Чорная дзірка

З пляцоўкі Вікіпедыя
Перайсці да: рух, знайсці
Выява, атрыманае з дапамогай тэлескопа «Хабл»: Актыўная галактыка M87. У ядры галактыкі, меркавана, знаходзіцца чорная дзірка. На здымку бачны рэлятывісцкі паток даўжынёй каля 5 тысяч светлавых гадоў
Агульная тэорыя адноснасці
G_{\mu \nu} + \Lambda g_{\mu\nu} = {8\pi G\over c^4} T_{\mu \nu}\,
Гравітацыя
Матэматычная фармулёўка
Касмалогія
Гл. таксама «Фізічны партал»

Чорная дзірка — вобласць у прасторы-часу, гравітацыйнае прыцягненне якой настолькі вялікае, што пакінуць яе не могуць нават аб'екты, якія рухаюцца з хуткасцю святла, у тым ліку кванты самага святла. Мяжа гэтай вобласці называецца гарызонтам падзей, а яе характэрны памер — гравітацыйным радыусам. У найпростым выпадку сферычных сіметрычнай чорнай дзіркі ён роўны радыусу Шварцшыльда.

Тэарэтычна магчымасць існавання такіх абласцей прасторы-часу вынікае з некаторых дакладных рашэнняў ураўненняў Эйнштэйна, першае[1] з якіх было атрымана Карлам Шварцшыльдам ў 1915 годзе. Дакладны вынаходнік тэрміна невядомы[2], але само пазначэнне было папулярызавана Джонам Арчыбальдам Уілерам і ўпершыню публічна ўжыта ў папулярнай лекцыі «Наш Сусвет: вядомае і невядомае» (англ.: Our Universe: the Known and Unknown) 29 снежня 1967 года[Кам 1]. Раней падобныя астрафізічныя аб'екты называлі «скалапсаваўшыя зоркі» або «калапсары» (англ.: Collapsed stars), а таксама «застылыя зоркі» (англ.: Frozen stars)[3].

Пытанне аб рэальным існаванні чорных дзірак цесна звязана з тым, наколькі дакладная тэорыя гравітацыі, з якой вынікае іх існаванне. У сучаснай фізіцы стандартнай тэорыяй гравітацыі, лепш за ўсё пацверджанай эксперыментальна, з'яўляецца агульная тэорыя адноснасці (АТА). Яна ўпэўнена прадказвае магчымасць утварэння чорных дзірак (але іх існаванне магчыма і ў рамках іншых (не ўсіх) мадэлей). Таму назіраныя дадзеныя аналізуюцца і інтэрпрэтуюцца, перш за ўсё, у кантэксце АТА, хоць, строга кажучы, гэтая тэорыя не з'яўляецца эксперыментальна пацверджанай для ўмоў, адпаведных вобласці прасторы-часу ў непасрэднай блізкасці ад чорных дзірак зорных мас (аднак добра пацверджана ва ўмовах, адпаведных звышмасіўным чорным дзіркам)[4]. Таму сцвярджэнні аб непасрэдных доказах існавання чорных дзірак, у тым ліку і ў гэтым артыкуле ніжэй, строга кажучы, варта разумець у сэнсе пацверджання існавання астранамічных аб'ектаў, такіх шчыльных і масіўных, якія валодаюць некаторымі іншымі назіранымі ўласцівасцямі, што іх можна інтэрпрэтаваць як чорныя дзіркі агульнай тэорыі адноснасці[4].

Акрамя таго, чорнымі дзіркамі часта называюць аб'екты, не строга адпаведныя дадзенаму вышэй азначэнню, а якія толькі набліжаюцца па сваіх уласцівасцях да такой чорнай дзіркі — напрыклад, гэта могуць быць калапсуючыя зоркі на позніх стадыях калапсу. У сучаснай астрафізіцы гэтаму адрозьненні не надаецца вялікага значэння[5], так як назіраныя праявы «амаль зкалапсаваўшай» («замарожанай») зоркі і «сапраўднай» («адвечнай») чорнай дзіркі практычна аднолькавыя. Гэта адбываецца таму, што адрозненні фізічных палёў вакол калапсара ад такіх для «адвечнай» чорнай дзіркі памяншаюцца па сталым законах з характэрным часам парадку гравітацыйнага радыусу, падзеленага на хуткасць святла[6].

Адрозніваюць 4 сцэнарыя ўтварэння чорных дзірак, два рэалістычных: гравітацыйны калапс (сціск) досыць масіўнай зоркі; калапс цэнтральнай часткі галактыкі або протагалактычнага газу; і два гіпатэтычных: фарміраванне чорных дзірак адразу пасля Вялікага Выбуху (першасныя чорныя дзіркі); узнікненне ў ядзерных рэакцыях высокіх энергій.

Змест

Гісторыя уяўленняў аб чорных дзіркаах[правіць | правіць зыходнік]

«Чорная зорка» Мічэла (1784-1796)[правіць | правіць зыходнік]

«Чорная дзірка» Мічэла

У ньютанаўскім полі прыцягнення для часціц, якія знаходзяцца на бясконцасці, з улікам закона захавання энергіі: -{GMm\over r}+{mv^2\over 2}=0, гэта значыць:  v^2 = {2GM \over r}. Няхай гравітацыйны радыус r_g\,\! — адлегласць ад масы, якая імкнецца, на якой хуткасць часціцы становіцца роўнай хуткасці святла v = c.\,\!. Тады r_g = {2GM \over c^2}.\,\!

Канцэпцыя масіўнага цела, гравітацыйнае прыцягненне якога настолькі вялікае, што хуткасць, неабходная для пераадолення гэтага прыцягнення (другая касмічная хуткасць), роўная або перавышае хуткасць святла, упершыню была выказана ў 1784 годзе Джонам Мічэлам ў лісце, які ён паслаў у Каралеўскае таварыства. Ліст ўтрымліваў разлік, з якога вынікала, што для цела з радыусам ў 500 сонечных радыусаў і з шчыльнасцю Сонца другая касмічная хуткасць на яго паверхні будзе роўная хуткасці святла[7]. Такім чынам, святло не зможа пакінуць гэтае цела, і яно будзе нябачным[8]. Мічэл выказаў здагадку, што ў космасе можа існаваць мноства такіх недаступных назіранню аб'ектаў. У 1796 годзе Лаплас уключыў абмеркаванне гэтай ідэі ў сваю працу «Exposition du Systeme du Monde», аднак у наступных выданнях гэты раздзел быў апушчаны. Тым не менш, менавіта дзякуючы Лапласу гэтая думка атрымала некаторую вядомасць[8].

Пасля Мічэла, да Шварцшыльда (1796-1915)[правіць | правіць зыходнік]

На працягу XIX стагоддзя ідэя цел, нябачных з прычыны сваёй масіўнасці, не выклікала вялікай цікавасці ў навукоўцаў. Гэта было звязана з тым, што ў рамках класічнай фізікі хуткасць святла не мае фундаментальнага значэння. Аднак у канцы XIX — пачатку XX стагоддзя было ўстаноўлена, што сфармуляваныя Дж. Максвелам законы электрадынамікі, з аднаго боку, выконваюцца ва ўсіх інерцыйных сістэмах адліку, а з другога боку, не валодаюць інварыянтнасцю адносна пераўтварэнняў Галілея. Гэта азначала, што ўяўленні аб характары пераходу ад адной інерцыяльнай сістэмы адліку да іншай, якія склаліся ў фізіцы, маюць патрэбу ў значнай карэкціроўцы. У ходзе далейшай распрацоўкі электрадынамікі Г. Лорэнцам была прапанавана новая сістэма пераўтварэнняў прасторава-часавых каардынат (вядомых сёння як пераўтварэнні Лорэнца), адносна якіх ураўненні Максвела заставаліся інварыянтнымі. Развіваючы ідэі Лорэнца, А. Пуанкарэ выказаў здагадку, што ўсе іншыя фізічныя законы таксама інварыянтныя адносна гэтых пераўтварэнняў.

У 1905 годзе А. Эйнштэйн выкарыстаў канцэпцыі Лорэнца і Пуанкарэ ў сваёй спецыяльнай тэорыі адноснасці (СТА), у якой ролю закона пераўтварэння інерцыяльных сістэм адліку канчаткова перайшла ад пераўтварэнняў Галілея да пераўтварэнняў Лорэнца. Класічная (галілееўскі-інварыянтная) механіка была пры гэтым заменена на новую, лорэнц-інварыянтную рэлятывісцкую механіку. У рамках апошняй хуткасць святла апынулася крайняй хуткасцю, якую можа развіць фізічнае цела, што радыкальна змяніла значэнне чорных дзірак у тэарэтычнай фізіцы.

Аднак ньютанаўская тэорыя прыцягнення (на якой грунтавалася першапачатковая тэорыя чорных дзюр) не з'яўляецца лорэнц-інварыянтнай. Таму яна не можа быць прыменена да цел, якія рухаюцца з калясветлавымі і светлавой хуткасцямі. Пазбаўленая гэтага недахопу рэлятывісцкая тэорыя прыцягнення была створана, у асноўным, Эйнштэйнам (які сфармуляваў яе канчаткова да канца 1915 года) і атрымала назву агульнай тэорыі адноснасці (АТА)[8]. Менавіта на ёй і грунтуецца сучасная тэорыя астрафізічных чорных дзірак[5].

Па сваім характары АТА з'яўляецца геаметрычнай тэорыяй. Яна мяркуе, што гравітацыйнае поле ўяўляе сабой праяву скрыўлення прасторы-часу (якое, такім чынам, аказваецца псеўдарыманавым, а не псеўдаеўклідавым, як у спецыяльнай тэорыі адноснасці). Сувязь скрыўлення прасторы-часу з характарам размеркавання і руху мас, якія заключаюцца ў ім даецца асноўнымі ўраўненнямі тэорыі — ураўненнямі Эйнштэйна.

Скрыўленне прасторы

(Псеўда)рыманавымі называюцца прасторы, якія ў малых маштабах паводзяць сябе «амаль» як звычайныя (псеўда)эўклідавыя. Так, на невялікіх участках сферы тэарэма Піфагора і іншыя факты эўклідавай геаметрыі выконваюцца з вельмі вялікай дакладнасцю. У свой час гэтая акалічнасць і дазволіла пабудаваць эўклідавыя геаметрыі на аснове назіранняў над паверхняй Зямлі (якая ў рэчаіснасці не з'яўляецца плоскай, а блізкая да сферычнай). Гэта ж акалічнасць абумовіла і выбар менавіта псеўдарыманавых (а не якіх-небудзь яшчэ) прастор ў якасці асноўнага аб'екта разгляду ў АТА: уласцівасці невялікіх участкаў прасторы-часу не павінны моцна адрознівацца ад вядомых з СТА.

Аднак у вялікіх маштабах рыманавы прасторы могуць моцна адрознівацца ад эўклідавай. Адной з асноўных характарыстык такога адрознення з'яўляецца паняцце крывізны. Сутнасць яго складаецца ў наступным: эўклідавай прасторы валодаюць уласцівасцю абсалютнага паралелізму: вектар X', што атрымліваецца ў выніку паралельнага перанясення вектара X ўздоўж любога замкнёнага шляху, супадае з зыходным вектарам X. Для рыманавых прастор гэта ўжо не заўсёды так, што можа быць лёгка паказана на наступным прыкладзе. Выкажам здагадку, што назіральнік стаў на скрыжаванні экватара з нулявым мерыдыянам тварам на ўсход і пачаў рухацца ўздоўж экватара. Дайшоўшы да пункту з даўгатой 180°, ён змяніў кірунак руху і пачаў рухацца па мерыдыяне да поўначы, не змяняючы кірункі погляду (гэта значыць цяпер ён глядзіць направа па ходу). Калі ён такім чынам пяройдзе праз паўночны полюс і вернецца ў зыходную кропку, то апынецца, што ён стаіць тварам на захад (а не на ўсход, як першапачаткова). Інакш кажучы, вектар, паралельна перанесены ўздоўж маршруту руху назіральніка, «пракруцілі» адносна зыходнага вектара. Характарыстыкай велічыні такога «пракручвання» і з'яўляецца крывізна[9].

Рашэнні ўраўненняў Эйнштэйна для чорных дзірак[правіць | правіць зыходнік]

Так як чорныя дзіркі з'яўляюцца лакальнымі і адносна кампактнымі ўтварэннямі, то пры пабудове іх тэорыі звычайна грэбуюць наяўнасцю касмалагічнай пастаяннай, так як яе эфекты для такіх характэрных памераў задачы невымерна малыя. Тады стацыянарныя рашэнні для чорных дзірак у рамках АТА, дапоўненай вядомымі матэрыяльнымі палямі, характарызуюцца толькі трыма параметрамі: вагой (M), момантам імпульсу (L) і электрычным зарадам (Q), якія складаюцца з адпаведных характарыстык цел і выпраменьванняў, якія ўвайшлі ў чорную дзірку пры калапсе і якія зваліліся у яе пазней (калі ў прыродзе існуюць магнітныя манаполі, то чорныя дзіркі могуць мець таксама магнітны зарад G),[10], але пакуль падобныя часціцы не выяўлены). Любая чорная дзірка імкнецца ў адсутнасць знешніх уздзеянняў стаць стацыянарнай, што было даказана намаганнямі многіх фізікаў-тэарэтыкаў, з якіх асабліва варта адзначыць уклад нобелеўскага лаўрэата Субраманьяна Чандрасекара, пяру якога належыць фундаментальная для гэтага кірунку манаграфія «Матэматычная тэорыя чорных дзірак»[11]. Больш за тое, уяўляецца, што ніякіх іншых характарыстык, акрамя гэтых трох, у чорнай дзіркі, якая не абуралася звонку, быць не можа, што фармулюецца ў вобразнай фразе Уілерам: «Чорныя дзіркі не маюць валасоў»[10].

Рашэнні ўраўненняў Эйнштэйна для чорных дзірак з адпаведнымі характарыстыкамі:

Характарыстыка ЧД Без вращения Вращается
Без зарада Рашэнне Шварцшыльда Рашэнне Кера
Зараджаная Рашэнне Райснэра — Нордстрёма' Рашэнне Кера — Ньюмена
  • Рашэнне Шварцшыльда (1916 год, Карл Шварцшыльд) — статычнае рашэнне для сферычна-сіметрычнай чорнай дзіркі без кручэння і без электрычнага зарада.
  • Рашэнне Райснэра — Нордстрёма (1916 год, Ханс Райснэр і 1918 год, Гунар Нордстрём) — статычнае рашэнне сферычна-сіметрычнай чорнай дзіркі з зарадам, але без кручэння.
  • Рашэнне Кера (1963 год, Рой Кер) — стацыянарнае, восевасіметрычнае рашэнне для чорнай дзіркі, якая верціцца, але без зарада.
  • Рашэнне Кера — Ньюмена (1965 год, Э. Т. Ньюмен, Э. Кауч, К. Чынапарэд, Э. Экстан, Э. Пракаш і Р. Торэнс)[12] — найбольш поўнае на дадзены момант рашэнне: стацыянарнае і восевасіметрычнае, залежыць ад усіх трох параметраў.

Рашэнне для чорнай дзіркі, якая верціцца, надзвычай складанае. Яго вывад быў апісаны Керам у 1963 годзе вельмі кораткаref>Kerr, R. P. Gravitational ield of a Spinning Mass as an Example of Algebraically Special Metrics (англ.)  // Physical Review Letters. — 1963. — Т. 11. — С. 237-238. — DOI:10.1103/PhysRevLett.11.237 </ref>, і толькі праз год дэталі былі апублікаваныя Керам і Шыльдам у малавядомых працах канферэнцыі. Падрабязны выклад вываду рашэнняў Кера і Кера — Ньюмена было апублікавана ў 1969 годзе ў вядомай працы Дэбнея, Кера і Шыльда[13]. Паслядоўны вывад рашэння Кера быў таксама праведзены Чандрасекарам больш чым на пятнаццаць гадоў пазней[11].

Лічыцца, што найбольшае значэнне для астрафізікі мае рашэнне Кера, так як зараджаныя чорныя дзіркі павінны хутка губляць зарад, прыцягваючы і паглынаючы процілегла зараджаныя іоны і пыл з касмічнай прасторы. Існуе таксама гіпотэза[14], якая злучае гама-усплескі з працэсам выбуховай нейтралізацыі зараджаных чорных дзірак шляхам нараджэння з вакууму электрон-пазітронныз пар, але яна аспрэчваецца побач навукоўцаў[15].

Тэарэмы аб «адсутнасці валасоў»[правіць | правіць зыходнік]

Тэарэмы аб «адсутнасці валасоў» у чорнай дзірцы (англ.: No hair theorem) кажуць пра тое, што ў стацыянарнай чорнай дзірцы знешніх характарыстык, акрамя масы, моманту імпульсу і вызначаных зарадаў (спецыфічных для розных матэрыяльных палёў), быць не можа (у тым ліку і радыусу), і дэталёвая інфармацыя аб матэрыі будзе страчана (і часткова будзе выпраменьвацца па-за) пры калапсе. Вялікі ўклад у доказ падобных тэарэм для розных сістэм фізічных палёў ўнеслі Брэндан Картэр, Вернер Ізраэль, Роджэр Пенроўз, Пётр Крушель (Chruściel), Маркус Хойслер. Зараз уяўляецца, што дадзеная тэарэма верная для вядомых у цяперашні час палёў, хоць у некаторых экзатычных выпадках, аналагаў якіх у прыродзе не выяўлена, яна парушаецца[16].

Рашэнне Шварцшыльда[правіць | правіць зыходнік]

Асноўныя ўласцівасці[правіць | правіць зыходнік]

Малюнак мастака: акрэцыйны дыск гарачай плазмы, які круціцца вакол чорнай дзіркі.

Згодна з тэарэме Біркгофа, гравітацыйнае поле любога сферычнага сіметрычнага размеркавання матэрыі па-за яе даецца рашэннем Шварцшыльда. Таму чорныя дзіркі, якія слаба верцяцца, як і прастора-час паблізу Сонца і Зямлі, у першым набліжэнні таксама апісваюцца гэтым рашэннем. Дзве важнейшыя рысы, уласцівыя чорным дзіркам ў мадэлі Шварцшыльда — гэта наяўнасць гарызонту падзей (ён па азначэнні ёсць у любой чорнай дзіркі) і сінгулярнасці, якая аддзеленая гэтым гарызонтам ад астатняга Сусвету[8]. Рашэннем Шварцшыльда дакладна апісваецца ізаляваная незараджаныя чорная дзірка, якая не выпараецца і не круціцца (гэта сферычнае сіметрычнае рашэнне ўраўненняў гравітацыйнага поля (ураўненняў Эйнштэйна) у вакууме). Яе гарызонт падзей — гэта сфера, радыус якой вызначаецца з яе плошчы па формуле S=4\pi r^2,, называецца гравітацыйным радыусам або радыусам Шварцшыльда. Усе характарыстыкі рашэння Шварцшыльда адназначна вызначаюцца адным параметрам — масай. Так, гравітацыйны радыус чорнай дзіркі масы M роўны[17]

r_s = {2\,GM \over c^2},

дзе G — гравітацыйная пастаянная, а c — хуткасць святла. Чорная дзірка з масай, роўнай масе Зямлі, валодала б радыусам Шварцшыльда каля 9 мм (гэта значыць Зямля магла б стаць чорнай дзіркай, калі б хто-небудзь змог сціснуць яе да такога памеру). Для Сонца радыус Шварцшильда складае прыкладна 3 км.

Аб'екты, памер якіх найбольш блізкі да свайго радыуса Шварцшыльда, але якія яшчэ не з'яўляюцца чорнымі дзіркамі, — гэта нейтронныя зоркі. Можна ўвесці паняцце «сярэдняй шчыльнасці» чорнай дзіркі, падзяліўшы яе масу на «аб'ём пад гарызонтам падзей»[Кам 2]:

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

Сярэдняя шчыльнасць падае з ростам масы чорнай дзіркі. Так, калі чорная дзірка з масай парадку сонечнай валодае шчыльнасцю, якая перавышае ядзерную шчыльнасць, то звышмасіўная чорная дзірка з масай у 109 сонечных мас (існаванне такіх чорных дзірак падазраецца ў квазараў) валодае сярэдняй шчыльнасцю каля 20 кг/м³, што істотна менш шчыльнасці вады. Такім чынам, чорную дзірку можна атрымаць не толькі сціскам наяўнага аб'ёму рэчывы, але і экстэнсіўным шляхам, назапашваннем велізарнай колькасці матэрыялу.

Аптычнае скажэнне акрэцыйнага дыска вакол чорнай дзіркі

Для больш дакладнага апісання рэальных чорных дзірак неабходны ўлік наяўнасці моманту імпульсу. Акрамя таго, малыя, але канцэптуальна важныя дабаўкі для чорных дзірак астрафізічных мас — выпраменьванне Старобінскага і Зяльдовіча і выпраменьванне Хокінга — вынікаюць з квантавых паправак. Тэорыю, якая ўлічвае гэта, (гэта значыць АТА, у якой правая частка ўраўненняў Эйнштэйна сярэдняя па квантавым стане ад тэнзара энергіі-імпульсу) звычайна называюць «паўкласічнай гравітацыяй». Уяўляецца, што для вельмі малых чорных дзірак гэтыя квантавыя папраўкі павінны стаць вызначальнымі, аднак гэта дакладна не вядома, так як адсутнічае несупярэчліва мадэль квантавай гравітацыі[18].

Метрычнае апісанне і аналітычны працяг[правіць | правіць зыходнік]

У 1915 годзе К. Шварцшыльд выпісаў рашэнні ўраўненняў Эйнштэйна без касмалагічнага члена для пустой прасторы ў сферычным сіметрычным статычным выпадку[8] (пазней Біркхоф паказаў, што статычнасць залішняя[19]). Гэта рашэнне апынулася прасторай-часам  \mathcal M з тапалогіяй  R^2\times S^2 і інтэрвалам, прыводным да выгляду

 ds^2 =-(1-r_s/r)c^2d t^2 + (1-r_s/r)^{-1}d r^2 + r^2(d  \theta^2+\sin^2\theta\, d\varphi^2),

дзе

t — часовая каардыната, у секундах,
r — радыяльная каардыната, у метрах,
θ — палярная вуглавая каардыната, у радыянах,
φ — азімутальная вуглавая каардыната, у радыянах,
φ — радыус Шварцшыльда цела з масай M, у метрах.

Часовая каардыната адпавядае часападобнаму вектару Кілінга \partial_t, які адказвае за статычнасць прасторы-часу, пры гэтым яе маштаб абраны так, што t — гэта час, якое вымяраецца бясконца аддаленым гадзіннікам ( r=const\rightarrow\infty, \theta=const, \varphi=const ). Гадзіннік, замацаваны на радыяльнай каардынаце r без кручэння ( r=const, \theta=const, \varphi=const ), будуць ісці павольней гэтыга аддаленага у  1/\sqrt{1-r_s/r} раз за кошт гравітацыйнага запаволення часу.

Геаметрычны сэнс r складаецца ў тым, што плошча паверхні сферы  \{(t,r,\theta,\varphi)\mid t=t_0,\ r=r_0\} ёсць ~4\pi r_0^2.. Важна, што каардыната r прымае толькі значэнні, большыя ~r_s, , а значэнне параметру r, у адрозненне ад лапласаўскага выпадку, не з'яўляецца «адлегласцю да цэнтра», так як цэнтра як пункту (падзеі на сапраўднай сусветнай лініі якога-небудзь цела) у шварцшыльдаўскай прасторы  \mathcal M наогул няма.

Нарэшце, вуглавыя каардынаты θ і φ адпавядаюць сферычнай сіметрыі задачы і звязаныя з яе 3 вектарамі Кілінга.

З асноўных прынцыпаў АТА вынікае, што такую метрыку створыць (звонку ад сябе) любое сферычнае сіметрычнае цела з радыусам ~>r_s і масай  M = {c^2r_s\over 2G }. . Выдатна, хоць і ў некаторай ступені выпадкова, што велічыня гравітацыйнага радыусу — радыус Шварцшыльда  \,r_s  — супадае з гравітацыйным радыусам  \,r_g, вылічаным раней Лапласа для цела масы  ~M.

Як відаць з прыведзенай формы метрыкі, каэфіцыенты пры t і r паводзяць сябе паталагічна пры  r\rightarrow r_s , дзе і размяшчаецца гарызонт падзей чорнай дзіркі Шварцшыльда — у такім запісу рашэнні Шварцшыльда там маецца каардынатная сінгулярнасць. Гэтыя паталогіі з'яўляюцца, аднак, толькі эфектам выбару каардынатаў (падобна таму, як у сферычнай сыстэме каардынатаў пры θ = 0 любы значэнне φ апісвае адзін і той жа пункт). Прастору Шварцшыльда  \mathcal M можна, як кажуць, «працягнуць за гарызонт», і калі там таксама лічыць прастору ўсюды пустой, то пры гэтым узнікае большая прастора-час  \tilde{\mathcal M} , якая называецца звычайна максімальна працягнутай прасторай Шварцшыльда або (радзей) прасторай Крускала.

Каб пакрыць гэтую большую прастору адзінай каардынатнай картай, можна ўвесці на ёй, напрыклад, каардынаты Крускала — Шэкерса. Інтэрвал  \tilde{\mathcal M} у гэтых каардынатах мае выгляд

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

дзе  \,F=\frac{4 r_s^3}{r}e^{-r/r_s}, а функцыя  ~r(u,v) вызначаецца (няяўна) ураўненнем  ~(1-r/r_s)e^{r/r_s}=uv. . Прастора  \tilde{\mathcal M} максімальна, гэта значыць яе ўжо нельга ізаметрычна ўкласці ў большую прастору-час (яго нельга «працягнуць»).

Адзначым некалькі выдатных уласцівасцей максімальнага працягу Шварцшыльдаўскай прасторы ~\tilde{\mathcal M}:

  • Яна сінгулярная: каардыната r назіральніка, падальнага пад гаpызонт, памяншаецца і імкнецца да нуля, калі яго ўласны час τ імкнецца да некаторага канчатковага значэння  ~\tau_0.. Аднак яго сусветную лінію нельга працягнуць у вобласць  \tau \geqslant\tau_0 ,, так як пунктаў з ~r=0 у гэтай прасторы няма. Такім чынам, лёс назіральніка нам вядомы толькі да некаторага моманту яго (уласнага) часу.
  • Прастора  \tilde{\mathcal M} мае дзве сапраўдныя гравітацыйныя сінгулярнасці: адну ў «мінулым» для любога назіральніка з абласцей I і III, і адну ў «будучыні».

Хоць прастора  \mathcal M статычная (відаць, што першая метрыка гэтага раздзелу не залежыць ад часу t, прастора  \tilde{\mathcal M} такой не з'яўляецца. Вобласць III таксама ізаметрычная  \mathcal M. . Такім чынам, прастора Шварцшыльда змяшчае дзве «сусветы» — «наш» (гэта  \mathcal M ) і яшчэ адзін такі ж. Вобласць II ўнутры чорнай дзіркі, якая злучае іх, называецца мостам Эйнштэйна — Розена. Патрапіць у другі сусвет назіральнік, які стартаваў з I і які рухаецца павольней святла, не зможа, аднак у прамежак часу паміж перасячэннем гарызонту і трапленнем на сінгулярнасць ён зможа ўбачыць яго. Такая структура прасторы-часу, якая захоўваецца і нават ўскладняецца пры разглядзе больш складаных чорных дзірак, спарадзіла шматлікія спекуляцыі на тэму магчымых паралельных сусветаў і падарожжаў у іх праз чорныя дзіркі як у навуковай літаратуры, так і ў навукова-фантастычнай.

Каб прадставіць сабе структуру 4-мернай прасторы-часу ~\tilde{\mathcal M},, яго зручна ўмоўна разглядаць як эвалюцыю 3-мернай прасторы. Для гэтага можна ўвесці «часовую» каардынату  ~T=(u+v)/2 і сячэнні ~T=const (гэта прасторава-падобныя паверхні, або «паверхні адначасовасці») ўспрымаць як ~\tilde{\mathcal M} «у дадзены момант часу».

Рашэнне Райснэра — Нордстрёма[правіць | правіць зыходнік]

Гэта статычнае рашэнне (не залежыць ад часовай каардынаты) ураўненняў Эйнштэйна для сферычна-сіметрычнай чорнай дзіркі з зарадам, але без кручэння. Метрыка чорнай дзіркі Райснэра — Нордстрёма:


{d s}^{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}),

дзе

c — хуткасць святла, м/с,
t — часовая каардыната (час, які вымяраецца на бясконца аддаленых нерухомым гадзінніку), у секундах,
r — радыяльная каардыната (даўжыня «экватара» ізаметрычнай сферы[Кам 3], падзеленая на 2\pi), у метрах,
θ — палярная вуглавая каардыната, у радыянах,
φ — азімутальная вуглавая каардыната, у радыянах,
r_s — радыус Шварцшыльда (у метрах) цела з масай M,
r_Q — маштаб даўжыні (у метрах), які адпавядае электрычны зарад Q (аналаг радыусу Шварцшыльда, толькі не для масы, а для зарада) вызначаны як
r_{Q}^{2} = \frac{Q^{2}G}{4\pi\varepsilon_{0} c^{4}},

дзе 1/(4\pi\varepsilon_0) — пастаянная Кулона.

Параметры чорнай дзіркі не могуць быць адвольнымі. Максімальны зарад, які можа мець ЧД Райснэра — Нордстрёма, роўны Q_{max} = M \approx 10^{40} e \, M/M_{\odot}, дзе e — зарад электрона. Гэта прыватны выпадак абмежавання Кера — Ньюмена для ЧД з нулявым вуглавым момантам (J=0,, гэта значыць без кручэння). Калi гэта крытычнага зараду фармальна рашэнне ўраўненняў Эйнштэйна існуе, але «сабраць» такое рашэнне з вонкавага зараджанага рэчыва не атрымаецца: гравітацыйнае прыцягненне не зможа кампенсаваць ўласнае электрычнае адштурхванне матэрыі. Акрамя таго, трэба заўважыць, што ў рэалістычных сітуацыях чорныя дзіркі не павінны быць значна зараджаныя[15]. Гэта рашэнне, пры працягу за гарызонт, аналагічна шварцшыльдаўскаму, спараджае дзіўную геаметрыю прасторы-часу, у якой праз чорныя дзіркі злучаецца бясконцая колькасць «сусветаў», у якія можна трапляць паслядоўна праз пагружэння ў чорную дзірку[20][11].

Рашэнне Кера[правіць | правіць зыходнік]

ЭргАсфера вакол кераўскай чорнай дзіркі

Чорная дзірка Кера валодае шэрагам выдатных уласцівасцей. Вакол гарызонту падзей существует вобласць, званая эргасферай, усярэдзіне якой целам немагчыма пакоіцца адносна аддаленых назіральнікаў. Яны могуць толькі круціцца вакол чорнай дзіркі па кірунку яе кручэння[21][22]. Гэты эфект называецца «захапленнем інерцыяльных сістэмах адліку» (англ.: frame-dragging) і назіраецца вакол любога масіўнага цела, якое верціцца, напрыклад, вакол Зямлі або Сонца, але у значна меншай ступені. Аднак саму эргасферу яшчэ можна пакінуць, гэтая вобласць не з'яўляецца захапляльнай. Памеры эргасферы залежаць ад вуглавога моманту кручэння. Параметры чорнай дзіркі не могуць быць адвольнымі. Вуглавы момант ЧД не павінен перавышаць J_{max} = M^2, што таксама ўяўляе сабой прыватны выпадак абмежаванні Кера — Ньюмена, на гэты раз для чорнай дзіркі з нулявым зарадам (Q = 0, гл. ніжэй). У лімітавым выпадку J=J_{max} метрыка называецца гранічным рашэннем Кера. Гэта рашэнне таксама спараджае дзіўную геаметрыю прасторы-часу пры яго працягу за гарызонт[22]. Аднак патрабуецца аналіз ўстойлівасці адпаведнай канфігурацыі, якая можа быць парушаная за кошт ўзаемадзеяння з квантавымі палямі і іншых эфектаў. Для прасторы-часу Кера аналіз быў праведзены Субраманьянам Чандрасекарам і іншымі фізікамі. Было выяўлена, што кераўская чорная дзірка — а дакладней яе знешняя вобласць — з'яўляецца ўстойлівай. Аналагічна, як прыватныя выпадкі, апынуліся ўстойлівымі шварцшыльдаўскія дзіркі, а мадыфікацыя алгарытму дазволіла даказаць ўстойлівасць і райснэр-нордстрёмаўскіх чорных дзірак[8][11].

Рашэнне Кера — Ньюмена[правіць | правіць зыходнік]

Трохпараметрычнае сямейства Кера — Ньюмена — найбольш агульнае рашэнне, адпаведнае канчатковаму стану раўнавагі чорнай дзіркі, якая не абураецца знешнімі палямі (паводле тэарэмы аб «адсутнасці валасоў» для вядомых фізічных палёў). У каардынатах Боера — Ліндквіста (Boyer — Lindquist) і геаметрычных адзінках G = c = 1 метрыка Керы — Ньюмена даецца выразам:

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

дзе  \Sigma \equiv r^2 + a^2 \cos^2\theta; \Delta \equiv r^2 - 2 Mr + a^2 + Q^2 і a \equiv J/M, дзе J — момант імпульсу.

З гэтай формулы лёгка выцякае, што гарызонт падзей знаходзіцца на радыусе r_+ = M + \sqrt{M^2 - Q^2 - a^2},, і, такім чынам, параметры чорнай дзіркі не могуць быць адвольнымі: электрычны зарад і вуглавы момант не могуць быць большыя за значэнні, адпаведныя знікненню гарызонту падзей. Павінны выконвацца наступныя абмежаванні:

a^2 + Q^2 \leqslant M^2 — гэта абмежаванне для ЧД Кера — Ньюмена.

Калі гэтыя абмежаванні парушацца, гарызонт падзей знікне, і рашэнне замест чорнай дзіркі будзе апісваць так званую «голую сінгулярнасць», але такія аб'екты, згодна з распаўсюджанымі перакананнямі, у рэальным Сусвеце існаваць не павінны (паводле пакуль не даказанага, але праўдападобнага прынцыпа касмічнай цэнзуры). Альтэрнатыўна, пад гарызонтам можа знаходзіцца крыніца зкалапсаваўшай матэрыі, якая закрывае сінгулярнасць, і таму знешняе рашэнне Кера або Кера-Ньюмена павінна быць бесперапынна састыкавана з унутраным рашэннем ураўненняў Эйнштэйна з тэнзарам энергіі-імпульсу гэтай матэрыі. Як заўважыў Б. Картэр (1968), рашэнне Кера — Ньюмена валодае падвойнымі гірамагнітнымі адносінамі g=2, такім жа, як у электрона згодна з ураўненнямі Дзірака[Кам 4].

Метрыку Кера — Ньюмена (і проста Кэры і Райснера — Нордстрёма, але не Шварцшыльда) можна аналітычна працягнуць таксама праз гарызонт такім чынам, каб злучыць у чорнай дзірцы бясконца шмат «незалежных» прастор. Гэта могуць быць як «іншыя» сусветы, так і аддаленыя часткі нашага Сусвету. У такім чынам атрыманых прасторах ёсць замкнёныя часападобныя крывыя: падарожнік можа, у прынцыпе, патрапіць у сваё мінулае, г. зн. сустрэцца з самім сабой. Вакол гарызонту падзей зараджанай чорнай дзіркі, якая верціцца, таксама існуе вобласць, званая эргасферай, практычна эквівалентная эргасферы з рашэння Кера; стацыянарны назіральнік, які знаходзіцца там, абавязаны круціцца са станоўчай вуглавой хуткасцю (у бок кручэння чорнай дзіркі)[23].

Тэрмадынаміка і выпарэнне чорных дзірак[правіць | правіць зыходнік]

Уяўленні аб чорнай дзірцы як пра абсалютна паглынальны аб'екты былі скарэкціраваны Старабінскім і Зяльдовічам у 1974 годзе — для чорных дзірак, якія верцяцца, а затым, у агульным выпадку, С. Хокінгам у 1975 годзе. Вывучаючы паводзіны квантавых палёў паблізу чорнай дзіркі, Хокінг выказаў здагадку, што чорная дзірка абавязкова выпраменьвае часціцы ў знешнюю прастору і тым самым губляе масу[24]. Гэты эфект называецца выпраменьваннем (выпарэннем) Хокінга. Спрошчана кажучы, гравітацыйнае поле палярызуе вакуум, у выніку чаго магчыма ўтварэнне не толькі віртуальных, але і рэальных пар часціца-антычасціца. Адна з часціц, якая апынулася ледзь ніжэй гарызонту падзей, падае ўнутр чорнай дзіркі, а іншая, якая апынулася ледзь вышэй гарызонту, ляціць, выносячы энергію (гэта значыць частка масы) чорнай дзіркі. Магутнасць выпраменьвання чорнай дзіркі роўная

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

а страта масы

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

Як мяркуецца, склад выпраменьвання залежыць ад памеру чорнай дзіркі: для вялікіх чорных дзірак гэта ў асноўным бязмасавыя фатоны і лёгкія нейтрына, а ў спектры лёгкіх чорных дзірак пачынаюць прысутнічаць і цяжкія часціцы. Спектр хокінгаўскага выпраменьвання для бязмасавых палёў апынуўся строга супадальным з выпраменьваннем абсалютна чорнага цела, што дазволіла прыпісаць чорнай дзірцы тэмпературу

T_H=\frac{\hbar c^3}{8\pi kGM},

дзе \hbar — рэдукаваная пастаянная Планка, c — хуткасць святла, k — пастаянная Больцмана, math>G</math> — гравітацыйная пастаянная, M — маса чорнай дзіркі.

На гэтай аснове была пабудавана тэрмадынаміка чорных дзюр, у тым ліку ўведзена ключавое паняцце энтрапіі чорнай дзіркі, якая апынулася прапарцыйная плошчы яе гарызонту падзей:

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

дзе A — плошча гарызонту падзей.

Хуткасць выпарэння чорнай дзіркі тым большая, чым менш яе памеры[25]. Выпарэннем чорных дзірак зорных (і тым больш галактычных) маштабаў можна занядбаць, аднак для першасных і ў асаблівасці для квантавых чорных дзірак працэсы выпарэння становяцца цэнтральнымі.

За кошт выпарэння ўсё чорныя дзіркі губляюць масу і час іх жыцця аказваецца канчатковым:

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

Пры гэтым інтэнсіўнасць выпарэння нарастае лавінападобна, і заключны этап эвалюцыі носіць характар выбуху, напрыклад, чорная дзірка масай 1000 тон выпарыцца за час парадку 84 секунды, вылучыўшы энергію, роўную выбуху прыкладна дзясяці мільёнаў атамных бомб сярэдняй магутнасці.

У той жа час, вялікія чорныя дзіркі, тэмпература якіх ніжэй тэмпературы рэліктавага выпраменьвання Сусвету (2,7 К), на сучасным этапе развіцця Сусвету могуць толькі расці, так як выпусканае імі выпраменьванне мае меншую энергію, чым паглынаць.

Без квантавай тэорыі гравітацыі немагчыма апісаць заключны этап выпарэння, калі чорныя дзіркі становяцца мікраскапічнымі (квантавымі)[25]

Падзенне ў астрафізічную чорную дзірку[правіць | правіць зыходнік]

Цела, якое свабодна падала пад дзеяннем сіл гравітацыі, знаходзіцца ў стане бязважкасці і адчувае дзеянне толькі прыліўных сіл, якія пры падзенні ў чорную дзірку расцягваюць цела ў радыяльным кірунку і сціскаюць — у тангенцыяльным. Велічыня гэтых сіл расце і імкнецца да бясконцасці пры ~r\to 0 (дзе r — адлегласць да цэнтра дзіркі).

У некаторы момант ўласнага часу цела перасячэ гарызонт падзей. З пункту гледжання назіральніка, падальнага разам з целам, гэты момант нічым не вылучаны, аднак вяртання цяпер няма. Цела аказваецца ў гарлавіне (яе радыус ў пункце, дзе знаходзіцца цела, і ёсць ~r), якая сціскаецца гэтак хутка, што паляцець з яе да моманту канчатковага схлопвання (гэта і ёсць сінгулярнасць) ужо нельга, нават рухаючыся з хуткасцю святла.

З пункту гледжання аддаленага назіральніка, падзенне ў чорную дзірку будзе выглядаць інакш. Хай, напрыклад, цела будзе свеціцца і, акрамя таго, будзе пасылаць сігналы назад з пэўнай частатой. Спачатку аддалены назіральнік будзе бачыць, што цела, знаходзячыся ў працэсе свабоднага падзення, паступова разганяецца пад дзеяннем сіл цяжару па кірунку да цэнтра. Колер цела не змяняецца, частата дэтэктаваных сігналаў практычна сталая. Аднак, калі цела пачне набліжацца да гарызонту падзей, фатоны, якія ідуць ад цела, будуць адчуваць усё большае і большае чырвонае зрушэнне, выкліканае двума прычынамі: эфектам Доплера і гравітацыйным запаволеннем часу — з-за гравітацыйнага поля ўсе фізічныя працэсы з пункту гледжання аддаленага назіральніка будуць ісці ўсё больш павольна і павольней, напрыклад, гадзіннік, замацаваны ў Шварцшыльдаўскай прасторы-часу на радыяльнай каардынаце r без кручэння ( r=const, \theta=const, \varphi=const ), будуць ісці павольней бясконца аддаленых у  1/\sqrt{1-r_s/r} раз. Адлегласці таксама будуць успрымацца па-рознаму. Аддаленаму назіральніку будзе здавацца, што цела — у надзвычай сплясканым выглядзе — будзе запавольвацца, набліжаючыся да гарызонту падзей і, у рэшце рэшт, практычна спыніцца. Частата сігналу будзе рэзка падаць{-1|[26]}}. Даўжыня хвалі выпусканага целам святла будзе імкліва расці, так што святло хутка ператворыцца ў радыёхвалі і далей у нізкачастотныя электрамагнітныя ваганні, зафіксаваць якія ўжо будзе немагчыма. Перасячэння целам гарызонту падзей назіральнік не ўбачыць ніколі і ў гэтым сэнсе падзенне ў чорную дзірку будзе доўжыцца бясконца доўга.

Ёсць, аднак, момант, пачынаючы з якога паўплываць на цела аддалены назіральнік ўжо не зможа. Прамень святла, пасланы ўслед гэтага цела, яго альбо наогул ніколі не дагоніць, альбо дагоніць ўжо за гарызонтам. Акрамя таго, адлегласць паміж целам і гарызонтам падзей, а таксама «таўшчыня» сплясканага (з пункту гледжання іншага назіральніка) цела даволі хутка дасягне планкаўскай даўжыні і (з матэматычнага пункту гледжання) будуць змяншацца і далей. Для рэальнага фізічнага назіральніка (вядучага вымярэнні з планкаўскай хібнасцю) гэта раўнасільна таму, што маса чорнай дзіркі павялічыцца на масу падальнага цела, а значыць радыус гарызонту падзей ўзрасце і цела апынецца «ўнутры» гарызонту падзей за канчатковы час[27]. Аналагічна будзе выглядаць для аддаленага назіральніка і працэс гравітацыйнага калапсу. Спачатку рэчыва рынецца да цэнтра, але зблізку гарызонту падзей яно стане рэзка запавольвацца, яго выпраменьванне сыдзе ў радыядыяпазон, і ў выніку аддалены назіральнік убачыць, што зорка згасла[28].

Мадэль на базе тэорыі струн[правіць | правіць зыходнік]

Тэорыя струн дазваляе выбудоўванне выключна шчыльных і дробнамаштабных структур з саміх струн і іншых апісваных тэорыяй аб'ектаў — бран, частка з якіх маюць больш за тры вымярэння. Пры гэтым чорная дзірка можа быць складзена з струн і бран вельмі вялікім лікам спосабаў, а самым дзіўным з'яўляецца тая акалічнасць, што гэты лік мікрастанаў роўна адпавядае энтрапіі чорнай дзіркі, прадказанай Хокінгам і яго калегам Бекенштэйнам у 1970-я гады. Гэта адзін з найбольш вядомых вынікаў тэорыі струн, атрыманых у 1990-я гады.

У 1996 годзе струнныя тэарэтыкі Эндру Стромінджэр і Кумрун Вафа, абапіраючыся на больш раннія вынікі Саскінда і Сена, апублікавалі працу «Мікраскапічная прырода энтрапіі Бекенштэйна і Хокінга». У гэтай працы Стромінджэру і Вафе атрымалася выкарыстоўваць тэорыю струн для канструявання з мікраскапічных кампанентаў вызначанага класа чорных дзірак, так званых экстрэмальна зараджаных дзірак Райснера — Нордстрёма[29], а таксама для дакладнага вылічэння ўкладаў гэтых кампанентаў у энтрапію. Праца была заснавана на ўжыванні новага метаду, які часткова выходзіць за рамкі тэорыі абурэнняў, якую выкарыстоўвалі ў 1980-х і ў пачатку 1990-х гадоў. Вынік працы ў дакладнасці супадаў з прадказаннямі Бекенштэйна і Хокінга, зробленымі больш чым за дваццаць гадоў да гэтага.

Рэальным працэсам утварэння чорных дзірак Стромінджэр і Вафа супрацьпаставілі канструктыўны падыход[30]. Сутнасць у тым, што яны змянілі пункт гледжання на ўтварэнне чорных дзірак, паказаўшы, што іх можна канструяваць шляхам карпатлівай зборкі ў адзін механізм дакладнага набору бран, адкрытых падчас другой суперструннай рэвалюцыі.

Стромінджэр і Вафа змаглі вылічыць лік перастановак мікраскапічных кампанентаў чорнай дзіркі, пры якіх агульныя назіраныя характарыстыкі, напрыклад маса і зарад, застаюцца нязменнымі. Тады энтрапія гэтага стану па вызначэнні роўная лагарыфму атрыманага ліку — колькасці магчымых мікрастанаў тэрмадынамічнай сістэмы. Затым яны параўналі вынік з плошчай гарызонту падзей чорнай дзіркі — гэтая плошча прапарцыянальная энтрапіі чорнай дзіркі, як прадказана Бекенштэйнам і Хокінгам на аснове класічнага разумення[30], — і атрымалі ідэальную згоду[31] Па меншай меры, для класа экстрэмальных чорных дзірак Стромінджэру і Вафе ўдалося знайсці прыкладанне тэорыі струн для аналізу мікраскапічных кампанентаў і дакладнага вылічэнні адпаведнай энтрапіі. Практычна адначасова, з рознасцю ў некалькі тыдняў, да такой жа энтрапіі для амаль экстрэмальных чорных дзірак прыйшлі і Курт Калан і Хуан Малдасена з Прынстана[32].

Вынікі гэтай групы, аднак, распасціраліся далей. Так як яны змаглі сканструяваць не зусім экстрэмальную чорную дзірку, яны змаглі разлічыць таксама і хуткасць выпарэння дадзенага аб'екта, якая супала з вынікамі Хокінга[33]. Гэты вынік быў пацверджаны ў тым жа годзе працамі двух пар індыйскіх фізікаў: Саміт Дас і Самір Матуру, і Гаўтам Мандал і Спента Вадзья атрымалі тую ж хуткасць выпарэння. Гэты поспех паслужыў адным з доказаў адсутнасці страты інфармацыі пры ўтварэнні і выпарэнні чорных дзірак[34].

У 2004 годзе каманда Саміра Матуру з універсітэта Агаё занялася пытаннем аб ўнутранай будове струннай чорнай дзіркі. У выніку яны паказалі, што амаль заўсёды замест масы асобных струн ўзнікае адна — вельмі доўгая струна, кавалачкі якой будуць увесь час «вытыркаюць» за гарызонт падзей за кошт квантавых флуктуацый, і адпаведна адрывацца, забяспечваючы выпарэнне чорнай дзіркі. Сінгулярнасці ўнутры такога клубка не ўтворыцца, а яго памер у дакладнасці супадае з памерам класічнага гарызонту. У іншай мадэлі, якую развілі Гэры Горавіц з Універсітэта Каліфорніі ў Санта-Барбары і Хуан Малдасена з Інстытута перспектыўных даследаванняў, сінгулярнасць прысутнічае, але інфармацыя ў яе не трапляе, так як за кошт квантавай тэлепартацыі выходзіць з чорнай дзіркі, змяняючы характарыстыкі выпраменьвання Хокінга, якое зараз становіцца не зусім цеплавым — гэтыя пабудовы грунтуюцца на гіпотэзе AdS/CFT-адпаведнасці. Усе такія мадэлі, аднак, да гэтага часу носяць папярэдні характар[35].

Белыя дзіркі[правіць | правіць зыходнік]

Белая дзірка з'яўляецца часовай супрацьлегласцю чорнай дзіркі[36] — калі з чорнай дзіркі немагчыма выбрацца, то ў белую дзірку немагчыма патрапіць. Белай дзіркай з'яўляецца вобласць IV у пашыраным прасторы-часу Шварцшыльда — у яе немагчыма патрапіць з абласцей I і III, а вось з яе трапіць у вобласці I і III можна. Так як агульная тэорыя адноснасці і большасць іншых тэорый гравітацыі зварачальныя ў часе, то можна разгарнуць рашэнне гравітацыйнага калапсу ў часе і атрымаць аб'ект, які не схлопваецца, фарміруючы вакол сябе гарызонт падзей будучыні і сінгулярнасць пад ім, а наадварот, аб'ект, які нараджаецца з нябачнай сінгулярнасці пад гарызонтам падзей мінулага і затым разлятаецца, знішчаючы гарызонт — гэта і будзе белая дзірка.

На сённяшні дзень невядомыя фізічныя аб'екты, якія можна пэўна лічыць белымі дзіркамі. Больш за тое, не вядомыя і тэарэтычныя механізмы іх утварэння акрамя рэліктавага — адразу пасля Вялікага выбуху, а таксама вельмі спекулятыўнай ідэі, якую немагчыма пацвердзіць разлікамі, што белыя дзіркі могуць утварацца пры выхадзе з-за гарызонту падзей рэчыва чорнай дзіркі, якая знаходзіцца ў іншым часе. Няма і перадумоў па метадах пошуку белых дзірак. Зыходзячы з гэтага, белыя дзіркі лічацца зараз абсалютна гіпатэтычнымі аб'ектамі, дапушчальнымі тэарэтычна агульнай тэорыяй адноснасці, але наўрад ці існуючымі ў Сусвеце, у адрозненне ад чорных дзірак.

Ізраільскія астраномы Алон Рэтер і Шлома Хелер мяркуюць, што анамальны гама-ўсплёск GRB 060614, які адбыўся ў 2006 годзе, быў «белай дзіркай»[37][38].

Чорныя дзіркі ў Сусвеце[правіць | правіць зыходнік]

З часу тэарэтычнага прадказання чорных дзірак заставалася адкрытым пытанне аб іх існаванні, так як наяўнасць рашэння тыпу «чорная дзірка» яшчэ не гарантуе, што існуюць механізмы ўтварэння падобных аб'ектаў у Сусвеце. З матэматычнага пункту гледжання вядома, што як мінімум калапс гравітацыйных хваль у агульнай тэорыі адноснасці устойліва вядзе да фарміравання пасткавых паверхняў, а такім чынам, і чорнай дзіркі, як даказана Дэметрыясам Крыстадулу ў 2000-х гадах (Прэмія Шаа за 2011 год).

З фізічнага пункту гледжання вядомыя механізмы, якія могуць прыводзіць да таго, што некаторая вобласць прасторы-часу будзе мець тыя ж ўласцівасці (тую ж геаметрыю), што і адпаведная вобласць у чорнай дзірцы.

Файл:Sch-collaps.png
Калапс зоркі. Метрыка ўнутры больш зацененых вобласці нам невядомая (або нецікавая)

Намаляваная цёмным колерам вобласць запоўненая рэчывам зоркі і метрыка яе вызначаецца ўласцівасцямі гэтага рэчыва. А вось светла-шэрая вобласць супадае з адпаведнай вобласцю прасторы Шварцшыльда. Менавіта аб такіх сітуацыях у астрафізіцы кажуць як аб утварэнні чорных дзірак, што з фармальнага пункту гледжання з'яўляецца некаторыя вольнасці мовы[Кам 5]. Звонку, тым не менш, ужо вельмі хутка гэты аб'ект стане практычна неадрозны ад чорнай дзіркі па ўсіх сваіх уласцівасцях, таму дадзены тэрмін выкарыстоўваецца і ў дачыненні да канфігурацыі, якая атрымліваецца, з вельмі вялікай ступенню дакладнасці[39].

У рэчаіснасці з-за акрэцыі рэчывы, з аднаго боку, і (магчыма) хокінгаўскага выпраменьвання, з другога, прастора-час вакол калапсара адхіляецца ад прыведзеных вышэй дакладных рашэнняў ураўненняў Эйнштэйна. І хоць у любой невялікай вобласці (акрамя наваколляў сінгулярнасці) метрыка скажоная нязначна, глабальная прычынная структура прасторы-часу можа адрознівацца кардынальна. У прыватнасці, цяперашная прастору-час можа, паводле некаторых тэорый, ужо і не валодаць гарызонтам падзей[40]. Гэта звязана з тым, што наяўнасць або адсутнасць гарызонту падзей вызначаецца, сярод іншага, і падзеямі, якія адбываюцца ў бясконца выдаленым будучыні назіральніка[41]

Паводле сучасных уяўленняў, ёсць чатыры сцэнарыя ўтварэння чорнай дзіркі[42][43]:

  • Гравітацыйны калапс (катастрафічны сціск) досыць масіўнай зоркі на канчатковым этапе яе эвалюцыі.
  • Калапс цэнтральнай часткі галактыкі або протагалактычнага газу. Сучасныя ўяўленні змяшчаюць велізарную (>1000M_\odot) чорную дзірку ў цэнтр многіх, калі не ўсіх, спіральных і эліптычных галактык. Напрыклад, у цэнтры нашай Галактыкі знаходзіцца чорная дзірка Стралец 4{,}31\cdot 10^6M_\odot.[44]
  • Фарміраванне чорных дзірак у момант адразу пасля Вялікага Выбуху ў выніку флуктуацый гравітацыйнага поля і/або матэрыі. Такія чорныя дзіркі называюцца першаснымі.
  • Узнікненне чорных дзірак у ядзерных рэакцыях высокіх энергій — квантавыя чорныя дзіркі.

Чорныя дзіркі зорных мас[правіць | правіць зыходнік]

[[Файл:Black hole lensing web.gif|frame|alt=Шварцшильдовская чёрная дыра|Мадэляванне гравітацыйнага лінзіравания чорнай дзіркай, якая скажае малюнак галактыкі, перад якой яна праходзіць.

Чорная дзірка NGC 300 X-1 у прадстаўленні мастака. Ілюстрацыя ESO.

Чорныя дзіркі зорных мас ўтвараюцца як канчатковы этап жыцця зоркі, пасля поўнага выгарання тэрмаядзернага паліва і спынення рэакцыі зорка тэарэтычна павінна пачаць астываць, што прывядзе да памяншэння ўнутранага ціску і сціску зоркі пад дзеяннем гравітацыі. Сціск можа спыніцца на пэўным этапе, а можа перайсці ў імклівы гравітацыйны калапс. У залежнасці ад масы зоркі і вярчальнага моманту магчымыя наступныя канчатковыя станы:

  • Згаслая вельмі шчыльная зорка, якая складаецца ў асноўным, у залежнасці ад масы, з гелія, вугляроду, кіслароду, неону, магнію, крэмнія або жалеза (асноўныя элементы пералічаныя ў парадку ўзрастання масы астатку зоркі). Такія рэшткі называюць белымі карлікамі, маса іх абмяжоўваецца зверху мяжою Чандрасекара.
  • Нейтронная зорка, маса якой абмежаваная мяжою Опенгеймера — Волкава.
  • Чорная дзірка.

Па меры павелічэння масы астатку зоркі адбываецца рух раўнаважкай канфігурацыі ўніз па выкладзенай паслядоўнасці. Круцільны момант павялічвае гранічныя масы на кожнай прыступкі, але не якасна, а колькасна (максімум у 2-3 разы).

Умовы (галоўным чынам, маса), пры якіх канчатковым станам эвалюцыі зоркі з'яўляецца чорная дзірка, вывучаны недастаткова добра, бо для гэтага неабходна ведаць паводзіны і станы рэчыва пры надзвычай высокіх шчыльнасцях, недаступных эксперыментальнаму вывучэнню. Дадатковыя складанасці ўяўляе мадэляванне зорак на пазнейшых этапах іх эвалюцыі з-за складанасці ўзнікаючага хімічнага складу і рэзкага памяншэння характэрнага часу праходжання працэсаў. Дастаткова згадаць, што адны з найбуйнейшых касмічных катастроф, успышкі звышновых, узнікаюць менавіта на гэтых этапах эвалюцыі зорак. Розныя мадэлі даюць ніжнюю ацэнку масы чорнай дзіркі, якая атрымліваецца ў выніку гравітацыйнага калапсу, ад 2,5 да 5,6 мас Сонца. Радыус чорнай дзіркі пры гэтым вельмі малы — некалькі дзесяткаў кіламетраў.

Пазней чорная дзірка можа разрасціся за кошт паглынання рэчыва — як правіла, гэта газ суседняй зоркі ў падвойных зорных сістэмах (сутыкненне чорнай дзіркі з любым іншым астранамічным аб'ектам вельмі малаверагодна з-за яе малога дыяметра). Працэс падзення газу на любы кампактны астрафізічны аб'ект, у тым ліку і на чорную дзірку, называецца акрэцыяй. Пры гэтым з-за кручэння газу фармуецца акрэцыйны дыск, у якім рэчыва разганяецца да рэлятывісцкіх хуткасцей, награваецца і ў выніку моцна выпраменьвае, у тым ліку і ў рэнтгенаўскім дыяпазоне, што дае прынцыповую магчымасць выяўляць такія акрэцыйныя дыскі (і, такім чынам, чорныя дзіркі) пры дапамозе ўльтрафіялетавых і рэнтгенаўскіх тэлескопаў. Асноўнай праблемай з'яўляецца малая велічыня і цяжкасць рэгістрацыі адрозненняў акрэцыйных дыскаў нейтронных зорак і чорных дзірак, што прыводзіць да няўпэўненасці ў ідэнтыфікацыі астранамічных аб'ектаў з чорнымі дзіркамі. Асноўнае адрозненне складаецца ў тым, што газ, які падае на ўсе аб'екты, рана ці позна сустракае цвёрдую паверхню, што прыводзіць да інтэнсіўнага выпраменьвання пры тармажэнні, але воблака газу, якое падае на чорную дзірку, з-за неабмежавана росту гравітацыйнага запаволення часу (чырвонага зрушэння) проста хутка цьмянее пры набліжэнні да гарызонту падзей, што назіралася тэлескопам Хабла ў выпадку крыніцы Лебедзь X-1[45].

Сутыкненне чорных дзірак з іншымі зоркамі, а таксама сутыкненне нейтронных зорак, якое выклікае ўтварэнне чорнай дзіркі, прыводзіць да магутнага гравітацыйнага выпраменьвання, якое, як чакаецца, можна будзе выяўляць у бліжэйшыя гады пры дапамозе гравітацыйных тэлескопаў. У цяперашні час ёсць паведамленні аб назіранні сутыкненняў у рэнтгенаўскім дыяпазоне[46]. 25 жніўня 2011 года з'явілася паведамленне аб тым, што ўпершыню ў гісторыі навукі група японскіх і амерыканскіх спецыялістаў змагла ў сакавіку 2011 года зафіксаваць момант гібелі зоркі, якую паглынае чорная дзірка[47][48].

Звышмасіўныя чорныя дзіркі[правіць | правіць зыходнік]

Разрослыя вельмі вялікія чорныя дзіркі, паводле сучасных паданняў, утвараюць ядра большасці галактык. У іх лік уваходзіць і масіўная чорная дзірка ў ядры нашай галактыкі — Стралец A*.

У цяперашні час існаванне чорных дзірак зорных і галактычных маштабаў лічыцца большасцю навукоўцаў надзейна даказаным астранамічнымі назіраннямі[49].

Амерыканскія астраномы ўсталявалі, што масы звышмасіўных чорных дзірак могуць быць значна недаацэненыя. Даследнікі ўсталявалі, што для таго, каб зоркі рухаліся ў галактыцы М87 (якая размешчана на адлегласці 50 мільёнаў светлавых гадоў ад Зямлі) так, як гэта назіраецца цяпер, маса цэнтральнай чорнай дзіркі павінна быць як мінімум 6,4 мільярда сонечных мас, гэта значыць у два разы больш цяперашніх ацэнак ядра М87, якія складаюць 3 млрд сонечных мас[50].

Першасныя чорныя дзіркі[правіць | правіць зыходнік]

Першасныя чорныя дзіркі ў цяперашні час носяць статус гіпотэзы. Калі ў пачатковыя моманты жыцця Сусвету існавалі дастатковай велічыні адхіленні ад аднастайнасці гравітацыйнага поля і шчыльнасці матэрыі, то з іх шляхам калапсу маглі ўтварацца чорныя дзіркі[51]. Пры гэтым іх маса не абмежаваная знізу, як пры зорным калапсе — іх маса, верагодна, магла б быць дастаткова малой. Выяўленне першасных чорных дзірак ўяўляе асаблівы цікавасць у сувязі з магчымасцямі вывучэння з'явы выпарэння чорных дзірак (гл. вышэй)[52].

Квантавыя чорныя дзіркі[правіць | правіць зыходнік]

Мяркуецца, што ў выніку ядзерных рэакцый могуць узнікаць ўстойлівыя мікраскапічныя чорныя дзіркі, так званыя квантавыя чорныя дзіркі. Для матэматычнага апісання такіх аб'ектаў неабходная квантавая тэорыя гравітацыі. Аднак з агульных меркаванняў[53] вельмі верагодна, што спектр мас чорных дзірак дыскрэтны і існуе мінімальная чорная дзірка — планкаўская чорная дзірка. Яе маса — каля 10−5 г, радыус — 10−35 м. Комптанаўская даўжыня хвалі планкаўскай чорнай дзіркі па парадку велічыні роўная яе гравітацыйным радыусе[54].

Такім чынам, усе «элементарныя аб'екты» можна падзяліць на элементарныя часціцы (іх даўжыня хвалі больш іх гравітацыйнага радыусу) і чорныя дзіркі (даўжыня хвалі менш гравітацыйнага радыусу). Планкаўская чорная дзірка з'яўляецца памежным аб'ектам, для яе можна сустрэць назву максімон, якое паказвае на тое, што гэта самая цяжкая з магчымых элементарных часціц. Часам ужываецца для яе абазначэння іншы тэрмін — планкеон.

У апошні час прапанаваны эксперыменты з мэтай выяўлення сведчанняў з'яўлення чорных дзірак у ядзерных рэакцыях. Аднак для непасрэднага сінтэзу чорнай дзіркі ў паскаральніку неабходная недасяжная на сёння энергія 1026 эв. Відаць, у рэакцыях звышвысокіх энергій могуць узнікаць віртуальныя прамежкавыя чорныя дзіркі.

Эксперыменты па пратон-пратонным сутыкненням з поўнай энергіяй 7 ТэВ на Вялікім адронным калайдары паказалі, што гэтай энергіі недастаткова для ўтварэння мікраскапічных чорных дзірак. На падставе гэтых дадзеных робіцца выснова, што мікраскапічныя чорныя дзіркі павінны быць цяжэй 3,5-4,5 ТэВ ў залежнасці ад канкрэтнай рэалізацыі[55].

Выяўленне чорных дзірак[правіць | правіць зыходнік]

На дадзены момант навукоўцамі выяўлена каля тысячы аб'ектаў у Сусвеце, якія лічацца чорным дырам. Усяго ж, мяркуюць навукоўцы, існуе дзясяткі мільёнаў такіх аб'ектаў[56].

У цяперашні час адзіны дакладны спосаб адрозніць чорную дзірку ад аб'екта іншага тыпу складаецца ў тым, каб вымераць масу і памеры аб'екта і параўнаць яго радыус з гравітацыйным радыусам, які задаецца формулай

\ R_g = {2GM \over c^2},

дзе \ G — гравітацыйная пастаянная, \ M — маса аб'екта, \ c — хуткасць святла[57].

Звышмасіўныя чорныя дзіркі[правіць | правіць зыходнік]

Найбольш надзейнымі лічацца пасведчанні аб існаванні звышмасіўных чорных дзірак у цэнтральных абласцях галактык. Сёння адрознівальная здольнасць тэлескопаў недастатковая для таго, каб адрозніваць вобласці прасторы памерам парадку гравітацыйнага радыусу чорнай дзіркі (акрамя чорнай дзіркі ў цэнтры нашай Галактыкі, якая назіраецца метадамі радыёінтэрфераметрыі са звышдоўгай базай на мяжы іх адрознівальнай здольнасці). Таму ў ідэнтыфікацыі цэнтральных аб'ектаў галактык як чорных дзірак ёсць пэўная ступень дапушчэння (акрамя цэнтра нашай Галактыкі). Лічыцца, што ўсталяваная верхняя мяжа памераў гэтых аб'ектаў недастатковая, каб разглядаць іх як скопішчы белых або карычневых карлікаў, нейтронных зорак ці нават чорных дзірак звычайнай масы.

Існуе мноства спосабаў вызначыць масу і арыенціровачныя памеры звышмасіўнага цела, аднак большасць з іх заснавана на вымярэнні характарыстык арбіт аб'ектаў, якія верцяцца вакол іх (зорак, радыёкрыніц, газавых дыскаў). У самым найпростым і досыць часта сустракаюцца выпадкі зварот адбываецца па кеплераўскіх арбітах, пра што кажа прапарцыянальнасць хуткасці кручэння спадарожніка квадратнага кораня з вялікай паўвосі арбіты:

\ V = \sqrt{GM \over r}.

У гэтым выпадку маса цэнтральнага цела знаходзіцца па вядомай формуле

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

У шэрагу выпадкаў, калі аб'екты-спадарожнікі ўяўляюць сабой суцэльнае асяроддзе (газавы дыск, шчыльнае зорнае скопішча), якая сваім цягай ўплывае на характарыстыкі арбіты, радыяльнае размеркаванне масы ў ядры галактыкі атрымліваецца шляхам рашэння г. зв. безсутыкняльнага ўраўнення Бярнулі.

Непасрэдныя вымярэнні памераў крыніц выпраменьвання[правіць | правіць зыходнік]

Калі радыёкрыніца Стралец A* знаходзіцца каля гарызонту падзей чорнай дзіркі, яна будзе выглядаць як пляма, размазаная і ўзмоцненае гравітацыйным лінзіраваннем. Таму калі крыніца знаходзіцца паблізу ад гарызонту падзей і пакрывае ўсю дзірку, яе памер павінен быць не менш 5,2 радыусу Шварцшыльда, што для аб'екта ў цэнтры нашай Галактыкі дае вуглавы памер прыкладна ў 52 мікрасекунды дугі. Гэта нават некалькі больш назіранага ў 1,3 мм радыёхвалях памеру ў 37^{+16}_{-10} мікрасекунд, што паказвае, што выпраменьванне не зыходзіць з паверхні ўсёй дзіркі, але засяроджана ў вобласці побач з ёй, магчыма, на краі акрэцыйнага дыска ці ў рэлятывісцкай бруі матэрыялу, выкінутага з гэтага дыска[58].

Метад адносіны маса-свяцільнасць[правіць | правіць зыходнік]

Асноўным метадам пошуку звышмасіўных чорных дзірак у цяперашні час з'яўляецца даследаванне размеркавання яркасці і хуткасці руху зорак у залежнасці ад адлегласці да цэнтра галактыкі. Размеркаванне яркасці здымаецца фотаметрычнымі метадамі пры фатаграфаванні галактык з вялікім разрозненнем, хуткасці зорак — па чырвоным зрушэнні і пашырэннем ліній паглынання ў спектры зоркі.

Маючы размеркаванне хуткасці зорак \ V(r) можна знайсці радыяльнае размеркаванне мас \ M(r) у галактыцы. Напрыклад, пры эліптычнай сіметрыі поля хуткасцей рашэнне ўраўнення Бярнулі дае наступны вынік:

\ 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}\right)
 \right] ,

дзе \ V — хуткасць кручэння, \ \sigma _r, \ \sigma _\theta і \ \sigma_\phi — радыяльная і азімутальная праекцыі дысперсіі хуткасці, \ G — гравітацыйная пастаянная, \ \nu — шчыльнасць зорнага рэчыва, якая звычайна прымаецца прапарцыянальнай свяцільнасці.

Паколькі чорная дзірка мае вялікую масу пры нізкай свяцільнасці, адным з прыкмет наяўнасці ў цэнтры галактыкі звымасіўнай чорнай дзіркі можа служыць высокмя адносіны масы да свяцільнасці \ M/L для ядра галактыкі. Шчыльнае скопішча звычайных зорак мае дачыненне \ M/L парадку адзінкі (маса і свяцільнасць выяўляюцца ў масах і свяцільнасць сонца), таму значэння \ M/L >> 1 (для некаторых галактык \ M/L>1000), з'яўляюцца прыкметай наяўнасці звышмасіўнай чорнай дзіркі. Магчымыя, аднак, альтэрнатыўныя тлумачэнні гэтага феномену: скопішчы белых або карычневых карлікаў, нейтронных зорак, чорных дзірак звычайнай масы.

Вымярэнне хуткасці кручэння газу[правіць | правіць зыходнік]

У апошні час дзякуючы павышэнню адрознівальнай здольнасці тэлескопаў стала магчымым назіраць і вымяраць хуткасці руху асобных аб'ектаў у непасрэднай блізкасці ад цэнтра галактык. Так, пры дапамозе спектрограф FOS (Faint Object Spectrograph) касмічнага тэлескопа «Хабл» групай пад кіраўніцтвам Х. Форда была выяўленая круцельная газавая структура ў цэнтры галактыкі M87. Хуткасць кручэння газу на адлегласці каля 60 св. гадоў ад цэнтра галактыкі склала 550 км/с, што адпавядае кеплераўскай арбіце з масай цэнтральнага цела парадку 3×109 мас сонца. Нягледзячы на вялізную масу цэнтральнага аб'екта, нельга сказаць з поўнай пэўнасцю, што ён з'яўляецца чорнай дзіркай, паколькі гравітацыйны радыус такі чорнай дзіркі складае каля 0,001 св. года[59].

Вымярэнне хуткасці мікрахвалевых крыніц[правіць | правіць зыходнік]

У 1995 годзе група пад кіраўніцтвам Дж. Марана назірала кропкавыя мікрахвалевыя крыніцы, якія верцяцца ў непасрэднай блізкасці ад цэнтра галактыкі NGС 4258. Назіранні праводзіліся пры дапамозе радыёінтэрферометра, які ўключаў сетку наземных радыётэлескопаў, што дазволіла назіраць цэнтр галактыкі з вуглавым разрозненнем 0",001. Усяго было выяўлена 17 кампактных крыніц, размешчаных у дыскападобнай структуры радыусам каля 10 св. гадоў. Крыніцы круціліся ў адпаведнасці з Кеплераўскім законам (хуткасць кручэння зваротна прапарцыянальная квадратнаму кораню з адлегласці), адкуль маса цэнтральнага аб'екта была ацэненая як 4×107 мас сонца, а верхні мяжа радыусу ядра — 0,04 св. года[60].

Назіранне траекторый асобных зорак[правіць | правіць зыходнік]

У 1993-1996 гадах А. Экарт і Р. Генцель назіралі рух асобных зорак у ваколіцах цэнтра нашай Галактыкі[61]. Назіранні праводзіліся ў інфрачырвоных прамянях, для якіх пласт касмічнай пылу паблізу ядра галактыкі не з'яўляецца перашкодай. У выніку атрымалася дакладна вымераць параметры руху 39 зорак, якія знаходзяцца на адлегласці ад 0,13 да 1,3 св. года ад цэнтра галактыкі. Было ўстаноўлена, што рух зорак адпавядае кеплераўскаму, цэнтральнае цела масай 2,5×106 мас сонца і радыусам не больш за 0,05 св. года адпавядае становішчу кампактнай радыёкрыніцы Стралец-А (Sgr A).

У 1991 годзе ўступіў у строй інфрачырвоны плошчавы дэтэктар SHARP I на 3,5-метровым тэлескопе Еўрапейскай паўднёвай абсерваторыі (ESO) у Ла-Сілы (Чылі). Камера дыяпазону 1-2,5 мкм забяспечвала разрозненне 50 вуглавых мкс на 1 піксель матрыцы. Акрамя таго, быў усталяваны 3D-спектрометр на 2,2-метровым тэлескопе той жа абсерваторыі.

З з'яўленнем інфрачырвоных дэтэктараў высокага дазволу стала магчымым назіраць у цэнтральных абласцях галактыкі асобныя зоркі. Вывучэнне іх спектральных характарыстык паказала, што большасць з іх адносяцца да маладых зорак узростам некалькі мільёнаў гадоў. Насуперак раней прынятым поглядам было ўстаноўлена, што ў ваколіцах звышмасіўнай чорнай дзіркі актыўна ідзе працэс зоркаўтварэння. Мяркуюць, што крыніцай газу для гэтага працэсу з'яўляюцца два плоскіх акрэцыйных газавых кольца, выяўленых у цэнтры Галактыкі ў 1980-х гадах. Аднак ўнутраны дыяметр гэтых кольцаў занадта вялікі, каб растлумачыць працэс зоркаўтварэння ў непасрэднай блізкасці ад чорнай дзіркі. Зоркі, якія знаходзяцца ў радыусе 1" ад чорнай дзіркі (так званыя «S-зоркі») маюць выпадковы кірунак арбітальных момантаў, што супярэчыць акрэцыйнаму сцэнарыі іх узнікнення. Мяркуецца, што гэта гарачыя ядры чырвоных гігантаў, якія ўтварыліся ў аддаленых раёнах галактыкі, а затым мігравалі ў цэнтральную зону, дзе іх знешнія абалонкі былі сарваны прыліўнымі сіламі чорнай дзіркі[62].

Да 1996 года былі вядомыя больш за 600 зорак у вобласці дыяметрам каля парсека (25") вакол радыёкрыніцы Стралец А*, а для 220 з іх былі надзейна вызначаны радыяльныя хуткасці. Ацэнка масы цэнтральнага цела складала 2-3×106 мас Сонца, радыусу — 0.2 св. гадоў

У цяперашні час (кастрычнік 2009 года) адрознівальная здольнасць інфрачырвоных дэтэктараў дасягнула 0."0003 (што на адлегласці 8 кпс адпавядае 2.5 а. а.). Колькасць зорак у межах 1 пс ад цэнтра галактыкі, для якіх вымераныя параметры руху, перавысіла 6000[63].

Разлічаны дакладныя арбіты для бліжэйшых да цэнтра галактыкі 28 зорак, найбольш цікавай сярод якіх з'яўляецца зорка S2. За час назіранняў (1992-2007), яна зрабіла поўны абарот вакол чорнай дзіркі, што дазволіла з вялікай дакладнасцю ацаніць параметры яе арбіты. Перыяд звароту S2 складае 15,8 ± 0,11 гадоў, вялікая паўвось арбіты 0,"123 ± 0,001 (1000 а. а.), Эксцэнтрысітэт 0,880 ± 0,003, максімальнае набліжэнне да цэнтральнага цела 0,"015 або 120 а. а.[64]. Дакладнае вымярэнне параметраў арбіты S2, якая апынулася блізкай да кеплераўскай, дазволіла з высокай дакладнасцю ацаніць масу цэнтральнага цела. Паводле апошніх ацэнак яна роўная

\ ( 4.31 \pm 0.06\mid _{stat} \pm \, 0.36 \mid _{R_0} ) \times 10^6 M_\odot,

дзе памылка 0.06 выкліканая хібнасцю вымярэння параметраў арбіты зоркі S2, а памылка 0.36 — хібнасцю вымярэння адлегласці ад Сонца да цэнтра Галактыкі[64].

Найбольш дакладныя сучасныя ацэнкі адлегласці да цэнтра галактыкі даюць

\ R_0 = 8.33 \pm 0.35 \, \mathrm{kpc}.

Пералік масы цэнтральнага цела пры змене ацэнкі адлегласці робіцца па формуле

\ [ \, 4.31(R_0/8.33 \, \mathrm{kpc})^{2.19} \pm 0.06 \pm 8.6\Delta R/R_0 \, ] \times 10^6 M_\odot.

Гравітацыйны радыус чорнай дзіркі масай 4×106 мас сонца складае прыкладна 12 млн км або 0,08 а. а., г. зн. у 1400 разоў менш, чым бліжэйшая адлегласць, на якую падыходзіла да цэнтральнага цела зорка S2. Аднак сярод даследчыкаў практычна няма сумневаў, што цэнтральны аб'ект не з'яўляецца скопішчам зорак малой свяцільнасці, нейтронных зорак ці чорных дзірак, паколькі сканцэнтраваныя ў такім малым аб'ёме яны непазбежна б зліліся за кароткі час у адзіны звышмасіўны аб'ект, які, згодна з АТА, не можа быць нічым іншым, акрамя чорнай дзіркі[65].

Напрамкі даследаванняў у фізіцы чорных дзірак[правіць | правіць зыходнік]

Неквантавыя з'явы[правіць | правіць зыходнік]

Структура чорных дзірак, якія верцяцца[правіць | правіць зыходнік]

У 1963 году новазеландскі матэматык Рой П. Кер знайшоў поўнае рашэнне ўраўненняў гравітацыйнага поля для чорнай дзіркі, якая верціцца, названае рашэннем Кера. Пасля гэтага было складзена матэматычнае апісанне геаметрыі прасторы-часу, навакольнага масіўнага аб'екту, які верціцца. Вядома аднак, што хоць знешняе рашэнне пры калапсе імкнецца да знешняй часткі рашэння Кэры, для ўнутранай структуры зкалапсаваўшага аб'екта гэта ўжо не так. Сучасныя навукоўцы вядуць даследаванні з мэтай вывучыць структуру чорных дзірак, якія верцяцца і ўзнікаюць у працэсе рэальнага калапсу[66][67].

Абурэнні гарызонту падзей і іх згасанне[правіць | правіць зыходнік]

Гарызонт падзей будучага з'яўляецца неабходным прыкметай чорнай дзіркі як тэарэтычнага аб'екта. Гарызонт падзей сферычных-сіметрычнай чорнай дзіркі называецца сферай Шварцшыльда і мае характэрны памер, званы гравітацыйным радыусам.

Энергія, магчыма, можа пакідаць чорную дзірку з дапамогай т. зв. выпраменьвання Хокінга, які прадстаўляе сабой квантавы эфект. Калі так, сапраўдныя гарызонты падзей ў строгім сэнсе ў зкалапсаваўшых аб'ектаў у нашай Сусвету не фармуюцца. Тым не менш, так як астрафізічныя зкалапсаваўшыя аб'екты — гэта вельмі класічныя сістэмы, то дакладнасць іх апісання класічнай мадэллю чорнай дзіркі дастатковая для ўсіх магчымых астрафізічных прыкладанняў[68].

Вядома, што гарызонт чорнай дзіркі вядзе сябе падобна мембране: абурэнні гарызонту, выкліканыя знешнімі целамі і палямі, пры адключэнні ўзаемадзеяння пачынаюць вагацца і часткова выпраменьваюцца па-за ў выглядзе гравітацыйных хваляў, а часткова паглынаюцца самай дзіркай. Затым гарызонт супакойваецца, і чорная дзірка прыходзіць ў раўнаважны стан чорнай дзіркі Кера — Ньюмена. Асаблівасці гэтага працэсу цікавыя з пункту гледжання генерацыі гравітацыйных хваль, якія могуць быць зарэгістраваныя гравітацыйна-хвалевымі абсерваторыямі ў найбліжэйшай будучыні[69].

Сутыкненне чорных дзірак і выпраменьванне гравітацыйных хваль[правіць | правіць зыходнік]

Пры сутыкненні чорных дзірак адбываецца іх зліццё, якое суправаджаецца выпраменьваннем гравітацыйных хваль. Пры гэтым велічыня гэтай энергіі складае некалькі працэнтаў ад масы абедзвюх чорных дзірак. Паколькі гэтыя сутыкненні адбываюцца далёка ад Зямлі, сігнал, які даходзіць, слабы, таму іх дэтэктаванне абцяжарана, але падобныя падзеі з'яўляюцца па сучасных паданнях самымі інтэнсіўнымі выпраменьвальнікамі гравітацыйных хваляў ў Сусвеце і прадстаўляюць выключную цікавасць для гравітацыйна-хвалевай астраноміі[70].

Магчымасць існавання замкнёных часападобных траекторый ў прасторы-часу[правіць | правіць зыходнік]

Існаванне такіх ліній у рамках агульнай тэорыі адноснасці было ўпершыню вынесена на абмеркаванне Куртам Гёдэлям ў 1949 годзе на падставе атрыманага ім дакладнага рашэння ўраўненняў Эйнштэйна, вядомага як метрыка Гёдэля. Падобныя крывыя ўзнікаюць і ў іншых рашэннях, такіх як «цыліндр Тыплера». Існаванне замкнёных часападобных крывых дазваляе здзяйсняць падарожжа ў часе з усімі звязанымі з імі парадоксамі. У прасторы-часу Кера таксама існуюць замкнёныя часападобныя крывыя, на якія можна трапіць з нашага Сусвету: яны аддзеленыя ад нас гарызонтам, аднак могуць выходзіць у іншыя сусветы гэтага рашэння. Тым не менш, пытанне аб іх сапраўдным існаванні ў выпадку рэальнага калапсу касмічнага цела пакуль не вырашана.

Частка фізікаў мяркуе, што будучая тэорыя квантавай гравітацыі накладзе забарону на існаванне замкнёных часаподобных ліній. Гэтую ідэю Стывен Хокінг назваў гіпотэзай аб абароненасці храналогіі (англ.: chronology protection conjecture).

Квантавыя з'явы[правіць | правіць зыходнік]

Знікненне інфармацыі ў чорнай дзірцы[правіць | правіць зыходнік]

Знікненне інфармацыі ў чорнай дзюры ўяўляе найсур'ёзную праблему, якая стаіць перад квантавай гравітацыяй, паколькі яно несумяшчальна з агульнымі прынцыпамі квантавай механікі.

У рамках класічнай (няквантавай) тэорыі гравітацыі чорная дзірка — аб'ект незнішчальны. Яна можа толькі расці, але не можа ні зменшыцца, ні знікнуць зусім. Гэта значыць, што ў прынцыпе магчымая сітуацыя, што інфармацыя, якая патрапіла ў чорную дзірку, на самай справе не знікла, яна працягвае знаходзіцца ўнутры чорнай дзіркі, але яе проста немагчыма назіраць звонку. Іншая разнавіднасць гэтай жа думкі: калі чорная дзірка служыць мостам паміж нашым Сусветам і які-небудзь іншым сусветам, то інфармацыя, магчыма, проста перакінулася ў іншы сусвет.

Аднак, калі ўлічваць квантавыя з'явы, гіпатэтычны вынік будзе ўтрымліваць супярэчнасці. Галоўны вынік прымянення квантавай тэорыі да чорнай дзіркі складаецца ў тым, што яна паступова выпараецца дзякуючы выпраменьванню Хокінга. Гэта значыць, што надыдзе такі момант, калі маса чорнай дзіркі зноў паменшыцца да першапачатковага значэння (перад кіданнем ў яе цела). Такім чынам, у выніку становіцца відавочна, што чорная дзірка ператварыла зыходнае цела ў паток разнастайных выпраменьванняў, але сама пры гэтым не змянілася (паколькі яна вярнулася да зыходнай масы). Выпушчанае выпраменьванне пры гэтым зусім не залежыць ад прыроды цела, якое патрапіла ў яе. Гэта значыць: чорная дзірка знішчыла інфармацыю, якая патрапіла ў яе, што матэматычна выяўляецца як неунітарнасць эвалюцыі квантавага стану дзіркі і навакольных яе палёў.

У гэтай сітуацыі становіцца відавочным наступны парадокс. Калі мы разгледзім тое ж самае для падзення і наступнага выпарэння квантавай сістэмы, якая знаходзіцца ў якім-небудзь чыстым стане, то — паколькі чорная дзірка сама не змянілася — атрымаем пераўтварэнне зыходнага чыстага стану ў «цеплавы» (змяшаны) стан. Такое пераўтварэнне, як ужо было сказана, неунітарна, а ўся квантавая механіка будуецца на унітарных пераўтварэннях. Такім чынам, гэтая сітуацыя супярэчыць зыходным пастулатам квантавай механікі.

Уласцівасці выпраменьвання Хокінга[правіць | правіць зыходнік]

Выпраменьваннем Хокінга называюць гіпатэтычны працэс выпускання разнастайных элементарных часціц, пераважна фатонаў, чорнай дзіркай. Тэмпературы вядомых астраномам чорных дзірак занадта малыя, каб выпраменьванне Хокінга ад іх можна было б зафіксаваць — масы дзірак занадта вялікія. Таму да гэтага часу эфект не пацьверджаны назіраннямі.

Згодна з АТА, пры ўтварэнні Сусвету маглі б нараджацца першасныя чорныя дзіркі, некаторыя з якіх (з пачатковай масай 1012 кг) павінны былі б заканчваць выпарацца ў наш час. Так як інтэнсіўнасць выпарэння расце з памяншэннем памеру чорнай дзіркі, то апошнія стадыі павінны быць па сутнасці выбухам чорнай дзіркі. Пакуль такіх выбухаў зарэгістравана не было.

Вядома пра спробу даследавання «выпраменьвання Хокінга» на аснове мадэлі — аналага гарызонту падзей для белай дзіркі, у ходзе фізічнага эксперыменту, праведзенага даследчыкамі з Міланскага універсітэта[71] [72].

Заключныя стадыі выпарэння чорнай дзіркі[правіць | правіць зыходнік]

Выпарэнне чорнай дзіркі — квантавы працэс. Справа ў тым, што паняцце аб чорнай дзірцы як аб'екце, які нічога не выпраменьвае, а можа толькі паглынаць матэрыю, справядліва да таго часу, пакуль не ўлічваюцца квантавыя эфекты. У квантавай жа механіцы, дзякуючы тунэляванні, з'яўляецца магчымасць пераадольваць патэнцыяльныя бар'еры, непераадольныя для няквантавай сістэмы. Зацвярджэнне, што канчатковы стан чорнай дзіркі стацыянарны, правільна толькі ў рамках звычайнай, не квантавай тэорыі прыцягнення. Квантавыя эфекты вядуць да таго, што на самой справе чорная дзірка павінна бесперапынна выпраменьваць, губляючы пры гэтым сваю энергію. Пры гэтым тэмпература і хуткасць выпраменьвання растуць з стратай чорнай дзіркай сваёй масы, і фінальныя стадыі працэсу павінны нагадваць выбух. Што застанецца ад чорнай дзіркі ў фінале выпарэння, дакладна не вядома. Магчыма, застаецца планкаўская чорная дзірка мінімальнай масы, магчыма, дзірка выпараецца цалкам. Адказ на гэтае пытанне павінна даць пакуль не распрацаваная квантавая тэорыя гравітацыі[40].

Факт ўстойлівасці чорных дзірак, якія верцяцца, (вядомых таксама як чорныя дзіркі Кера), накладвае абмежаванні на масу фатонаў ў некаторых тэорыях, якія з'яўляюцца пашырэннямі Стандартнай мадэлі[73].

Спектр мас квантавых чорных дзірак[правіць | правіць зыходнік]

У 1966 годзе Маркавым было выказана здагадка аб існаванні элементарнай часціцы з экстрэмальна вялікай масай — максімона. Больш цяжкія часціцы, даўжыня хвалі дэ Бройля якіх менш іх гравітацыйнага радыусу, магчыма, з'яўляюцца квантавымі чорнымі дзіркамі. Так як усе вядомыя квантавыя часціцы маюць строга вызначаныя магчымыя значэнні масы, то ўяўляецца, што і квантавыя чорныя дзіркі таксама павінны мець дыскрэтны спектр цалкам вызначаных мас. Знаходжаннем спектру мас квантавых чорных дзірак займаецца квантавая тэорыя гравітацыі[54].

Узаемадзеянне планкаўскіх чорных дзірак з элементарнымі часціцамі[правіць | правіць зыходнік]

Планкаўская чорная дзірка — гіпатэтычная чорная дзірка з мінімальна магчымай масай, якая роўная планкаўскай масе. Такі аб'ект тоесны гіпатэтычнай элементарнай часціцы з (меркавана) максімальна магчымай масай — максімону. Магчыма, што планкаўская чорная дзірка з'яўляецца канчатковым прадуктам эвалюцыі звычайных чорных дзірак, стабільная і больш не схільная выпраменьвання Хокінга. Вывучэнне узаемадзеянняў такіх аб'ектаў з элементарнымі часціцамі можа праліць святло на розныя аспекты квантавай гравітацыі і квантавай тэорыі поля[40][74].

Астрафізічныя аспекты фізікі чорных дзірак[правіць | правіць зыходнік]

Мембранная парадыгма[правіць | правіць зыходнік]

У фізіцы чорных дзірак мембранная парадыгма з'яўляецца карыснай мадэллю для візуалізацыі і вылічэння эфектаў, якія прадказваюцца агульнай тэорыяй адноснасці, без прамога разгляду вобласці навакол гарызонту падзей чорнай дзіркі. У гэтай мадэлі чорная дзірка ўяўляецца як класічная паверхня (або мембрана), якая выпраменьвае, досыць блізкая да гарызонту падзей — расцягнуты гарызонт. Гэты падыход да тэорыі чорных дзірак быў сфармуляваны ў працах Дамура і незалежна Знаека канца 1970-х-пачатку 1980-х і развіты на аснове метаду 3 + 1-расшчаплення прасторы-часу Кіпам Торнам, Рычардам Прайсам і Дугласам Макдональдам[75][76].

Акрэцыя рэчыва ў дзірку[правіць | правіць зыходнік]

Акрэцыяй называюць працэс падзення рэчыва на касмічнае цела з навакольнай прасторы. Пры акрэцыі на чорныя дзіркі звышгарачы акрэцыйны дыск назіраецца як рэнтгенаўская крыніца[77][78].

Гл. таксама[правіць | правіць зыходнік]

Заўвагі[правіць | правіць зыходнік]

Каментарыі[правіць | правіць зыходнік]

  1. Тэкст лекцыі быў апублікаваны ў часопісе студэнцкага таварыства «Phi Beta Kappa» The American Scholar (Vol. 37, no 2, Spring 1968) і таварыства «Sigma Xi» American Scientist, 1968, Vol. 56, No. 1, Pp. 1—20. Старонка з гэтай працы ёсць у кнізе V. P. Frolov and I. D. Novikov, Black Hole Physics: Basic Concepts and New Developments, (Kluwer, Dordrecht, 1998), p. 5.
  2. Гэта ўмоўнае паняцце, якая не мае сапраўднага сэнсу такога аб'ёму, а проста па пагадненні роўнае \frac43\pi r_s^3.
  3. Ізаметрычнасць у дадзенай сітуацыі пазначае, што ўсе пункты гэтай сферы не адрозніваюцца па сваіх уласцівасцях, гэта значыць, напрыклад, крывізна прасторы-часу і хуткасць ходу нерухомага гадзінніка ва ўсіх іх аднолькавая.
  4. Гісторыя гэтага кірунку для вырашэння Кера — Ньюмена выкладаецца ў працы Alexander Burinskii Superconducting Source of the Kerr-Newman Electron // Proc. of the XIII Adv. Res.Workshop on HEP (DSPIN-09). — Dubna: 2009. — С. 439.
  5.  O Пакуль нічога не сказана пра геаметрыі прасторы-часу ў будучыні, мы не ведаем, ці ўсё прычынныя крывыя застаюцца ў  O і, такім чынам, не можам сказаць, ці з'яўляецца яна чорнай дзіркай, а паверхня  r=r_s  — гарызонтам падзей. Паколькі, аднак, ні на чым тое, што адбываецца ў вобласці, паказанай на мал., гэта не адбіваецца, гэтую тонкасць звычайна можна ігнараваць.

Крыніцы[правіць | правіць зыходнік]

  1. Чёрная дыра. Энциклопедия Кругосвет. Архівавана з першакрыніцы 24 чэрвеня 2012. Праверана 19 мая 2012.
  2. Michael Quinion Black Hole. World Wide Words. Архівавана з першакрыніцы 22 жніўня 2011. Праверана 26 лістапада 2009.
  3. Чёрные дыры: Мембранный подход, 1988, с. 9.
  4. 4,0 4,1 http://phys.unn.ru/docs/Invisible%20Universe.pdf
  5. 5,0 5,1 Сергей Попов. Экстравагантные консерваторы и консервативные эксцентрики // Троицкий Вариант : газета. — 27 октября 2009. — В. 21 (40N). — С. 6—7.
  6. Ч. Мизнер, К. Торн, Дж. Уилер. Гравитация, Т. 3, 1977, § 33.1. ПОЧЕМУ «ЧЕРНАЯ ДЫРА»? — С. 78—81.
  7. Alan Ellis. Black holes — Part 1 — History // The Astronomical Society of Edinburgh Journal, № 39 (лето 1999).
  8. 8,0 8,1 8,2 8,3 8,4 8,5 А. Левин История чёрных дыр // Популярная механика. — ООО «Фэшн Пресс», 2005. — № 11. — С. 52-62.
  9. Ландау, Л. Д., Лифшиц, Е. М. Теория поля. — Издание 8-е, стереотипное. — М.: Физматлит, 2006. — 534 с. — («Теоретическая физика», том II). — ISBN 5-9221-0056-4. — § 91. Тензор кривизны.
  10. 10,0 10,1 И. Д. Новиков, В. П. Фролов. Физика черных дыр, 1986, § 6.1. «Черные дыры не имеют волос», с. 112.
  11. 11,0 11,1 11,2 11,3 Субраманьян Чандрасекар. Математическая теория черных дыр. В 2-х томах = Mathematical theory of black holes / Перевод с английского к. ф.-м. н. В. А. Березина. Под ред. д. ф.-м. н. Д. А. Гальцова — М.: Мир, 1986.
  12. Newman E. T., Couch E., Chinnapared K., Exton A., Prakash A., Torrence R. J. Metric of a rotating charged mass // Journal of Mathematical Physics. — 1965. — Т. 6. — С. 918. — DOI:10.1063/1.1704351
  13. Debney G. C., Kerr R. P. and Schild A. Solutions of the Einstein and Einstein-Maxwell Equations (англ.)  // Journal of Mathematical Physics. — 1969. — Т. 10. — С. 1842—1854. — DOI:10.1063/1.1664769
  14. Агляд тэорыі гл., напрыклад, у:
    Ruffini, Remo; Bernardini, Maria Grazia; Bianco, Carlo Luciano; Caito, Letizia; Chardonnet, Pascal; Dainotti, Maria Giovanna; Fraschetti, Federico; Guida, Roberto; Rotondo, Michael; Vereshchagin, Gregory; Vitagliano, Luca; Xue, She-Sheng. The Blackholic energy and the canonical Gamma-Ray Burst (англ.)  // COSMOLOGY AND GRAVITATION: XIIth Brazilian School of Cosmololy and Gravitation : AIP Conference Proceedings. — 2007. — Т. 910. — С. 55-217.
  15. 15,0 15,1 Гл.: Don N. Page. Evidence Against Astrophysical Dyadospheres (англ.)  // Astrophysical Journal. — 2006. — Т. 653. — С. 1400-1409. і спасылкі далей.
  16. Markus Heusler. Stationary Black Holes: Uniqueness and Beyond (англ.)  // Living Reviews in Relativity. — 1998. — В. 6. — Т. 1.
  17. В.И.Елисеев. Поле тяготения Шварцшильда в комплексном пространстве // Введение в методы теории функций пространственного комплексного переменного — М.: НИАТ, 1990.
  18. И. Д. Новиков, В. П. Фролов. Физика черных дыр, 1986, ГЛАВА 9. КВАНТОВЫЕ ЭФФЕКТЫ В ЧЕРНЫХ ДЫРАХ. РОЖДЕНИЕ ЧАСТИЦ
  19. Общие свойства чёрных дыр. Архівавана з першакрыніцы 28 мая 2012. Праверана 27 красавіка 2012.
  20. Уильям Дж. Кауфман. Космические рубежи теории относительности, 1981, Глава 10. Черные дыры с электрическим зарядом.
  21. Жан-Пьер Люмине. Чёрные дыры: Популярное введение
  22. 22,0 22,1 Уильям Дж. Кауфман. Космические рубежи теории относительности, 1981, Глава 11. Вращающиеся черные дыры.
  23. Ч. Мизнер, К. Торн, Дж. Уилер. Гравитация, Т. 3, 1977, Дополнение 33.2. ГЕОМЕТРИЯ КЕРРА — НЬЮМАНА И ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЕ ПОЛЕ, c. 88.
  24. Hawking, S. W. (1974). "Black hole explosions?". Nature 248 (5443): 30–31. doi:10.1038/248030a0. Bibcode1974Natur.248...30H. 
  25. 25,0 25,1 Evaporating black holes?. Einstein online. Max Planck Institute for Gravitational Physics (2010). Архівавана з першакрыніцы 24 чэрвеня 2012. Праверана 12 снежня 2010.
  26. Жан-Пьер Люмине Остановка времени при пересечении горизонта событий. Черные дыры: Популярное введение. Архівавана з першакрыніцы 28 мая 2012. Праверана 3 мая 2012.
  27. И. Д. Новиков, В. П. Фролов. Физика черных дыр, 1986, § 9.1. Роль квантовых эффектов в физике черных дыр, с. 192.
  28. Ч. Мизнер, К. Торн, Дж. Уилер. Гравитация, Т. 3, 1977, § 33.1. ПОЧЕМУ «ЧЕРНАЯ ДЫРА»?
  29. R. Dijkgraaf, E. Verlinde, H. Verlinde (1997) «5D Black Holes and Matrix Strings» (англ.) .
  30. 30,0 30,1 Гросс, Дэвид. Грядущие революции в фундаментальной физике. Проект «Элементы», вторые публичные лекции по физике (25.04.2006).
  31. Черные дыры. Ответ из теории струн. Перевод "Официального Сайта Теории Суперструн". Архівавана з першакрыніцы 22 жніўня 2011. Праверана 18 кастрычніка 2009.
  32. Susskind, 2008, p. 391
  33. Экстрэмальныя чорныя дзіркі ў рамках тэрмадынамікі чорных дзірак маюць нулявую тэмпературу і не выпараюцца — ад іх няма выпраменьвання Хокінга.
  34. Susskind, 2008, p. 393
  35. Роман Георгиев. Теория струн и чёрные дыры // Компьютерра-Онлайн. — 01 февраля 2005 года. — Архивировано из первоисточника 28-11-2012.
  36. Словарь терминов
  37. Во Вселенной впервые открыт гигантский антипод черной дыры Московский комсомолец, 31 мая 2011
  38. Леонид Попов Израильтяне нашли белую дыру (27 мая 2011). Архівавана з першакрыніцы 28 мая 2012. Праверана 3 мая 2012.
  39. С. Б. Попов, М. Е. Прохоров Образование черных дыр (руск.) . Astronet. Архівавана з першакрыніцы 17 кастрычніка 2008. Праверана 2 чэрвеня 2012.
  40. 40,0 40,1 40,2 И. Д. Новиков, В. П. Фролов. Физика черных дыр, 1986, § 13.3. Что остается при квантовом распаде черной дыры?
  41. И. Д. Новиков, В. П. Фролов. § 3.1 // Черные дыры во Вселенной — УФН 171 307–324, 2001.
  42. Жан-Пьер Люмине Астрофизика черных дыр. Черные дыры: Популярное введение. Astronet. Архівавана з першакрыніцы 28 красавіка 2009. Праверана 2 чэрвеня 2012.
  43. Б.-Дж. Карр, С.-Б. Гиддингс. Квантовые чёрные дыры (руск.)  // Сокр. пер. с англ. А.В.БЕРКОВА Физика : журнал. — Первое сентября, 2008. — В. 13.
  44. Surfing a Black Hole. European Southern Observatory (2002-10-16). Архівавана з першакрыніцы 24 чэрвеня 2012. Праверана 19 мая 2012.(англ.) 
  45. 'Death Spiral' Around a Black Hole Yields Tantalizing Evidence of an Event Horizon (англ.)  (January 11, 2001). Архівавана з першакрыніцы 22 жніўня 2011. Праверана 24 студзеня 2010.
  46. Астрономы доказали: чёрные дыры действительно «съедают» звёзды
  47. Василий Головнин. Ученым из Японии и США впервые в истории удалось зафиксировать момент гибели звезды. ИТАР-ТАСС (25.08.2011). Архівавана з першакрыніцы 3 лютага 2012. Праверана 25 жніўня 2011.
  48. Астрономы взвесили хищную дыру в созвездии Дракона. Lenta.ru (25.08.2011). Архівавана з першакрыніцы 3 лютага 2012. Праверана 25 жніўня 2011.
  49. Friedrich W. Hehl, Claus Kiefer, Ralph J. K. Metzler (Eds.) Black holes: Theory and observation (Proceedings of the 179th W. E. Heraeus Seminar Held at Bad Honnef, Germany, 18—22 August 1997) / Springer, 1998. Lecture Notes in Physics 514. ISBN 3-540-65158-6.
  50. Сверхмассивные черные дыры оказались еще массивнее. Lenta.ru (9 июня 2009). Архівавана з першакрыніцы 22 жніўня 2011. Праверана 14 жніўня 2010.
  51. Зельдович Я. Б., Новиков И. Д. Релятивистская астрофизика. М.: Наука, 1967
  52. И. Д. Новиков, В. П. Фролов. Физика черных дыр, 1986, § 13.1. Первичные черные дыры.
  53. Удивительная история черных дыр: Конец звездной судьбы. Архівавана з першакрыніцы 28 мая 2012. Праверана 27 красавіка 2012.
  54. 54,0 54,1 В. А. Березин О квантовом гравитационном коллапсе и квантовых черных дырах (руск.)  // Физика элементарных частиц и атомного ядра. — 2003. — В. 7. — Т. 34. — С. 48-111. — ISSN 1814-7445. — Раздел 2.4. Квантованный спектр масс. — Архивная копия. Архивировано из первоисточника 2012-06-01.
  55. Элементы: Микроскопических черных дыр на LHC не видно. Архівавана з першакрыніцы 28 мая 2012. Праверана 27 красавіка 2012.
  56. FRASER CAIN Finding All the Black Holes (SEPTEMBER 8, 2006). Архівавана з першакрыніцы 28 мая 2012. Праверана 3 мая 2012.
  57. Wald, 1984, с. 124—125.
  58. Sh. Doeleman et al. Event-horizon-scale structure in the supermassive black hole candidate at the Galactic Centre (англ.)  // Nature. — 2008. — Т. 455. — № 7209. — С. 78–80. — DOI:10.1038/nature07245Bibcode2008Natur.455...78DPMID 18769434.
  59. Harms, Richard J.; Ford, Holland C.; Tsvetanov, Zlatan I.; Hartig, George F.; Dressel, Linda L.; Kriss, Gerard A.; Bohlin, Ralph; Davidsen, Arthur F.; Margon, Bruce; Kochhar, Ajay K. HST FOS spectroscopy of M87: Evidence for a disk of ionized gas around a massive black hole // Astrophysical Journal, Part 2 - Letters. — 1994. — Vol. 435. — № 1. — С. L35–L38.
  60. Greenhill, L. J.; Jiang, D. R.; Moran, J. M.; Reid, M. J.; Lo, K. Y.; Claussen, M. J. Detection of a Subparsec Diameter Disk in the Nucleus of NGC 4258 // Astrophysical Journal. — 1995. — Vol. 440. — С. 619.
  61. Eckart, A.; Genzel, R. Observations of stellar proper motions near the Galactic Centre // Nature. — 1996. — Vol. 383. — С. 415—417.
  62. Martins, F.; Gillessen, S.; Eisenhauer, F.; Genzel, R.; Ott, T.; Trippe, S. On the Nature of the Fast-Moving Star S2 in the Galactic Center // The Astrophysical Journal. — 2008. — Vol. 672. — С. L119-L122.
  63. Schödel, R.; Merritt, D.; Eckart, A. The nuclear star cluster of the Milky Way: proper motions and mass // Astronomy and Astrophysics. — 2009. — Vol. 502. — С. 91–111.
  64. 64,0 64,1 Gillessen, S.; Eisenhauer, F.; Trippe, S.; Alexander, T.; Genzel, R.; Martins, F.; Ott, T. Monitoring Stellar Orbits Around the Massive Black Hole in the Galactic Center // The Astrophysical Journal. — 2008. — Vol. 692. — С. 1075-1109.
  65. R. Genzel, R. Schödel, T. Ott, F. Eisenhauer, R. Hofmann, and M. Lehnert The Stellar Cusp around the Supermassive Black Hole in the Galactic Center (англ.)  // The Astrophysical Journal. — 2003. — Т. 594. — С. 812-832. — DOI:10.1086/377127

    The new orbital data now definitely exclude a dark cluster of astrophysical objects (e.g., neutron stars) or a ball of 10—60 keV fermions as possible configurations of the central mass concentration. The only nonblack hole configuration is a ball of hypothetical, heavy bosons, which would not be stable, however. The gravitational potential in the central light year of the Galactic center thus is almost certainly dominated by a massive black hole associated with Sgr A*.

  66. Уильям Дж. Кауфман Структура вращающихся чёрных дыр, решение Керра (1977, перевод 1981). Архівавана з першакрыніцы 28 мая 2012. Праверана 3 мая 2012.
  67. И. Д. Новиков, В. П. Фролов. Физика черных дыр, 1986, ГЛАВА 12. ВНУТРЕННЯЯ СТРУКТУРА ЧЕРНЫХ ДЫР.
  68. Сергей Попов. Экстравагантные консерваторы и консервативные эксцентрики // Троицкий Вариант : газета. — 27 октября 2009. — В. 21 (40N). — С. 6—7.
  69. Чёрные дыры: Мембранный подход, 1988, Гл. VI и VII.
  70. НИВЦ МГУ Моделирование столкновения чёрных дыр и исследование гравитационных волн. Архівавана з першакрыніцы 28 мая 2012. Праверана 3 мая 2012.
  71. F. Belgiorno, S.L. Cacciatori, M. Clerici Hawking radiation from ultrashort laser pulse filaments. — 2010.
  72. Александр Будик Впервые получено излучение Хоукинга. 3DNews (28 сентября 2010 года). Праверана 9 октября 2010.
  73. Черные дыры Керра помогли физикам взвесить фотоны
  74. И. Д. Новиков, В. П. Фролов. Физика черных дыр, § 13.4. Элементарные черные дыры (максимоны). Виртуальные черные дыры и пенная структура пространства-времени.
  75. Чёрные дыры: Мембранный подход, 1988, с. 5.
  76. И. Д. Новиков, В. П. Фролов. Физика черных дыр, 1986, с. 271.
  77. Аккреция (руск.) . "Физическая Энциклопедия" / Phys.Web.Ru. Astronet. Архівавана з першакрыніцы 6 снежня 2010. Праверана 1 чэрвеня 2012.
  78. Г. С. Бисноватый-Коган Аккреция. Физика Космоса. Astronet (1986). Архівавана з першакрыніцы 5 снежня 2010. Праверана 1 чэрвеня 2012.

Літаратура[правіць | правіць зыходнік]

  • Ч. Мизнер, К. Торн, Дж. Уилер. Гравитация — Мир, 1977. — Т. 3. — 512 с.
  • И. Д. Новиков, В. П. Фролов. Физика черных дыр — М.: Наука, 1986. — 328 с.
  • Чёрные дыры: Мембранный подход = Black Holes: The membrane paradigm / Под ред. К. Торна, Р. Прайса и Д. Макдональда — Пер. с англ. — М.: Мир, 1988. — 428 с. — ISBN 5030010513.
  • А. М. Черепащук. Чёрные дыры во Вселенной — Век 2, 2005. — 64 с. — (Наука сегодня). — 2500 экз. — ISBN 5-85099-149-2.
  • К. Торн Черные дыры и складки времени. Дерзкое наследие Эйнштейна — М.: Государственное издательство физико-математической литературы, 2009.
  • Ю. И. Коптев и С. А. Никитин. Космос: Сборник. Научно - популярная литература — М.: Дет. лит, 1976. — 223 с.
  • Д. А. Киржниц, В. П. Фролов. Прошлое и будущее Вселенной — М.: Наука, 1986. — 61 с.
  • Л. Бриллюен. Наука и теория информации — М.: ГИФМЛ, 1960.
  • С. Х. Карпенков. Концепции современного естествознания — М.: Высш. школа, 2003.
  • Leonard Susskind. The black hole war: my battle with Stephen Hawking to make the world safe for quantum mechanics — Back Bay Books, 2008. — VIII + 472 p.

Спасылкі[правіць | правіць зыходнік]