i radianer,

r_{s}

är Schwarzschild-radien för en kropp med massa , i meter.

M

Tidskoordinaten motsvarar den tidsliknande Killing - vektorn , som är ansvarig för den statiska rum-tiden , medan dess skala är vald så att det är tiden som mäts av en oändligt avlägsen viloklocka ( ). En klocka fixerad på en radiell koordinat utan rotation ( ) kommer att gå långsammare än de som tas bort med en faktor 1 på grund av gravitationstidsdilatation . $\partial _{t}$ $t$ $r=\mathrm {const} \rightarrow \infty ,\theta =\mathrm {const} ,\varphi =\mathrm {const}$ $r$ $r=\mathrm {const} ,\,\theta =\mathrm {const} ,\,\varphi =\mathrm {const}$ $1/{\sqrt {1-r_{s}/r}}$

Den geometriska betydelsen är att sfärens yta är . Det är viktigt att koordinaten endast tar värden som är större och värdet på parametern , i motsats till fallet Laplacian, är inte "avståndet till centrum ”, eftersom centrum är som en punkt (händelser på den faktiska världslinjen vars -eller kropp) i Schwarzschild-rummet inte existerar alls. $r$ $\{(t,\,r,\,\theta ,\,\varphi )\mid t=t_{0},\ r=r_{0}\}$ $4\pi r_{0}^{2}.$ $r$ $r_{s},$ $r$ ${\mathcal {M}}$

Slutligen koordinerar vinkeln och motsvarar problemets sfäriska symmetri och är relaterade till dess 3 dödande vektorer . $\theta$ $\varphi$

Det följer av de grundläggande principerna för allmän relativitet att varje sfäriskt symmetrisk kropp med radie och massa kommer att skapa en sådan metrik (utanför sig själv) . ${\displaystyle >r_{s))$ $M={\frac {c^{2}r_{s}}{2G}}.$ $r_{s}$ $r_{g},$ $M.$

Som kan ses från den reducerade formen av metriken, koefficienterna vid och beter sig patologiskt vid , där händelsehorisonten för Schwarzschilds svarta hål finns - i en sådan notation av Schwarzschild-lösningen finns en koordinatsingularitet . Dessa patologier är dock bara en effekt av valet av koordinater (precis som i ett sfäriskt koordinatsystem, för vilket värde som helst beskriver samma punkt). Schwarzschild-rummet kan, som man säger, "fortsättas bortom horisonten", och om rymden också anses vara tom överallt där, så uppstår en större rum-tid , som brukar kallas det maximalt utsträckta Schwarzschild-rummet eller (mindre ofta) Kruskal Plats. $t$ $r$ ${\displaystyle r\rightarrow r_{s))$ $\theta=0$ $\varphi$ ${\mathcal {M}}$ ${\displaystyle {\tilde {\mathcal {M))))$

För att täcka detta större område med en enda koordinatkarta kan du ange på den, till exempel, Kruskal-Shekers-koordinaterna . Intervallet i dessa koordinater har formen ${\displaystyle {\tilde {\mathcal {M))))$

ds^{2}=-F(u,\,v)^{2}\,du\,dv+r^{2}(u,\,v)(d\theta ^{2}+ \sin ^{2}\theta \,d\varphi ^{2}),

där en funktion definieras (implicit) av ekvationen . Rummet är maximalt , det vill säga det kan inte längre isometriskt inbäddas i en större rumtid (det kan inte "fortsättas"). Det ursprungliga utrymmet är bara en del av at - område I i figuren. En kropp som rör sig långsammare än ljus - världslinjen för en sådan kropp kommer att vara en kurva med en lutningsvinkel mot vertikalen mindre än 45 °, se kurvan i figuren - kan lämna . I detta fall faller den in i område II , där Lämna detta område och återvänd till det, som framgår av figuren , kommer inte längre att kunna (för detta skulle man behöva avvika mer än 45 ° från vertikalen, det vill säga överskrida ljusets hastighet) . Region II är alltså ett svart hål. Dess gräns (polyline, ) är följaktligen händelsehorisonten. $F={\frac {4r_{s}^{3}}{r}}e^{-r/r_{s}}),$ $r(u,\,v)$ $(1-r/r_{s})e^{r/r_{s}}=uv.$ ${\displaystyle {\tilde {\mathcal {M))))$ ${\mathcal {M}}$ ${\displaystyle {\tilde {\mathcal {M))))$ ${\displaystyle v>0,\ r>r_{s))$ $\gamma$ ${\mathcal {M}).$ $r<r_{s}.$ $r>r_{s}$ ${\displaystyle v\geqslant 0,\ r=r_{s))$

Vi noterar flera anmärkningsvärda egenskaper hos det maximalt utökade Schwarzschild-utrymmet ${\tilde {\mathcal {M}}}:$

Det är singular: koordinaten för en observatör som faller under horisonten minskar och tenderar till noll när hans egen tid tenderar till något ändligt värde . Men hans världslinje kan inte fortsättas in i regionen , eftersom det inte finns några punkter c i detta utrymme. Sålunda är betraktarens öde känt för oss endast fram till en viss tidpunkt i hans (egen) tid. $r$ $\tau$ $\tau _{0}.$ $\tau \geqslant \tau _{0},$ $r=0$
Utrymmet har två sanna gravitationssingulariteter : en i "det förflutna" för alla observatörer från regionerna I och III, och en i "framtiden" (markerad i grått i figuren till höger). ${\displaystyle {\tilde {\mathcal {M))))$
Även om rymden är statisk (du kan se att det första måttet i det här avsnittet är oberoende av tid ), är det inte rymden . ${\mathcal {M}}$ $t$ ${\displaystyle {\tilde {\mathcal {M))))$
Region III är också isometrisk . Således innehåller Schwarzschild-utrymmet två "universum" - "vårt" (detta ) och ett till av samma. Region II inuti det svarta hålet som förbinder dem kallas Einstein-Rosen-bron . En observatör som börjar från I och rör sig långsammare än ljuset kommer inte att kunna ta sig in i det andra universum ( se fig. 1 ), men i tidsintervallet mellan att korsa horisonten och träffa singulariteten kommer han att kunna se den. Denna struktur av rum-tid, som består och till och med blir mer komplex när man betraktar mer komplexa svarta hål, har gett upphov till många spekulationer om möjliga parallella universum och färdas genom svarta hål i dem både i vetenskaplig litteratur och i science fiction (se Wormholes ) . ${\mathcal {M}).$ ${\mathcal {M}}$

För att föreställa sig strukturen av 4-dimensionell rum-tid är det bekvämt att villkorligt betrakta det som en utveckling av 3-dimensionellt rum. För att göra detta kan du ange en "temporal" koordinat och sektioner (dessa är rymdliknande ytor, eller "ytor av samtidighet") som ska uppfattas som "vid ett givet ögonblick i tiden". På fig. 2 visar sådana sektioner för olika ögonblick . Vi ser att det i början finns två osammanhängande 3-dimensionella rum. Var och en av dem är sfäriskt symmetriska och asymptotiskt platt. Punkten är frånvarande och vid , växer krökningen i det oändliga (singularitet). Vid ett ögonblick i tiden försvinner båda singulariteterna och en "bro" (i modern terminologi, ett maskhål ) uppstår mellan tidigare osammanhängande utrymmen . Radien på dess hals ökar till vid , börjar sedan minska och vid , bryter bron igen och lämnar de två utrymmena osammanhängande [24] . ${\tilde {\mathcal {M}}},$ $T=(u+v)/2$ $T=\mathrm {const}$ ${\displaystyle {\tilde {\mathcal {M))))$ $T$ $r=0$ $r\till 0$ $T=-1$ $r_{s}$ $T=0,$ $T=1$

Lösningen Reisner-Nordström

Detta är en statisk lösning (oberoende av tidskoordinaten) av Einsteins ekvationer för ett sfäriskt symmetriskt svart hål med laddning men ingen rotation.

Reisner-Nordström svart håls metrisk:

{ds}^{2}=-\left(1-{\frac {r_{s}}{r}}+{\frac {r_{Q}^{2}}{r^{2} }}\right)c^{2}dt^{2}+{\frac {dr^{2}}{\displaystyle {1-{\frac {r_{s}}{r}}+{\frac { r_{Q}^{2}}{r^{2}}}}}}+r^{2}(d\theta ^{2}+\sin ^{2}\theta \,d\varphi ^{ 2}),

var

c

är ljusets hastighet , m/s,

t

- tidskoordinat (tid mätt på en oändligt avlägsen stationär klocka), i sekunder,

r

— radiell koordinat (längden på "ekvatorn" för den isometriska sfären [Comm 3] , dividerat med ), i meter,

2\pi

\theta

är den polära vinkelkoordinaten, i radianer,

\varphi

är azimutens vinkelkoordinat, i radianer,

r_{s}

är Schwarzschild-radien (i meter) för en kropp med massa ,

M

r_{Q}

- Längdskala (i meter) som motsvarar den elektriska laddningen (analogt med Schwarzschild-radien, bara inte för massa, utan för laddning) definierad som

F

r_{Q}^{2}={\frac {Q^{2}G}{4\pi \varepsilon _{0}c^{4}}},

var är Coulomb-konstanten . $1/(4\pi \varepsilon _{0})$

Parametrarna för ett svart hål kan inte vara godtyckliga. Den maximala laddningen som ett Reisner-Nordström svart hål kan ha är var är elektronladdningen. Detta är ett specialfall av Kerr-Newman-begränsningen för svarta hål med noll rörelsemängd ( det vill säga ingen rotation). När denna kritiska laddning överskrids existerar formellt lösningen av Einsteins ekvationer, men det kommer inte att vara möjligt att "sammanställa" en sådan lösning från ett externt laddat ämne: gravitationsattraktion kommer inte att kunna kompensera för sin egen elektriska repulsion av materia ( se: Principen om kosmisk censur ). Dessutom bör det noteras att i realistiska situationer bör svarta hål inte belastas avsevärt [18] . $Q_{\mathrm {max} }=M\approx 10^{40}e\,M/M_{\odot },$ $e$ $j=0,$

Denna lösning, när den fortsätter bortom horisonten, på samma sätt som den Schwarzschild, genererar en fantastisk rum-tidsgeometri, där ett oändligt antal "universum" är sammankopplade genom svarta hål, som kan komma in i sekventiellt genom nedsänkningar i ett svart hål [ 25] [13] .

Kerrs lösning

Kerrs svarta hål har ett antal anmärkningsvärda egenskaper. Runt händelsehorisonten finns ett område som kallas ergosfären, inom vilket det är omöjligt för kroppar att vila i förhållande till avlägsna observatörer. De kan bara kretsa runt det svarta hålet i dess rotationsriktning [26] [27] . Denna effekt kallas " tröghetsbilddragning " och observeras runt alla roterande massiva kroppar, till exempel runt jorden eller solen, men i mycket mindre utsträckning. Själva ergosfären kan dock fortfarande vara kvar, detta område är inte spännande. Ergosfärens dimensioner beror på rotationsvinkelmomentet.

Parametrarna för ett svart hål kan inte vara godtyckliga. Vinkelmomentet för det svarta hålet får inte överstiga , vilket också är ett specialfall av Kerr-Newman-begränsningen, denna gång för ett svart hål med noll laddning ( , se nedan). I det begränsande fallet kallas måttet för den begränsande Kerr-lösningen. ${\displaystyle J_{\mathrm {max} }=M^{2))$ $Q=0$ $J=J_{\mathrm {max} }$

Denna lösning genererar också fantastisk rum-tidsgeometri när den fortsätter bortom horisonten [27] . Det krävs dock att man analyserar stabiliteten hos motsvarande konfiguration, som kan brytas på grund av interaktion med kvantfält och andra effekter. För Kerr rumtid utfördes analysen av Subramanyan Chandrasekhar och andra fysiker. Det visade sig att Kerrs svarta hål - eller snarare dess yttre region - är stabilt. På liknande sätt, som specialfall, visade sig Schwarzschild-hål vara stabila, och modifieringen av algoritmen gjorde det möjligt att bevisa stabiliteten hos Reisner-Nordström svarta hål [10] [13] . Se avsnittet Strukturen för roterande svarta hål nedan.

Kerr-Newman-lösningen

Kerr-Newman-familjen med tre parametrar är den mest generella lösningen som motsvarar det slutliga jämviktstillståndet för ett svart hål som inte störs av yttre fält (enligt "no hair"-satserna för kända fysiska fält ). I Boyer-Lindquist-koordinater och geometriska enheter ges Kerr-Newman-metriken av: $G=c=1$

ds^{2}=-\left(1-{2\,Mr-Q^{2} \över \Sigma }\right)\,dt^{2}-2(2\,Mr-Q^{2 })a{\sin ^{2}\theta \over \Sigma }\,dt\,d\varphi \,+

+\left(r^{2}+a^{2}+{(2\,Mr-Q^{2})a^{2}\sin ^{2}\theta \över \Sigma }\right) \sin ^{2}\theta \,{d\varphi ^{2}}+{\Sigma \over \Delta }\,dr^{2}+{\Sigma \,{d\theta ^{2}} },

var ; och , var är rörelsemängden . $\Sigma \equiv r^{2}+a^{2}\cos ^{2}\theta$ $\Delta \equiv r^{2}-2Mr+a^{2}+Q^{2}$ $a\equiv J/M$ $J$

Det följer lätt av denna formel att händelsehorisonten är belägen på en radie och därför kan parametrarna för ett svart hål inte vara godtyckliga: den elektriska laddningen och rörelsemängden kan inte vara större än de värden som motsvarar händelsens försvinnande horisont. Följande begränsningar måste uppfyllas: $r_{+}=M+{\sqrt {M^{2}-Q^{2}-a^{2}}},$

a^{2}+Q^{2}\leqslant M^{2}

är begränsningen för Kerr-Newman BH .

Om dessa restriktioner överträds kommer händelsehorisonten att försvinna, och lösningen istället för ett svart hål kommer att beskriva den så kallade " nakna singulariteten ", men sådana objekt borde, enligt populär övertygelse, inte existera i det verkliga universum (enl. den ännu inte bevisade, men troliga principen om kosmisk censur ). Alternativt kan det finnas en källa till kollapsad materia under horisonten som stänger singulariteten, och därför måste den yttre lösningen av Kerr eller Kerr-Newman kontinuerligt dockas med den inre lösningen av Einsteins ekvationer med energi-momentum-tensorn för denna materia. . Som noterats av B. Carter (1968), har Kerr-Newman-lösningen ett dubbelt gyromagnetiskt förhållande , samma som för en elektron enligt Dirac-ekvationen [Comm 4] . $g=2$

Kerr-Newman-metriken (och bara Kerr och Reisner-Nordström, men inte Schwarzschild) kan analytiskt förlängas även genom horisonten på ett sådant sätt att oändligt många "oberoende" utrymmen förbinds i ett svart hål. Det kan vara både "andra" universum och avlägsna delar av vårt universum. Det finns slutna tidsliknande kurvor i de sålunda erhållna utrymmena : resenären kan i princip ta sig in i sitt förflutna, det vill säga möta sig själv. Det finns också ett område runt händelsehorisonten för ett snurrande laddat svart hål, kallat ergosfären , vilket praktiskt taget är likvärdigt med ergosfären från Kerrs lösning; en stationär observatör som befinner sig där måste rotera med en positiv vinkelhastighet (i det svarta hålets rotationsriktning) [28] .

Termodynamik och förångning av svarta hål

Konceptet med ett svart hål som ett absolut absorberande föremål korrigerades av A. A. Starobinsky och Ya. B. Zeldovich 1974 för att rotera svarta hål, och sedan, i det allmänna fallet, av S. Hawking 1975 . När han studerade beteendet hos kvantfält nära ett svart hål, föreslog Hawking att ett svart hål nödvändigtvis strålar ut partiklar i yttre rymden och därigenom förlorar massa. [29] Denna hypotetiska effekt kallas Hawking-strålning (avdunstning) . Enkelt uttryckt polariserar gravitationsfältet vakuumet, vilket gör att bildandet av inte bara virtuella, utan också verkliga partikel - antipartikelpar är möjlig . En av partiklarna, som visade sig vara strax under händelsehorisonten, faller in i det svarta hålet, och den andra, som visade sig vara strax ovanför horisonten, flyger iväg och tar bort energin (det vill säga en del av massa) av det svarta hålet. Strålningseffekten av ett svart hål är

L={\frac {\hbar c^{6}}{15360\pi G^{2}M^{2}}}

och viktminskningen

{\frac {dM}{dt}}=-{\frac {\hbar c^{4}}{15360\pi G^{2}M^{2}}}

Förmodligen beror sammansättningen av strålningen på storleken på det svarta hålet: för stora svarta hål är dessa huvudsakligen masslösa fotoner och lätta neutriner , och tunga partiklar börjar dyka upp i spektrumet av ljusa svarta hål. Spektrum av Hawking-strålning för masslösa fält visade sig strikt sammanfalla med strålningen från en absolut svart kropp , vilket gjorde det möjligt att tilldela en temperatur till det svarta hålet

T_{H}={\frac {\hbar c^{3}}{8\pi kGM}}

där är den reducerade Planck-konstanten , är ljusets hastighet, är Boltzmann-konstanten , är gravitationskonstanten , är massan av det svarta hålet. $\hbar$ $c$ $k$ $G$ $M$

På denna grund byggdes termodynamiken för svarta hål, inklusive nyckelbegreppet för entropin av ett svart hål, vilket visade sig vara proportionellt mot området för dess händelsehorisont:

S={\frac {Akc^{3}}{4\hbar G}}

var är området för händelsehorisonten. $A$

Avdunstningshastigheten för ett svart hål är ju större, ju mindre storleken är [30] . Avdunstning av svarta hål av stjärnskalor (och särskilt galaktiska skalor) kan försummas, men för primära och speciellt för kvantsvarta hål blir avdunstningsprocessen central.

På grund av avdunstning förlorar alla svarta hål massa och deras livslängd visar sig vara begränsad:

\tau ={\frac {5120\pi G^{2}M^{3}}{\hbar c^{4}}}

Samtidigt ökar intensiteten av avdunstningen som en lavin, och evolutionens slutskede har karaktären av en explosion, till exempel kommer ett svart hål med en massa på 1000 ton att avdunsta på cirka 84 sekunder, vilket frigör energi lika med till en explosion av cirka tio miljoner medelkraftiga atombomber.

Samtidigt kan stora svarta hål, vars temperatur är under temperaturen för den kosmiska mikrovågsbakgrundsstrålningen (2,7 K), bara växa i det nuvarande skedet av universums utveckling, eftersom strålningen de sänder ut har mindre energi än absorberad strålning.

Utan kvantteorin om gravitation är det omöjligt att beskriva slutskedet av avdunstning, när svarta hål blir mikroskopiska (kvantum) [30] .

Att falla in i ett astrofysiskt svart hål

En kropp som faller fritt under inverkan av gravitationskrafter är i ett tillstånd av tyngdlöshet och upplever endast tidvattenkrafter , som, när den faller i ett svart hål, sträcker kroppen i radiell riktning och komprimerar den i tangentiell riktning. Storleken på dessa krafter växer och tenderar till oändlighet vid (där r är avståndet till mitten av hålet). $r\till 0$

Vid någon tidpunkt i sin egen tid kommer kroppen att korsa händelsehorisonten . Ur synvinkeln av en observatör som faller med kroppen, kännetecknas detta ögonblick inte av någonting, men nu finns det ingen återvändo. Kroppen hamnar i nacken (dess radie vid den punkt där kroppen befinner sig är ), som drar ihop sig så snabbt att det inte längre går att flyga ut ur den förrän den slutliga kollapsen (detta är singulariteten), t.o.m. rör sig med ljusets hastighet. $r$

Ur en avlägsen observatörs synvinkel kommer fallande i ett svart hål att se annorlunda ut. Låt till exempel kroppen vara självlysande och dessutom skicka tillbaka signaler med en viss frekvens. Till en början kommer en avlägsen observatör att se att kroppen, som befinner sig i fritt fall, gradvis accelererar under påverkan av gravitationen mot centrum. Kroppens färg ändras inte, frekvensen av de detekterade signalerna är nästan konstant. Men när kroppen börjar närma sig händelsehorisonten kommer fotoner som kommer från kroppen att uppleva mer och mer rödförskjutning, orsakad av två orsaker: Dopplereffekten och gravitationstidsdilatation - på grund av gravitationsfältet, alla fysiska processer ur synvinkel en avlägsen observatör kommer att gå långsammare och långsammare, till exempel kommer en klocka fixerad i Schwarzschilds rumtid på en radiell koordinat utan rotation ( ) att gå långsammare än oändligt avlägsna tider. Avstånd kommer också att uppfattas olika. För en avlägsen observatör kommer det att verka som om kroppen i en extremt tillplattad form kommer att sakta ner , närma sig händelsehorisonten och i slutändan praktiskt taget stannar. Signalens frekvens kommer att sjunka kraftigt [31] . Våglängden på det ljus som kroppen sänder ut kommer att växa snabbt, så att ljuset snabbt övergår i radiovågor och sedan till lågfrekventa elektromagnetiska svängningar, som inte längre går att fixa. Observatören kommer aldrig att se kroppen korsa händelsehorisonten, och i denna mening kommer fallet i det svarta hålet att pågå på obestämd tid. $r$ $r=\mathrm {const} ,\theta =\mathrm {const} ,\varphi =\mathrm {const}$ $1/{\sqrt {1-r_{s}/r}}$

Det finns emellertid ett ögonblick, från vilket en avlägsen betraktare inte längre kommer att kunna påverka den fallande kroppen. En ljusstråle som sänds efter denna kropp kommer antingen aldrig att hinna med den alls, eller så kommer den ikapp redan bortom händelsehorisonten. Å andra sidan, med tanke på att en fallande lysande kropp kommer att avge ett begränsat antal fotoner innan den korsar horisonten, finns det också ett ögonblick från vilket en avlägsen observatör inte längre kommer att kunna få någon information om den fallande kroppen, och faktiskt all information som finns i den kommer att gå förlorad för en fjärrobservatör [32] . Dessutom kommer avståndet mellan kroppen och händelsehorisonten, liksom "tjockleken" på en tillplattad (ur en utomstående observatörs synvinkel) kropp snabbt att nå Plancklängden och (ur en matematisk synvinkel ) ) kommer att fortsätta att minska. För en verklig fysisk observatör (en ledande mätning med Planck-felet) motsvarar detta det faktum att massan av det svarta hålet kommer att öka med massan av den fallande kroppen, vilket innebär att radien för händelsehorisonten kommer att öka, och den fallande kroppen kommer att vara "inne i" händelsehorisonten på en begränsad tid [33] . Processen med gravitationell kollaps kommer att se liknande ut för en avlägsen observatör . Till en början kommer saken att rusa mot mitten, men nära händelsehorisonten kommer den att börja sakta ner kraftigt, dess strålning kommer att gå in i radioområdet, och som ett resultat kommer en avlägsen observatör att se att stjärnan är släckt [34 ] .

Strängteorimodellen

Strängteori tillåter konstruktion av extremt täta och småskaliga strukturer från själva strängarna och andra föremål som beskrivs av teorin - branes , av vilka några har mer än tre dimensioner. I det här fallet kan ett svart hål bestå av strängar och branar på ett mycket stort antal sätt, och det mest överraskande är det faktum att detta antal mikrotillstånd exakt motsvarar den svarta hålsentropin som förutspåddes av Hawking och hans kollega Bekenstein i 1970-talet. Detta är ett av de mest kända strängteoriresultaten på 1990-talet.

År 1996 publicerade strängteoretiker Andrew Strominger och Kamran Wafa , som bygger på tidigare resultat av Susskind och Sen , The Microscopic Nature of Bekenstein and Hawking 's Entropy . I detta arbete har Strominger och Vafa lyckats använda strängteorin för att konstruera en viss klass av svarta hål från mikroskopiska komponenter, de så kallade Reisner-Nordström extremt laddade hålen [35] , och även att noggrant beräkna dessa komponenters bidrag till entropin . Arbetet byggde på tillämpningen av en ny metod, delvis utanför perturbationsteorin , som användes under 1980-talet och början av 1990-talet. Resultatet av arbetet sammanföll exakt med förutsägelserna från Bekenstein och Hawking, som gjordes mer än tjugo år tidigare.

Strominger och Vafa motverkade de verkliga processerna för bildandet av svarta hål med ett konstruktivt tillvägagångssätt [36] . Summan av kardemumman är att de ändrade synen på bildandet av svarta hål, vilket visar att de kan konstrueras genom att noggrant sätta ihop den exakta uppsättningen av branes som upptäcktes under den andra supersträngrevolutionen till en mekanism .

Strominger och Vafa kunde beräkna antalet permutationer av ett svart håls mikroskopiska komponenter som lämnar vanliga observerbara egenskaper, såsom massa och laddning , oförändrade. Då är entropin för detta tillstånd, per definition, lika med logaritmen för det resulterande talet - antalet möjliga mikrotillstånd i det termodynamiska systemet . De jämförde sedan resultatet med området för det svarta hålets händelsehorisont - detta område är proportionellt mot det svarta hålets entropi , som förutspåtts av Bekenstein och Hawking baserat på den klassiska förståelsen [36] - och fann perfekt överensstämmelse [37 ] . Åtminstone för klassen av extrema svarta hål kunde Strominger och Vafa hitta en tillämpning av strängteori för analys av mikroskopiska komponenter och den exakta beräkningen av motsvarande entropi. Nästan samtidigt, med en skillnad på flera veckor, kom både Kurt Callan och Juan Maldacena från Princeton [38] till samma entropi för nästan extrema svarta hål .

Resultaten av denna grupp sträckte sig dock ytterligare. Eftersom de kunde konstruera ett inte helt extremt svart hål kunde de även beräkna förångningshastigheten för detta objekt, vilket matchade Hawkings resultat [39] . Detta resultat bekräftades samma år av två par indiska fysiker: Samit Das och Samir Mathur, och Gautam Mandal och Spenta Vadya uppnådde samma avdunstningshastighet. Denna framgång fungerade som ett av bevisen på frånvaron av informationsförlust under bildandet och förångningen av svarta hål [40] .

2004 tittade Samir Mathurs team vid Ohio University in i det inre av ett svart hål. Som ett resultat visade de att nästan alltid, istället för många separata strängar, uppstår en - en mycket lång sträng, vars bitar ständigt kommer att "sticka ut" bortom händelsehorisonten på grund av kvantfluktuationer, och följaktligen lossna, säkerställa avdunstning av det svarta hålet. Ingen singularitet bildas inuti en sådan spole, och dess storlek sammanfaller exakt med storleken på den klassiska horisonten. I en annan modell utvecklad av Gary Horowitz från University of California i Santa Barbara och Juan Maldacena från Institute for Advanced Study , finns det en singularitet, men information faller inte in i den, eftersom den lämnar det svarta hålet på grund av kvantteleportation , förändras egenskaperna hos Hawking-strålning, som nu inte blir riktigt termisk - dessa konstruktioner är baserade på AdS / CFT-korrespondenshypotesen. Alla sådana modeller är dock fortfarande preliminära [41] .

Vita hål

Ett vitt hål är den tidsmässiga motsatsen till ett svart hål [43] — om det är omöjligt att ta sig ut ur ett svart hål, då är det omöjligt att komma in i ett vitt hål [44] . Ett vitt hål är region IV i den utökade Schwarzschild-rumtiden - det är omöjligt att komma in i det från regionerna I och III, men från det kan du komma in i regionerna I och III. Eftersom den allmänna relativitetsteorin och de flesta andra gravitationsteorierna är reversibla i tid, är det möjligt att veckla ut lösningen av gravitationskollaps i tid och få ett objekt som inte kollapsar, bildar en framtida händelsehorisont runt sig själv och en singularitet under det , men vice versa, ett objekt som föds från en osynlig en singularitet under den tidigare händelsehorisonten och sedan exploderar och förstör horisonten (vänd mentalt på kollapsteckningen i nästa avsnitt) - detta kommer att bli ett vitt hål.

Den kompletta Schwarzschilds rum-tidskarta innehåller både ett svart och ett vitt hål, och separat ett "rent" evigt svart hål (det vill säga ett som inte uppstod på grund av materiens kollaps ) eller ett "rent" evigt vitt hål på den fullständiga rum-tidskartan kan i princip inte vara [45] .

För närvarande finns det inga kända fysiska föremål som tillförlitligt kan betraktas som vita hål. Dessutom är de teoretiska mekanismerna för deras bildande också okända, förutom reliken - omedelbart efter Big Bang , liksom en mycket kontroversiell idé, som inte kan bekräftas av beräkningar, att vita hål kan bildas när substansen i en svart hålet går ut från händelsehorisonten , beläget i en annan tid. Det finns inga förutsättningar för metoder för att söka efter vita hål. Baserat på detta anses vita hål nu vara absolut hypotetiska objekt, teoretiskt tillåtna enligt den allmänna relativitetsteorin, men som knappast existerar i universum, till skillnad från svarta hål.

Israeliska astronomer Alon Retter och Shlomo Heller föreslår att den anomala GRB 060614 som inträffade 2006 var ett "vitt hål" [46] [47] .

Svarta hål i universum

Sedan den teoretiska förutsägelsen av svarta hål har frågan om deras existens förblivit öppen, eftersom närvaron av en lösning av typen "svart hål" ännu inte garanterar att det finns mekanismer för bildandet av sådana objekt i universum . Ur en matematisk synvinkel är det känt att åtminstone gravitationsvågornas kollaps i den allmänna relativitetsteorien stadigt leder till bildandet av fällytor , och därmed ett svart hål, vilket bevisades av Demetrios Christodoulou på 2000-talet ( Shao Prize 2011).

Ur fysisk synvinkel är mekanismer kända som kan leda till att ett visst område av rum-tid kommer att ha samma egenskaper (samma geometri) som motsvarande område i ett svart hål. Så, till exempel, som ett resultat av kollapsen av en stjärna, kan rumtiden som visas i figuren bildas.

Området som avbildas i mörk färg är fyllt med stjärnans materia, och dess metriska bestäms av egenskaperna hos denna materia. Men det ljusgråa området sammanfaller med motsvarande område i Schwarzschild-utrymmet, se fig. ovan. Det är just sådana situationer inom astrofysiken som omtalas som bildandet av svarta hål, vilket ur formell synvinkel är en viss yttrandefrihet [Komm 5] . Från utsidan kommer dock mycket snart detta objekt att bli nästan omöjligt att skilja från ett svart hål i alla dess egenskaper, så denna term är tillämplig på den resulterande konfigurationen med en mycket hög grad av noggrannhet [48] .

I verkligheten, på grund av ansamlingen av materia, å ena sidan, och (möjligen) Hawking-strålning, å andra sidan, avviker rumtiden runt kollapsaren från de exakta lösningarna av Einsteins ekvationer som ges ovan. Och även om metriken är något förvrängd i vilket litet område som helst (förutom när det gäller singulariteten) kan den globala kausala strukturen för rum-tid skilja sig dramatiskt. I synnerhet kan nuvarande rum-tid, enligt vissa teorier, inte längre ha en händelsehorisont [49] . Detta beror på att närvaron eller frånvaron av en händelsehorisont bland annat bestäms av händelser som äger rum i betraktarens oändligt avlägsna framtid [50] .

Enligt moderna koncept finns det fyra scenarier för bildandet av ett svart hål [51] [52] :

Gravitationskollaps (katastrofal sammandragning) av en ganska massiv stjärna i slutskedet av dess evolution.
Kollaps av den centrala delen av galaxen eller protogalctic gas. Moderna koncept placerar ett enormt ( ) svart hål i centrum för många, om inte alla, spiralformade och elliptiska galaxer . Till exempel, i mitten av vår galax finns ett svart hål Skytten A* med massa [53] . $>1000M_{\odot }$ $4{,}31\cdot 10^{6}M_{\odot }$
Bildandet av svarta hål i ögonblicket omedelbart efter Big Bang som ett resultat av fluktuationer i gravitationsfältet och / eller materia. Sådana svarta hål kallas primordiala.
Uppkomsten av svarta hål i kärnkraftsreaktioner med hög energi - kvantsvarta hål.

Svarta hål av stjärnmassor

Stjärnmassasvarta hål bildas som det sista stadiet av en stjärnas liv, efter den fullständiga utbränningen av termonukleärt bränsle och reaktionens slut, bör stjärnan teoretiskt börja svalna, vilket kommer att leda till en minskning av det inre trycket och komprimering av stjärnan under påverkan av gravitationen. Kompressionen kan upphöra i ett visst skede, eller så kan det övergå till en snabb gravitationskollaps . Beroende på stjärnans massa och vridmoment är följande sluttillstånd möjliga :

En utdöd, mycket tät stjärna som i första hand, beroende på massa, består av helium , kol , syre , neon , magnesium , kisel eller järn (de huvudsakliga beståndsdelarna listas i ordning efter ökande massa av resten av stjärnan). Sådana lämningar kallas vita dvärgar , deras massa begränsas ovanifrån av Chandrasekhar-gränsen - cirka 1,4 solmassor.
En neutronstjärna vars massa begränsas av Oppenheimer-Volkov-gränsen - 2-3 solmassor.
Svart hål.

När massan av resten av stjärnan ökar, rör sig jämviktskonfigurationen nedåt i den beskrivna sekvensen. Rotationsmomentet ökar de begränsande massorna i varje steg, men inte kvalitativt, utan kvantitativt (med max 2-3 gånger).

Förhållandena (huvudsakligen massa) under vilka det slutliga tillståndet av stjärnutvecklingen är ett svart hål har inte studerats tillräckligt bra, eftersom det för detta är nödvändigt att känna till materiens beteende och tillstånd vid extremt höga densiteter som är otillgängliga för experimentell studie. Ytterligare svårigheter presenteras genom att modellera stjärnor i de senare stadierna av deras utveckling på grund av komplexiteten hos den resulterande kemiska sammansättningen och en kraftig minskning av processernas karakteristiska tid. Det räcker med att nämna att några av de största kosmiska katastroferna, supernovaexplosioner , inträffar just i dessa stadier av stjärnutvecklingen . Olika modeller ger en lägre uppskattning av massan av ett svart hål till följd av gravitationskollaps, från 2,5 till 5,6 solmassor. Den karakteristiska storleken på ett svart hål är mycket liten, upp till flera tiotals kilometer [Komm 6] .

Därefter kan det svarta hålet växa på grund av absorption av materia - som regel är detta gasen från en angränsande stjärna i binära stjärnsystem (en kollision av ett svart hål med något annat astronomiskt objekt är mycket osannolikt på grund av dess lilla diameter ). Processen med gas som faller på ett kompakt astrofysiskt föremål, inklusive ett svart hål, kallas för ackretion . Samtidigt, på grund av gasens rotation, bildas en ackretionsskiva , där materien accelererar till relativistiska hastigheter, värms upp och som ett resultat utstrålar starkt, inklusive i röntgenområdet , vilket gör det i princip möjligt att upptäcka sådana ackretionsskivor (och därför svarta hål) med hjälp av ultravioletta och röntgenteleskop . Det största problemet är den lilla storleken och svårigheten att upptäcka skillnaderna mellan anhopningsskivorna hos neutronstjärnor och svarta hål, vilket leder till osäkerhet när det gäller att identifiera astronomiska objekt som svarta hål. Huvudskillnaden är att gas som faller på alla föremål förr eller senare möter en fast yta, vilket leder till intensiv strålning under retardation, men ett gasmoln som faller på ett svart hål, på grund av den oändligt växande gravitationstidsdilatationen (rödförskjutning) är det helt enkelt bleknar snabbt när den närmar sig händelsehorisonten, som observerades av Hubble-teleskopet i fallet med Cygnus X-1- källan [55] .

Kollisionen av svarta hål med varandra och med andra massiva föremål, såväl som kollisionen av neutronstjärnor, vilket orsakar bildandet av ett svart hål, leder till den mest kraftfulla gravitationsstrålningen , som kan detekteras med hjälp av gravitationsteleskop . Till exempel, den 11 februari 2016 tillkännagav LIGO-anställda upptäckten av gravitationsvågor [56] som härrörde från sammanslagning av två svarta hål med massor av cirka 30 solmassor på ett avstånd av cirka 1,3 miljarder ljusår från jorden [57 ] [58] .

Dessutom finns det rapporter om observationer i röntgenområdet av kollisioner av svarta hål med stjärnor [59] . Den 25 augusti 2011 dök ett meddelande upp att för första gången i vetenskapens historia kunde en grupp japanska och amerikanska specialister i mars 2011 fastställa dödsögonblicket för en stjärna som absorberas av ett svart hål [ 60] [61] .

Den närmaste kandidaten för svarta hål ansågs vara en av komponenterna i trippelsystemet HR 6819 (QV Telescope), beläget på ett avstånd av 1120 ± 70 sv. år från solen [62] , men ytterligare studier visade att detta inte är en trippel, utan ett binärt system och det finns inget svart hål i det [63] .

Objektet "Enhörningen" (Enhörningen), belägen i konstellationen Enhörningen på ett avstånd av 1500 sv. år från solen, är en följeslagare till den röda jättestjärnan V723 Monocerotis och har en massa mindre än 5 solmassor [64] [65] . En svart hålskandidat har upptäckts i ett binärt system med en stjärna av spektralklass G, belägen på ett avstånd av 1,545 tusen ly. år (474 parsecs) från solen . Kandidatens massa är 11,9 gånger solens massa [66] . Det binära systemet A0620-00 (V616 Unicorn) är beläget på ett avstånd av 3000 ly. år från solen, Cygnus X-1 - på ett avstånd av 6070 sv. år, VLA J213002.08 + 120904 (VLA J2130 + 12, M15 S2) i stjärnbilden Pegasus - på ett avstånd av 7200 sv. år [67] , V404 Cygnus - på ett avstånd av 7800 sv. år [68] .

V404X-1SolV616HR 6819

Några svarta hål närmast solen

Supermassiva svarta hål

Utvidgade mycket stora svarta hål, enligt moderna koncept, utgör kärnan i de flesta galaxer. Dessa inkluderar det massiva svarta hålet i kärnan av vår galax , Sagittarius A* , som är det supermassiva svarta hålet närmast solen (26 000 ljusår).

För närvarande anses förekomsten av svarta hål av stjärnor och galaktiska skalor av de flesta forskare vara tillförlitligt bevisade av astronomiska observationer [69] .

Amerikanska astronomer har funnit att massorna av supermassiva svarta hål kan underskattas avsevärt. Forskarna fann att för att stjärnorna ska kunna röra sig i M87- galaxen (som ligger på ett avstånd av 50 miljoner ljusår från jorden) som den observeras nu måste massan av det centrala svarta hålet vara minst 6,4 miljarder solenergi. massor, det vill säga dubbelt så stora som de nuvarande uppskattningarna av M87-kärnan, som är 3 miljarder solmassor [70] . Det finns nästan ingen mörk materia i Leo I - dvärggalaxen , men det finns ett supermassivt svart hål i mitten med en massa på ~3 miljoner M⊙ . Forskare har ingen förklaring till hur ett supermassivt svart hål dök upp i en sfärisk dvärggalax [71] .

Ursprungliga svarta hål

Ursprungliga svarta hål har för närvarande status som en hypotes. Om det vid de första ögonblicken av universums liv fanns tillräckliga avvikelser från gravitationsfältets homogenitet och materiens densitet, då kunde svarta hål bildas från dem genom kollaps [72] . Dessutom är deras massa inte begränsad underifrån, som vid stjärnkollaps - deras massa kan förmodligen vara ganska liten. Detekteringen av ursvarta hål är av särskilt intresse i samband med möjligheten att studera fenomenet svarta håls avdunstning (se ovan) [73] .

Kvantsvarta hål

Man antar att stabila mikroskopiska svarta hål, de så kallade kvantsvarta hålen, kan uppstå som ett resultat av kärnreaktioner. En matematisk beskrivning av sådana objekt kräver en kvantteori om gravitation . Men utifrån allmänna överväganden [74] är det mycket troligt att masspektrumet av svarta hål är diskret och att det finns ett minimalt svart hål, Planck svarta hålet . Dess massa är cirka 10 −5 g, och dess radie är 10 −35 m. Compton-våglängden för ett svart hål i Planck är i storleksordning lika med dess gravitationsradie [75] .

Således kan alla "elementära objekt" delas in i elementarpartiklar (deras våglängd är större än deras gravitationsradie) och svarta hål (våglängden är mindre än gravitationsradien). Det svarta hålet i Planck är ett gränsobjekt, för det kan du möta namnet maximon , vilket indikerar att det är den tyngsta av de möjliga elementarpartiklarna. En annan term som ibland används för att hänvisa till det är plankeon .

Nyligen har experiment föreslagits för att hitta bevis på uppkomsten av svarta hål i kärnreaktioner. För direkt syntes av ett svart hål i en accelerator krävs dock en energi på 10 26 eV, ouppnåelig idag. Tydligen kan virtuella mellanliggande svarta hål dyka upp i superhögenergireaktioner.

Experiment på proton-protonkollisioner med en total energi på 7 TeV vid Large Hadron Collider visade att denna energi inte räcker för att bilda mikroskopiska svarta hål. Baserat på dessa data dras slutsatsen att mikroskopiska svarta hål måste vara tyngre än 3,5-4,5 TeV, beroende på den specifika implementeringen [76] .

Detektering av svarta hål

Just nu har forskare upptäckt omkring tusen föremål i universum, som klassas som svarta hål. Sammantaget antyder forskare att det finns tiotals miljoner sådana föremål [77] .

För närvarande är det enda tillförlitliga sättet att skilja ett svart hål från en annan typ av föremål att mäta föremålets massa och storlek och jämföra dess radie med gravitationsradien, som ges av formeln

\ R_{g}={2GM \över c^{2}}

där är gravitationskonstanten, är föremålets massa, är ljusets hastighet [78] . $\G$ $\M$ $\c$

Detektering av supermassiva svarta hål

Bevis på förekomsten av supermassiva svarta hål i de centrala delarna av galaxer anses vara det mest tillförlitliga . Idag är upplösningen hos teleskop otillräcklig för att särskilja områden i rymden i storleksordningen av gravitationsradien för ett svart hål (utöver det svarta hålet i mitten av vår galax , som observeras av ultralång baslinje-radiointerferometri vid gränsen för deras upplösning). Därför finns det en viss grad av antagande att identifiera galaxernas centrala objekt som svarta hål (förutom mitten av vår galax ). Man tror att den fastställda övre storleksgränsen för dessa objekt är otillräcklig för att betrakta dem som kluster av vita eller bruna dvärgar, neutronstjärnor eller ens svarta hål med vanliga massa.

Det finns många sätt att bestämma massan och ungefärliga dimensioner för en supermassiv kropp, men de flesta av dem är baserade på att mäta egenskaperna hos banorna för objekt som roterar runt dem (stjärnor, radiokällor , gasskivor). I det enklaste och ganska vanliga fallet sker omkastningen längs Keplerska banor, vilket framgår av proportionaliteten mellan satellitens rotationshastighet och kvadratroten av omloppsbanans halvstora axel:

\ V={\sqrt {GM \över r}}

I det här fallet hittas den centrala kroppens massa av den välkända formeln

\ M={V^{2}r \över G}

I ett antal fall, när satellitobjekt är ett kontinuerligt medium (en gasformig skiva, en tät stjärnhop), som påverkar banans egenskaper genom sin gravitation, erhålls den radiella massfördelningen i den galaktiska kärnan genom att lösa den kallad. kollisionsfri Boltzmann-ekvation .

Direkta mätningar av strålkällornas dimensioner

Om radiokällan Sagittarius A* är nära händelsehorisonten för ett svart hål, kommer den att se ut som en fläck, utsmetad och förstärkt av gravitationslinser . Därför, om källan är nära händelsehorisonten och täcker hela hålet, måste dess storlek vara minst 5,2 Schwarzschild-radier , vilket för ett objekt i mitten av vår galax ger en vinkelstorlek på cirka 52 mikrosekunders båge. Detta är till och med något större än storleken i mikrosekunder som observerats i 1,3 mm radiovågor, vilket visar att strålningen inte kommer från ytan av hela hålet, utan är koncentrerad i ett område nära det, kanske vid kanten av ackretionsskivan eller i den relativistiska strålen av material som kastas ut från denna skiva [80] . $37_{-10}^{+16}$

Metoden mass-luminositetsförhållande

För närvarande är huvudmetoden för att söka efter supermassiva svarta hål studien av fördelningen av ljusstyrkan och hastigheten för stjärnors rörelse beroende på avståndet till galaxens centrum. Ljusstyrkefördelningen tas med fotometriska metoder vid fotografering av galaxer med hög upplösning, stjärnornas hastighet tas från rödförskjutningen och breddningen av absorptionslinjerna i stjärnans spektrum.

Med fördelningen av stjärnhastigheten kan man hitta den radiella fördelningen av massorna i galaxen. Till exempel, med en elliptisk symmetri av hastighetsfältet, ger lösningen av Boltzmann-ekvationen följande resultat: $V(r)$ $Herr)$

\ M(r)={V^{2}r \over G}+{\sigma _{r}^{2}r \over G}\left[-{d\,\ln \,\ nu \över d\,\ln \,r}-{d\,\ln \,\sigma _{r}^{2} \över d\,\ln \,r}-\left(1-{\ sigma _{\theta }^{2} \over \sigma _{r}^{2}}\right)-\left(1-{\sigma _{\phi }^{2} \over \sigma _{ r}^{2}}\right)\right]

var är rotationshastigheten, , och är de radiella och azimutala projektionerna av hastighetsspridningen, är gravitationskonstanten, är densiteten av stjärnmaterian, som vanligtvis antas vara proportionell mot ljusstyrkan. $\V$ $\ \sigma _{r}$ $\ \sigma _{\theta }$ $\ \sigma _{\phi }$ $\G$ $\ \nu$

Eftersom ett svart hål har en stor massa vid låg ljusstyrka, kan ett av tecknen på närvaron av ett supermassivt svart hål i mitten av galaxen vara ett högt förhållande mellan massa och ljusstyrka för den galaktiska kärnan. En tät klunga av vanliga stjärnor har ett förhållande i storleksordningen ett (massa och ljusstyrka uttrycks i termer av solens massor och ljusstyrka), så värdena (för vissa galaxer ) indikerar närvaron av en supermassiv svart hål. Men alternativa förklaringar till detta fenomen är möjliga: kluster av vita eller bruna dvärgar, neutronstjärnor, svarta hål med vanlig massa. $\M/L$ $\M/L$ $\ M/L\gg 1$ $\M/L>1000$

Mätning av en gass rotationshastighet

Nyligen, tack vare ökningen av upplösningen hos teleskop, har det blivit möjligt att observera och mäta hastigheterna för enskilda objekt i omedelbar närhet av galaxernas centrum. Med hjälp av FOS-spektrografen (Faint Object Spectrograph ) från rymdteleskopet Hubble upptäckte en grupp ledd av H. Ford en roterande gasstruktur i mitten av M87-galaxen. Gasens rotationshastighet på ett avstånd av ca 60 sv. år från galaxens centrum var 550 km/s, vilket motsvarar en Kepler-bana med en central kroppsmassa på cirka 3⋅10 9 solmassor. Trots den gigantiska massan av det centrala föremålet kan det inte med fullständig säkerhet sägas att det är ett svart hål, eftersom gravitationsradien för ett sådant svart hål är cirka 0,001 ly. år [81] .

Mätning av hastigheten för mikrovågskällor

1995 observerade en grupp under ledning av J. Moran punktmikrovågskällor som roterade i omedelbar närhet av galaxens centrum NGC 4258. Observationerna utfördes med hjälp av en radiointerferometer som inkluderade ett nätverk av markbaserade radioteleskop , som gjorde det var möjligt att observera galaxens centrum med en vinkelupplösning på 0 "001. Totalt hittades 17 kompakta källor, belägna i en skivliknande struktur med en radie på cirka 10 ljusår. Källorna roterade i enlighet med Keplers lag (rotationshastigheten är omvänt proportionell mot kvadratroten av avståndet), från vilken massan av det centrala objektet uppskattades till 4⋅10 7 massor av solen, och den övre gränsen för kärnradien är 0,04 ljusår [82 ] .

Observation av enskilda stjärnors banor

1993-1996 observerade A. Eckart och R. Genzel rörelsen av enskilda stjärnor i närheten av mitten av vår galax [83] . Observationerna utfördes i infraröda strålar, för vilka lagret av kosmiskt stoft nära den galaktiska kärnan inte är ett hinder. Som ett resultat var det möjligt att noggrant mäta rörelseparametrarna för 39 stjärnor belägna på ett avstånd av 0,13 till 1,3 sv. år från galaxens centrum. Man fann att stjärnornas rörelse motsvarar den Keplerska, den centrala kroppen med en massa på 2,5⋅10 6 solmassor och en radie på högst 0,05 sv. motsvarar positionen för den kompakta radiokällan Sagittarius-A (Sgr A).

År 1991 togs SHARP I infraröd array-detektor i drift vid 3,5-metersteleskopet vid European Southern Observatory (ESO) i La Silla (Chile). En kamera med en räckvidd på 1–2,5 μm gav en upplösning på 50 μs per pixel i matrisen. Dessutom installerades en 3D- spektrometer på samma observatoriums 2,2 meter teleskop.

Med tillkomsten av högupplösta infraröda detektorer blev det möjligt att observera enskilda stjärnor i de centrala delarna av galaxen. En studie av deras spektrala egenskaper visade att de flesta av dem tillhör unga stjärnor som är flera miljoner år gamla. I motsats till tidigare accepterade åsikter fann man att stjärnbildningsprocessen aktivt pågår i närheten av ett supermassivt svart hål. Man tror att gaskällan för denna process är två platta gasringar som upptäcktes i mitten av galaxen på 1980-talet. Men den inre diametern på dessa ringar är för stor för att förklara processen för stjärnbildning i omedelbar närhet av det svarta hålet. Stjärnor inom en radie på 1" från ett svart hål (så kallade "S-stjärnor") har en slumpmässig riktning av omloppsrörelsemängden, vilket motsäger tillkomstscenariot för deras ursprung. Det antas att dessa är heta kärnor av röda jättar som bildats i galaxens avlägsna regioner, och vandrade sedan till den centrala zonen, där deras yttre skal slets av av tidvattenkrafterna från det svarta hålet [84] .

År 1996 var mer än 600 stjärnor kända i ett område omkring en parsec (25") i diameter runt radiokällan Sagittarius A *, och för 220 av dem bestämdes radiella hastigheter på ett tillförlitligt sätt. Massan av den centrala kroppen uppskattades till vara 2–3⋅10

För närvarande (oktober 2009) har upplösningen för infraröda detektorer nått 0,0003" (vilket motsvarar 2,5 AU på ett avstånd av 8 kpc). Antalet stjärnor inom 1 pc från galaxens centrum för vilka rörelseparametrarna har varit uppmätt har överskridit 6000 [85] .

De exakta banorna för de 28 stjärnorna närmast galaxens centrum beräknas, den mest intressanta av dessa är stjärnan S2 . Under observationsperioden (1992-2007) gjorde den ett fullständigt varv runt det svarta hålet, vilket gjorde det möjligt att uppskatta parametrarna för dess omloppsbana med stor noggrannhet. Omloppstiden för S2 är 15,8 ± 0,11 år, omloppsbanans halvstora axel är 0,123" ± 0,001 (1000 AU), excentriciteten är 0,880 ± 0,003, och den maximala inflygningen till centralkroppen är 0, "015 120 AU. e. [86] . Den exakta mätningen av parametrarna för S2-banan, som visade sig vara nära den Keplerian, gjorde det möjligt att uppskatta massan av den centrala kroppen med hög noggrannhet. Enligt de senaste uppskattningarna är det lika med

\ (4{,}31\pm 0{,}06\mid _{stat}\pm \,0{,}36\mid _{R_{0)))\times 10^{6}M_ {\odot },

där felet 0,06 beror på felet i mätningen av parametrarna för stjärnans S2 bana och felet 0,36 beror på felet vid mätningen av avståndet från solen till galaxens centrum [86] .

De mest exakta moderna uppskattningarna av avståndet till galaxens centrum ger

\ R_{0}=8{,}33\pm 0{,}35\,\mathrm {kpc} .

Omräkningen av den centrala kroppens massa med en förändring av avståndsuppskattningen utförs enligt formeln

\ [\,4{,}31(R_{0}/8{,}33\,\mathrm {kpc} )^{2{,}19}\pm 0{,}06\pm 8{ ,}6\Delta R/R_{0}\,]\ gånger 10^{6}M_{\odot }.

Gravitationsradien för ett svart hål med en massa på 4⋅10 6 solmassor är ungefär 12 miljoner km eller 0,08 AU. dvs. 1400 gånger mindre än det närmaste avståndet som stjärnan S2 närmade sig den centrala kroppen . Det råder dock praktiskt taget ingen tvekan bland forskare om att det centrala objektet inte är ett kluster av stjärnor med låg ljusstyrka, neutronstjärnor eller svarta hål, eftersom de koncentrerade till en så liten volym oundvikligen skulle smälta samman på kort tid till ett enda supermassivt föremål, som enligt allmän relativitet inte kan vara något annat än ett svart hål [87] .

Observation av processerna för tidvattenförstörelse av stjärnor

Under en stjärnas fall i ett svart hål bildas en ansamlingsskiva, som kan användas för att upptäcka processen med tidvattenförstörelse av stjärnan i form av en kort och ljus strålning [88] .

Fotografera svarta hål

Den 10 april 2019 släppte US National Science Foundation först en "bild" på det supermassiva svarta hålet i centrum av Messier 87-galaxen , belägen 54 miljoner ljusår från jorden [89] [90] . Bilden erhölls tack vare Event Horizon Telescope -projektet , som inkluderar åtta radioteleskop placerade runt om i världen [91] [92] . "Den resulterande bilden bekräftar existensen av händelsehorisonten, det vill säga bekräftar riktigheten av Einsteins allmänna relativitetsteori", sa Luciano Rezzola, en av ledarna för Event Horizon Telescop-projektet [93] . Det var 2019 års genombrott av tidningen Science.

I april 2020 fick forskare den mest detaljerade bilden av den relativistiska strålen från ett supermassivt svart hål [94] .

Forskningslinjer i svarta håls fysik

Icke-kvantfenomen

Strukturen hos roterande svarta hål

År 1963 hittade Nya Zeelands matematiker Roy P. Kerr en komplett lösning på gravitationsfältsekvationerna för ett roterande svart hål, kallad Kerr-lösningen. Därefter sammanställdes en matematisk beskrivning av rum-tidens geometri som omger ett massivt roterande föremål. Det är emellertid känt att även om den yttre lösningen tenderar mot den yttre delen av Kerr-lösningen under kollaps, är detta inte längre fallet för den inre strukturen hos det kollapsade föremålet. Moderna vetenskapsmän bedriver forskning för att studera strukturen hos roterande svarta hål som uppträder under en verklig kollaps [95] [96] .

Händelsehorisontstörningar och deras dämpning

Framtidens händelsehorisont är en nödvändig egenskap hos ett svart hål som teoretiskt objekt. Händelsehorisonten för ett sfäriskt symmetriskt svart hål kallas Schwarzschild-sfären och har en karakteristisk storlek som kallas gravitationsradien .

Energi, kanske, kan lämna ett svart hål genom den så kallade. Hawking-strålning , som är en kvanteffekt. Om så är fallet, bildas inte sanna händelsehorisonter i strikt mening för kollapsade objekt i vårt universum. Ändå, eftersom astrofysiska kollapsade objekt är mycket klassiska system, är noggrannheten i deras beskrivning av den klassiska svarta hålsmodellen tillräcklig för alla tänkbara astrofysiska tillämpningar [97] .

Det är känt att horisonten för ett svart hål beter sig som ett membran: störningar av horisonten orsakade av yttre kroppar och fält, när interaktionen är avstängd, börjar svänga och strålas delvis utåt i form av gravitationsvågor , och delvis absorberas av själva hålet. Sedan lugnar horisonten ner sig, och det svarta hålet kommer till jämviktstillståndet för Kerr-Newmans svarta hål. Funktionerna i denna process är intressanta med tanke på genereringen av gravitationsvågor, som kan registreras av gravitationsvågsobservatorier inom en snar framtid [98] .

Kollision av svarta hål och emission av gravitationsvågor

När svarta hål kolliderar smälter de samman, åtföljda av utsläpp av gravitationsvågor. Värdet av denna energi är några procent av massan av båda svarta hålen. Eftersom dessa kollisioner inträffar långt från jorden är den inkommande signalen svag, så det är svårt att upptäcka dem, men sådana händelser är, enligt moderna koncept, de mest intensiva utsändarna av gravitationsvågor i universum och är av exceptionellt intresse för gravitationsvågastronomi [99] .

Möjligheten av att det finns slutna tidsliknande banor i rum-tid

Förekomsten av sådana linjer i allmän relativitet diskuterades först av Kurt Gödel 1949 baserat på hans exakta lösning av Einsteins ekvationer , känd som Gödel-metriken . Liknande kurvor förekommer även i andra lösningar som " Tiplers cylinder " och " traversable maskhål ". Förekomsten av stängda tidsliknande kurvor tillåter tidsresor med alla paradoxer förknippade med det . Det finns också stängda tidsliknande kurvor i Kerrs rumtid som kan nås från vårt universum: de är åtskilda från oss av en horisont, men de kan gå till andra universum av denna lösning. Men frågan om deras faktiska existens i händelse av en verklig kollaps av en kosmisk kropp har ännu inte lösts.

Vissa fysiker föreslår att den framtida teorin om kvantgravitation kommer att införa ett förbud mot förekomsten av stängda tidsliknande linjer. Stephen Hawking kallade denna idé för hypotesen om kronologiskydd .

Kvantfenomen

Försvinnande av information i ett svart hål

Försvinnandet av information i ett svart hål är det största problemet som kvantgravitationen står inför eftersom det är oförenligt med kvantmekanikens allmänna principer .

Inom ramen för den klassiska (icke-kvantum) teorin om gravitation är ett svart hål ett oförstörbart föremål. Den kan bara växa, men den kan varken minska eller försvinna helt. Det betyder att det i princip är möjligt att informationen som har fallit ner i ett svart hål faktiskt inte har försvunnit, den fortsätter att vara inne i det svarta hålet, utan är helt enkelt oobserverbar från utsidan. En annan version av samma tanke: om ett svart hål fungerar som en bro mellan vårt universum och något annat universum, så kan informationen helt enkelt ha överförts till ett annat universum.

Men om kvantfenomen beaktas kommer det hypotetiska resultatet att innehålla motsägelser. Huvudresultatet av att tillämpa kvantteori på ett svart hål är att det gradvis avdunstar på grund av Hawking-strålning . Det betyder att det kommer ett ögonblick då massan av det svarta hålet igen kommer att minska till sitt ursprungliga värde (innan en kropp kastas in i den). Således, som ett resultat, blir det uppenbart att det svarta hålet förvandlade den ursprungliga kroppen till en ström av olika strålningar, men själv förändrades inte samtidigt (eftersom den återgick till sin ursprungliga massa). Den emitterade strålningen är helt oberoende av naturen hos den kropp som har fallit in i den. Det vill säga, det svarta hålet förstörde informationen som kom in i det, vilket matematiskt uttrycks som icke-enheten i utvecklingen av hålets kvanttillstånd och fälten som omger det .

I denna situation blir följande paradox uppenbar. Om vi betraktar samma sak för fallet och efterföljande avdunstning av ett kvantsystem som är i något rent tillstånd, då - eftersom det svarta hålet i sig inte har förändrats - får vi omvandlingen av det ursprungliga rena tillståndet till ett "termiskt" ( blandat ) stat. En sådan transformation, som redan nämnts, är icke-enhetlig, och all kvantmekanik är baserad på enhetliga transformationer . Således motsäger denna situation kvantmekanikens initiala postulat.

Egenskaper för Hawking-strålning

Hawking-strålning är en hypotetisk process för emission av olika elementarpartiklar, främst fotoner, från ett svart hål. Temperaturerna i svarta hål kända för astronomer är för låga för att upptäcka Hawking-strålning från dem - hålens massor är för stora. Därför har effekten ännu inte bekräftats av observationer.

Enligt allmän relativitetsteori kunde primära svarta hål födas under bildandet av universum, av vilka några (med en initial massa på 10 12 kg) skulle behöva avsluta avdunstning i vår tid. Eftersom avdunstningshastigheten ökar när storleken på det svarta hålet minskar, måste de sista stegen i huvudsak vara en explosion av det svarta hålet. Hittills har inga sådana explosioner registrerats.

Det är känt om ett försök att studera "Hawking-strålning" baserat på en modell - en analog av händelsehorisonten för ett vitt hål , under ett fysiskt experiment utfört av forskare från universitetet i Milano [101] [102] .

Slutsteg av avdunstning av svarta hål

Förångningen av ett svart hål är en kvantprocess . Faktum är att konceptet med ett svart hål som ett objekt som inte avger någonting, utan bara kan absorbera materia, är giltigt så länge som kvanteffekter inte beaktas. Inom kvantmekaniken, tack vare tunnling , blir det möjligt att övervinna potentiella barriärer som är oöverstigliga för ett icke-kvantsystem. Påståendet att sluttillståndet för ett svart hål är stationärt är korrekt endast inom ramen för den vanliga, icke-kvantteorin om gravitation. Kvanteffekter leder till att det svarta hålet i själva verket kontinuerligt skulle stråla ut och förlora sin energi i processen. I det här fallet ökar temperaturen och strålningshastigheten med förlusten av massa av det svarta hålet, och de sista stegen av processen bör likna en explosion. Vad som kommer att finnas kvar av det svarta hålet i den slutliga avdunstningen är inte exakt känt. Kanske återstår ett svart Planckhål med minimal massa, kanske förångas hålet helt. Svaret på denna fråga måste ges av den ännu outvecklade kvantteorin om gravitation [49] .

Det faktum att roterande svarta hål (även kända som Kerr-svarta hål ) är stabila medför restriktioner för massan av fotoner i vissa teorier som är förlängningar av standardmodellen [103] .

Masspektrumet för kvantsvarta hål

1966 föreslog Markov existensen av en elementarpartikel med en extremt stor massa - en maximon . Tyngre partiklar, vars de Broglie-våglängd är mindre än deras gravitationsradie , är möjligen kvantsvarta hål. Eftersom alla kända kvantpartiklar har strikt definierade möjliga massvärden, verkar det som att kvantsvarta hål också borde ha ett diskret spektrum av väldefinierade massor. Kvantteorin om gravitation är engagerad i att hitta masspektrumet för kvantsvarta hål [75] .

Interaktion mellan Planck svarta hål med elementarpartiklar

Ett Plancksvart hål är ett hypotetiskt svart hål med minsta möjliga massa , vilket är lika med Planckmassan . Ett sådant objekt är identiskt med en hypotetisk elementarpartikel med en (förmodligen) maximalt möjlig massa - ett maximon . Det är möjligt att Planck svarta hål är slutprodukten av utvecklingen av vanliga svarta hål, är stabilt och inte längre är föremål för Hawking-strålning . Studiet av växelverkan mellan sådana objekt och elementarpartiklar kan kasta ljus över olika aspekter av kvantgravitation och kvantfältteori [49] [104] .

Astrofysiska aspekter av svarta håls fysik

Membranparadigm

Inom svarta håls fysik är membranparadigmet en användbar modell för att visualisera och beräkna effekterna som förutspås av allmän relativitetsteori utan att direkt beakta området kring det svarta hålets händelsehorisont. I denna modell representeras ett svart hål som en klassisk strålande yta (eller membran) tillräckligt nära händelsehorisonten - en förlängd horisont. Detta förhållningssätt till teorin om svarta hål formulerades av Damour och oberoende av Znaek i slutet av 1970-talet och början av 1980-talet och utvecklades på basis av 3 + 1 rymdtidsdelningsmetoden av Kip Thorne , Richard Price och Douglas McDonald [105] [106] .

Accretion av materia i ett hål

Accretion är processen att falla ner materia på en kosmisk kropp från det omgivande rummet. Vid ansamling på svarta hål observeras en superhet ackretionsskiva som en röntgenkälla [107] [108] :116 .

Olösta problem i svarta håls fysik

Beviset för principen om kosmisk censur är okänt , liksom den exakta formuleringen av villkoren under vilka den är uppfylld [109] .
Det finns inga kända bevis i det allmänna fallet med " no-hair theorem " för ett svart hål [110] .
Det finns ingen fullständig och komplett teori om magnetosfären av svarta hål [111] .
Ingen exakt formel är känd för att beräkna antalet olika tillstånd i ett system vars kollaps leder till bildandet av ett svart hål med en given massa, rörelsemängd och laddning [112] .
Det är inte känt vad som återstår efter fullbordandet av processen med kvantförfall av ett svart hål [113] .

Anteckningar

Kommentarer

↑ Texten till föreläsningen publicerades i Phi Beta Kappa studentföreningstidskriften The American Scholar (Vol. 37, nr 2, våren 1968) och Sigma Xi Society American Scientist, 1968, Vol. 56, nr. 1, sid. 1-20. En sida från detta arbete återges i VP Frolov och ID Novikov, Black Hole Physics: Basic Concepts and New Developments, (Kluwer och Dordrecht, 1998), sid. 5.
↑ Detta är ett villkorligt begrepp som inte har en verklig innebörd av en sådan volym, utan helt enkelt genom överenskommelse lika med ${\frac {4}{3}}\pi r_{s}^{3}.$
↑ Isometrisk i denna situation betyder att alla punkter i denna sfär inte skiljer sig åt i sina egenskaper, det vill säga, till exempel, krökningen av rum-tid och hastigheten på en stationär klocka är densamma i dem alla.
↑ Historien om denna riktning för Kerr-Newman-lösningen beskrivs i Alexander Burinskii. Superledande källa för Kerr-Newman-elektronen // Proc. av XIII Adv. Res.Workshop om HEP (DSPIN-09). - Dubna, 2009. - S. 439 . Arkiverad från originalet den 2 augusti 2016.
↑ Även om ingenting sägs om geometrin för rum-tid i framtiden, vet vi inte om alla kausala kurvor finns kvar och därför kan vi inte säga om det är ett svart hål och ytan är en händelsehorisont. Eftersom dock ingenting som händer i området som visas i figuren påverkas kan denna subtilitet vanligtvis ignoreras. $O$ $r=r_{s}$
↑ Den välkände astrofysikern Brian Green nämner solen som ett exempel på en stjärnas kollaps: när den komprimeras till tätheten av ett svart hål skulle storleken på solen i diameter inte överstiga 1 m [54] .

Källor

↑ Dymnikova I. G. Svarta hål // Physical Encyclopedia. T. 5. Stroboskopiska enheter - Ljusstyrka / Kap. ed. A. M. Prokhorov. Ed. Kol.: D. M. Alekseev, A. M. Baldin, A. M. Bonch-Bruevich, etc. - M .: Great Russian Encyclopedia, 1998. - S. 452-459. — 760 sid. — ISBN 5-85270-101-7 .
↑ Vladimir Surdin. Svart hål . Encyclopedia Around the World. Hämtad 19 maj 2012. Arkiverad från originalet 23 juni 2012. (obestämd)
↑ Michael Quinion. Svart hål . World Wide Words . Hämtad 26 november 2009. Arkiverad från originalet 22 augusti 2011. (obestämd)
^ Black Holes: The Membrane Approach, 1988 , sid. 9.
↑ 1 2 Arkiverad kopia . Hämtad 20 november 2009. Arkiverad från originalet 29 juli 2013. (obestämd)
↑ 1 2 Sergey Popov. Extravaganta konservativa och konservativa excentriker // Trinity Variant: tidning. - 27 oktober 2009. - Utgåva. 21(40N) . - S. 6-7 . Arkiverad från originalet den 5 november 2009.
↑ C. Misner, K. Thorne, J. Wheeler. Gravity, volym 3, 1977 , § 33.1. Varför "svart hål"? - S. 78-81.
↑ Michell J. Om sättet att upptäcka avståndet, storleken, etc. av de fasta stjärnorna, som en följd av minskningen av deras ljuss hastighet, i fall en sådan minskning skulle befinnas äga rum i någon av dem, och sådan annan data skulle erhållas från observationer, som skulle vara längre nödvändig för det Ändamål. Av Rev. John Michell, BDFRS I ett brev till Henry Cavendish, Esq. FRS och A. S (engelska) // Philosophical Transactions of the Royal Society . - 1784. - Vol. 74 . - S. 35-57 . - doi : 10.1098/rstl.1784.0008 . - . — . Arkiverad från originalet den 28 juni 2018.
↑ Alan Ellis . Svarta hål - Del 1 - Historik Arkiverad 6 oktober 2017. // The Astronomical Society of Edinburgh Journal, nr 39 (sommaren 1999).
↑ 1 2 3 4 5 6 Levin A. De svarta hålens historia // Popular Mechanics. - Fashion Press LLC, 2005. - Nr 11 . - S. 52-62 . Arkiverad från originalet den 19 januari 2017.
↑ Landau L. D., Lifshitz E. M. Fältteori. - 8:e upplagan, stereotypt. — M .: Fizmatlit , 2006 . — 534 sid. - ("Teoretisk fysik", volym II). — ISBN 5-9221-0056-4 . — § 91. Krökningstensor.
↑ 1 2 I. D. Novikov, V. P. Frolov. De svarta hålens fysik, 1986 , § 6.1. Svarta hål har inte hår, sid. 112.
↑ 1 2 3 4 Subramanyan Chandrasekhar . Matematisk teori om svarta hål. I 2 volymer = Matematisk teori om svarta hål / Översatt från engelska av Ph.D. n. V. A. Berezina. Ed. d.f.-m. n. D. A. Galtsova. — M .: Mir, 1986.
↑ Newman ET, Couch E., Chinnapared K., Exton A., Prakash A., Torrence RJ Metric of a rotating charged mass // Journal of Mathematical Physics . - 1965. - T. 6 . - S. 918 . - doi : 10.1063/1.1704351 .
↑ Kerr, RP Gravitationsfält av en spinnande massa som ett exempel på algebraiskt speciella mått // Physical Review Letters. - 1963. - Vol. 11 . - S. 237-238 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.11.237 .
↑ Debney GC, Kerr RP och Schild A. Lösningar av Einstein och Einstein-Maxwells ekvationer // Journal of Mathematical Physics . - 1969. - Vol. 10 . - P. 1842-1854 . - doi : 10.1063/1.1664769 .
↑ För en genomgång av teorin se till exempel
Ruffini, Remo; Bernardini, Maria Grazia; Bianco, Carlo Luciano; Caito, Letizia; Chardonnet, Pascal; Dainotti, Maria Giovanna; Fraschetti, Federico; Guida, Roberto; Rotondo, Michael; Vereshchagin, Gregory; Vitagliano, Luca; Xue, She-Sheng. Den svartholiska energin och den kanoniska gammastrålningen (engelska) // Kosmologi och gravitation: XIIth Brazilian School of Cosmololy and Gravitation: AIP Conference Proceedings. - 2007. - Vol. 910 . - S. 55-217 .
↑ 1 2 Se: Don N. Sida. Evidence Against Astrophysical Dyadospheres // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 2006. - Vol. 653 . - P. 1400-1409 . Arkiverad från originalet den 2 augusti 2016. och länkar nedan.
↑ Markus Heusler. Stationära svarta hål: unikhet och bortom // Levande recensioner i relativitetsteori. - 1998. - Vol. 1 , iss. 6 .
↑ V. I. Eliseev. Schwarzschilds gravitationsfält i komplext rum // Introduktion till metoder för teorin om funktioner för en rumslig komplex variabel . — M .: NIAT, 1990.
↑ Ginzburg V. L. Om fysik och astrofysik. - M., Nauka, 1980. - sid. 112
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Physics of black holes, 1986 , kapitel 9. Kvanteffekter i svarta hål. Partiklarnas födelse.
↑ Allmänna egenskaper för svarta hål . Hämtad 27 april 2012. Arkiverad från originalet 27 maj 2012. (obestämd)
↑ C. Misner, K. Thorne, J. Wheeler. Gravity, volym 3, 1977 , § 31.6. Dynamik av Schwarzschild geometri.
↑ William J. Kaufman. Relativitetsteorins kosmiska gränser, 1981 , kapitel 10. Svarta hål med elektrisk laddning .
↑ Jean-Pierre Luminet. Black Holes: A Popular Introduction Arkiverad från originalet den 9 november 2007.
↑ 1 2 William J. Kaufman. Relativitetsteorins kosmiska gränser, 1981 , kapitel 11. Roterande svarta hål ..
↑ C. Misner, K. Thorne, J. Wheeler. Gravity, volym 3, 1977 , tillägg 33.2. Kerr-Newman Geometry and the Electromagnetic Field, ca. 88.
↑ Hawking, SW Explosioner av svarta hål? (engelska) // Nature. - 1974. - Vol. 248 , nr. 5443 . - S. 30-31 . - doi : 10.1038/248030a0 . — .
↑ 1 2 Avdunsta svarta hål? . einstein online . Max Planck-institutet för gravitationsfysik (2010). Hämtad 12 december 2010. Arkiverad från originalet 23 juni 2012. (obestämd)
↑ Jean-Pierre Luminet. Stopptid när du korsar händelsehorisonten . Svarta hål: en populär introduktion . Astronet . Hämtad 3 maj 2012. Arkiverad från originalet 27 maj 2012. (obestämd)
↑
Under kollapsen skulle objektet bara sända ut ett begränsat antal fotoner innan det korsade händelsehorisonten. Dessa fotoner skulle vara helt otillräckliga för att ge all information om det kollapsande föremålet. Detta betyder att det inte finns något sätt inom kvantteorin genom vilket en extern observatör kan bestämma tillståndet för ett sådant objekt ( The Nature of Space and Time Archived May 15, 2017. ).
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. De svarta hålens fysik, 1986 , § 9.1. Kvanteffekternas roll i svarta håls fysik, sid. 192.
↑ C. Misner, K. Thorne, J. Wheeler. Gravity, volym 3, 1977 , § 33.1. Varför "svart hål"?
↑ R. Dijkgraaf , E. Verlinde , H. Verlinde (1997) " 5D Black Holes and Matrix Strings Archived August 30, 2021 at the Wayback Machine " (engelska) .
↑ 1 2 Gross, David. Kommande revolutioner inom fundamental fysik. Arkiverad från originalet den 6 augusti 2013. Projektet "Elements", den andra offentliga föreläsningen om fysik (2006-04-25).
↑ Svarta hål. Svar från strängteorin . Astronet . Tillträdesdatum: 18 oktober 2009. Arkiverad från originalet 22 augusti 2011. (obestämd)
↑ Susskind, 2008 , sid. 391.
↑ Extrema svarta hål inom ramen för svarta håls termodynamik har noll temperatur och förångas inte - det finns ingen Hawking-strålning från dem .
↑ Susskind, 2008 , sid. 393.
↑ Roman Georgiev. Strängteori och svarta hål // Computerra-Online. — 1 februari 2005. Arkiverad från originalet den 28 november 2012. - från originalkällan 2012-11-28.
↑ William J. Kaufman. Relativitetsteorins kosmiska gränser, 1981 , kapitel 14. Vita hål och partiklars födelse .
↑ Ordlista Arkiverad 16 april 2014.
↑ En fysiker släppte universum i ett svart hål matryoshka Arkiverad 6 juli 2017.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Svarta håls fysik. - M .: Nauka, 1986. - 328 s., s. 25-27
↑ Återupplivandet av vita hål som små smällar // Ny astronomi. — 2012-2. - T. 17 , nej. 2 . - S. 73-75 . - doi : 10.1016/j.newest.2011.07.003 . Arkiverad från originalet den 11 augusti 2020.
↑ Leonid Popov. Israelerna hittade ett vitt hål (otillgänglig länk) (27 maj 2011). Hämtad 3 maj 2012. Arkiverad från originalet 27 maj 2012. (obestämd)
↑ S. B. Popov, M. E. Prokhorov. Bildandet av svarta hål . Astronet . Hämtad 2 juni 2012. Arkiverad från originalet 17 oktober 2008. (ryska)
↑ 1 2 3 I. D. Novikov, V. P. Frolov. De svarta hålens fysik, 1986 , § 13.3. Vad finns kvar av kvantförfallet i ett svart hål?
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. § 3.1 // Svarta hål i universum . UFN 171 307–324, 2001.
↑ Jean-Pierre Luminet. Astrofysik av svarta hål . Svarta hål: en populär introduktion . Astronet . Datum för åtkomst: 2 juni 2012. Arkiverad från originalet den 28 april 2009. (obestämd)
↑ B.-J. Carr, S.-B. Giddingar. Kvantsvarta hål = Scientific American. 2005, maj, 48-55. // Abbr. per. från engelska. A. V. BERKOVA Fysik: tidskrift. - Första september 2008. - Utgåva. 13 . Arkiverad från originalet den 29 juli 2013. (ryska)
↑ Surfa i ett svart hål (länk ej tillgänglig) . European Southern Observatory (16 oktober 2002). Hämtad 19 maj 2012. Arkiverad från originalet 23 juni 2012. (obestämd) (Engelsk)
↑ Green, 2021 , Förstörelse av extrema svarta hål.
↑ "Dödsspiral" runt ett svart hål ger lockande bevis på en händelsehorisont (engelska) (11 januari 2001). Datum för åtkomst: 24 januari 2010. Arkiverad från originalet den 22 augusti 2011.
↑ Gravitationsvågor upptäckt, bekräftar Einsteins teori - New York Times arkiverad 11 februari 2016.
↑ Phys. Varv. Lett. 116, 061102 (2016) - Observation av gravitationsvågor från en binär sammanslagning av svarta hål . Hämtad 26 juni 2020. Arkiverad från originalet 11 februari 2016. (obestämd)
↑ Forskare tillkännager upptäckten av gravitationsvågor - Gazeta. En Arkiverad 13 februari 2016.
↑ Astronomer bevisar: svarta hål "äter" verkligen stjärnor Arkiverad den 8 maj 2008.
↑ Vasilij Golovnin. Forskare från Japan och USA lyckades för första gången i historien fixa dödsögonblicket för en stjärna . ITAR-TASS (25 augusti 2011). Hämtad 25 augusti 2011. Arkiverad från originalet 3 februari 2012. (obestämd)
↑ Astronomer väger ett rovdjurshål i stjärnbilden Draco . Lenta.ru (25 augusti 2011). Hämtad 25 augusti 2011. Arkiverad från originalet 3 oktober 2011. (obestämd)
↑ Ett trippelsystem med blotta ögat med ett icke-tillväxt svart hål i det inre binära arkivet Arkiverad 6 maj 2020 på Wayback Machine // Astronomy & Astrophysicsmanuscript no. 38020corr. 28 april 2020
↑ Frost AJ et al. HR 6819 är ett binärt system utan svart hål Astronomi & Astrofysik. 2022. V. 659 (mars 2022). L3 DOI: https://doi.org/10.1051/0004-6361/202143004
↑ Jayasinghe T. et al. A Unicorn in Monoceros: den mörka följeslagaren på 3M⊙ till den ljusa, närliggande röda jätten V723 Mon är en icke-interagerande kandidat för svarta hål med massgap Arkiverad 23 april 2021 på Wayback Machine , 26 mars 2021
↑ Laura Arenschield . Svarta hålet är närmast jorden, bland de minsta som någonsin upptäckts Arkiverad 22 april 2021 på Wayback Machine 21 april 2021
↑ Ett monstersvart hål hittades i jordens "bakgård": det är mycket nära vår planet
↑ Hemligt svart hål kan representera ny befolkning arkiverad 1 juli 2016.
↑ Miller-Jones, JAC; jonker; Dhawan. Det första exakta parallaxavståndet till ett svart hål // The Astrophysical Journal : journal. - IOP Publishing , 2009. - Vol. 706 , nr. 2 . — P.L230 . - doi : 10.1088/0004-637X/706/2/L230 . - . - arXiv : 0910.5253 .
↑ Friedrich W. Hehl, Claus Kiefer, Ralph JK Metzler (Eds.) Svarta hål: teori och observation (Proceedings of the 179th WE Heraeus Seminar som hölls i Bad Honnef, Tyskland, 18–22 augusti 1997) / Springer, 1998. Lecture Notes i fysik 514. ISBN 3-540-65158-6 .
↑ Supermassiva svarta hål är ännu mer massiva . Lenta.ru (9 juni 2009). Tillträdesdatum: 14 augusti 2010. Arkiverad från originalet 2 januari 2011. (obestämd)
↑ Texas astronomer upptäcker konstigt massiva svarta hål i Vintergatans satellitgalax arkiverad 12 december 2021 på Wayback Machine , 1 december 2021
↑ Zeldovich Ya. B., Novikov I. D. Relativistisk astrofysik. Moskva: Nauka, 1967
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. De svarta hålens fysik, 1986 , § 13.1. Ursprungliga svarta hål..
↑ Den fantastiska historien om svarta hål: slutet på stjärnödet . Hämtad 27 april 2012. Arkiverad från originalet 4 oktober 2015. (obestämd)
↑ 1 2 V. A. Berezin. Om kvantgravitationskollaps och kvantsvarta hål. — Avsnitt 2.4. Kvantiserat masspektrum // Elementarpartiklars och atomkärnas fysik . - 2003. - T. 34 , nr. 7 . - S. 48-111 . — ISSN 1814-7445 . Arkiverad från originalet den 1 juni 2012. (ryska)
↑ Element: Inga mikroskopiska svarta hål synliga vid LHC . Hämtad 27 april 2012. Arkiverad från originalet 27 maj 2012. (obestämd)
↑ FRASER CAIN. Hitta alla svarta hål (8 september 2006). Hämtad 3 maj 2012. Arkiverad från originalet 27 maj 2012. (obestämd)
↑ Wald, 1984 , sid. 124-125.
↑ 1 2 Kormendy J., Richstone D. Inward Bound – sökandet efter supermassiva svarta hål i galaktiska kärnor // Annual Review of Astronomy and Astrophysics. - Annual Reviews , 1995. - Vol. 33 . — S. 581 .
↑ Sh. Doeleman et al. Händelse-horisontskala struktur i det supermassiva svarta hålskandidaten vid Galactic Center // Nature . - 2008. - Vol. 455 , nr. 7209 . - S. 78-80 . - doi : 10.1038/nature07245 . — . — PMID 18769434 .
↑ Harms, Richard J.; Ford, Holland C.; Tsvetanov, Zlatan I.; Hartig, George F.; Dressel, Linda L.; Kriss, Gerard A.; Bohlin, Ralph; Davidsen, Arthur F.; Margon, Bruce; Kochhar, Ajay K. HST FOS-spektroskopi av M87: Bevis för en skiva av joniserad gas runt ett massivt svart hål // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 1994. - Vol. 435 , nr. 1 . -P.L35 -L38 .
↑ Greenhill, L.J.; Jiang, D.R.; Moran, JM; Reid, MJ; Lo, K.Y.; Claussen, MJ Detektion av en subparsec-diameterskiva i kärnan i NGC 4258 // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 1995. - Vol. 440 . — S. 619 .
↑ Eckart, A.; Genzel, R. Observationer av stjärnas egenrörelser nära Galactic Center // Nature . - 1996. - Vol. 383 . - s. 415-417 .
↑ Martins, F.; Gillessen, S.; Eisenhauer, F.; Genzel, R.; Ott, T.; Trippe, S. On the Nature of the Fast Moving Star S2 in the Galactic Center // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 2008. - Vol. 672 . -P.L119 - L122 .
↑ Schödel, R.; Merritt, D.; Eckart, A. Vintergatans kärnstjärnhop: riktiga rörelser och massa // Astronomy and Astrophysics . - EDP Sciences , 2009. - Vol. 502 . - S. 91-111 .
↑ 1 2 Gillessen, S.; Eisenhauer, F.; Trippe, S.; Alexander, T.; Genzel, R.; Martins, F.; Ott, T. Övervakning av stjärnornas banor runt det massiva svarta hålet i Galactic Center // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 2008. - Vol. 692 . - P. 1075-1109 .
↑ R. Genzel, R. Schödel, T. Ott, F. Eisenhauer, R. Hofmann och M. Lehnert. The Stellar Cusp runt det supermassiva svarta hålet i Galactic Center // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 2003. - Vol. 594 . - s. 812-832 . - doi : 10.1086/377127 .
Den nya omloppsdatan utesluter nu definitivt ett mörkt kluster av astrofysiska objekt (t.ex. neutronstjärnor) eller en boll av 10-60 keV fermioner som möjliga konfigurationer av den centrala masskoncentrationen. Den enda icke-svarta hålskonfigurationen är en boll av hypotetiska, tunga bosoner, som dock inte skulle vara stabil. Gravitationspotentialen i det centrala ljusåret i det galaktiska centret domineras således nästan säkert av ett massivt svart hål associerat med Sgr A*.
↑ Neil Gerels, Steven Bradley Senko How to Swallow the Sun Arkiverad 7 juli 2017. // I vetenskapens värld . - 2017. - Nr 5-6. - S. 102-111.
↑ Kazunori Akiyama, Antxon Alberdi5, Walter Alef6, Keiichi Asada, Rebecca Azulay, Anne-Kathrin Baczko, David Ball, Mislav Baloković, John Barrett Resultat från första M87 Event Horizon Telescope. I. The Shadow of the Supermassive Black Hole Arkiverad 24 april 2019 på Wayback Machine The Event Horizon Telescope Collaboration, // The Astrophysical Journal , Publicerad 2019 10 april 2019. The American Astronomical Society.
↑ Alexey Poniatov. Bild av ett svart hål: vad astronomer faktiskt fick // Vetenskap och liv . - 2019. - Nr 5 . - S. 18-26 . (ryska)
↑ Astronomer fick det första fotot av "skuggan" av ett svart hål Arkivkopia av 10 april 2019 på Wayback Machine // RIA Novosti , 04/10/2019
↑ Forskare har sett ett svart hål för första gången. Vad kommer det att ge mänskligheten? Arkiverad 16 april 2019 på Wayback Machine // Lenta. Ru , 14 april 2019
↑ Astrofysiker avslöjar de första bilderna av det svarta hålet . RBC (10 april 2019). Hämtad 10 april 2019. Arkiverad från originalet 10 april 2019. (obestämd)
↑ [En aldrig tidigare skådad bild av ett svart hål erhölls] // Lenta. Ru 8 april 2020
↑ William J. Kaufman. Struktur av roterande svarta hål, Kerr-lösning . Astronet (1977, översättning 1981). Hämtad 3 maj 2012. Arkiverad från originalet 27 maj 2012. (obestämd)
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Physics of black holes, 1986 , kapitel 12. Inre struktur av svarta hål..
↑ Sergey Popov. Extravaganta konservativa och konservativa excentriker // Trinity Variant: tidning. - 27 oktober 2009. - Utgåva. 21(40N) . - S. 6-7 . Arkiverad från originalet den 29 juli 2013.
^ Black Holes: The Membrane Approach, 1988 , Ch. VI och VII..
↑ Forskningscentrum vid Moscow State University. Svarthålskollisionssimulering och gravitationsvågforskning . Hämtad 3 maj 2012. Arkiverad från originalet 27 maj 2012. (obestämd)
↑ K. Thorn. Svarta hål och tidens veck, 2009 , kap. fjorton.
↑ F. Belgiorno, S. L. Cacciatori, M. Clerici. Hawking-strålning från ultrakort laserpulsfilament . — 2010.
↑ Alexander Budik. Hawking-strålning erhölls för första gången . 3DNews (28 september 2010). Hämtad 9 oktober 2010. Arkiverad från originalet 4 oktober 2010. (obestämd)
↑ Kerr svarta hål hjälpte fysiker att väga fotoner Arkiverad 3 oktober 2012.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. De svarta hålens fysik, 1986 , § 13.4. Elementära svarta hål (maximon). Virtuella svarta hål och skumstruktur av rum-tid..
^ Black Holes: The Membrane Approach, 1988 , sid. 5.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Physics of Black Holes, 1986 , sid. 271.
↑ Accretion . "Physical Encyclopedia " / Phys.Web.Ru. Astronet . Hämtad 1 juni 2012. Arkiverad från originalet 6 december 2010. (ryska)
↑ Accretion / G. S. Bisnovaty-Kogan // Space Physics: Little Encyclopedia / Editorial Board: R. A. Sunyaev (Chief ed.) och andra - 2nd ed. - M .: Soviet Encyclopedia , 1986. - S. 115-117. — 783 sid. — 70 000 exemplar.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Physics of Black Holes, 1986 , sid. 99.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Physics of Black Holes, 1986 , sid. 132.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Physics of Black Holes, 1986 , sid. 151.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Physics of Black Holes, 1986 , sid. 267.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Physics of Black Holes, 1986 , sid. 291.

Litteratur

C. Mizner, K. Thorne, J. Wheeler. Allvar. - Mir, 1977. - T. 3. - 512 sid.
I. D. Novikov, V. P. Frolov. Svarta håls fysik. — M .: Nauka, 1986. — 328 sid.
Black Holes: The membrane paradigm / Ed. K. Thorne , R. Price och D. McDonald. — Trans. från engelska. — M .: Mir, 1988. — 428 sid. — ISBN 5030010513 .
Robert M. Wald . Allmän relativitet . - University of Chicago Press, 1984. - ISBN 978-0-226-87033-5 .
A. M. Cherepashchuk. Svarta hål i universum. - Century 2, 2005. - 64 sid. — (Vetenskap idag). - 2500 exemplar. — ISBN 5-85099-149-2 .
K. Thorn . Svarta hål och tidens veck. Einsteins djärva arv. - M .: Statens förlag för fysisk och matematisk litteratur, 2009.
I. D. Novikov, V. P. Frolov. Svarta hål i universum // Uspekhi fizicheskikh nauk . - Ryska vetenskapsakademin , 2001. - T. 131 , nr 3 . - S. 307-324 . Arkiverad från originalet den 31 mars 2007. (ryska)
William J. Kaufman. Relativitetsteorins kosmiska gränser . — M .: Mir, 1981. — 352 sid.
Yu. I. Koptev och S. A. Nikitin. Utrymme: Samling. Vetenskaplig - populärlitteratur. - M. : Det. lit., 1976. - 223 sid.
D. A. Kirzhnits , V. P. Frolov. Universums förflutna och framtid. - M. : Nauka, 1986. - 61 sid.
L. Brillouin. Vetenskap och informationsteori. — M .: GIFML, 1960.
S. Kh Karpenkov. Begrepp av modern naturvetenskap. - M . : Högre. skola, 2003.
Leonard Susskind. Svarta hålskriget: min kamp med Stephen Hawking för att göra världen säker för kvantmekanik. - Back Bay Books, 2008. - VIII + 472 sid.
Brian Green. I det oändliga. Medvetande, materia och sökandet efter mening i ett föränderligt universum = Brian Greene. Until the End of Time: Mind, Matter, and Our Search for Meaning in an Evolving Universe.. - M. : Alpina facklitteratur, 2021. - 548 s. - ISBN 978-5-00139-343-6 .

Länkar

Svarta hål Arkiverade 27 april 2009 på Wayback Machine // Encyclopedia of Physics
W. J. Kaufman . The Cosmic Frontiers of Relativity Arkiverad 3 april 2005 på Wayback Machine
Price, Richard; Creighton, Teviet. Svarta hål // Scholarpedia . - 2008. - V. 3 , nr 1 . - S. 4277 . doi : 10.4249 /scholarpedia.4277 . - .
Gallo, Elena; Marolf, Donald. Resursbrev BH-2: Svarta hål // American Journal of Physics : tidskrift. - 2009. - Vol. 77 , nr. 4 . - s. 294-307 . - doi : 10.1119/1.3056569 . — . - arXiv : 0806.2316 .

Tematiska platser

Öppna katalogen

Ordböcker och uppslagsverk

I bibliografiska kataloger
BNE : XX528239 BNF : 11933630s GND : 4053793-6 J9U : 987007283120105171 LCCN : sh85014574 NDL : 00561056 NKC : ph128097 SUDOC : 027253430

Svarta hål

Typer

Mått

Utbildning

Egenskaper

händelsehorisont
Termodynamik för svarta hål
Gravitationsradie
fotonsfär
Ergosfär
Penrose process
Blanfordprocessen - Znaeka
Bondi-tillväxt
spaghettifiering
Gravity lins
M-sigma-förhållande
Kvasiperiodiska svängningar
Hawking-strålning
Försvinnande av information i ett svart hål

Modeller

teorier

Exakta lösningar i allmän relativitetsteori

Schwarzschild
Kerra
Reisner-Nordström
Kerr-Newman
Exakt svart hål lösning

Relaterade ämnen

Lista över svarta hål
- Lista över kvasarer
Krönika av svarta håls fysik
RXTE
Hyperkompakt stjärnsystem
singularitetsreaktor
Numerisk relativitet
Gravitationsvågor

Kategori:Svarta hål

Stjärnor
Klassificering	Hyperjättar superjättar Ljusa jättar Jättar Underjättar Huvudsekvensstjärnor (dvärgar) underdvärgar vita dvärgar hyperhastighetsstjärnor variabla stjärnor
Substellära objekt	brun dvärg subbrun dvärg Planetar
Evolution	Bildning protostjärna Stjärna till huvudsekvens Huvudsekvens Underjättegren Röd jättegren horisontell gren röd förtjockning blå slinga Asymptotisk gren av jättar planetarisk nebulosa supernova vit dvärg blå dvärg neutronstjärna Svart hål
Nukleosyntes	Proton-proton cykel CNO-cykel helium blixt Trippel heliumreaktion Brinnande kol koldetonation neonbränning brinnande syre Silikonbränning s-process r-process p-process rp process alfaprocess
Strukturera	Kärna konvektiv zon strålningszon stjärnstämning Fotosfär Kromosfär krona Vind Ett magnetfält
Egenskaper	Absolut magnitud metallicitet Färgindex Rätt rörelse Spektralklass Effektiv temperatur
Relaterade begrepp	Helt svart kropp Hertzsprung-Russell diagram Stjärnföreningar stjärnsystem stjärnhopar planetsystem Fraunhofer linjer
Stjärnlistor	Den mest massiva Den största Den ljusaste med högsta ljusstyrka Den närmaste bruna dvärgar Egna namn på stjärnor