Černá díra

Černá díra je oblast časoprostoru [1] , jejíž gravitační přitažlivost je tak velká, že ji nemohou opustit ani objekty pohybující se rychlostí světla , včetně kvant světla samotného . Hranice této oblasti se nazývá horizont událostí . V nejjednodušším případě sféricky symetrické černé díry se jedná o kouli o Schwarzschildově poloměru , který je považován za charakteristickou velikost černé díry.

Teoretická možnost existence těchto oblastí časoprostoru vyplývá z některých exaktních řešení Einsteinových rovnic , z nichž první [2] získal Karl Schwarzschild v roce 1915 . Původce termínu není s jistotou znám [3] , ale samotné označení zpopularizoval John Archibald Wheeler a poprvé je veřejně použil v populární přednášce Our Universe: the Known and Unknown dne 29. prosince 1967 [ Comm 1] . Dříve se takové astrofyzikální objekty nazývaly „zhroucené hvězdy“ nebo „ kolapsary “ (z anglického zhroucené hvězdy ), stejně jako „zmrzlé hvězdy“ ( anglicky zmrazené hvězdy ) [4] .

Otázka skutečné existence černých děr úzce souvisí s tím, jak správná je teorie gravitace , ze které jejich existence vyplývá. V moderní fyzice je standardní teorií gravitace, nejlépe potvrzenou experimentálně, obecná teorie relativity (GR), která s jistotou předpovídá možnost vzniku černých děr (jejich existence je ale možná i v rámci jiných (ne všech ) modely, viz Alternativní teorie gravitace ). Pozorovaná data jsou proto analyzována a interpretována především v kontextu obecné teorie relativity, i když, přísně vzato, tato teorie dosud nebyla intenzivně experimentálně testována pro podmínky odpovídající oblasti časoprostoru v bezprostřední blízkosti horizont černých děr hvězdných hmotností (je však dobře potvrzen za podmínek odpovídajících supermasivním černým dírám [5] a s přesností 94 % je v souladu se signálem první gravitační vlny ). Proto tvrzení o přímých důkazech existence černých děr, včetně těch v tomto článku níže, přísně vzato, je třeba chápat ve smyslu potvrzení existence astronomických objektů, které jsou tak husté a masivní a mají také některé další pozorovatelné vlastnosti. , že je lze interpretovat jako černé díry.obecná teorie relativity [5] .

Černé díry se navíc často nazývají objekty, které striktně neodpovídají výše uvedené definici, ale svými vlastnostmi se takové černé díře pouze přibližují – mohou to být například kolabující hvězdy v pozdních fázích kolapsu. V moderní astrofyzice se tomuto rozdílu nepřikládá velký význam [6] , protože pozorované projevy „téměř zhroucené“ („zamrzlé“) hvězdy a „skutečné“ („věčné“) černé díry jsou téměř stejné. Rozdíly ve fyzikálních polích kolem kolapsaru od těch pro „věčnou“ černou díru se totiž zmenšují podle mocenských zákonů s charakteristickou dobou řádu gravitačního poloměru dělenou rychlostí světla – tedy ve zlomcích sekundu pro černé díry s hvězdnou hmotností a hodiny pro supermasivní černé díry [7] .

10. dubna 2019 byla poprvé „vyfotografována“ supermasivní černá díra v centru galaxie Messier 87 , která se nachází ve vzdálenosti 54 milionů světelných let od Země.

Existují čtyři scénáře pro vznik černých děr:

dva reálné:
- gravitační kolaps (komprese) poměrně hmotné hvězdy ;
- kolaps centrální části galaxie nebo protogalaktického plynu;
a dvě hypotézy:
- vznik černých děr bezprostředně po velkém třesku (prapůvodní černé díry);
- vznik vysokých energií v jaderných reakcích .

Pozadí

"Black Star" Michell (1784-1796)

"Černá díra" Michell

V newtonském gravitačním poli pro částice v klidu v nekonečnu, s přihlédnutím k zákonu zachování energie:

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

to je:

v^{2}={2GM \over r}.

Nechť gravitační poloměr je vzdálenost od gravitující hmoty, ve které se rychlost částice rovná rychlosti světla . Pak $r_{g}$ $v=c$ $r_{g}={\frac {2GM}{c^{2}}}.$

Koncept masivního tělesa, jehož gravitační přitažlivost je tak silná, že rychlost potřebná k překonání této přitažlivosti ( druhá kosmická rychlost ) je stejná nebo větší než rychlost světla , poprvé vyjádřil v roce 1784 John Michell v dopise [8 ] který poslal Královské společnosti . Dopis obsahoval výpočet, ze kterého vyplynulo, že pro těleso o poloměru 500 slunečních poloměrů a s hustotou Slunce by se druhá kosmická rychlost na jeho povrchu rovnala rychlosti světla [9] . Světlo tedy nebude moci toto těleso opustit a bude neviditelné [10] . Michell navrhl, že takových nepozorovatelných objektů by ve vesmíru mohlo být mnoho. V roce 1796 zahrnul Laplace diskusi o této myšlence do své Exposition du Systeme du Monde , ale tato část byla v následujících vydáních vynechána. Přesto to bylo díky Laplaceovi, že tento nápad získal určitou slávu [10] .

Od Michella k Schwarzschildovi (1796–1915)

Během 19. století myšlenka těles neviditelných kvůli své mohutnosti nevzbudila mezi vědci velký zájem. Bylo to dáno tím, že v rámci klasické fyziky nemá rychlost světla zásadní význam. Na konci 19. - začátku 20. století se však zjistilo, že zákony elektrodynamiky formulované J. Maxwellem jsou na jedné straně splněny ve všech inerciálních vztažných soustavách a na druhé straně nemají invarianci s ohledem na Galileovské transformace . To znamenalo, že myšlenky, které se ve fyzice rozvinuly o povaze přechodu z jedné inerciální vztažné soustavy do druhé, je třeba výrazně upravit.

V průběhu dalšího rozvoje elektrodynamiky navrhl G. Lorentz nový systém transformací časoprostorových souřadnic (dnes známý jako Lorentzovy transformace ), vůči němuž zůstaly Maxwellovy rovnice invariantní. A. Poincaré rozvíjející myšlenky Lorentze navrhl, že všechny ostatní fyzikální zákony jsou také při těchto transformacích neměnné.

V roce 1905 A. Einstein použil Lorentzovy a Poincaré koncepty ve své speciální teorii relativity (SRT), v níž se role zákona transformace inerciálních vztažných soustav nakonec přesunula z Galileových transformací na transformace Lorentzovy. Klasická (Galileovsky invariantní) mechanika byla nahrazena novou, Lorentzově invariantní relativistickou mechanikou. V rámci posledně jmenovaného se rychlost světla ukázala jako limitní rychlost, kterou může fyzické tělo vyvinout, což radikálně změnilo význam černých děr v teoretické fyzice.

Newtonova teorie gravitace (na níž byla založena původní teorie černých děr) však není Lorentzova invariantní. Nelze ji tedy aplikovat na tělesa pohybující se blízkosvětelnou a světelnou rychlostí. Bez tohoto nedostatku byla relativistická teorie gravitace vytvořena především Einsteinem (který ji formuloval definitivně koncem roku 1915 ) a byla nazývána obecnou teorií relativity (GR) [10] . Právě na něm je založena moderní teorie astrofyzikálních černých děr [6] .

Obecná teorie relativity je ze své podstaty geometrická teorie. Předpokládá, že gravitační pole je projevem zakřivení časoprostoru (který se tak ukazuje jako pseudo-riemannovský, a nikoli pseudoeuklidovský, jako ve speciální relativitě). Souvislost mezi zakřivením časoprostoru a povahou rozložení a pohybu hmot v něm obsažených je dána základními rovnicemi teorie - Einsteinovými rovnicemi .

Zakřivení prostoru

(Pseudo-)Riemannovské prostory jsou prostory, které se v malém měřítku chovají „téměř“ jako normální (pseudo-)euklidovské prostory. Takže na malých částech koule jsou Pythagorova věta a další fakta euklidovské geometrie spokojeny s velmi vysokou přesností. Svého času tato okolnost umožnila sestrojit euklidovskou geometrii založenou na pozorováních nad zemským povrchem (který ve skutečnosti není plochý, ale blízký kulovému). Stejná okolnost určila volbu pseudoriemannovských (a ne jakýchkoliv jiných) prostorů jako hlavního předmětu úvahy v GR: vlastnosti malých oblastí časoprostoru by se neměly příliš lišit od vlastností známých z SRT.

Ve velkém měřítku se však Riemannovy prostory mohou velmi lišit od euklidovských. Jednou z hlavních charakteristik takového rozdílu je koncept zakřivení . Jeho podstata je následující: Eukleidovské prostory mají vlastnost absolutní rovnoběžnosti : vektor získaný paralelním posunem vektoru po libovolné uzavřené dráze se shoduje s původním vektorem . U Riemannových prostorů tomu tak vždy není, což může lze snadno ukázat na následujícím příkladu. Předpokládejme, že pozorovatel stál na průsečíku rovníku s nultým poledníkem obráceným na východ a začal se pohybovat podél rovníku. Když dosáhl bodu o zeměpisné délce 180°, změnil směr pohybu a začal se pohybovat po poledníku na sever, aniž by změnil směr pohledu (to znamená, že se teď cestou dívá doprava) . Když takto překročí severní pól a vrátí se do výchozího bodu, zjistí, že je otočen na západ (a ne na východ, jak původně). Jinými slovy, vektor, přenášený paralelně podél trasy pozorovatele, se "sroloval" vzhledem k původnímu vektoru. Charakteristikou velikosti takového „rolování“ je zakřivení [11] . $X',$ $X$ $X.$

Řešení Einsteinových rovnic pro černé díry

Vzhledem k tomu, že černé díry jsou lokální a relativně kompaktní útvary, při konstrukci jejich teorie se přítomnost kosmologické konstanty obvykle zanedbává , protože její účinky pro takové charakteristické dimenze problému jsou neměřitelně malé. Pak se stacionární řešení pro černé díry v rámci obecné teorie relativity, doplněné o známá materiálová pole, vyznačují pouze třemi parametry: hmotností ( ), momentem hybnosti ( ) a elektrickým nábojem ( ), které jsou součtem odpovídajících charakteristik, které vstoupily černá díra při kolapsu a spadla do ní později než tělesa a záření (pokud v přírodě existují magnetické monopóly , pak mohou mít i černé díry magnetický náboj ( ) [12] , ale takové částice dosud nebyly objeveny). Každá černá díra má tendenci stát se stacionární bez vnějších vlivů, což dokázalo úsilí mnoha teoretických fyziků, k čemuž přispěl i laureát Nobelovy ceny Subramanyan Chandrasekhar , který napsal monografii „Matematická teorie černých děr“ [13]. , která je pro tento směr zásadní, patří . Navíc se zdá, že černá díra, která není narušena zvenčí, nemůže mít žádné jiné charakteristiky, kromě těchto tří, což je formulováno ve Wheelerově obrazné frázi: „Černé díry nemají vlasy“ [12] . $M$ $L$ $Q$ $G$

Řešení Einsteinových rovnic pro černé díry s odpovídajícími charakteristikami:

BH charakteristika	Bez rotace	se točí
Bez poplatku	Schwarzschildovo řešení	Kerrovo řešení
zpoplatněno	Řešení Reisner-Nordström	Řešení Kerr-Newman

Schwarzschildovo řešení ( 1916 , Karl Schwarzschild ) je statické řešení pro sféricky symetrickou černou díru bez rotace a bez elektrického náboje.
Řešení Reisner-Nordström (1916, Hans Reisner a 1918 , Gunnar Nordström ) je statické řešení sféricky symetrické černé díry s nábojem, ale bez rotace.
Kerrovo řešení ( 1963 , Roy Kerr ) je stacionární, osově symetrické řešení pro rotující černou díru, ale bez náboje.
Kerr-Newman řešení ( 1965 , E. T. Newman , E. Couch, K. Chinnapared, E. Exton, E. Prakash a R. Torrens) [14] - v současnosti nejúplnější řešení: stacionární a osově symetrické, závisí na všech třech parametrech.

Řešení rotující černé díry je extrémně složité. Jeho odvození velmi stručně popsal Kerr v roce 1963 [15] a jen o rok později publikovali podrobnosti Kerr a Schild v málo známých konferenčních příspěvcích. Podrobná prezentace odvození řešení Kerr a Kerr-Newman byla publikována v roce 1969 ve slavném článku Debneyho, Kerra a Schilda [16] . Důsledné odvození Kerrova řešení také provedl Chandrasekhar o více než patnáct let později [13] .

Počítání[ kým? ] , že Kerrovo řešení má pro astrofyziku největší význam, protože nabité černé díry musí rychle ztrácet náboj, přitahovat a absorbovat opačně nabité ionty a prach z vesmíru. Existuje také hypotéza [17] spojující záblesky gama záření s procesem explozivní neutralizace nabitých černých děr vytvářením elektron-pozitronových párů z vakua ( R. Ruffini et al .), ale je zpochybňována řadou vědců [ 18] .

Věty "bez vlasů"

Věty o „nedostatku vlasů“ v černé díře ( angl. No hair teorem ) říkají, že stacionární černá díra nemůže mít vnější charakteristiky, kromě hmotnosti, momentu hybnosti a určitých nábojů (specifických pro různá materiálová pole), počtu a poloměr) a podrobné informace o hmotě se během kolapsu ztratí (a částečně vyzáří ven) . Velký příspěvek k důkazu podobných teorémů pro různé systémy fyzikálních polí přinesli Brandon Carter , Werner Israel , Roger Penrose , Piotr Chruściel, Markus Heusler . Nyní se zdá, že tato věta platí pro aktuálně známá pole, i když v některých exotických případech, které nemají v přírodě obdoby, je porušena [19] .

Schwarzschildovo řešení

Základní vlastnosti

Podle Birkhoffova teorému je gravitační pole libovolného sféricky symetrického rozložení hmoty mimo něj dáno Schwarzschildovým řešením. Proto jsou tímto řešením v prvním přiblížení popsány i slabě rotující černé díry a také časoprostor v blízkosti Slunce a Země.

Dva nejdůležitější rysy černé díry ve Schwarzschildově modelu jsou přítomnost horizontu událostí (podle definice jej má každá černá díra) a singularita , která je tímto horizontem oddělena od zbytku vesmíru [10] .

Schwarzschildovo řešení přesně popisuje izolovanou nerotující, nenabitou a nevypařující se černou díru (jedná se o sféricky symetrické řešení rovnic gravitačního pole (Einsteinovy rovnice) ve vakuu ). Jeho horizontem událostí je koule, jejíž poloměr, určený z její plochy podle vzorce, se nazývá gravitační poloměr nebo Schwarzschildův poloměr. $S=4\pi r^{2},$

Všechny charakteristiky Schwarzschildova roztoku jsou jednoznačně určeny jedním parametrem, hmotností . Gravitační poloměr černé díry o hmotnosti je tedy [ 20] $M$

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

kde je gravitační konstanta a je rychlost světla . Černá díra o hmotnosti rovnající se hmotnosti Země by měla Schwarzschildův poloměr asi 9 mm (to znamená, že by se Země mohla stát černou dírou, pokud by ji něco dokázalo zmenšit na takovou velikost). Pro Slunce je Schwarzschildův poloměr přibližně 3 km. $G$ $C$

Stejná hodnota gravitačního poloměru je získána jako výsledek výpočtů založených na klasické mechanice a Newtonově teorii gravitace. Tato skutečnost není náhodná, je důsledkem toho, že klasická mechanika a newtonovská teorie gravitace jsou obsaženy v obecné teorii relativity jako její limitní případ. [21]

Objekty, jejichž velikost se nejvíce blíží jejich Schwarzschildově poloměru, ale které ještě nejsou černými dírami, jsou neutronové hvězdy .

Koncept „průměrné hustoty“ černé díry lze zavést vydělením její hmotnosti „objemem obsaženým pod horizontem událostí“ [Comm 2] :

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

Průměrná hustota klesá s rostoucí hmotností černé díry. Pokud tedy černá díra o hmotnosti řádu Slunce má hustotu převyšující jadernou hustotu, pak má supermasivní černá díra o hmotnosti 10 9 hmotností Slunce (existence takových černých děr se předpokládá v kvasarech ). průměrná hustota řádově 20 kg/m³, což je výrazně méně než hustota vody. Černou díru tedy lze získat nejen stlačením stávajícího objemu hmoty, ale také extenzivním způsobem – akumulací obrovského množství materiálu.

Pro přesnější popis skutečných černých děr je nutné vzít v úvahu přítomnost momentu hybnosti. Kromě toho z kvantových korekcí vyplývají malé, ale koncepčně důležité přírůstky pro černé díry astrofyzikálních hmotností — Starobinského a Zeldovičovo záření a Hawkingovo záření . Teorie, která to bere v úvahu (to je obecná teorie relativity, ve které je pravá strana Einsteinových rovnic průměrem kvantového stavu tenzoru energie-hybnosti ), se obvykle nazývá „semiklasická gravitace“. Zdá se, že pro velmi malé černé díry by se tyto kvantové korekce měly stát rozhodujícími, ale není to jisté, protože neexistuje žádný konzistentní model kvantové gravitace [22] .

Metrický popis a analytické pokračování

V roce 1915 napsal K. Schwarzschild řešení Einsteinových rovnic bez kosmologického členu pro prázdný prostor ve sféricky symetrickém statickém případě [10] (později Birkhoff ukázal, že statický předpoklad byl zbytečný [23] ). Toto řešení se ukázalo jako časoprostor s topologií a intervalem redukovatelným na tvar ${\mathcal {M}}$ $R^{2}\krát S^{2}$

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}),

kde

t

— časové souřadnice v sekundách,

r

— radiální souřadnice v metrech,

\theta

je polární úhlová souřadnice v radiánech,

\varphi

je úhlová souřadnice azimutu v radiánech,

r_{s}

je Schwarzschildův poloměr tělesa o hmotnosti v metrech.

M

Časová souřadnice odpovídá časově podobnému Killingovu vektoru , který je zodpovědný za statický časoprostor , přičemž jeho měřítko je zvoleno tak, aby byl čas měřený nekonečně vzdálenými klidovými hodinami ( ). Hodiny upevněné na radiální souřadnici bez rotace ( ) poběží pomaleji než hodiny odstraněné faktorem 1 kvůli gravitační dilataci času . $\částečné _{t}$ $t$ $r=\mathrm {const} \rightarrow \infty ,\theta =\mathrm {const} ,\varphi =\mathrm {const}$ $r$ $r=\mathrm {const} ,\,\theta =\mathrm {const} ,\,\varphi =\mathrm {const}$ $1/{\sqrt {1-r_{s}/r}}$

Geometrický význam spočívá v tom, že povrchová plocha koule je Je důležité, aby souřadnice nabývala pouze hodnot, které jsou větší a hodnota parametru , na rozdíl od Laplaciova případu, není „vzdálenost do středu “, protože střed je jako bod (události na skutečné světové čáře, jehož -nebo těleso) ve Schwarzschildově prostoru vůbec neexistuje. $r$ $\{(t,\,r,\,\theta ,\,\varphi )\mid t=t_{0},\ r=r_{0}\}$ $4\pi r_{0}^{2}.$ $r$ $r_{s},$ $r$ ${\mathcal {M}}$

Konečně, úhlové souřadnice a odpovídají sférické symetrii problému a souvisí s jeho 3 Killingovými vektory . $\theta$ $\varphi$

Ze základních principů obecné teorie relativity vyplývá, že každé sféricky symetrické těleso o poloměru a hmotnosti vytvoří takovou metriku (mimo sebe) . ${\displaystyle >r_{s))$ $M={\frac {c^{2}r_{s}}{2G}}.$ $r_{s}$ $r_{g},$ $M.$

Jak je patrné z redukovaného tvaru metriky, koeficienty at a chovají se patologicky při , kde se nachází horizont událostí Schwarzschildovy černé díry - v takovém zápisu Schwarzschildova řešení je souřadnicová singularita . Tyto patologie jsou však pouze důsledkem volby souřadnic (stejně jako ve sférickém souřadnicovém systému, pro jakoukoli hodnotu popisuje stejný bod). Schwarzschildův prostor může být, jak se říká, „pokračováním za horizontem“, a pokud je prostor také všude tam považován za prázdný, vzniká větší časoprostor , který se obvykle nazývá maximálně rozšířený Schwarzschildův prostor nebo (méně často) Kruskal. prostor. $t$ $r$ ${\displaystyle r\rightarrow r_{s))$ $\theta=0$ $\varphi$ ${\mathcal {M}}$ ${\displaystyle {\tilde {\mathcal {M))))$

Chcete-li pokrýt tuto větší oblast jednou mapou souřadnic , můžete na ni zadat například souřadnice Kruskal-Shekers . Interval v těchto souřadnicích má tvar ${\displaystyle {\tilde {\mathcal {M))))$

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

kde je funkce definována (implicitně) rovnicí Prostor je maximální , to znamená, že již nemůže být izometricky zasazen do většího časoprostoru (nelze v něm „pokračovat“). Původní prostor je jen částí at - oblasti I na obrázku. Těleso pohybující se pomaleji než světlo - světočára takového tělesa bude křivka s úhlem sklonu k vertikále menším než 45°, viz křivka na obrázku - může odejít , v tomto případě spadá do oblasti II . , kde Opustit tuto oblast a vrátit se do ní, jak je patrné z obrázku , již nebude možné (k tomu by se člověk musel odchýlit o více než 45° od vertikály, tedy překročit rychlost světla) . Region II je tedy černou dírou. Jeho hranicí (křivka, ) je tedy horizont událostí. $F={\frac {4r_{s}^{3}}{r}}e^{-r/r_{s}}),$ $r(u,\,v)$ $(1-r/r_{s})e^{r/r_{s}}=uv.$ ${\displaystyle {\tilde {\mathcal {M))))$ ${\mathcal {M}}$ ${\displaystyle {\tilde {\mathcal {M))))$ ${\displaystyle v>0,\ r>r_{s))$ $\gamma$ ${\mathcal {M}).$ $r<r_{s}.$ $r>r_{s}$ ${\displaystyle v\geqslant 0,\ r=r_{s))$

Zaznamenáváme několik pozoruhodných vlastností maximálně rozšířeného Schwarzschildova prostoru ${\tilde {\mathcal {M}}}:$

Je singulární: souřadnice pozorovatele klesajícího pod horizont klesá a má tendenci k nule, když jeho vlastní čas směřuje k nějaké konečné hodnotě . Jeho světová čára však nemůže pokračovat do oblasti , protože v tomto prostoru nejsou žádné body c . Osud pozorovatele je nám tedy znám jen do určitého okamžiku (vlastního) času. $r$ $\tau$ $\tau _{0}.$ $\tau \geqslant \tau _{0},$ $r=0$
Prostor má dvě skutečné gravitační singularity : jednu v „minulosti“ pro každého pozorovatele z oblastí I a III a jednu v „budoucnosti“ (na obrázku vpravo vyznačeno šedě). ${\displaystyle {\tilde {\mathcal {M))))$
Přestože je prostor statický (můžete vidět, že první metrika této sekce je nezávislá na čase ), prostor ne. ${\mathcal {M}}$ $t$ ${\displaystyle {\tilde {\mathcal {M))))$
Oblast III je také izometrická , Schwarzschildův prostor tedy obsahuje dva "vesmíry" - "náš" (tento ) a jeden další stejný. Oblast II uvnitř černé díry, která je spojuje, se nazývá Einstein-Rosenův most . Pozorovatel vycházející z I a pohybující se pomaleji než světlo se do druhého vesmíru nedostane ( viz obr. 1 ), ale v časovém intervalu mezi překročením horizontu a dopadem na singularitu ji spatří . Tato struktura časoprostoru, která přetrvává a dokonce se stává složitější, když uvažujeme o složitějších černých dírách, dala vzniknout četným spekulacím o možných paralelních vesmírech a cestování černými dírami v nich jak ve vědecké literatuře, tak ve sci-fi (viz Červí díry ) . ${\mathcal {M}).$ ${\mathcal {M}}$

Abychom si představili strukturu 4rozměrného časoprostoru, je vhodné ji podmíněně považovat za vývoj 3rozměrného prostoru. Chcete-li to provést, můžete zadat „časovou“ souřadnici a řezy (jedná se o plochy podobné prostoru nebo „povrchy simultánnosti“), které mají být vnímány jako „v daném okamžiku“. Na Obr. 2 ukazuje takové úseky pro různé okamžiky . Vidíme, že na začátku jsou dva nespojené 3-rozměrné prostory. Každý z nich je sféricky symetrický a asymptoticky plochý. Bod chybí a při , zakřivení roste donekonečna (singularita). V určitém okamžiku obě singularity zmizí a mezi dříve nespojenými prostory se objeví „most“ (v moderní terminologii červí díra ) . Poloměr jeho hrdla se zvětší na u , pak se začne zmenšovat a v , můstek se opět zlomí a oba prostory zůstanou nepropojené [24] . ${\tilde {\mathcal {M}}},$ $T=(u+v)/2$ $T=\mathrm {const}$ ${\displaystyle {\tilde {\mathcal {M))))$ $T$ $r=0$ $r\na 0$ $T=-1$ $r_{s}$ $T=0,$ $T=1$

Řešení Reisner-Nordström

Toto je statické řešení (nezávislé na časové souřadnici) Einsteinových rovnic pro sféricky symetrickou černou díru s nábojem, ale bez rotace.

Metrika Reisner-Nordström černé díry:

{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}),

kde

C

je rychlost světla , m/s,

t

- časové souřadnice (čas měřený na nekonečně vzdálených stacionárních hodinách), v sekundách,

r

— radiální souřadnice (délka „rovníku“ izometrické koule [Comm 3] , děleno ), v metrech,

2\pi

\theta

je polární úhlová souřadnice v radiánech,

\varphi

je úhlová souřadnice azimutu v radiánech,

r_{s}

je Schwarzschildův poloměr (v metrech) tělesa o hmotnosti ,

M

r_{Q}

- délkové měřítko (v metrech) odpovídající elektrickému náboji (analogickému Schwarzschildově poloměru, pouze ne pro hmotnost, ale pro náboj) definované jako

Q

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

kde je Coulombova konstanta . $1/(4\pi \varepsilon _{0})$

Parametry černé díry nemohou být libovolné. Maximální náboj, který Reisner-Nordströmova černá díra může mít, je tam, kde je náboj elektronu. Toto je speciální případ Kerrova-Newmanova omezení pro černé díry s nulovým momentem hybnosti ( tj. bez rotace). Když je tento kritický náboj překročen, formálně existuje řešení Einsteinových rovnic, ale nebude možné „sestavit“ takové řešení z vnější nabité látky: gravitační přitažlivost nebude schopna kompenzovat vlastní elektrické odpuzování hmoty ( viz: Princip vesmírné cenzury ). Navíc je třeba poznamenat, že v realistických situacích by černé díry neměly být výrazně nabité [18] . $Q_{\mathrm {max} }=M\cca 10^{40}e\,M/M_{\odot },$ $E$ $j=0,$

Toto řešení při pokračování za horizont, podobně jako to Schwarzschildovo, generuje úžasnou časoprostorovou geometrii, ve které je nekonečně mnoho „vesmírů“ propojeno černými dírami, do kterých lze postupně vstupovat ponořením do černé díry [ 25] [13] .

Kerrovo řešení

Kerrova černá díra má řadu pozoruhodných vlastností. Kolem horizontu událostí se nachází oblast zvaná ergosféra, uvnitř které je nemožné, aby tělesa odpočívala vzhledem ke vzdáleným pozorovatelům. Kolem černé díry se mohou otáčet pouze ve směru její rotace [26] [27] . Tento efekt se nazývá " inertial frame drag " a je pozorován kolem jakéhokoli rotujícího masivního tělesa, například kolem Země nebo Slunce, ale v mnohem menší míře. Samotná ergosféra však může být ještě ponechána, tato oblast není vzrušující. Rozměry ergosféry závisí na momentu hybnosti rotace.

Parametry černé díry nemohou být libovolné. Moment hybnosti černé díry nesmí překročit , což je také speciální případ Kerr-Newmanova omezení, tentokrát pro černou díru s nulovým nábojem ( , viz níže). V omezujícím případě se metrika nazývá limitující Kerrovo řešení. ${\displaystyle J_{\mathrm {max} }=M^{2))$ $Q=0$ $J=J_{\mathrm {max} }$

Toto řešení také generuje úžasnou časoprostorovou geometrii, když pokračuje za horizont [27] . Je však nutné analyzovat stabilitu odpovídající konfigurace, která může být narušena interakcí s kvantovými poli a dalšími efekty. Pro Kerrův prostoročas provedli analýzu Subramanyan Chandrasekhar a další fyzikové. Bylo zjištěno, že Kerrova černá díra – respektive její vnější oblast – je stabilní. Podobně jako speciální případy se Schwarzschildovy díry ukázaly jako stabilní a modifikace algoritmu umožnila prokázat stabilitu Reisner-Nordströmových černých děr [10] [13] . Viz část Struktura rotujících černých děr níže.

Řešení Kerr-Newman

Tříparametrová Kerr-Newmanova rodina je nejobecnějším řešením odpovídajícím konečnému stavu rovnováhy černé díry nenarušené vnějšími poli (podle teorémů „bez vlasů“ pro známá fyzikální pole ). V Boyer-Lindquistových souřadnicích a geometrických jednotkách je Kerr-Newmanova metrika dána takto: $G=c=1$

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

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

kde ; a kde je moment hybnosti . $\Sigma \equiv r^{2}+a^{2}\cos ^{2}\theta$ $\Delta \equiv r^{2}-2Mr+a^{2}+Q^{2}$ $a\ekviv J/M$ $J$

Z tohoto vzorce snadno vyplývá, že horizont událostí je umístěn na poloměru , a proto parametry černé díry nemohou být libovolné: elektrický náboj a moment hybnosti nemohou být větší než hodnoty odpovídající zmizení události. horizont. Musí být splněna následující omezení: $r_{+}=M+{\sqrt {M^{2}-Q^{2}-a^{2}}},$

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

je omezení pro Kerr-Newman BH .

Pokud budou tato omezení porušena, horizont událostí zmizí a řešení namísto černé díry bude popisovat takzvanou „ nahou singularitu “, ale takové objekty by podle všeobecného přesvědčení neměly ve skutečném vesmíru existovat (podle dosud neprokázaný, ale pravděpodobný princip kosmické cenzury ). Alternativně může existovat zdroj zhroucené hmoty pod horizontem, který uzavírá singularitu, a proto vnější řešení Kerra nebo Kerr-Newman musí být průběžně spojováno s vnitřním řešením Einsteinových rovnic s tenzorem energie-hybnosti této hmoty. . Jak poznamenal B. Carter (1968), Kerr-Newmanovo řešení má dvojitý gyromagnetický poměr , stejný jako u elektronu podle Diracovy rovnice [Comm 4] . $g=2$

Kerrova-Newmanova metrika (a jen Kerr a Reisner-Nordström, ale ne Schwarzschild) se dá analyticky rozšířit i přes horizont tak, že spojí nekonečně mnoho „nezávislých“ prostorů v černé díře. Mohou to být jak „jiné“ vesmíry, tak vzdálené části našeho Vesmíru. V takto získaných prostorech jsou uzavřené časové křivky : cestovatel se v zásadě může dostat do své minulosti, tedy setkat se sám se sebou. Existuje také oblast kolem horizontu událostí rotující nabité černé díry, nazývaná ergosféra , která je prakticky ekvivalentní ergosféře z Kerrova řešení; stacionární pozorovatel tam umístěný se musí otáčet kladnou úhlovou rychlostí (ve směru rotace černé díry) [28] .

Termodynamika a vypařování černých děr

Koncept černé díry jako absolutně pohlcujícího objektu byl v roce 1974 opraven A. A. Starobinskym a Ya. B. Zeldovichem pro rotující černé díry a poté, v obecném případě, S. Hawkingem v roce 1975 . Při studiu chování kvantových polí v blízkosti černé díry Hawking navrhl, že černá díra nutně vyzařuje částice do vesmíru a tím ztrácí hmotu. [29] Tento hypotetický efekt se nazývá Hawkingovo záření (vypařování) . Zjednodušeně řečeno, gravitační pole polarizuje vakuum, v důsledku čehož je možný vznik nejen virtuálních, ale i reálných párů částice - antičástice . Jedna z částic, která se ukázala být těsně pod horizontem událostí, spadne do černé díry a druhá, která se ukázala být těsně nad horizontem, odletí a odebere energii (tj. část hmotnost) černé díry. Radiační síla černé díry je

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

a hubnutí

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

Složení záření pravděpodobně závisí na velikosti černé díry: u velkých černých děr jsou to hlavně bezhmotné fotony a lehká neutrina a ve spektru lehkých černých děr se začínají objevovat těžké částice. Ukázalo se, že spektrum Hawkingova záření pro bezhmotná pole se striktně shoduje se zářením absolutně černého tělesa , což umožnilo přiřadit teplotu černé díře.

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

kde je redukovaná Planckova konstanta , je rychlost světla, je Boltzmannova konstanta , je gravitační konstanta , je hmotnost černé díry. $\hbar$ $C$ $k$ $G$ $M$

Na tomto základě byla postavena termodynamika černých děr, včetně klíčového konceptu entropie černé díry, která se ukázala být úměrná ploše jejího horizontu událostí:

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

kde je oblast horizontu událostí. $A$

Rychlost vypařování černé díry je tím větší, čím menší je její velikost [30] . Odpařování černých děr hvězdných (a zejména galaktických) měřítek lze zanedbat, nicméně pro primární a zejména pro kvantové černé díry se vypařovací procesy stávají ústředními.

V důsledku vypařování všechny černé díry ztrácejí hmotnost a jejich životnost se ukazuje jako konečná:

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

Zároveň se intenzita vypařování zvyšuje jako lavina a konečná fáze evoluce má charakter exploze, například černá díra o hmotnosti 1000 tun se odpaří asi za 84 sekund a uvolní energii rovnou k výbuchu asi deseti milionů atomových bomb středního výkonu.

Zároveň velké černé díry, jejichž teplota je nižší než teplota záření kosmického mikrovlnného pozadí (2,7 K), mohou růst pouze v současné fázi vývoje vesmíru, protože záření, které vyzařují, má menší energii než absorbované záření.

Bez kvantové teorie gravitace je nemožné popsat konečnou fázi vypařování, kdy se černé díry stávají mikroskopickými (kvantovými) [30] .

Pád do astrofyzikální černé díry

Těleso volně padající působením gravitačních sil je ve stavu beztíže a zažívá pouze slapové síly , které při pádu do černé díry natahují těleso v radiálním směru a stlačují jej v tangenciálním směru. Velikost těchto sil roste a má tendenci k nekonečnu v (kde r je vzdálenost ke středu díry). $r\na 0$

V určitém okamžiku ve svém vlastním čase tělo překročí horizont událostí . Z pohledu pozorovatele padajícího s tělem není tento okamžik ničím odlišen, ale nyní již není návratu. Těleso končí v krku (jeho poloměr v místě, kde se těleso nachází je ), který se smršťuje tak rychle, že z něj již není možné vyletět až do okamžiku definitivního kolapsu (to je singularita), a to i pohybující se rychlostí světla. $r$

Z pohledu vzdáleného pozorovatele bude pád do černé díry vypadat jinak. Ať např. tělo svítí a navíc vysílá signály zpět na určité frekvenci. Nejprve vzdálený pozorovatel uvidí, že tělo, které je v procesu volného pádu, se vlivem gravitace postupně zrychluje směrem ke středu. Barva těla se nemění, frekvence detekovaných signálů je téměř konstantní. Ale když se těleso začne přibližovat k horizontu událostí, fotony přicházející z tělesa budou zažívat stále větší rudý posuv, způsobený dvěma důvody: Dopplerovým jevem a gravitační dilatací času - v důsledku gravitačního pole jsou všechny fyzikální procesy z hlediska vzdálený pozorovatel půjde stále pomaleji, například hodiny fixované ve Schwarzschildově časoprostoru na radiální souřadnici bez rotace ( ) půjdou pomaleji než nekonečně vzdálené časy. Vzdálenosti budou také vnímány odlišně. Vzdálenému pozorovateli se bude zdát, že těleso v extrémně zploštělé formě zpomalí , přiblíží se k horizontu událostí a nakonec se prakticky zastaví. Frekvence signálu prudce poklesne [31] . Vlnová délka světla vyzařovaného tělem rychle poroste, takže se světlo rychle změní v rádiové vlny a následně v nízkofrekvenční elektromagnetické oscilace, které již nebude možné opravit. Pozorovatel nikdy neuvidí těleso překračující horizont událostí a v tomto smyslu bude pád do černé díry trvat neomezeně dlouho. $r$ $r=\mathrm {const} ,\theta =\mathrm {const} ,\varphi =\mathrm {const}$ $1/{\sqrt {1-r_{s}/r}}$

Nastává však okamžik, od kterého vzdálený pozorovatel již nebude moci padající těleso ovlivnit. Paprsek světla vyslaný za tímto tělesem ho buď vůbec nedohoní, nebo dohoní již za horizontem událostí. Na druhou stranu, vzhledem k tomu, že padající svítící těleso před překročením horizontu vyzáří omezený počet fotonů, existuje také okamžik, ze kterého vzdálený pozorovatel již nebude schopen o padajícím tělese získat žádnou informaci a ve skutečnosti všechny informace v něm obsažené budou ztraceny.pro vzdáleného pozorovatele [32] . Navíc vzdálenost mezi tělesem a horizontem událostí, stejně jako „tloušťka“ zploštělého (z pohledu vnějšího pozorovatele) tělesa, rychle dosáhne Planckovy délky a (z matematického hlediska ) bude nadále klesat. Pro skutečného fyzikálního pozorovatele (přední měření s Planckovou chybou) to odpovídá skutečnosti, že hmotnost černé díry se zvětší o hmotnost padajícího tělesa, což znamená, že se zvětší poloměr horizontu událostí, a padající těleso bude „uvnitř“ horizontu událostí v konečném čase [33] . Proces gravitačního kolapsu bude pro vzdáleného pozorovatele vypadat podobně . Nejprve se hmota bude řítit směrem ke středu, ale v blízkosti horizontu událostí se začne prudce zpomalovat, její záření přejde do rádiového dosahu a v důsledku toho vzdálený pozorovatel uvidí, že hvězda zhasla [34 ] .

Model teorie strun

Teorie strun umožňuje stavbu extrémně hustých a malých struktur ze strun samotných a dalších objektů popsaných teorií - branes , z nichž některé mají více než tři rozměry. V tomto případě může být černá díra tvořena řetězci a branami velmi velkým množstvím způsobů a nejpřekvapivější je skutečnost, že tento počet mikrostavů přesně odpovídá entropii černé díry, kterou předpověděl Hawking a jeho kolega Bekenstein v roce 70. léta 20. století. Toto je jeden z nejslavnějších výsledků teorie strun v 90. letech.

V roce 1996 publikovali teoretici strun Andrew Strominger a Kamran Wafa na základě dřívějších výsledků Susskind a Sen The Microscopic Nature of Bekenstein and Hawking 's Entropy . V této práci se Stromingerovi a Vafovi podařilo pomocí teorie strun zkonstruovat určitou třídu černých děr z mikroskopických komponent, tzv. Reisner-Nordströmových extrémně nabitých děr [35] , a také přesně vypočítat příspěvky těchto komponent k entropii. . Práce byla založena na aplikaci nové metody, částečně přesahující rámec poruchové teorie , která byla používána v 80. a na počátku 90. let. Výsledek práce se přesně shodoval s předpověďmi Bekensteina a Hawkinga, učiněnými před více než dvaceti lety.

Strominger a Vafa čelili skutečným procesům tvorby černých děr konstruktivním přístupem [36] . Pointa je, že změnili úhel pohledu na formování černých děr a ukázali, že je lze zkonstruovat pečlivým sestavením přesné sady bran objevených během druhé superstrunové revoluce do jednoho mechanismu .

Strominger a Vafa byli schopni vypočítat počet permutací mikroskopických složek černé díry, které ponechávají běžné pozorovatelné charakteristiky, jako je hmotnost a náboj , nezměněny. Pak je entropie tohoto stavu podle definice rovna logaritmu výsledného čísla - počtu možných mikrostavů termodynamického systému . Poté výsledek porovnali s plochou horizontu událostí černé díry – tato oblast je úměrná entropii černé díry, jak předpověděli Bekenstein a Hawking na základě klasického chápání [36] – a našli dokonalou shodu [37 ] . Alespoň pro třídu extrémních černých děr byli Strominger a Vafa schopni najít aplikaci teorie strun pro analýzu mikroskopických složek a přesný výpočet odpovídající entropie. Téměř současně, s rozdílem několika týdnů, Kurt Callan a Juan Maldacena z Princetonu [38] dospěli ke stejné entropii pro téměř extrémní černé díry .

Výsledky této skupiny se však dále rozšířily. Protože byli schopni sestrojit ne zcela extrémní černou díru, byli schopni vypočítat rychlost vypařování i tohoto objektu, což odpovídalo Hawkingovým výsledkům [39] . Tento výsledek byl ve stejném roce potvrzen prací dvou párů indických fyziků: Samit Das a Samir Mathur a Gautam Mandal a Spenta Vadya dosáhli stejné rychlosti odpařování. Tento úspěch posloužil jako jeden z důkazů absence ztráty informací při vzniku a vypařování černých děr [40] .

V roce 2004 se tým Samira Mathura na Ohio University podíval do nitra provázkové černé díry. V důsledku toho ukázali, že téměř vždy místo mnoha samostatných strun vzniká jeden - velmi dlouhý řetězec, jehož kusy budou neustále „trčet“ za horizontem událostí kvůli kvantovým fluktuacím, a v důsledku toho se odtrhnout, zajišťující vypařování černé díry. Uvnitř takové cívky nevzniká žádná singularita a její velikost se přesně shoduje s velikostí klasického horizontu. V jiném modelu vyvinutém Garym Horowitzem z Kalifornské univerzity v Santa Barbaře a Juanem Maldacenou z Institutu pro pokročilé studium existuje singularita, ale informace do ní nespadají, protože opouštějí černou díru díky kvantové teleportaci a mění se charakteristiky Hawkingova záření, které se nyní stává ne zcela tepelným - tyto konstrukce jsou založeny na korespondenční hypotéze AdS / CFT. Všechny tyto modely jsou však zatím předběžné [41] .

Bílé díry

Bílá díra je časovým opakem černé díry [43] — pokud není možné se z černé díry dostat, není možné se dostat do bílé díry [44] . Bílá díra je oblast IV v rozšířeném Schwarzschildově časoprostoru - nelze se do ní dostat z oblastí I a III, ale lze se z ní dostat do oblastí I a III. Vzhledem k tomu, že obecná teorie relativity a většina dalších teorií gravitace jsou vratné v čase, je možné rozvinout řešení gravitačního kolapsu v čase a získat objekt, který se nezhroutí a vytvoří kolem sebe horizont budoucích událostí a singularitu pod ním. , ale naopak, objekt, který se zrodí z neviditelné singularity pod horizontem minulých událostí a poté exploduje a zničí horizont (mentálně překlopte kresbu kolapsu v další části) – to bude bílá díra.

Kompletní Schwarzschildova časoprostorová mapa obsahuje jak černou, tak bílou díru a samostatně „čistou“ věčnou černou díru (tedy takovou, která nevznikla kolapsem hmoty) nebo „čistou“ věčnou bílou díru na úplná časoprostorová mapa nemůže být z principu [45] .

V současné době nejsou známy žádné fyzické objekty, které by bylo možné spolehlivě považovat za bílé díry. Navíc nejsou známy ani teoretické mechanismy jejich vzniku, kromě relikvie - bezprostředně po Velkém třesku , i velmi kontroverzní představa, kterou nelze výpočtem potvrdit, že bílé díry mohou vznikat, když látka černé díra vystupuje z horizontu událostí umístěná v jiném čase. Pro metody hledání bílých děr nejsou žádné předpoklady. Na základě toho jsou nyní bílé díry považovány za absolutně hypotetické objekty, teoreticky přípustné obecnou teorií relativity, ale ve vesmíru na rozdíl od černých děr téměř neexistující.

Izraelští astronomové Alon Retter a Shlomo Heller předpokládají, že anomální GRB 060614 , ke kterému došlo v roce 2006, byla „bílá díra“ [46] [47] .

Černé díry ve vesmíru

Od teoretické předpovědi černých děr zůstává otázka jejich existence otevřená, protože přítomnost řešení typu „černé díry“ ještě nezaručuje, že ve Vesmíru existují mechanismy pro vznik takových objektů . Z matematického hlediska je známo, že přinejmenším zhroucení gravitačních vln v obecné teorii relativity neustále vede k vytvoření pastových ploch , a tedy černé díry, jak dokázal Demetrios Christodoulou v roce 2000 ( Cena Shao 2011).

Z fyzikálního hlediska jsou známy mechanismy, které mohou vést k tomu, že určitá oblast časoprostoru bude mít stejné vlastnosti (stejnou geometrii) jako odpovídající oblast černé díry. Takže například v důsledku kolapsu hvězdy může vzniknout časoprostor zobrazený na obrázku.

Oblast znázorněná tmavou barvou je vyplněna hmotou hvězdy a její metrika je určena vlastnostmi této hmoty. Světle šedá oblast se však shoduje s odpovídající oblastí Schwarzschildova prostoru, viz obr. výše. Právě takové situace jsou v astrofyzice označovány jako vznik černých děr, což je z formálního hlediska jistá svoboda slova [Comm 5] . Z vnějšku se však velmi brzy stane tento objekt ve všech svých vlastnostech téměř k nerozeznání od černé díry, takže tento termín je pro výslednou konfiguraci použitelný s velmi vysokou mírou přesnosti [48] .

Ve skutečnosti se v důsledku narůstání hmoty na jedné straně a (možná) Hawkingova záření na straně druhé časoprostor kolem kolapsaru odchyluje od přesných řešení výše uvedených Einsteinových rovnic. A ačkoliv v jakékoli malé oblasti (kromě sousedství singularity) je metrika mírně zkreslená, globální kauzální struktura časoprostoru se může dramaticky lišit. Zejména současný časoprostor podle některých teorií již nemusí mít horizont událostí [49] . Je to dáno tím, že přítomnost či nepřítomnost horizontu událostí je určována mimo jiné událostmi odehrávajícími se v nekonečně vzdálené budoucnosti pozorovatele [50] .

Podle moderních koncepcí existují čtyři scénáře pro vznik černé díry [51] [52] :

Gravitační kolaps (katastrofická kontrakce) poměrně hmotné hvězdy v konečné fázi jejího vývoje.
Kolaps centrální části galaxie nebo protogalaktického plynu. Moderní koncepce umisťují obrovskou ( ) černou díru do středu mnoha, ne-li všech, spirálních a eliptických galaxií . Například ve středu naší Galaxie se nachází černá díra Sagittarius A* o hmotnosti [53] . $>1000 mil. _{\odot }$ $4{,}31\cdot 10^{6}M_{\odot }$
Vznik černých děr v okamžiku bezprostředně po Velkém třesku v důsledku kolísání gravitačního pole a/nebo hmoty. Takové černé díry se nazývají prvotní.
Vznik černých děr při vysokoenergetických jaderných reakcích – kvantové černé díry.

Černé díry hvězdných hmotností

Černé díry hvězdné hmotnosti vznikají jako konečná fáze života hvězdy, po úplném vyhoření termojaderného paliva a ukončení reakce by se hvězda měla teoreticky začít ochlazovat, což povede k poklesu vnitřního tlaku a stlačení hvězdy vlivem gravitace. Komprese se může v určité fázi zastavit nebo se může změnit v rychlý gravitační kolaps . V závislosti na hmotnosti a točivém momentu hvězdy jsou možné následující koncové stavy :

Vyhaslá, velmi hustá hvězda složená primárně v závislosti na hmotnosti z helia , uhlíku , kyslíku , neonu , hořčíku , křemíku nebo železa (hlavní prvky jsou uvedeny v pořadí podle rostoucí hmotnosti zbytku hvězdy). Takové zbytky se nazývají bílí trpaslíci , jejich hmotnost je shora omezena Chandrasekharovým limitem - asi 1,4 hmotnosti Slunce.
Neutronová hvězda , jejíž hmotnost je omezena Oppenheimer-Volkovovou hranicí - 2-3 hmotnosti Slunce.
Černá díra.

S rostoucí hmotností zbytku hvězdy se rovnovážná konfigurace posouvá dolů po popsané sekvenci. Rotační moment zvyšuje mezní hmotnosti v každém stupni, nikoli však kvalitativně, ale kvantitativně (maximálně 2-3krát).

Podmínky (hlavně hmotnost), za kterých je konečným stavem hvězdné evoluce černá díra, nebyly dostatečně studovány, protože k tomu je nutné znát chování a stavy hmoty při extrémně vysokých hustotách, které jsou pro experimentální studium nepřístupné. Další potíže přináší modelování hvězd v pozdějších fázích jejich vývoje kvůli složitosti výsledného chemického složení a prudkému zkrácení charakteristické doby procesů. Stačí zmínit, že některé z největších vesmírných katastrof, výbuchy supernov , nastávají právě v těchto fázích hvězdného vývoje . Různé modely poskytují nižší odhad hmotnosti černé díry v důsledku gravitačního kolapsu, od 2,5 do 5,6 hmotností Slunce. Charakteristická velikost černé díry je velmi malá, až několik desítek kilometrů [Comm 6] .

Následně může černá díra růst v důsledku absorpce hmoty - zpravidla se jedná o plyn sousední hvězdy v binárních hvězdných systémech (srážka černé díry s jiným astronomickým objektem je velmi nepravděpodobná kvůli jejímu malému průměru ). Proces pádu plynu na jakýkoli kompaktní astrofyzikální objekt, včetně černé díry, se nazývá akrece . Současně se v důsledku rotace plynu vytváří akreční disk , ve kterém se hmota zrychluje na relativistické rychlosti, zahřívá se a v důsledku toho silně vyzařuje, a to i v oblasti rentgenového záření , díky čemuž je možné v principu detekovat takové akreční disky (a tedy i černé díry) pomocí ultrafialových a rentgenových dalekohledů . Hlavním problémem je malá velikost a obtížnost detekce rozdílů mezi akrečními disky neutronových hvězd a černých děr, což vede k nejistotě při identifikaci astronomických objektů jako černých děr. Hlavní rozdíl je v tom, že plyn dopadající na všechny objekty dříve nebo později narazí na pevný povrch, což vede k intenzivnímu záření při zpomalování, ale oblak plynu dopadající na černou díru, díky nekonečně rostoucí gravitační dilataci času (rudý posuv) to prostě rychle slábne, když se blíží k horizontu událostí, což bylo pozorováno Hubbleovým dalekohledem v případě zdroje Cygnus X-1 [55] .

Srážka černých děr mezi sebou as jinými hmotnými objekty, stejně jako srážka neutronových hvězd, způsobující vznik černé díry, vede k nejsilnějšímu gravitačnímu záření , které lze detekovat pomocí gravitačních dalekohledů . Například 11. února 2016 oznámili zaměstnanci LIGO objev gravitačních vln [56] , které vznikly sloučením dvou černých děr o hmotnostech asi 30 hmotností Slunce ve vzdálenosti asi 1,3 miliardy světelných let od Země [57 ] [58] .

Kromě toho existují zprávy o pozorování srážky černých děr s hvězdami v oblasti rentgenového záření [59] . 25. srpna 2011 se objevila zpráva, že poprvé v historii vědy se skupině japonských a amerických specialistů v březnu 2011 podařilo opravit okamžik smrti hvězdy, která je pohlcena černou dírou [ 60] [61] .

Za nejbližšího kandidáta na černé díry byla považována jedna ze součástí trojitého systému HR 6819 (QV Telescope), nacházející se ve vzdálenosti 1120 ± 70 sv. let od Slunce [62] , další studie však ukázaly, že se nejedná o trojnou, ale o binární soustavu a žádná černá díra v ní není [63] .

Objekt "The Unicorn" (The Unicorn), který se nachází v souhvězdí Jednorožce ve vzdálenosti 1500 sv. let od Slunce, je společníkem rudého obra hvězdy V723 Monocerotis a má hmotnost menší než 5 hmotností Slunce [64] [65] . Kandidát na černou díru byl objeven v binárním systému s hvězdou spektrální třídy G, která se nachází ve vzdálenosti 1,545 tisíc ly. let (474 parseků) od Slunce . Hmotnost kandidáta je 11,9krát větší než hmotnost Slunce [66] . Binární systém A0620-00 (V616 Unicorn) se nachází ve vzdálenosti 3000 ly. let od Slunce, Cygnus X-1 - ve vzdálenosti 6070 sv. let, VLA J213002.08 + 120904 (VLA J2130 + 12, M15 S2) v souhvězdí Pegasa - ve vzdálenosti 7200 sv. let [67] , V404 Cygnus - na vzdálenost 7800 sv. let [68] .

V404X-1slunceV616HR 6819

Některé černé díry nejblíže Slunci

Supermasivní černé díry

Rozšířené velmi velké černé díry tvoří podle moderních konceptů jádro většiny galaxií. Patří mezi ně masivní černá díra v jádru naší galaxie , Sagittarius A* , která je nejbližší supermasivní černou dírou ke Slunci (26 000 světelných let).

V současnosti je existence černých děr hvězdných a galaktických měřítek považována většinou vědců za spolehlivě prokázanou astronomickými pozorováními [69] .

Američtí astronomové zjistili, že hmotnosti supermasivních černých děr lze výrazně podcenit. Vědci zjistili, že aby se hvězdy mohly pohybovat v galaxii M87 (která se nachází ve vzdálenosti 50 milionů světelných let od Země), jak je nyní pozorována, musí být hmotnost centrální černé díry alespoň 6,4 miliardy slunečních paprsků. hmotností, tedy ve dvojnásobné velikosti než současné odhady jádra M87, což jsou 3 miliardy hmotností Slunce [70] . V trpasličí galaxii Leo I není téměř žádná temná hmota , ale v jejím středu je supermasivní černá díra o hmotnosti ~3 miliony M⊙ . Vědci nemají žádné vysvětlení pro to, jak se supermasivní černá díra objevila v trpasličí sférické galaxii [71] .

Prvotní černé díry

Primordiální černé díry mají v současnosti status hypotézy. Pokud by v počátečních okamžicích života Vesmíru existovaly dostatečné odchylky od homogenity gravitačního pole a hustoty hmoty, mohly by z nich kolapsem vzniknout černé díry [72] . Navíc jejich hmotnost není zdola omezena, jako při hvězdném kolapsu – jejich hmotnost by pravděpodobně mohla být docela malá. Detekce primordiálních černých děr je zajímavá zejména v souvislosti s možností studia fenoménu vypařování černých děr (viz výše) [73] .

Kvantové černé díry

Předpokládá se, že v důsledku jaderných reakcí se mohou objevit stabilní mikroskopické černé díry, tzv. kvantové černé díry. Matematický popis takových objektů vyžaduje kvantovou teorii gravitace . Nicméně z obecných úvah [74] je velmi pravděpodobné, že hmotnostní spektrum černých děr je diskrétní a že existuje minimální černá díra, Planck černá díra . Její hmotnost je asi 10 −5 g a její poloměr je 10 −35 m. Comptonova vlnová délka Planckovy černé díry se řádově rovná jejímu gravitačnímu poloměru [75] .

Všechny „elementární objekty“ lze tedy rozdělit na elementární částice (jejich vlnová délka je větší než jejich gravitační poloměr) a černé díry (vlnová délka je menší než gravitační poloměr). Planckova černá díra je hraniční objekt, můžete se pro ni setkat s názvem maximon , což naznačuje, že je to nejtěžší z možných elementárních částic. Dalším termínem, který se pro něj někdy používá, je plankeon .

Nedávno byly navrženy experimenty s cílem nalézt důkazy o výskytu černých děr v jaderných reakcích. Pro přímou syntézu černé díry v urychlovači je však potřeba energie 10 26 eV, dnes nedosažitelná. Zdá se, že virtuální střední černé díry se mohou objevit při supervysokoenergetických reakcích.

Experimenty se srážkami protonů s celkovou energií 7 TeV na Velkém hadronovém urychlovači ukázaly, že tato energie nestačí k vytvoření mikroskopických černých děr. Na základě těchto dat se dochází k závěru, že mikroskopické černé díry musí být těžší než 3,5-4,5 TeV, v závislosti na konkrétní implementaci [76] .

Detekce černých děr

V tuto chvíli vědci objevili ve vesmíru asi tisíc objektů, které jsou klasifikovány jako černé díry. Celkově vzato vědci naznačují, že existují desítky milionů takových objektů [77] .

V současné době je jediným spolehlivým způsobem, jak odlišit černou díru od jiného typu objektu, změřit hmotnost a velikost objektu a porovnat jeho poloměr s gravitačním poloměrem, který je dán vzorcem

\ R_{g}={2GM \over c^{2}}

kde je gravitační konstanta, je hmotnost objektu, je rychlost světla [78] . $\G$ $\M$ $\C$

Detekce supermasivních černých děr

Důkazy o existenci supermasivních černých děr v centrálních oblastech galaxií jsou považovány za nejspolehlivější . Dnes je rozlišení dalekohledů nedostatečné k rozlišení oblastí vesmíru v řádu gravitačního poloměru černé díry (kromě černé díry ve středu naší Galaxie , která je pozorována rádiovou interferometrií s velmi dlouhou základní linií v limit jejich rozlišení). Proto existuje určitá míra předpokladů při identifikaci centrálních objektů galaxií jako černých děr (kromě středu naší Galaxie ). Předpokládá se, že stanovená horní hranice velikosti těchto objektů je nedostatečná k tomu, abychom je mohli považovat za shluky bílých nebo hnědých trpaslíků, neutronové hvězdy nebo dokonce černé díry běžné hmotnosti.

Existuje mnoho způsobů, jak určit hmotnost a přibližné rozměry superhmotného tělesa, ale většina z nich je založena na měření charakteristik oběžných drah objektů rotujících kolem nich (hvězdy, rádiové zdroje , plynové disky). V nejjednodušším a zcela běžném případě k obrácení dochází podél keplerovských drah, o čemž svědčí úměrnost rychlosti rotace satelitu k druhé odmocnině hlavní poloosy oběžné dráhy:

\ V={\sqrt {GM \over r))

V tomto případě se hmotnost centrálního tělesa zjistí podle známého vzorce

\ M={V^{2}r \over G}

V řadě případů, kdy jsou družicové objekty souvislé médium (plynný disk, hustá hvězdokupa), které svou gravitací ovlivňuje charakteristiky oběžné dráhy, se radiální rozložení hmoty v galaktickém jádru získá řešením tzv. volala. bezkolizní Boltzmannova rovnice .

Přímá měření rozměrů zdrojů záření

Pokud je rádiový zdroj Sagittarius A* blízko horizontu událostí černé díry, bude vypadat jako skvrna, rozmazaná a zvýrazněná gravitační čočkou . Pokud je tedy zdroj blízko horizontu událostí a pokrývá celou díru, jeho velikost musí být alespoň 5,2 Schwarzschildových poloměrů , což pro objekt ve středu naší Galaxie dává úhlovou velikost asi 52 úhlových mikrosekund. To je dokonce o něco větší než velikost v mikrosekundách pozorovaná u 1,3 mm rádiových vln, což ukazuje, že záření nepochází z povrchu celé díry, ale je koncentrováno v oblasti blízko ní, možná na okraji akrečního disku. nebo v relativistickém výtrysku materiálu vyvrženého z tohoto disku [80] . $37_{-10}^{+16}$

Metoda poměru hmotnosti a svítivosti

V současnosti je hlavní metodou hledání supermasivních černých děr studium rozložení jasnosti a rychlosti pohybu hvězd v závislosti na vzdálenosti od středu Galaxie. Rozložení jasu se měří fotometrickými metodami při fotografování galaxií s vysokým rozlišením, rychlost hvězd se bere z rudého posuvu a rozšíření absorpčních čar ve spektru hvězdy.

S rozložením hvězdné rychlosti lze najít radiální rozložení hmot v galaxii. Například s eliptickou symetrií rychlostního pole dává řešení Boltzmannovy rovnice následující výsledek: $V(r)$ $Pan)$

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

kde je rychlost rotace , a jsou radiální a azimutální projekce disperze rychlosti, je gravitační konstanta, je hustota hvězdné hmoty, o které se obvykle předpokládá, že je úměrná svítivosti. $\PROTI$ $\ \sigma _{r}$ $\ \sigma _{\theta }$ $\ \sigma _{\phi }$ $\G$ $\ \nu$

Protože černá díra má velkou hmotnost při nízké svítivosti, jedním ze známek přítomnosti supermasivní černé díry ve středu galaxie může být vysoký poměr hmotnosti ke svítivosti pro galaktické jádro. Hustá kupa obyčejných hvězd má poměr v řádu jedné (hmotnost a svítivost jsou vyjádřeny jako hmotnost a svítivost Slunce), takže hodnoty (u některých galaxií ) naznačují přítomnost superhmotnosti. Černá díra. Jsou však možná alternativní vysvětlení tohoto jevu: kupy bílých nebo hnědých trpaslíků, neutronové hvězdy, černé díry běžné hmotnosti. $\M/L$ $\M/L$ $\ M/L\gg 1$ $\M/L>1000$

Měření rychlosti rotace plynu

V poslední době je díky zvýšení rozlišení dalekohledů možné pozorovat a měřit rychlosti jednotlivých objektů v bezprostřední blízkosti středu galaxií. Skupina vedená H. Fordem tak pomocí spektrografu FOS (Faint Object Spectrograph ) Hubbleova vesmírného dalekohledu objevila rotující strukturu plynu ve středu galaxie M87. Rychlost rotace plynu ve vzdálenosti cca 60 sv. let od středu galaxie byla 550 km/s, což odpovídá keplerově oběžné dráze s centrální tělesnou hmotností asi 3⋅10 9 hmotností Slunce. Navzdory gigantické hmotnosti centrálního objektu nelze s úplnou jistotou říci, že se jedná o černou díru, protože gravitační poloměr takové černé díry je asi 0,001 ly. rok [81] .

Měření rychlosti mikrovlnných zdrojů

V roce 1995 skupina vedená J. Moranem pozorovala bodové mikrovlnné zdroje rotující v bezprostřední blízkosti středu galaxie NGC 4258. Pozorování byla prováděna pomocí rádiového interferometru, který zahrnoval síť pozemních radioteleskopů . bylo možné pozorovat střed galaxie s úhlovým rozlišením 0 "001. Celkem bylo nalezeno 17 kompaktních zdrojů umístěných v diskovité struktuře o poloměru asi 10 světelných let. Zdroje rotovaly v souladu s Keplerianovým zákonem (rychlost rotace je nepřímo úměrná druhé odmocnině vzdálenosti), ze které byla hmotnost centrálního objektu odhadnuta na 4⋅10 7 hmotností Slunce a horní hranice poloměru jádra je 0,04 světelných let [82 ] .

Pozorování trajektorií jednotlivých hvězd

V letech 1993-1996 A. Eckart a R. Genzel pozorovali pohyb jednotlivých hvězd v okolí středu naší Galaxie [83] . Pozorování byla prováděna v infračervených paprscích, pro které vrstva kosmického prachu v blízkosti galaktického jádra není překážkou. Díky tomu bylo možné přesně změřit pohybové parametry 39 hvězd nacházejících se ve vzdálenosti 0,13 až 1,3 sv. let od středu galaxie. Bylo zjištěno, že pohyb hvězd odpovídá keplerovskému pohybu, centrálnímu tělesu o hmotnosti 2,5⋅10 6 hmotností Slunce a poloměru ne větším než 0,05 sv. odpovídá poloze kompaktního rádiového zdroje Sagittarius-A (Sgr A).

V roce 1991 byl uveden do provozu infračervený detektor SHARP I na 3,5metrovém dalekohledu Evropské jižní observatoře (ESO) v La Silla (Chile). Kamera s rozsahem 1–2,5 μm poskytla rozlišení 50 μs na pixel matice. Kromě toho byl na 2,2metrovém dalekohledu téže observatoře instalován 3D spektrometr .

S příchodem infračervených detektorů s vysokým rozlišením bylo možné pozorovat jednotlivé hvězdy v centrálních oblastech galaxie. Studie jejich spektrálních charakteristik ukázala, že většina z nich patří mladým hvězdám starým několik milionů let. Na rozdíl od dříve přijatých názorů bylo zjištěno, že proces formování hvězd aktivně probíhá v blízkosti supermasivní černé díry. Předpokládá se, že zdrojem plynu pro tento proces jsou dva ploché akreční plynové prstence objevené v centru Galaxie v 80. letech 20. století. Vnitřní průměr těchto prstenců je však příliš velký na to, aby vysvětlil proces vzniku hvězd v bezprostřední blízkosti černé díry. Hvězdy v okruhu 1" od černé díry (tzv. „S-hvězdy") mají náhodný směr orbitální hybnosti, což je v rozporu s akrečním scénářem jejich vzniku. Předpokládá se, že jde o horká jádra červených obrů, kteří se zformovali ve vzdálených oblastech galaxie a poté migrovaly do centrální zóny, kde byly jejich vnější obaly odtrženy slapovými silami černé díry [84] .

Do roku 1996 bylo známo více než 600 hvězd v oblasti o průměru asi parsek (25") kolem rádiového zdroje Sagittarius A * a u 220 z nich byly spolehlivě určeny radiální rychlosti. Hmotnost centrálního tělesa byla odhadnuta na být 2–3⋅10

V současné době (říjen 2009) dosáhlo rozlišení infračervených detektorů 0,0003" (což odpovídá 2,5 AU ve vzdálenosti 8 kpc). Počet hvězd v rámci 1 ks od středu galaxie, pro které byly parametry pohybu stanoveny naměřená přesáhla 6000 [85] .

Jsou vypočteny přesné dráhy pro 28 hvězd nejblíže středu galaxie, z nichž nejzajímavější je hvězda S2 . Během pozorovacího období (1992-2007) provedla kolem černé díry úplnou revoluci, která umožnila s velkou přesností odhadnout parametry její dráhy. Doba oběhu S2 je 15,8 ± 0,11 let, hlavní poloosa oběžné dráhy je 0,123" ± 0,001 (1000 AU), excentricita je 0,880 ± 0,003 a maximální přiblížení k centrálnímu tělesu je 0. "015 120 AU. e. [86] . Přesné měření parametrů dráhy S2, které se ukázalo být blízké té keplerovské, umožnilo s vysokou přesností odhadnout hmotnost centrálního tělesa. Podle posledních odhadů se rovná

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

kde chyba 0,06 je způsobena chybou měření parametrů dráhy hvězdy S2 a chyba 0,36 chybou měření vzdálenosti od Slunce ke středu Galaxie [86] .

Nejpřesnější moderní odhady vzdálenosti do středu galaxie dávají

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

Přepočet hmotnosti centrálního tělesa se změnou odhadu vzdálenosti se provádí podle vzorce

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

Gravitační poloměr černé díry o hmotnosti 4⋅10 6 hmotností Slunce je přibližně 12 milionů km neboli 0,08 AU. tj. 1400krát menší než nejbližší vzdálenost, na kterou se hvězda S2 přiblížila k centrálnímu tělesu . Mezi badateli však prakticky není pochyb o tom, že centrálním objektem není shluk hvězd s nízkou svítivostí, neutronové hvězdy nebo černé díry, protože koncentrované v tak malém objemu by nevyhnutelně v krátké době splynuly v jediný supermasivní objekt. což podle obecné teorie relativity nemůže být nic jiného než černá díra [87] .

Pozorování procesů slapové destrukce hvězd

Při pádu hvězdy do černé díry vzniká akreční disk, pomocí kterého lze detekovat proces slapové destrukce hvězdy ve formě krátkého a jasného záblesku záření [88] .

Fotografování černých děr

10. dubna 2019 americká National Science Foundation poprvé zveřejnila „obrázek“ supermasivní černé díry v centru galaxie Messier 87 , která se nachází 54 milionů světelných let od Země [89] [90] . Snímek byl získán díky projektu Event Horizon Telescope , který zahrnuje osm radioteleskopů umístěných po celé zeměkouli [91] [92] . „Výsledný obrázek potvrzuje existenci horizontu událostí, to znamená, že potvrzuje správnost Einsteinovy obecné teorie relativity,“ řekl Luciano Rezzola, jeden z vedoucích projektu Event Horizon Telescop [93] . Byl to průlom roku 2019 podle časopisu Science.

V dubnu 2020 získali vědci nejpodrobnější snímek relativistického výtrysku supermasivní černé díry [94] .

Linie výzkumu fyziky černých děr

Nekvantové jevy

Struktura rotujících černých děr

V roce 1963 našel novozélandský matematik Roy P. Kerr úplné řešení rovnic gravitačního pole pro rotující černou díru, nazývané Kerrovo řešení. Poté byl sestaven matematický popis geometrie časoprostoru obklopujícího masivní rotující objekt. Je však známo, že ačkoliv vnější řešení při kolapsu tíhne k vnější části Kerrova řešení, pro vnitřní strukturu zříceného objektu to již neplatí. Moderní vědci provádějí výzkum ke studiu struktury rotujících černých děr, které se objevují v procesu skutečného kolapsu [95] [96] .

Poruchy horizontu událostí a jejich tlumení

Horizont událostí budoucnosti je nezbytným rysem černé díry jako teoretického objektu. Horizont událostí sféricky symetrické černé díry se nazývá Schwarzschildova koule a má charakteristickou velikost zvanou gravitační poloměr .

Energie možná může opustit černou díru prostřednictvím tzv. Hawkingovo záření , což je kvantový efekt. Pokud ano, skutečné horizonty událostí v přísném smyslu se pro zhroucené objekty v našem vesmíru nevytvářejí. Nicméně, protože astrofyzikální zhroucené objekty jsou velmi klasické systémy, přesnost jejich popisu klasickým modelem černých děr je dostatečná pro všechny myslitelné astrofyzikální aplikace [97] .

Je známo, že horizont černé díry se chová jako membrána: poruchy horizontu způsobené vnějšími tělesy a poli, když je interakce vypnutá, začnou oscilovat a jsou částečně vyzařovány směrem ven ve formě gravitačních vln a částečně absorbován samotným otvorem. Pak se horizont uklidní a černá díra se dostane do rovnovážného stavu Kerr-Newmanovy černé díry. Vlastnosti tohoto procesu jsou zajímavé z hlediska generování gravitačních vln, které mohou být v blízké budoucnosti registrovány observatořemi gravitačních vln [98] .

Kolize černých děr a emise gravitačních vln

Když se černé díry srazí, spojí se, doprovázené emisí gravitačních vln. Hodnota této energie je několik procent hmotnosti obou černých děr. Vzhledem k tomu, že k těmto srážkám dochází daleko od Země, je příchozí signál slabý, takže jejich detekce je obtížná, ale takové události jsou podle moderních koncepcí nejintenzivnějšími emitory gravitačních vln ve vesmíru a jsou mimořádně zajímavé pro astronomii gravitačních vln. [99] .

Možnost existence uzavřených časoprostorových trajektorií v časoprostoru

Existence takových čar v obecné relativitě byla poprvé diskutována Kurtem Gödelem v roce 1949 na základě jeho přesného řešení Einsteinových rovnic , známých jako Gödelova metrika . Podobné křivky se vyskytují i v jiných řešeních, jako je „ Tilerův válec “ a „ průchozí červí díra “. Existence uzavřených časových křivek umožňuje cestování v čase se všemi paradoxy s tím spojenými . V Kerrově časoprostoru jsou také uzavřené křivky podobné času, ke kterým lze přistupovat z našeho vesmíru: jsou od nás odděleny horizontem, ale mohou jít do jiných vesmírů tohoto řešení. Otázka jejich skutečné existence v případě skutečného kolapsu kosmického tělesa však dosud není vyřešena.

Někteří fyzici předpokládají, že budoucí teorie kvantové gravitace zakáže existenci uzavřených časových linií. Stephen Hawking nazval tuto myšlenku hypotézou chronologické ochrany .

Kvantové jevy

Zmizení informací v černé díře

Zmizení informací v černé díře je největším problémem, kterému kvantová gravitace čelí, protože je v rozporu s obecnými principy kvantové mechaniky .

V rámci klasické (nekvantové) teorie gravitace je černá díra nezničitelný objekt. Může pouze růst, ale nemůže se ani zmenšit, ani zcela zmizet. To znamená, že v zásadě je možná situace, že informace , která spadla do černé díry , ve skutečnosti nezmizela, je nadále uvnitř černé díry, ale je prostě zvenčí nepozorovatelná. Další verze téže myšlenky: pokud černá díra slouží jako most mezi naším vesmírem a nějakým jiným vesmírem, pak se informace možná jednoduše přenesly do jiného vesmíru.

Pokud se však vezmou v úvahu kvantové jevy, bude hypotetický výsledek obsahovat rozpory. Hlavním výsledkem aplikace kvantové teorie na černou díru je, že se postupně vypařuje v důsledku Hawkingova záření . To znamená, že přijde okamžik, kdy se hmotnost černé díry opět sníží na původní hodnotu (před vhozením tělesa do ní). V důsledku toho je zřejmé, že černá díra změnila původní těleso na proud různých záření, ale sama se zároveň nezměnila (protože se vrátila do své původní hmotnosti). Emitované záření je zcela nezávislé na povaze tělesa, které do něj spadlo. To znamená, že černá díra zničila informace, které se do ní dostaly, což je matematicky vyjádřeno jako nejednotnost vývoje kvantového stavu díry a polí , které ji obklopují .

V této situaci se ukazuje následující paradox. Uvažujeme-li totéž pro pád a následné vypařování kvantového systému, který je v nějakém čistém stavu, pak – jelikož se samotná černá díra nezměnila – dostaneme přeměnu původního čistého stavu na „tepelný“ ( smíšený ) Stát. Taková transformace, jak již bylo zmíněno, je nejednotná a veškerá kvantová mechanika je založena na jednotných transformacích . Tato situace tedy odporuje původním postulátům kvantové mechaniky.

Vlastnosti Hawkingova záření

Hawkingovo záření je hypotetický proces emise různých elementárních částic, především fotonů, černou dírou. Teploty černých děr, které astronomové znají, jsou příliš nízké na to, aby z nich bylo možné detekovat Hawkingovo záření – hmotnosti děr jsou příliš velké. Efekt proto zatím nebyl potvrzen pozorováním.

Podle obecné teorie relativity by se při formování vesmíru mohly zrodit primární černé díry , z nichž některé (s počáteční hmotností 10 12 kg) by musely v naší době dokončit vypařování. Vzhledem k tomu, že rychlost vypařování se zvyšuje se zmenšující se velikostí černé díry, poslední fáze musí být v podstatě výbuchem černé díry. Dosud nebyly zaznamenány žádné takové výbuchy.

Je známo o pokusu studovat "Hawkingovo záření" založeném na modelu - analogii horizontu událostí pro bílou díru , v průběhu fyzikálního experimentu prováděného výzkumníky z univerzity v Miláně [101] [102] .

Konečné fáze vypařování černé díry

Vypařování černé díry je kvantový proces. Faktem je, že koncept černé díry jako objektu, který nic nevyzařuje, ale může pouze absorbovat hmotu, platí, dokud se neberou v úvahu kvantové efekty. V kvantové mechanice je díky tunelování možné překonat potenciální bariéry , které jsou pro nekvantový systém nepřekonatelné. Tvrzení, že konečný stav černé díry je stacionární, je správné pouze v rámci běžné, nekvantové teorie gravitace. Kvantové efekty vedou k tomu, že ve skutečnosti by černá díra měla nepřetržitě vyzařovat a ztrácet přitom svou energii. V tomto případě se teplota a rychlost záření zvyšují se ztrátou hmoty černou dírou a závěrečné fáze procesu by měly připomínat explozi. Co z černé díry zůstane při konečném vypařování, není přesně známo. Možná zůstane Planckova černá díra o minimální hmotnosti, možná se díra zcela vypaří. Odpověď na tuto otázku musí dát dosud nerozvinutá kvantová teorie gravitace [49] .

Skutečnost, že rotující černé díry (také známé jako Kerrovy černé díry ) jsou stabilní, ukládá omezení hmotnosti fotonů v některých teoriích, které jsou rozšířením Standardního modelu [103] .

Hmotnostní spektrum kvantových černých děr

V roce 1966 Markov navrhl existenci elementární částice s extrémně velkou hmotností - maximon . Těžší částice, jejichž de Broglieho vlnová délka je menší než jejich gravitační poloměr , jsou pravděpodobně kvantové černé díry. Protože všechny známé kvantové částice mají přesně definované možné hodnoty hmotnosti, zdá se, že kvantové černé díry by také měly mít diskrétní spektrum dobře definovaných hmotností. Kvantová teorie gravitace se zabývá hledáním hmotnostního spektra kvantových černých děr [75] .

Interakce Planckových černých děr s elementárními částicemi

Planckova černá díra je hypotetická černá díra s nejmenší možnou hmotností , která se rovná Planckově hmotnosti . Takový objekt je totožný s hypotetickou elementární částicí s (pravděpodobně) maximální možnou hmotností - maximonem . Je možné, že Planckova černá díra je konečným produktem evoluce obyčejných černých děr, je stabilní a již nepodléhá Hawkingovu záření . Studium interakcí takových objektů s elementárními částicemi může osvětlit různé aspekty kvantové gravitace a kvantové teorie pole [49] [104] .

Astrofyzikální aspekty fyziky černých děr

Membránové paradigma

Ve fyzice černých děr je membránové paradigma užitečným modelem pro vizualizaci a výpočet efektů předpovídaných obecnou teorií relativity bez přímého uvažování oblasti obklopující horizont událostí černé díry. V tomto modelu je černá díra reprezentována jako klasický vyzařující povrch (nebo membrána) dostatečně blízko k horizontu událostí - rozšířený horizont. Tento přístup k teorii černých děr formuloval Damour a nezávisle Znaek na konci 70. a počátkem 80. let a byl vyvinut na základě metody dělení časoprostoru 3 + 1 Kip Thorne , Richard Price a Douglas McDonald [105] [106]. .

Narůstání hmoty do díry

Akrece je proces pádu hmoty na vesmírné těleso z okolního prostoru. Při akreci na černé díry je jako zdroj rentgenového záření pozorován superžhavý akreční disk [107] [108] :116 .

Nevyřešené problémy fyziky černých děr

Důkaz principu vesmírné cenzury není znám , stejně jako přesná formulace podmínek, za kterých je naplňována [109] .
Neexistuje žádný známý důkaz v obecném případě „ no-hair teorému “ pro černou díru [110] .
Neexistuje žádná úplná a úplná teorie magnetosféry černých děr [111] .
Není znám žádný přesný vzorec pro výpočet počtu různých stavů systému, jehož kolaps vede ke vzniku černé díry s danou hmotností, momentem hybnosti a nábojem [112] .
Není známo, co zbývá po dokončení procesu kvantového rozpadu černé díry [113] .

Poznámky

Komentáře

↑ Text přednášky byl publikován v časopise Phi Beta Kappa studentské společnosti The American Scholar (roč. 37, č. 2, jaro 1968) a společnosti Sigma Xi American Scientist, 1968, sv. 56, č.p. 1, str. 1-20. Stránka z této práce je reprodukována v VP Frolov a ID Novikov, Fyzika černých děr: Základní pojmy a nový vývoj, (Kluwer a Dordrecht, 1998), str. 5.
↑ Toto je podmíněný pojem, který nemá skutečný význam takového objemu, ale jednoduše dohodou rovný ${\frac {4}{3}}\pi r_{s}^{3}.$
↑ Izometrické v této situaci znamená, že všechny body této koule se svými vlastnostmi neliší, tedy např. zakřivení časoprostoru a rychlost stacionárních hodin jsou ve všech stejné.
↑ Historie tohoto směru pro řešení Kerr-Newman je popsána v Alexander Burinskii. Supravodivý zdroj Kerr-Newmanova elektronu // Proc. z XIII Adv. Res.Workshop na HEP (DSPIN-09). - Dubna, 2009. - S. 439 . Archivováno z originálu 2. srpna 2016.
↑ I když se o geometrii časoprostoru v budoucnu nic neříká, nevíme, zda všechny kauzální křivky zůstanou uvnitř , a proto nemůžeme říci, zda se jedná o černou díru a povrch je horizont událostí. Protože však není ovlivněno nic, co se děje v oblasti znázorněné na obrázku, lze tuto jemnost obvykle ignorovat. $Ó$ $r=r_{s}$
↑ Známý astrofyzik Brian Green uvádí jako příklad kolapsu hvězdy Slunce: při stlačení na hustotu černé díry by velikost Slunce v průměru nepřesáhla 1 m [54] .

Prameny

↑ Dymnikova I. G. Černé díry // Fyzická encyklopedie. T. 5. Stroboskopické přístroje - Jas / Ch. vyd. A. M. Prochorov. Ed. Kol.: D. M. Alekseev, A. M. Baldin, A. M. Bonch-Bruevich aj. - M .: Velká ruská encyklopedie, 1998. - S. 452-459. — 760 s. — ISBN 5-85270-101-7 .
↑ Vladimír Surdin. Černá díra . Encyklopedie po celém světě. Získáno 19. května 2012. Archivováno z originálu dne 23. června 2012. (neurčitý)
↑ Michael Quinion. Černá díra . Světová slova . Získáno 26. listopadu 2009. Archivováno z originálu 22. srpna 2011. (neurčitý)
↑ Černé díry: Membránový přístup, 1988 , str. 9.
↑ 1 2 Archivovaná kopie . Získáno 20. listopadu 2009. Archivováno z originálu 29. července 2013. (neurčitý)
↑ 1 2 Sergej Popov. Extravagantní konzervativci a konzervativní excentrici // Trinity Variant: noviny. - 27. října 2009. - Vydání. 21 (40N) . - S. 6-7 . Archivováno z originálu 5. listopadu 2009.
↑ C. Misner, K. Thorne, J. Wheeler. Gravitace, svazek 3, 1977 , § 33.1. Proč "černá díra"? - S. 78-81.
↑ Michell J. On the Means of Discovering the Distance, Magnitude, etc. stálic v důsledku snížení rychlosti jejich světla v případě, že by k takovému zmenšení došlo u kterékoli z nich a taková další data by měla být získána z pozorování, jak by k tomu bylo dále nutné Účel. Od Rev. John Michell, BDFRS V dopise Henrymu Cavendishovi, Esq. FRS a A. S (anglicky) // Philosophical Transactions of the Royal Society . - 1784. - Sv. 74 . - str. 35-57 . - doi : 10.1098/rstl.1784.0008 . - . — . Archivováno z originálu 28. června 2018.
↑ Alan Ellis . Černé díry – 1. část – Historie Archivováno 6. října 2017. // The Astronomical Society of Edinburgh Journal, č. 39 (léto 1999).
↑ 1 2 3 4 5 6 Levin A. Historie černých děr // Populární mechanika. - Fashion Press LLC, 2005. - č. 11 . - S. 52-62 . Archivováno z originálu 19. ledna 2017.
↑ Landau L. D., Lifshitz E. M. Teorie pole. - 8. vydání, stereotypní. — M .: Fizmatlit , 2006 . — 534 s. - ("Teoretická fyzika", svazek II). — ISBN 5-9221-0056-4 . — § 91. Tenzor křivosti.
↑ 1 2 I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr, 1986 , § 6.1. Černé díry nemají vlasy, str. 112.
↑ 1 2 3 4 Subramanyan Chandrasekhar . Matematická teorie černých děr. Ve 2 svazcích = Matematická teorie černých děr / Z angličtiny přeložil Ph.D. n. V. A. Berezina. Ed. d.f.-m. n. D. A. Galtsová. — M .: Mir, 1986.
↑ Newman ET, Couch E., Chinnapared K., Exton A., Prakash A., Torrence RJ Metrika rotující nabité hmoty // Journal of Mathematical Physics . - 1965. - T. 6 . - S. 918 . - doi : 10.1063/1.1704351 .
↑ Kerr, RP Gravitační pole rotující hmoty jako příklad algebraicky speciálních metrik // Physical Review Letters. - 1963. - Sv. 11 . - str. 237-238 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.11.237 .
↑ Debney GC, Kerr RP a Schild A. Řešení Einsteinových a Einstein-Maxwellových rovnic // Journal of Mathematical Physics . - 1969. - Sv. 10 . - S. 1842-1854 . - doi : 10.1063/1.1664769 .
↑ Přehled teorie viz např.
Ruffini, Remo; Bernardini, Maria Grazia; Bianco, Carlo Luciano; Caito, Letizia; Chardonnet, Pascal; Dainotti, Maria Giovanna; Fraschetti, Federico; Guida, Roberto; Rotondo, Michael; Vereščagin, Řehoř; Vitagliano, Luca; Xue, She-Sheng. Blackholic energy and the canonical Gamma-Ray Burst (anglicky) // Kosmologie a gravitace: XIIth Brazilian School of Cosmololy and Gravitation : AIP Conference Proceedings. - 2007. - Sv. 910 . - str. 55-217 .
↑ 1 2 Viz: Don N. Page. Důkazy proti astrofyzikálním dyadosférám // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 2006. - Sv. 653 . - S. 1400-1409 . Archivováno z originálu 2. srpna 2016. a odkazy níže.
↑ Markus Heusler. Stacionární černé díry: Jedinečnost a dál // Živé recenze v relativitě. - 1998. - Sv. 1 , iss. 6 .
↑ V. I. Eliseev. Schwarzschildovo gravitační pole v komplexním prostoru // Úvod do metod teorie funkcí prostorové komplexní proměnné . — M .: NIAT, 1990.
↑ Ginzburg V. L. O fyzice a astrofyzice. - M., Nauka, 1980. - str. 112
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr, 1986 , kapitola 9. Kvantové efekty v černých dírách. Zrození částic.
↑ Obecné vlastnosti černých děr . Získáno 27. dubna 2012. Archivováno z originálu 27. května 2012. (neurčitý)
↑ C. Misner, K. Thorne, J. Wheeler. Gravitace, svazek 3, 1977 , § 31.6. Dynamika Schwarzschildovy geometrie.
↑ William J. Kaufman. Kosmické hranice teorie relativity, 1981 , kapitola 10. Černé díry s elektrickým nábojem .
↑ Jean-Pierre Luminet. Black Holes: A Popular Introduction Archivováno z originálu 9. listopadu 2007.
↑ 1 2 William J. Kaufman. Kosmické hranice teorie relativity, 1981 , kapitola 11. Rotující černé díry ..
↑ C. Misner, K. Thorne, J. Wheeler. Gravitace, svazek 3, 1977 , dodatek 33.2. Kerr–Newmanova geometrie a elektromagnetické pole, c. 88.
↑ Hawking, SW Výbuchy černých děr? (anglicky) // Nature. - 1974. - Sv. 248 , č.p. 5443 . - str. 30-31 . - doi : 10.1038/248030a0 . — .
↑ 1 2 Vypařování černých děr? . einstein online . Institut Maxe Plancka pro gravitační fyziku (2010). Získáno 12. prosince 2010. Archivováno z originálu dne 23. června 2012. (neurčitý)
↑ Jean-Pierre Luminet. Čas zastavení při překročení horizontu událostí . Černé díry: populární úvod . Astronet . Získáno 3. května 2012. Archivováno z originálu 27. května 2012. (neurčitý)
↑
Během kolapsu by objekt před překročením horizontu událostí emitoval pouze omezený počet fotonů. Tyto fotony by byly zcela nedostatečné pro poskytnutí všech informací o kolabujícím objektu. To znamená, že v kvantové teorii neexistuje způsob, kterým by externí pozorovatel mohl určit stav takového objektu ( The Nature of Space and Time Archived 15. května 2017. ).
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr, 1986 , § 9.1. Role kvantových efektů ve fyzice černých děr, str. 192.
↑ C. Misner, K. Thorne, J. Wheeler. Gravitace, svazek 3, 1977 , § 33.1. Proč "černá díra"?
↑ R. Dijkgraaf , E. Verlinde , H. Verlinde (1997) " 5D Black Holes and Matrix Strings Archived 30. srpna 2021 na Wayback Machine " (anglicky) .
↑ 1 2 Gross, David. Nadcházející revoluce v základní fyzice. Archivováno z originálu 6. srpna 2013. Projekt "Prvky", druhá veřejná přednáška z fyziky (25.04.2006).
↑ Černé díry. Odpověď z teorie strun . Astronet . Datum přístupu: 18. října 2009. Archivováno z originálu 22. srpna 2011. (neurčitý)
↑ Susskind, 2008 , str. 391.
↑ Extrémní černé díry v rámci termodynamiky černých děr mají nulovou teplotu a nevypařují se – nevychází z nich Hawkingovo záření .
↑ Susskind, 2008 , str. 393.
↑ Roman Georgijev. Teorie strun a černé díry // Computerra-Online. — 1. února 2005. Archivováno z originálu 28. listopadu 2012. - z původního zdroje 28-11-2012.
↑ William J. Kaufman. Kosmické hranice teorie relativity, 1981 , kapitola 14. Bílé díry a zrození částic .
↑ Glosář archivován 16. dubna 2014.
↑ Fyzik upustil vesmír do matrjošky černé díry Archivováno 6. července 2017.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr. - M .: Nauka, 1986. - 328 s., s. 25-27
↑ Oživení bílých děr jako malé třesky // Nová astronomie. — 2012-2. - T. 17 , č.p. 2 . - S. 73-75 . - doi : 10.1016/j.newast.2011.07.003 . Archivováno z originálu 11. srpna 2020.
↑ Leonid Popov. Izraelci našli bílou díru (nedostupný odkaz) (27. května 2011). Získáno 3. května 2012. Archivováno z originálu 27. května 2012. (neurčitý)
↑ S. B. Popov, M. E. Prochorov. Vznik černých děr . Astronet . Získáno 2. června 2012. Archivováno z originálu 17. října 2008. (Ruština)
↑ 1 2 3 I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr, 1986 , § 13.3. Co zbylo z kvantového rozpadu černé díry?
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. § 3.1 // Černé díry ve vesmíru . UFN 171 307–324, 2001.
↑ Jean-Pierre Luminet. Astrofyzika černých děr . Černé díry: populární úvod . Astronet . Datum přístupu: 2. června 2012. Archivováno z originálu 28. dubna 2009. (neurčitý)
↑ B.-J. Carr, S.-B. Giddings. Kvantové černé díry = Scientific American. 2005, květen, 48-55. // Zkr. za. z angličtiny. A. V. BERKOVÁ Fyzika: časopis. - První září 2008. - Vydání. 13 . Archivováno z originálu 29. července 2013. (Ruština)
↑ Surfing a Black Hole (odkaz není k dispozici) . Evropská jižní observatoř (16. října 2002). Získáno 19. května 2012. Archivováno z originálu dne 23. června 2012. (neurčitý) (Angličtina)
↑ Zelená, 2021 , Zničení extrémních černých děr.
↑ „Spirála smrti“ kolem černé díry přináší vzrušující důkazy o horizontu událostí (anglicky) (11. ledna 2001). Datum přístupu: 24. ledna 2010. Archivováno z originálu 22. srpna 2011.
↑ Gravitační vlny detekovány, potvrzující Einsteinovu teorii – The New York Times archivováno 11. února 2016.
↑ Phys. Rev. Lett. 116, 061102 (2016) - Pozorování gravitačních vln ze sloučení binárních černých děr . Získáno 26. června 2020. Archivováno z originálu 11. února 2016. (neurčitý)
↑ Vědci oznamují objev gravitačních vln – Gazeta. En Archivováno 13. února 2016.
↑ Astronomové dokazují: černé díry opravdu „žerou“ hvězdy Archivováno 8. května 2008.
↑ Vasilij Golovnin. Vědcům z Japonska a Spojených států se poprvé v historii podařilo opravit okamžik smrti hvězdy . ITAR-TASS (25. srpna 2011). Získáno 25. srpna 2011. Archivováno z originálu 3. února 2012. (neurčitý)
↑ Astronomové váží dravou díru v souhvězdí Draka . Lenta.ru (25. srpna 2011). Získáno 25. srpna 2011. Archivováno z originálu 3. října 2011. (neurčitý)
↑ Trojitý systém pouhým okem s neakretující černou dírou ve vnitřní dvojhvězdě Archivováno 6. května 2020 na Wayback Machine // Astronomy&Astrophysicsmanuscript no. 38020 korr. 28. dubna 2020
↑ Frost AJ at al. HR 6819 je binární systém bez černých děr Astronomie a astrofyzika. 2022. V. 659 (březen 2022). L3 DOI: https://doi.org/10.1051/0004-6361/202143004
↑ Jayasinghe T. a kol. Jednorožec v Monoceros: 3M⊙ tmavý společník jasného blízkého rudého obra V723 Mon je neinteragující kandidát na černou díru s hromadnou mezerou Archivováno 23. dubna 2021 na Wayback Machine , 26. března 2021
↑ Laura Arenschield . Černá díra je nejblíže Zemi, patří mezi nejmenší, jaké kdy byly objeveny Archivováno 22. dubna 2021 na Wayback Machine , 21. dubna 2021
↑ Na „dvoře“ Země byla nalezena monstrózní černá díra: je velmi blízko naší planetě
↑ Tajná černá díra může představovat novou populaci Archivováno 1. července 2016.
↑ Miller-Jones, JAC; vtipálek; Dhawan. První přesná vzdálenost paralaxy k černé díře // The Astrophysical Journal : journal. - IOP Publishing , 2009. - Sv. 706 , č.p. 2 . — P.L230 . - doi : 10.1088/0004-637X/706/2/L230 . - . - arXiv : 0910.5253 .
↑ Friedrich W. Hehl, Claus Kiefer, Ralph JK Metzler (Eds.) Černé díry: Teorie a pozorování (Sborník příspěvků ze 179. semináře WE Heraeus, který se konal v Bad Honnefu, Německo, 18.–22. srpna 1997) / Springer, 1998. Poznámky k přednáškám ve fyzice 514. ISBN 3-540-65158-6 .
↑ Supermasivní černé díry jsou ještě hmotnější . Lenta.ru (9. června 2009). Datum přístupu: 14. srpna 2010. Archivováno z originálu 2. ledna 2011. (neurčitý)
↑ Texas Astronomers objevil podivně masivní černou díru v družicové galaxii Mléčná dráha Archivováno 12. prosince 2021 na Wayback Machine , 1. prosince 2021
↑ Zeldovich Ya. B., Novikov I. D. Relativistická astrofyzika. Moskva: Nauka, 1967
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr, 1986 , § 13.1. Prvotní černé díry..
↑ Úžasná historie černých děr: Konec hvězdného osudu . Získáno 27. dubna 2012. Archivováno z originálu 4. října 2015. (neurčitý)
↑ 1 2 V. A. Berezin. O kvantovém gravitačním kolapsu a kvantových černých dírách. — Oddíl 2.4. Kvantované hmotnostní spektrum // Fyzika elementárních částic a atomového jádra . - 2003. - T. 34 , no. 7 . - S. 48-111 . — ISSN 1814-7445 . Archivováno z originálu 1. června 2012. (Ruština)
↑ Prvky: Na LHC nejsou viditelné žádné mikroskopické černé díry . Získáno 27. dubna 2012. Archivováno z originálu 27. května 2012. (neurčitý)
↑ FRASER CAIN. Hledání všech černých děr (8. září 2006). Získáno 3. května 2012. Archivováno z originálu 27. května 2012. (neurčitý)
↑ Wald, 1984 , str. 124-125.
↑ 1 2 Kormendy J., Richstone D. Inward Bound – Hledání supermasivních černých děr v galaktických jádrech // Annual Review of Astronomy and Astrophysics. - Výroční přehledy , 1995. - Sv. 33 . — S. 581 .
↑ Sh. Doeleman a kol. Struktura v měřítku horizontu událostí u kandidáta na supermasivní černou díru v Galaktickém centru // Nature . - 2008. - Sv. 455 , č.p. 7209 . - S. 78-80 . - doi : 10.1038/nature07245 . — . — PMID 18769434 .
↑ Harms, Richard J.; Ford, Holandsko C.; Cvetanov, Zlatan I.; Hartig, George F.; Dressel, Linda L.; Kriss, Gerard A.; Bohlin, Ralph; Davidsen, Arthur F.; Margon, Bruce; Kochhar, Ajay K. HST FOS spektroskopie M87: Důkazy pro disk ionizovaného plynu kolem masivní černé díry // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 1994. - Sv. 435 , č.p. 1 . -P.L35- L38 .
↑ Greenhill, L.J.; Jiang, D.R.; Moran, JM; Reid, MJ; Lo, K. Y.; Claussen, MJ Detekce disku s průměrem subparseku v jádře NGC 4258 // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 1995. - Sv. 440 . — S. 619 .
↑ Eckart, A.; Genzel, R. Pozorování vlastních pohybů hvězd v blízkosti galaktického středu // Nature . - 1996. - Sv. 383 . - str. 415-417 .
↑ Martins, F.; Gillessen, S.; Eisenhauer, F.; Genzel, R.; Ott, T.; Trippe, S. O povaze rychle se pohybující hvězdy S2 v galaktickém středu // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 2008. - Sv. 672 . -P.L119 - L122 .
↑ Schödel, R.; Merritt, D.; Eckart, A. Jaderná hvězdokupa Mléčné dráhy: správné pohyby a hmotnost // Astronomie a astrofyzika . - EDP Sciences , 2009. - Sv. 502 . - S. 91-111 .
↑ 1 2 Gillessen, S.; Eisenhauer, F.; Trippe, S.; Alexander, T.; Genzel, R.; Martins, F.; Ott, T. Monitorování hvězdných drah kolem masivní černé díry v galaktickém centru // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 2008. - Sv. 692 . - S. 1075-1109 .
↑ R. Genzel, R. Schödel, T. Ott, F. Eisenhauer, R. Hofmann a M. Lehnert. Hvězdný vrchol kolem supermasivní černé díry v galaktickém centru // The Astrophysical Journal . - IOP Publishing , 2003. - Sv. 594 . - S. 812-832 . - doi : 10.1086/377127 .
Nová orbitální data nyní rozhodně vylučují temnou kupu astrofyzikálních objektů (např. neutronové hvězdy) nebo kouli 10-60 keV fermionů jako možné konfigurace centrální koncentrace hmoty. Jedinou konfigurací nečerné díry je koule hypotetických těžkých bosonů, která by však nebyla stabilní. Gravitačnímu potenciálu v centrálním světelném roce galaktického středu tak téměř jistě dominuje masivní černá díra spojená s Sgr A*.
↑ Neil Gerels, Steven Bradley Senko Jak spolknout slunce Archivováno 7. července 2017. // Ve světě vědy . - 2017. - č. 5-6. - S. 102-111.
↑ Kazunori Akiyama, Antxon Alberdi5, Walter Alef6, Keiichi Asada, Rebecca Azulay, Anne-Kathrin Baczko, David Ball, Mislav Baloković, John Barrett Výsledky prvního dalekohledu M87 Event Horizon Telescope. I. The Shadow of the Supermassive Black Hole Archived 24. April 2019 at Wayback Machine The Event Horizon Telescope Collaboration, // The Astrophysical Journal , Published 2019 April 10 2019. The American Astronomical Society.
↑ Alexej Poniatov. Obrázek černé díry: co astronomové skutečně získali // Věda a život . - 2019. - č. 5 . - S. 18-26 . (Ruština)
↑ Astronomové obdrželi první fotografii „stínu“ černé díry Archivní kopie z 10. dubna 2019 na Wayback Machine // RIA Novosti , 4. 10. 2019
↑ Vědci poprvé viděli černou díru. Co to dá lidstvu? Archivováno 16. dubna 2019 na Wayback Machine // Lenta. Ru , 14. dubna 2019
↑ Astrofyzici odhalili první snímky černé díry . RBC (10. dubna 2019). Staženo 10. dubna 2019. Archivováno z originálu 10. dubna 2019. (neurčitý)
↑ [Byla získána bezprecedentní fotografie černé díry] // Lenta. Ru , 8. dubna 2020
↑ William J. Kaufman. Struktura rotujících černých děr, Kerrův roztok . Astronet (1977, překlad 1981). Získáno 3. května 2012. Archivováno z originálu 27. května 2012. (neurčitý)
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr, 1986 , kapitola 12. Vnitřní struktura černých děr.
↑ Sergej Popov. Extravagantní konzervativci a konzervativní excentrici // Trinity Variant: noviny. - 27. října 2009. - Vydání. 21 (40N) . - S. 6-7 . Archivováno z originálu 29. července 2013.
↑ Black Holes: The Membrane Approach, 1988 , Ch. VI a VII..
↑ Výzkumné centrum Moskevské státní univerzity. Simulace kolize černé díry a výzkum gravitačních vln . Získáno 3. května 2012. Archivováno z originálu 27. května 2012. (neurčitý)
↑ K. Thorn. Černé díry a záhyby času, 2009 , Ch. čtrnáct.
↑ F. Belgiorno, S. L. Cacciatori, M. Clerici. Hawkingovo záření z ultrakrátkých laserových pulzních vláken . — 2010.
↑ Alexandr Budík. Poprvé bylo získáno Hawkingovo záření . 3DNews (28. září 2010). Získáno 9. října 2010. Archivováno z originálu 4. října 2010. (neurčitý)
↑ Kerrovy černé díry pomohly fyzikům vážit fotony Archivováno 3. října 2012.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr, 1986 , § 13.4. Elementární černé díry (maximony). Virtuální černé díry a pěnová struktura časoprostoru.
↑ Černé díry: Membránový přístup, 1988 , str. 5.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr, 1986 , str. 271.
↑ Akrece . "Fyzická encyklopedie " / Phys.Web.Ru. Astronet . Získáno 1. června 2012. Archivováno z originálu 6. prosince 2010. (Ruština)
↑ Akrece / G. S. Bisnovaty-Kogan // Vesmírná fyzika: Malá encyklopedie / Redakční rada: R. A. Sunjajev (hlavní vyd.) a další - 2. vyd. - M .: Sovětská encyklopedie , 1986. - S. 115-117. — 783 str. — 70 000 výtisků.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr, 1986 , str. 99.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr, 1986 , str. 132.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr, 1986 , str. 151.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr, 1986 , str. 267.
↑ I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr, 1986 , str. 291.

Literatura

C. Mizner, K. Thorne, J. Wheeler. Gravitace. - Mir, 1977. - T. 3. - 512 s.
I. D. Novikov, V. P. Frolov. Fyzika černých děr. — M .: Nauka, 1986. — 328 s.
Černé díry: Membránové paradigma / Ed. K. Thorne , R. Price a D. McDonald. — Per. z angličtiny. — M .: Mir, 1988. — 428 s. — ISBN 5030010513 .
Robert M. Wald . Obecná teorie relativity . - University of Chicago Press, 1984. - ISBN 978-0-226-87033-5 .
A. M. Čerepashchuk. Černé díry ve vesmíru. - Century 2, 2005. - 64 s. — (Věda dnes). - 2500 výtisků. — ISBN 5-85099-149-2 .
K. Thorn . Černé díry a záhyby času. Einsteinovo smělé dědictví. - M .: Státní nakladatelství fyzikální a matematické literatury, 2009.
I. D. Novikov, V. P. Frolov. Černé díry ve vesmíru // Uspekhi fizicheskikh nauk . - Ruská akademie věd , 2001. - T. 131 , č. 3 . - S. 307-324 . Archivováno z originálu 31. března 2007. (Ruština)
William J. Kaufman. Kosmické hranice teorie relativity . — M .: Mir, 1981. — 352 s.
Yu. I. Koptev a S. A. Nikitin. Prostor: Kolekce. Vědecko - populární literatura. - M .: Det. lit., 1976. - 223 s.
D. A. Kiržnits , V. P. Frolov. Minulost a budoucnost vesmíru. - M. : Nauka, 1986. - 61 s.
L. Brillouin. Věda a teorie informace. — M .: GIFML, 1960.
S. Kh. Karpenkov. Pojmy moderní přírodní vědy. - M .: Vyšší. škola, 2003.
Leonard Susskind. Válka černých děr: moje bitva se Stephenem Hawkingem, aby byl svět bezpečný pro kvantovou mechaniku. - Back Bay Books, 2008. - VIII + 472 s.
Brian Green. Dokonce časů. Vědomí, hmota a hledání smyslu v měnícím se vesmíru = Brian Greene. Až do konce času: Mysl, hmota a naše hledání smyslu ve vyvíjejícím se vesmíru.. - M .: Alpina literatura faktu, 2021. - 548 s. - ISBN 978-5-00139-343-6 .

Odkazy

Černé díry Archivováno 27. dubna 2009 na Wayback Machine // Encyclopedia of Physics
W. J. Kaufman . The Cosmic Frontiers of Relativity Archived 3. dubna 2005 na Wayback Machine
Price, Richard; Creighton, Teviet. Černé díry // Scholarpedia . - 2008. - V. 3 , č. 1 . - S. 4277 . doi : 10.4249 /scholarpedia.4277 . - .
Gallo, Elena; Marolfe, Donalde. Resource Letter BH-2: Black Holes // American Journal of Physics : journal. - 2009. - Sv. 77 , č. 4 . - str. 294-307 . - doi : 10.1119/1.3056569 . — . - arXiv : 0806.2316 .

Tematické stránky

Otevřete adresář

Slovníky a encyklopedie

V bibliografických katalozích
BNE : XX528239 BNF : 11933630s GND : 4053793-6 J9U : 987007283120105171 LCCN : sh85014574 NDL : 00561056 NKC : ph128097 SUDOC : 027253430

Černé díry

Typy

Rozměry

Vzdělání

Vlastnosti

Modelky

teorie

Přesná řešení v obecné teorii relativity

Schwarzschild
Kerra
Reisner-Nordström
Kerr-Newman
Přesné řešení černé díry

související témata

Kategorie:Černé díry

hvězdy
Klasifikace	Hypergianti veleobrů Světlí obři Obři Podobři Hvězdy hlavní sekvence (trpaslíci) podtrpaslíci bílých trpaslíků hyperrychlostní hvězdy proměnné hvězdy
Subhvězdné objekty	hnědý trpaslík podhnědý trpaslík Planetární
Vývoj	Formace protostar Od hvězdy k hlavní sekvenci Hlavní sekvence Podobří větev Červená obří větev horizontální větev červené zahušťování modrá smyčka Asymptotická větev obrů planetární mlhovina supernova bílý trpaslík modrý trpaslík neutronová hvězda Černá díra
Nukleosyntéza	Proton-protonový cyklus Cyklus CNO héliový blesk Trojitá reakce helia Hořící uhlík uhlíková detonace pálení neonu spalování kyslíku Spalování křemíku s-proces r-proces p-proces rp proces alfa proces
Struktura	Jádro konvekční zóna zářivá zóna hvězdná atmosféra Fotosféra Chromosféra Koruna Vítr Magnetické pole
Vlastnosti	Absolutní velikost metalicita Barevný index Správný pohyb Spektrální třída Efektivní teplota
Související pojmy	Kompletně černé tělo Hertzsprung-Russell diagram Hvězdné asociace hvězdné systémy hvězdokupy planetární systémy Fraunhoferovy linie
Hvězdné seznamy	Nejmasivnější Největší Nejjasnější s nejvyšší svítivostí Nejbližší hnědé trpaslíky Vlastní jména hvězd