Source: http://astronuklfyzika.sweb.cz/Gravitace4-3.htm
Timestamp: 2017-10-20 05:00:18+00:00

Document:
To, co bylo kvalitativně řečeno v předchozím odstavci o průběhu gravitačního kolapsu, je založeno na podrobné analýze nejjednoduššího modelu gravitačního kolapsu, kolapsu sféricky symetrického. V §3.4 jsme odvodili prostoročasovou geometrii odpovídající sférické symetrii - Schwarzschildovu geometrii. Při sférické symetrii podle Schwarzschildovy-Birkhoffovy věty 3.3 bude geometrie prostoročasu Schwarzschildovská i v nestatickém případě. Pokud tedy bude gravitační kolaps probíhat tak, že sférická symetrie bude neustále přesně zachována (tj. jak distribuce hmoty, tak i její pohyb bude přesně radiální), bude geometrie okolního prostoročasu Schwarzschildova během celého průběhu gravitačního kolapsu. V počátečních fázích, kdy poloměr hvězdy je mnohem větší než gravitační poloměr, se bude realizovat jen část Schwarzschildovy geometrie vně hvězdy, zatímco uvnitř bude prostoročasová geometrie odlišná (vnitřní řešení blízké Friedmanovu (5.22,28), závislé na vnitřní struktuře a pohybu hmoty). V konečných fázích kolapsu, kdy se hvězda o hmotnosti M stlačí pod svůj gravitační poloměr, bude mít okolní prostoročas již všude Schwarzschildovu geometrii (odvozenou v §3.4, vztah (3.13))
Schwarzschildova geometrie prostoročasu tedy popisuje statickou sféricky symetrickou černou díru. Některé rysy Schwarzschildovy geometrie, především z geometricko-topologického hlediska, byly rozebírány v §3.4 "Schwarzschildova geometrie"; zde si tento obraz rozšíříme s ohledem na fyzikální vlastnosti černé díry.
To, co dělá černou díru černou dírou, je existence horizontu událostí, v tomto případě tedy Schwarzschildovy sféry r=2M, na které je úniková ("2.kosmická") rychlost rovna právě rychlosti světla. Možnost rovnoměrného kruhového pohybu fotonu v poli Schwarzschildovy černé díry dostaneme, položíme-li ve vztahu (4.4) pro interval požadavky ds2 =0, dr=0, J =p/2 a d2j/dt2= 0 (rovnoměrnost). Vydělením dt dostaneme (dj/dt)2 = (1 - 2M/r)/r2 a po další derivaci vzhledem k požadavku d2j/dt2= 0 obrdžíme rešení r = 3M = rf . Kromě Schwarzschildovy sféry tedy kolem černé díry existuje ještě jedna význačná sféra - tzv. fotonová sféra
r = 3 M = 3 M G / c2 , (4.5)
což je geometrické místo bodů, ve kterých je "1.kosmická" rychlost rovna rychlosti světla, takže v této vzdálenosti mohou fotony obíhat po kruhových orbitách kolem černé díry (obr.4.8). Toto jsou zároveň nejnižší (mezní) kruhové orbity (viz níže); pod fotonovou sférou již žádné kruhové orbity nemohou existovat, každé těleso se zde musí pohybovat velkou rychlostí směrem ven, nechce-li být pohlceno černou dírou.
Pohyb částic v poli Schwarzschildovy černé díry. Efektivní potenciál.
Nyní můžeme již cíleně pokračovat v analýze geodetického pohybu testovacích částic ve Schwarzschildově geometrii černé díry. Použijeme k tomu rovnic (3.17)-(3.19), které si zde vypíšeme znovu:
(dr/dt)2 = 1/K2 - (1 - 2M/r)(1 +`L2/r2) ,
r2 dj/dt = const. def= `L , dt = K(1 - 2M/r) dt , (4.6a,b,c)
V limitním přechodu r®Ą je (dr/dt)2 ®1/K2 -1, dt/dt®1/K. Časová složka čtyřhybnosti pi = mo.dxi/dt je E ş po = mo.dt/dt. Veličina 1/K má teď význam celkové energie v nekonečnu na jednotku vlastní hmotnosti častice: 1/K =`EĄ ;`L je moment hybnosti na jednotku hmoty. Tedy dt = EĄ-1.(1-2M/r)dt a rovnice (4.6a) zní
(dr/dt)2 = `EĄ2 - (1 - 2M/r)(1 +`L2/r2) , (4.7)
což je výhodné napsat ve tvaru
(dr/dt)2 = `EĄ2 - V2(r) , (4.8)
V2(r) = (1 - 2M/r)(1 +`L2/r2) . (4.9)
Derivování (4.8) podle t dává rovnici 2.d2r/dt2 = - ¶V2(r)/¶r . Veličina V2(r) má tedy význam efektivního potenciálu v rovnici popisující závislost mezi r a t, tedy pro radialní složku pohybu. Po dosazení dt = (r2/`L)dj z (4.6b) do (4.8) se získá rovnice mezi r a j :
(`L2/r4) (dr/dj)2 = `EĄ2 - V2(r) . (4.10)
Efektivní potenciál V2(r) se skládá ze tří částí:
a) Obvyklá přitažlivá část úměrná r-1;
b) Odpudivá část (úměrná r-2) popisující odstředivou bariéru;
c) Další, čistě relativistická přitažlivá část úměrná r-3, vytvářející "jámu" v efektivním potenciálu kolem r=0.
Průběh efektivního potenciálu pro různé hodnoty momentu hybnosti testovací částice je na obr.4.6 vlevo, kde jsou též vyznačeny oblasti v nichž dominují výše zmíněné části a,b,c. Jestliže známe efektivní potenciál V(r) a energii `EĄ, můžeme na základě rovnice (4.8) stanovit radiální složku pohybu testovací částice.
Obr.4.6. Efektivní potenciál pro pohyb testovací částice v poli Schwarzschildovy černé díry.
Vlevo: Průběh efektivního potenciálu V(r) pro různé hodnoty specifického momentu hybnosti `L částice.
Vpravo: Radiální složka pohybu testovací částice mající specifickou energii `EĄ a moment hybnosti `L je určena efektivním potenciálem VL(r). Průsečíky přímky V=`EĄ s křivkou V=V(r) jsou body obratu, kde radiální složka pohybu mění svůj směr. Přímka I má dva průsečíky A a B, což odpovídá eliptické orbitě s perihéliem r=rA a "afeliem" r=rB. Přímka II protíná křivku V(r) jen v jednom bodě C, který je lokálním minimem - jedná se o stabilní kruhovou orbitu o poloměru r=rC. Přímka III protíná V(r) též v jednom bodě D, který je však maximem - příslušná kruhová orbita o poloměru r=rD bude nestabilní.
Některé význačné vlastnosti orbit testovacích částic lze zjistit i bez podrobného řešení příslušných pohybových rovnic (4.6). Jak je vidět z rovnice (4.8) nebo (4.10), radiální složka pohybu testovací částice mění svůj směr na opačný tehdy, když `EĄ2- V2(r) mění znaménko. Hodnota r, pro niž je efektivní potenciál roven energii testovací částice, V(r) = `EĄ, je tedy místem obratu, kde se přibližování k černé díře zastaví a nastane vzdalování, nebo naopak vzdalování od černé díry se změní v přibližování.
Různé možnosti jsou ilustrovány na obr.4.6 vpravo. Přímka I reprezentující určitou energii I`EĄ testovací částice protne funkci V(r), odpovídající danému momentu hybnosti `L testovací částice ve dvou bodech A a B. Rádiální složka pohybu bude vypadat potom asi tak, jako kdybychom na příslušnou svisle postavenou vymodelovanou křivku V(r) umístili malou kuličku ve výšce `EĄ (tj. do bodu A nebo B) a nechali ji v zemské tíži volně kutálet; kulička by se periodicky kutálela mezi body A a B a její souřadnice r by kmitala mezi hodnotami r=rA a r=rB. Testovací částice tedy obíhá po přibližně eliptické orbitě s "perihéliem" r=rA a s "aféliem" r=rB. V případě, že rovnice V(r)=`EĄ má jen jeden kořen, tj. rovnost V(r)=`EĄ nastane v bodě, kde má funkce V(r) extrém, ustaví se rovnováha mezi gravitační a odstředivou silou - bude se jednat o kruhovou orbitu. Na obr.4.6 vpravo to nastává pro přímky II a III. Přímka II protne křivku V(r) v bodě C jejího lokálního minima. Kulička položená do bodu C tam bude stále (její radiální souřadnice r=rC se nemění) - testovací částice bude kolem černé díry obíhat po stabilní kruhové dráze (neuvažujeme-li vyzařování gravitačních vln, viz níže). Přímka III protíná křivku V(r) v bodě D jejího lokálního maxima, jedná se opět o kruhovou dráhu. Tato kruhová orbita však není stabilní, kulička položená do bodu D se vlivem sebemenší výchylky skutálí dolů buďto vlevo k r=2M nebo vpravo. Kruhový pohyb testovací částice na takové labilní kruhové orbitě se i vlivem malé poruchy změní ve spirálový, buď směrem dovnitř k r=2M (částice je pohlcena), nebo směrem ven.
Z rovnice ¶V(r)/¶r = 0 plyne, že při `L> 2.Ö(3).M má funkce V(r) lokální maximum a minimum v bodech
V případě `L < 2.Ö(3).M neexistuje žádné minimum ani maximum a tedy neexistuje řádná stabilní kruhová orbita. Pro částici padající s `L < 2.Ö(3).M se tedy neuplatní odstředivé odpuzování, které by jí zabránilo dopadnout na poloměr r=2M, a taková částice bude pohlcena. Pro `L = 2.Ö(3).M splývají maximum a minimum v jediný inflexní bod (viz obr.4.6 vlevo) při r=6M - odpovídá to nejnižší možné stabilní kruhové orbitě. Maximum odstředivé bariéry je v bodě r=rmax podle (4.11), takže pokud celková energie částice je `EĄ> V(rmax), je odstředivá bariéra překonána a částice je pohlcena černou dírou.
Některé typy trajektorií testovacích částic v poli Schwarzschildovy černé díry jsou znázorněny na obr.4.7. Ve velkých vzdálenostech r>>2M od černé díry se situace valně neliši od Newtonovy mechaniky: existují zde hyperbolické, eliptické nebo stabilní kruhové dráhy podobné Keplerovským (u eliptických orbit se projevuje pouze malé stáčení "perihelia", jak bylo změřeno u Merkuru, viz níže).
Obr.4.7. Základní druhy orbit testovacíc částic v poli Schwarzschildovy černé díry: Trajektorie končící na horizontu (částice je pohlcena), parabolické a hyperbolické dráhy začínající a končící v nekonečnu, "eliptické" a kruhové orbity odpovídající obíhání vázané částice kolem černé díry. Není zde zachycena precese eliptických - skutečný jejich tvar viz na obr.4.12.
V oblastech blízkých k černé díře (tj. při r v rozmezí od 2M do asi 10 M) se však trajektorie testovacích částic značně liší od Newtonovských. Jak bylo ukázáno výše, každá částice s momentem hybnosti `L < 2.Ö(3).M bude pohlcena černou dírou bez ohledu na svou energii `EĄ (zatímco v Newtonově teorii je u r=0 odstředivá bariéra nekonečně vysoká a na střed může dopadnout pouze částice s přesně nulovým momentem hybnosti). Pro částici s `L = 2.Ö(3).M existuje již jedna stabilní kruhová orbita r = rms, po níž částice (pokud má patřičnou energii `EĄ) může obíhat:
rms = 6 M = 6 M G / c2 ;
je to nejnižší stabilní kruhová orbita - stabilní je pouze vůči poruchám směrem ven, avšak labilní vůči výchylkám dovnitř, viz obr.4.6 vlevo (ve skutečnosti je však vysoce nestabilní v důsledku vyzařování gravitačních vln - viz níže pasáž "Vyzařování gravitačních vln při pohybu v poli černé díry").
Částice s momentem hybnosti `L> 2.Ö(3).M mají již všechny možnosti pohybu, v závislosti na své energii `EĄ. Jednak se mohou pohybovat po eliptických orbitách s nejnižším a nejvyšším bodem daným vztahem (4.11). Dále pro tyto částice existují stabilní kruhové dráhy v minimech potenciálu V(r) a labilní kruhové orbity v maximech potenciálu V(r). Podle vzorce (4.11) se poloměry stabilních kruhových orbit pohybují v rozmezí od r=6M (pro `L = 2.Ö(3).M) do r=Ą (pro `L=Ą) a poloměry labilních kruhových drah v rozmezí od r=3M (pro `L=Ą) do r=6M (pro `L = 2.Ö(3).M ). Částice přicházející z r= Ą s energií `EĄ < Vmax, t.j podle vztahu ( 4.9) s energií `EĄ2 < (1 - 2M/r2max)(1 + `L2/r2max), kde rmax je dáno vztahem (4.11), se budou pohybovat po zakřivené dráze (ve větších vzdálenostech blízké hyperbolické dráze), dosáhnou "perihélia" a vzdálí se znovu k r=Ą. Částice přicházející z nekoneena s energií `EĄ > Vmax jsou však pohlceny černou dírou.
Pro výpočet periody (a úhlové rychlosti) oběhu testovací částice po kruhové dráze ve Schwarzschildově poli použijeme vztah (4.6b), kam dosadíme dt = (1/`E).(1-2M/r)dt z (4.6c). Dostaneme
w ş dj / dt = (`L/r2) (1 - 2M/r) /`EĄ .
Podmínka kruhového pohybu je `EĄ= V(r) a r=rmin (stabilní kruhová orbita) nebo r=rmax (nestabilní kruhová dráha). Ze vztahu (4.11) snadno dostaneme `L2 = M2.r2/(M.r - 3.M2) nezávisle na tom, zda se jedná o stabilní nebo labilní kruhovou orbitu. Když tyto podmínky dosadíme do vztahu pro dj/dt, dostaneme po úpravě
w = Ö(M/r3 ) , tj. T = 2pÖ(r3/M) .
Vidíme tedy, že pro kruhové orbity (stabilní i nestabilní) ve Schwarzschildově poli si zachovává přesnou platnost Keplerův zákon M =w2 r3 známý z Newtonovy nerelativistické fyziky.
Šíření světla v poli Schwarzschildovy černé díry
Při analýze pohybu fotonů (stejně jako i jiných částic s nulovou klidovou hmotností) můžeme postupovat v zásadě trojím způsobem:
a) Použít buď přímo rovnici ds2=0 s určitými zadanými podmínkami (tak jsme to udělali na začátku tohoto odstavce při odvozování fotonové sféry);
b) Nebo použít rovnici geodetiky (3.16) v níž je parametr ds=dt( =0) nahrazen jiným vhodným nenulovým afinním parametrem l spojitě se měnícím podél trajektorie fotonu (lze např. vzít l = t);
c) Nebo konečně vyšetřovat pohyb částice s nenulovou klidovou hmotností mo a pak přejít k limitě mo® 0.
Při tomto posledním způsobu však rovnice (4.8) a (4.10) nejsou přímo použitelné, protože veličiny `EĄ= EĄ/mo a `L = L/mo energie a momentu hybnosti na jednotku vlastní hmotnosti jsou nekonečné. Poměr těchto veličin, v němž se mo vykrátí, se však blíží konečné hodnotě, limmo® 0(`L/`EĄ) = b, rovné srážkovému parametru b definovanému jako poměr momentu hybnosti testovací částice ku její hybnosti:
b ş L / p = L / Ö(EĄ2 - mo2) = L / Ö(`EĄ2 - 1) . (4.12)
Srážkový parametr b, což je vzdálenost od středu r=0 v níž by přímkový paprsek procházel nebýt ovlivňování gravitací, určuje chování fotonu v daném Schwarzschildově poli černé díry (pohyb fotonu v gravitačním poli je dán pouze jeho směrem a nezávisí na jeho energii).
Sloučením rovnic (4.6b) a (4.7) dostaneme po limitním přechodu mo® 0, `L®Ą rovnici orbity fotonu
[(1/r2)(dr/dj)]2 = 1/b2 - (1 - 2M/r)/r2 . (4.13)
Místo, v němž 1/b2 = (1 - 2M/r)r2 je zde bodem obratu, kde radiální složka pohybu mění svůj směr. Aby tedy foton mohl dosáhnout místa se souřadnicí r, musí jeho srážkový parametr splňovat nerovnost
b < r / Ö(1 - 2M/r) . (4.14)
Výraz na pravé straně této nerovnosti (hrající zde podobnou úlohu jako efektivní potenciál v rovnici (4.8)) má minimální hodnotu 3.Ö(3).M pro r=3M. Tedy pouze foton se srážkovým parametrem b < 3.Ö(3).M může dosáhnout libovolné (libovolně malé) hodnoty souřadnice r - je pohlcen černou dírou. Stejný výsledek dostaneme i ze vztahu (4.11), v němž limitní přechod mo® 0, tj. `L®Ą dává rmax= 3M.
Obr.4.8. Schématické znázornění Schwarzschildovy sféry (horizontu), fotonové sféry, výstupních světelných kuželů a možností pohybu fotonů v poli Schwarzschildovy černé díry.
Na obr.4.8 jsou znázorněny výstupní světelné kužely (nezaměňovat s prostoročasovými světelnými kužely!) v různých vzdálenostech od černé díry. Výstupním kuželem zde rozumíme kužel s vrcholem v daném bodě takový, že fotony vyzářené směrem ležícím uvnitř tohoto kuželu (na obr.4.8 světlá výseč) nejsou zachyceny a mohou odejít do nekonečna, zatímco světlo vyzářené směrem ležícím vně tohoto kuželu bude pohlceno černou dírou (tmavá šrafovaná výseč). Ve velkých vzdálenostech r >>3M od černé díry má výstupní kužel geometrii blízkou 4p. Do nekonečna odtud mohou odejít téměř všechny fotony s výjimkou fotonů vyzářených ve směru k černé díře v úzkém kuželu o úhlu takovém, pod jakým zorným úhlem se z dané vzdálenosti jeví koule o poloměru rz = 3.Ö(3).M ; dráhy takových fotonů se zakřiví v gravitačním poli tak, že jsou pohlceny černou dírou. Jinak řečeno, všechny fotony mající srážkový parametr menší než rz = 3.Ö(3).M jsou pohlceny (obr.4.9). Černá díra se pro fotony přicházející z nekonečna jeví jako totálně absorbující koule o poloměru 3.Ö(3).M. Učinný průřez záchytu fotonů (a každých relativistických částic) Schwarzschildovou černou dírou je tedy roven
sr = p rz2 = 27p M2 = 27p G2 M2/ c4 . (4.15)
Obr.4.9. Fotony přicházející ke Schwarzschildově černé díře se srážkovým parametrem b<3.Ö(3).M jsou pohlceny, fotony s b=3.Ö(3).M se dostanou na fotonovou sféru, při b>3.Ö(3).M jsou dráhy fotonů pouze zakřiveny, avšak fotony uniknou z pole černé díry.
S přibližováním k černé díře se výstupní světelný kužel samozřejmě zužuje (obr.4.8), a to rychleji než by odpovídalo čistě geometrické představě vycházející z rozměru černé díry rg=2M v jinak rovinném prostoru. Ve vzdálenosti r=3M (na světelné sféře) má výstupní kužel úhel rovný jen 2p a s dalším přibližováním k černé díře se rychle zužuje. Ve vzdálenosti r=rg=2M (na horizontu) se výstupní kužel již zcela uzavře - jeho úhel je roven nule (nikoliv 2p jak by vyplývalo z prostého geometrického názoru bez přihlédnuti k neeukleidovským vlastnostem prostoročasu). Jen paprsek vyzářený přesně kolmo "nahoru" zde nebude pohlcen a mohl by teoreticky uniknout, avšak s nekonečným rudým posuvem; takové fotony vyzářené radiálně z horizontu směrem ven zůstávají na horizontu neomezeně dlouho, v prostoročase se stále pohybují spolu s horizontem (horizont je "generován" nulovými geodetikami - viz teorém 3.1).
Odklon částic a světla ve Schwarzschildově poli
Řešení rovnice (4.10), která je diferenciální rovnicí tvaru orbity, vede na eliptické integrály a nelze jej proto obecně analyticky vyjádřit. Pro nalezení přibližného řešení, použitelného ve větších vzdálenostech od černé díry (r>>M), je výhodné zavést inverzní radiální souřadnici u = M/r, která má přímý vztah k prováděné aproximaci. Efektivní potenciál v proměnné u je V2(r)= (1-2u)(1 + L2u2/M2), moment hybnosti je užitečné vyjádřit pomocí srážkového parametru a rychlosti v nekonečnu: `L2 = vĄ2b2/(1-vĄ2). Rovnice (4.10) pak nabude tvar
(dr / dj)2 = M2 / b2 + M2(2u - 1).(1 - vĄ2) / (vĄ2 b2) - u2 + 2 u3 . (4.10')
V dostatečně velké vzdálenosti od středu je člen 2u3 zanedbatelně malý a rovnice (4.10') popisuje kuželosečku s ohniskovým parametrem p ş f/2 = vĄ2b2/M2(1 - vĄ2) a výstředností e = Ö[vĄ2(2vĄ2-1).b2/M3.(1-vĄ2) + 1]. Dodatečné efekty OTR jsou způsobeny členem 2u3 v rovnici (4.10'); ve velkých vzdálenostech od středu tento člen způsobuje jen nepatrné odchylky od běžných keplerovských orbit, avšak ve vzdálenostech blízkých gravitačnímu poloměru tento člen hraje rozhodující úlohu a trajektorie testovacích částic se zde diametrálně liší od keplerovských.
Vyšetřujme nejprve hyperbolický pohyb podle horní části obr.4.10; bude nás zajímat úhel a, o který se částice odchýlí ze svého původního asymptotického směru. Tento úhel je dán úhlem mezi asymptotami orbity částice : a = j(t=+Ą) - j(t=-Ą) - p = 2 [j(r=rm) - j(r=Ą)] - p/2. Při dostatečně vysoké hodnotě srážkového parametru b bude pohyb testovací částice probíhat ve velkých vzdálenostech, tj. u<<1 bude splněno ve všech bodech trajektorie. Derivováním rovnice (4.10') se získá rovnice
d2u / dj2 + u - M2 (1 - vĄ2) / (vĄ2 b2) = 3 u2 .
Zanedbáme-li pravou stranu 3u2, bude řešení této rovnice popisovat přímočarý pohyb (nultá aproximace). Dosazením tohoto řešení nulté aproximace do členu 3u2 a opětovným řešením vzniklé diferenciální rovnice se získá trajektorie částice v prvním přiblížení, vyhovujícím již pro daný účel. Uhel a potom vychází
a = 2M/b (1 + 1/vĄ2) . (4.16)
Tento vztah udává hodnotu odchylky od přímkového pohybu testovací částice pohybující se ve Schwarzschildově poli libovolnou rychlostí vĄ (<=1) s dostatečně velkým impaktním parametrem b; v tomto případě je srážkový parametr b přibližně rovný vzdálenosti rm bodu největšího přiblížení částice ke středu r=0. Vzorec (4.16) platí i pro vĄ= 1, takže úhel odklonu dráhy světla ve Schwarzschildově gravitačním poli je roven
afot = 4 M / b = 4 G M / (b.c2) . (4.16')
Pro světelný paprsek procházející těsně kolem povrchu Slunce (b » 7.105km) tento úhel odklonu vychází afot » 8,5.10-6rad = l,75'', což bylo potvrzeno pozorováními při úplném zatmění Slunce. V Newtonově teorii (kde se foton považuje za částici mající v nekonečnu rychlost c) vychází úhel odklonu dráhy fotonu poloviční než udává vzorec (4.16'). Výsledky pozorování jednoznačně potvrzují hodnotu úhlu odpovídajicí OTR.
Gravitační čočky. Optika černých děr.
Zakřivování dráhy světla v gravitačním poli vede k efektu, který je schématicky znázorněn na obr.4.10 b). Jestliže poblíž spojnice pozorovatele O s nějakým zdrojem světla P (třebas hvězdou nebo quasarem) se nachází nějaké velmi hmotné těleso M, budou světelné paprsky ze zdroje P na své cestě k pozorovateli O gravitačním polem zakřivovány. Např. paprsek III, který by obvykle spojoval zdroj s pozorovatelem, se v blízkosti tělesa M odchýlí a pozorovatel O jej neuvidí. Místo toho pozorovatele O zasáhne jiný vhodně zakřivený paprsek I, takže zdroj P se pozorovateli bude projekčně jevit v poloze P1. Jsou-li však rozměry objektu M dostatečně malé vzhledem k jeho hmotnosti či vzdálenosti zdroj-pozorovatel, může světlo k pozorovateli O přicházet ještě i po druhé cestě - paprsku II. Pozorovatel v takovém případě místo jednoho skutečného zdroje světla P bude projekčně vidět dva zdánlivé obrazy P1 a P2. Pokud ale zdroj P, těleso M a pozorovatel O leží na jedné přímce, bude se bodový zdroj P jevit jako prstenec kolem osy OM - tzv. Einsteinův prstenec (viz obrázek níže); při malé odchylce od přímkové konfigurace pak bude zdroj P zobrazen jako oblouk.
Obr.4.10. Ohyb paprsků světla v gravitačním poli.
a) Trajektorie fotonu se při průchodu kolem hmotného objektu M odchýlí od původního směru o úhel a (daný úhlem, který svírají asymptoty hyperbolické trajektorie fotonu). Toto schéma je použitelné i pro testovací částice nenulové klidové hmotnosti.
b) Efekt gravitační čočky způsobený zakřivováním paprsků světla vycházejícího ze zdroje P při průchodu gravitačním polem mezilehlého tělesa M. Pozorovatele O zasahují paprsky I a II, takže skutečný zdroj P se odtud jeví jako dva zdánlivé zdroje Pl a P2.
Označíme-li úhel mezi spojnicemi pozorovatele O se zdrojem P a s gravitujícím tělesem M jako g, bude úhel d, pod kterým se vzhledem ke spojnici OM bude jevit světelný zdroj P, dán rovnicí
d2 - g d - 4 G M / [x2(x1+x2) c2] = 0
platnou tehdy, jestliže všechny úhly vyznačené na obr.4.10 b) jsou dostatečně malé. Tato kvadratická rovnice má obecně dvě řešení dI a dII odpovídající dvěma možným světelným paprskům I a II, kterými se světlo ze zdroje P může dostat k pozorovateli O. Tento zajímavý jev se nazývá efekt gravitační čočky, podle analogie s refrakčními čočkami v optice.
Zde nachází své konkrétní vyjádření poznatek odvozený v §2.4 (část "Gravitační elektrodynamika a optika"), že gradientní gravitační pole se pro průchod elektromagnetického vlnění chová jako opticky nehomogenní průzračné prostředí. Z optického hlediska se gravitující sférické těleso o hmotnosti M pro světlo jeví jako jakási spojná "čočka", jejíž optická mohutnost je největší v oblastech kolem povrchu tělesa (pokud se jedná o černou díru, je to ve vzdálenosti r=3.Ö(3).M, pro niž je obrazová ohnisková vzdálenost rovná 3M) a klesá k nule ve velkých vzdálenostech. Z optického hlediska má tedy gravitační čočka výraznou "kulovou vadu" (sférickou aberaci), avšak je dokonale achromatická - všechny vlnové délky ohýbá naprosto stejně.
Obr.4.11. Vliv sférické gravitační čočky na rovhoběžný svazek světelných paprsků.
a) Za tělesem poloměru většího než 3M jsou tři oblasti: oblast "stínu" A; oblast B, kde každým bodem prochází pouze jeden paprsek; oblast C, kde každým bodem procházejí dva prsky.
b) V případě černé díry oblasti A a B neexistují, každým bodem mohou procházet nejméně dva paprsky (celý prostor kolem ní je oblastí C ).
Na obr.4.11 je schématicky znázorněna situace jež nastane, je-li těleso či černá díra ozařována širokým rovnoběžným svazkem světla (z nekonečna). Pokud má sférické těleso hmotnosti M poloměr větší než 3M (tj. nejedná se o černou díru), můžeme prostor za takovým tělesem rozdělit na tři optické oblasti (obr.4.11a). Bezprostředně za tělesem je oblast "stínu" A způsobeného absorbcí světla v tělese. V oblasti B každým bodem prochází pouze jeden paprsek, zatímco v oblasti C každým bodem procházejí vždy dva gravitací zakřivené paprsky (dvojité zobrazení) a může zde proto docházet k interferenci. Jestliže těleso M má poloměr menší než 3M (prakticky se tedy jedná o černou díru), oblast "stínu" A i oblast B zde chybějí, celý prostor kolem černé díry pro r > 3M je oblastí C (každým bodem procházejí nejméně dva zakřivené paprsky) - černá díra nevrhá stín !
Optika černých děr je tedy velmi pestrá a zajímavá. Posvítíme-li např. kuželem světla z nějaké konečné vzdálenosti na černou díru, vrátí se nám určitá malá část fotonů zpět: některé fotony se totiž poblíž fotonové sféry zakřiví tak, že obkrouží černou díru o 180° ve vzdálenosti o něco větší než 3,5.M a přijdou zpět do místa, odkud byly vyzářeny (některé případně i po vícenásobném oběhu v blízkosti fotonové sféry) - efekt jakési "gravitační retročočky". Z tohoto hlediska se tedy černá díra v "odraženém světle" nejeví tak absolutně "černá", jak by se dalo čekat. V každém případě (ať pozorujeme černou díru z kterékoli strany vzhledem ke zdroji světla) kolem černé díry osvětlované dostatečně intenzívním proudem světla budeme vidět jakousi "svatozář" - svítící prstenec o poloměru o něco menším než 3.(Ö3).M *); ve skutečnosti to bude řada soustředných prstenců odpovídajících jednoduchému, dvojnásobnému a vícenásobným oběhům fotonů kolem černé díry v blízkosti fotonové sféry, tj. fotonům odkloněným černou dírou o úhly Dj = jo + 2kp, k=1,2,3,... (jo je úhel mezi zdrojem a pozorovatelem). Intenzita tohoto prstence ve srovnání s intenzitou primárního zdroje je však velmi malá. Další zajímavostí je, že pozorovatel na fotonové sféře (kdyby tam mohl existovat) by v dálce před sebou uviděl svá vlastní záda.
*) Efekt se tak trochu podobá světelné "glórii" ve vodních kapkách ozářených slunečním světlem.
Pohled na hvězdnou oblohu ve smětu k černé díře ukazuje řadu zhuštěných zobrazení celé množiny hvězd oblohy, naskládaných ve formě stále užších na sebe navazujících prstenců kolem černé díry.
Toto silné zakřivení světelných paprsků v blízkosti černé díry by se velmi zvláštně projevilo na vzhledu hvězdné oblohy pro pozorovatele nacházejícího se v blízkosti černé díry. Černá díra, která je z optického hlediska absorbující černé těleso, se proti hvězdné obloze sice jeví jako tmavý kotouč, avšak sama nic nezastiňuje - pozorovatel vidí na obloze i nadále všechny hvězdy včetně těch nacházejících se "za" černou dírou. Jen jejich polohy v těchto směrech se jeví podstatně změněné - rozptýlené a zahuštěné v okolí prstence r=3.(Ö3)M kolem černé díry.
Navíc by zde každou hvězdu bylo možno spatřit mnohokrát v různých směrech - pozorovatel by viděl nejen jednu oblohu, ale (v principu) nekonečný počet jejích smrsknutých obrazů, natlačených do soustředných mezikruží kolem černé díry. "Nultá", základní obloha, je tvořena paprsky, které jdou od zdroje světla přímo k pozorovateli. 1.obraz oblohy, tvořený paprsky, které na cestě k pozorovateli udělaly jeden oběh kolem černé díry, se zobrazuje v mezikruží o poloměru asi 5,2.M kolem černé díry. 2.obraz oblohy je viditelný jako další užší mezikruží uvnitř prvního a odpovídá paprskům, které oběhly černou díru dvakrát. A tak dál, každý další gravitační obraz oblohy je tvořen navazujícím čím dál užším (a tmavším) mezikružím, ležícím blíže k fotonové sféře r=3.M.
Jas těchto obrazů je celkově velmi malý a rozměry prstenců činí řádově kilometry (pro černé díry hvězdných hmotností), takže tento bizarní optický efekt by byl viditelný jen pro pozorovatele v dostatečné blízkosti černé díry; pro vzdálené pozorovatele - tedy i pro naše astronomy - by násobné obrazy byly naprosto nerozlišitelné.
Silné, slabé a difúzní gravitační čočky ve vesmíru
Každá hmota gravitačně ohýbá ve svém okolí dráhu fotonů a světelné paprsky - vytváří efekt gravitační čočky, způsobující posuny souřadnic a deformace tvarů objektů v pozadí, vyvolaných gravitací objektů v popředí. Většinou se však jedná o velmi slabé efekty, na hranici měřitelnosti. Efekt gravitační čočky lze obecně rozdělit na dvě kategorie:
× Silné gravitační čočkování
vytvářející vícenásobné obrazy a rozsáhlé oblouky, způsobené mohutnou gravitací kompaktních objektů nebo obrovským nahromaděním hmoty v galaxiích a kupách galaxií.
× Slabé gravitační čočkování
způsobující jen malé úhlové odklony záření. To může být způsobeno dvěma okolnostmi:
1. Objekty relativně malých hmotností jako jsou hvězdy a planety, způsobující efekt gravitační "mikročočky" zmíněný níže..
2. Průchod záření kolem velmi hmotných difúzně rozprostřených systémů ve velkých vzdálenostech.
Slabé gravitační čočkování se může projevovat dvěma efekty:
-- Konvergence paprsků zvětšuje úhlový rozměr a jas objektů na pozadí ........
-- Gravitační smyk (střih - shear) paprsků se projevuje tangenciálním rozmazáváním obrazu zdroje kolem čočkujícího objektu.
Gravitační čočky ve vesmíru
I když efekt gravitační čočky je již dlouho dobře známým důsledkem obecné teorie relativity, byl poprvé pozorován teprve zcela nedávno. Při pozorování hvězd je zakřivování dráhy světla gravitačním polem jiných hvězd zcela nepatrné a efekt gravitační čočky se prakticky neprojevuje, protože gravitační pole běžných hvězd je poměrně slabé a rychle klesá se vzdáleností. K dosažení znatelného efektu by proto dvě hvězdy musely téměř přesně ležet na přímce procházející pozorovatelem; pravděpodobnost tak těsného seřazení dvou různě vzdálených hvězd na jedné přímce je velmi malá. Učinnými gravitačními čočkami mohou být galaxie (které mají hmotnost řádově ~108-1012 -krát větší než průměrná hvězda), přičemž ovšem světelným zdrojem, na němž se efekt čočky pozoruje, pak musí být nějaký velmi vzdálený objekt, aby byla určitá pravděpodobnost, že světlo při cestě k nám bude procházet dostatečně blízko kolem nějaké takové hmotné galaxie. Masívní galaxie nebo kupa galaxií tedy svým gravitačním zakřivováním elektromagnetických paprsků působí jako obrovská "čočka", přes kterou se díváme do vzdálenějšího vesmíru (viz níže "Gravitační čočky - mohutné astronomické dalekohledy?"). Výsledkem je, že obraz určité velmi vzdálené galaxie může být zesílen, znásoben či pozměněn do podoby oblouků či prstenců, vlivem gravitace obrovsky masívního objektu, který leží téměř přesně na spojnici mezi námi a pozorovanou vzdálenou galaxií.
Skutečně, v r. 1979 byla na observatoři Kitt Peak v Arizoně (D.Walsh a kol.) objevena neobvyklá dvojice kvasarů QSO 0957+561 A,B (úhlová vzdálenost mezi nimi činí 5,7''), které mají stejný rudý posuv z=1,41, prakticky identická spektra a též málo rozdílný jas; navíc poměr jasu objektu A a B je stejný ve všech pozorovaných oblastech vlnových délek - radiových, infračervených, optických i ultrafialových []. Přirozeným vysvětlením těchto neobvyklých souvislostí je to, že pozorujeme nikoli dva různé kvasary, ale kvasar jeden, jehož obraz je rozštěpen na dvě složky gravitační čočkou. Toto vysvětlení je dále posíleno tím, že v úhlové vzdálenosti 0,8'' od objektu B byla nalezena obří eliptická galaxie (jejíž hmotnost se odhaduje na ~2.1011M¤) s rudým posuvem asi z @ 0,4. Tato mezilehlá galaxie je zřejmě tou gravitační čočkou způsobující zdánlivé rozdvojení kvasaru. Při astronomických pozorováních se pak objevily i některé další případy, kdy soustava podobných kvasarů se dá vysvětlit jako vícenásobné zobrazení jediného kvasaru mezilehlou galaxií jakožto gravitační čočkou (např. trojitý kvasar QSO PG 1115 + 08).
Gigantický zářivý oblouk - neúplný Einsteinův prstenec - v kupě galaxií Abell 370.
Zářivý oblouk téhož původu v kupě galaxií C1 244-02.
Téměř úplný Einsteinův prstenec MG 1131+0456.
Einsteinův prstenec MG 1131+0465 zobrazený v umělé barevné škále.
Příklady astronomicky pozorovaných Einsteinových oblouků vznikajících efektem gravitační čočky.
V těchto případech, kdy gravitační čočkou je galaxie s nesférickým gravitačním polem, je zobrazení podstatně komplikovanější než podle obr.4.10b ve Schwarzschildově poli - dochází k vícenásobnému rozštěpení *). Navíc se zde jedná o rotující gravitační čočku (galaxie rotují), což může způsobovat další efekty asymetrie a nesoučasnosti vznikajících zobrazení, viz §4.4.
*) Radioastronomicky se pozoruje lichý počet obrazů (často trojitý obraz), protože mezilehlá galaxie je pro rádiové záření průhledná. V optickém oboru se přímý paprsek nepozoruje, skrz neprůhlednou mezilehlou galaxii neprojde.
Charakter pozorovaného obrazu v sobě nese některé informace o průběhu gravitačního pole "čočky", takže podrobná analýza struktury obrazu může zpětně poskytovat určité údaje o rozložení hmoty v mezilehlé galaxii - a to jak zářící, tak skryté hmoty (nezářící, temné hmoty; o této významné, ale zatím záhadné složce hmoty ve vesmíru viz §5.6 "Budoucnost vesmíru. Šipka času. Skrytá hmota.", část "Temná hmota"). Z analýzy snímků vzniklých gravitačním čočkováním tak lze potenciálně vyčíst zajímavé informace o rozložení hmoty ve vesmíru, včetně temné hmoty, kterou nevidíme astronomickými přístroji.
Pozorované vícenásobné zobrazení kvasarů efektem gravitační čočky mezilehlých galaxií je, kromě dalšího potvrzení Einsteinovy obecné teorie relativity, též důkazem toho, že kvasary leží opravdu v kosmologických vzdálenostech (a že tedy jejich velký rudý posuv je kosmologický Hubbleův rudý posuv).
Gravitační čočky - mohutné astronomické dalekohledy?
Gravitační čočka je "spojná čočka", takže vedle změny polohy obrazu vůči předmětu (a případně rozštěpení obrazu) se projevuje i tím, že vzdálený objekt se pozorovateli může jevit větším a jasnějším než je ve skutečnosti. Zesílení jasu může být 10 i vícekrát. Tento efekt může mít velký astronomicko-observační poteciál: obří gravitační čočka může fungovat jako opticky velmi výkonný "objektiv" a náš běžný astronomický dalekohled jako "okulár" tohoto hybridního teleskopického systému. Ohnisková vzdálenost takového gravitačně-optického dalekohledu zde může dosahovat nepředstavitelných hodnot tisíců i miliónů světelných let!
Schématické znázornění hybridního gravitačně-optického astronomického "dalekohledu".
Velmi vzdálený zářící objekt (galaxie, kvasar či supernova) je nejprve zobrazen gravitační čočkou, kterou může být mezilehlá galaxie nebo kupa galaxií. Ohnuté světelné paprsky pak vstupují do klasického astronomického dalekohledu (který může být optický nebo radioastronomický - podle toho zda pozorujeme v optické nebo rádiové oblasti), kde vzniká výsledný obraz..
S trochou nadsázky lze říci, že gravitační čočka tvoří "objektiv" a velký astronomický dalekohled slouží jako "okulár" tohoto vesmírného zobrazovacího systému.
Z hlediska potenciálního astronomického využití ale mají gravitační čočky dvě hlavní nevýhody:
1. Jsou náhodně rozloženy v různých konkrétních místech a směrech od pozorovatele, s různými velikostmi a gravitačně-optickými vlastnostmi. Nedají se nijak nastavovat, na rozdíl od klasických astronomických dalekohledů, které můžeme snadno orientovat do libovolných směrů. Ve obrovském vesmíru, zaplněném miliony galaxií a kup galaxií, se však pravděpodobně vyskytuje velké množství vhodných konfigurací, které mohou fungovat jako gravitační čočky.
2. Gravitační čočky nejsou schopny poskytovat ostrá zobrazení. I přesně sférické masívní těleso se Schwarzschildovým gravitačním polem má v optické terminologii výraznou "kulovou vadu" neboli sférickou aberaci (jak bylo výše ukázáno); galaxie mají navíc složité nehomogenní rozložení hmoty. Různé části gravitační čočky mají proto různou "optickou hohutnost", což vede k rozmazaným a zkresleným obrazům, složeným z různých skvrn a oblouků (jak je výše naznačeno na obraze). Lze ale snad doufat, že budoucí pokročilé počítačové zpracování obrazů toto dokáže do značné míry korigovat a umožní zrekonstruovat důležité údaje o vzdálených gravitačně zobrazených objektech.
Zvláště mohutnými gravitačními čočkami mohou být velké kupy galaxií. Taková kupa galaxií může působit jako obrovská vesmírná - kosmologická gravitační čočka, která by za vhodné konstelace mohla pomoci nahlédnout do nejvzdálenějších hlubin vesmíru, a tím i do nejzasší minulosti...
Vedle zesíleného a zvětšeného zobrazení nejvzdálenějších vesmírných objektů nabízejí gravitační čočky i další unikátní možnosti. Asi nejpozoruhodnější z nich je možnost sledování dynamiky rychlých explozivních procesů, jako jsou výbuchy supernov. Gravitační čočka může vytvářet více obrazů téhož objektu s různým časovým zpožděním, neboť tyto obrazy jsou vytvářeny zakřivenými paprsky s různě dlouhými drahami na cestě k pozorovateli. V těchto rozštěpených obrazech supernovy, které jsou vůči sobě posunuty v čase, tak můžeme prakticky současně pozorovat různé fáze vzplanutí supernovy.
Astrometrický význam gravitačních čoček
Gravitační čočky mohou mít i pozoruhodný význam astrometrický. Obecně umožňují změření hmotností astronomických objektů, aniž jsou potřeba předpoklady o jejich složení a dynamických vlastnostech. Dráhy paprsků I a II na obr.4.10 nejsou stejně dlouhé, takže případná změna jasu zdroje P se na obrazech P1 a P2 projeví s odlišným zpožděním. Změříme-li tedy časovou diferenci změn jasnosti obrazů P1 a P2, pak trigonometrickým rozborem úhlů g, d1, d2 lze stanovit vzdálenost zdroje P od pozorovatele. Gravitační čočky tak umožňují poměrně přesné absolutní měření vzdáleností kvasarů, nezávisle na nepřímých astronomických metodách.
Značný význam by též mělo pozorování efektu gravitační čočky vyvolaného masívní koncentrací skryté (nezářící) hmoty (§5.6) v galaxiích a kupách galaxií.
Jak bylo výše uvedeno, gravitační čočky mohou poskytovat více obrazů vzdálených objektů jako jsou kvasary či vzplanutí supernovy, přičemž tyto obrazy mohou mít různá časová zpoždění v důsledku různě dlouhé dráhy paprsku k pozorovateli. Pokud se podaří určit vzdálenosti zúčastněných objektů - supernovy či kvasaru i mezilehlé gravitační čočky (změřením příslušných rudých posuvů), pak analýzou dvou nebo více rozštěpených obrazů téhož vzdáleného objektu (kvasaru či supernovy) můžeme stanovit hmotnost mezilehlé galaxie - gravitační čočky. Z těchto časových diferencí a vzdáleností pak lze odvodit i hodnotu Hubbleovy konstanty H rozpínání vesmíru (§5.1 část "Dynamická expanze vesmíru"); jedná se o její nezávislé určování.
Gravitační "mikročočky"
Takto se někdy nazývají gravitačně-ohybové jevy u těles o mnoho řádů menších než galaxie nebo kupy galaxií - u hvězd či dokonce planet. V úvodu této části "Gravitační čočky ve vesmíru" bylo zmíněno, že pravděpodobnost dostatečně těsného "slícování" dvou různě vzdálených hvězd na přímkové spojnici s pozorovatelem je velmi malá. Hvězdy se však pohybují poměrně velkými rychlostmi v náhodných směrech, takže astronomicky pozorujeme v naší Galaxii (a částečně též v sousedních Magellanových mračnech) poměrně výrazné příčné pohyby hvězd. Dochází tak občas k těsným optickým zákrytům vzdálených hvězd na úhlovou rozteč menší než miliontiny obloukové vteřiny. Při takovém zákrytu vlivem efektu gravitační čočky bližší hvězdy dojde k přechodnému zjasnění vzdálenější hvězdy *). Při pozorovaných příčných rychlostech hvězd lze dobu trvání tohoto úkazu odhadnout na cca 20-40 dní. Kdybychon graficky vynesli křivku závislosti jasu pozorované hvězdy na čase, viděli bychom na jinak přímkové závislosti dočasné maximum (plochý vrchol podobný Gaussově křivce), jehož výška (resp. plocha pod křivkou) závisí na hmotnosti čočkující hvězdy a na úhlové vzdálenosti zákrytu.
*) Určitým problémem by mohlo být odlišení změn jasnosti způsobených gravitační mikročočkou od astrofyzikální proměnnosti skutečného jasu hvězdy. Vedle analýzy dynamiky křivek by spolehlivou metodou mohla být spektrometrická analýza. Astrofyzikální erupce mají v různých barvách rozdílný průběh, zatímco gravitační čočky jsou achromatické, takže průběh světelných křivek mikročoček je stejný pro všechny barvy (vlnové délky).
Pokud by kolem mezilehlé (bližší) čočkující hvězdy obíhala dostatečně hmotná planeta (exoplaneta), i ona by se mohla podílet na efektu gravitační čočky: na vzestupné nebo sestupné části světelné křivky základní mikročočky by se objevilo malé a krátké sekundární zjasnění. Doba trvání (šířka) tohoto sekundárního píku by závisela na hmotnosti planety, lze ji odhadnout na několik hodin.
Astronomické využití gravitačních čoček je teprve v samém začátku. Většina zde diskutovaných efektů je zatím jen teoretická (základní efekty se daří pozorovat jen u galaxií a kup galaxií ), jejich astronomický potenciál bude, jak lze doufat, využíván v příštích desítiletích - s rychlým rozvojem pozorovací techniky a vyhodnocovací elektroniky...
Precese eliptické dráhy ve Schwarzschildově poli
Analýzu kruhových orbit testovacích částic (včetně fotonů) ve Schwarzschildově poli lze bez obtíží provést přesně. Stabilní orbity odlišné od kruhových (pro něž radiální souřadnice kmitá mezi "perihéliem" a "aféliem", tj. mezi hodnotami r=rA a r=rB podle obr.4.6 vpravo) jsme před chvílí označili jako "eliptické". Není to však tak docela pravda. Základní novou vlastnost eliptických orbit - stáčení jejich hlavní osy - lze nejjednodušeji ukázat na případu orbity, která se jen velmi málo liší od kruhové.
Pro kruhovou orbitu r=R=const. o poloměru R je (dr/dt)|r=R = 0, (d2r/dt2)|r=R = 0, `L2= MR2/(R-3M). Slabě eliptickou dráhu (lišící se jen nepatrně od kruhové) lze považovat za poněkud porušenou kruhovou orbitu, takže pro ni můžeme psát r(t)= R + e(t), kde e « R (tj. je e/R«1) popisuje slabé radiální kmity mezi body obratu. Toto dosadíme do rovnice vzniklé derivací rovnice (4.6a) podle dt, rozložíme na řadu v mocninách e/R a ponecháme pouze členy 1.řádu. Po úpravě dostaneme rovnici
d2e /dt2 = - (M/R3) (1 - 6M/R) . e ,
jejíž řešení je
e(t) = eo. sin{Ö[(M/R3)(1 - 6M/R)] . t} .
Perioda základního kruhového pohybu (oběžná doba) je podle Keplerova zákona T = 2p.Ö(R3/M). Perioda radiálních kmitů e(t) je Te = 2p.Ö[R3/M(1-6M/R)]. Pohyb se tedy neděje po stálé elipse, protože by muselo být Te = T. Za dobu jednoho radiálního kmitu Te proběhne testovací částice (obíhající úhlovou rychlostí w) úhel w.Te; rozdíl tohoto úhlu od 2p udává fázový rozdíl mezi radiálním a oběžným pohybem za jednu periodu: Dj = Te.w -2p = 2p(Te/T -1). O tento úhel Dj se za každou obrátku posunou (pootočí kolem středu r=0) body obratu, a tedy i přímka spojující perihélium přes střed s aféliem (obr.4.12):
Dj = 2p (Te / T - 1) = 2p [1/(1 - 6M/R) - 1] » 6p M / R . (4.17a)
Pokud se periody T a Te příliš neliší, můžeme orbitu částice považovat za elipsu, která však není pevná, ale jejíž hlavní osa se (kolem středu r=0 jímž prochází) neustále pozvolna otáčí úhlovou rychlostí (obr.4.12)
w' = Dj /Te = w - we = (M/R3) [1 -Ö(1 - 6M/R)] » (3 M / R) Ö(M/R3) . (4.17b)
Přibližné výrazy v (4.17a,b) platí tehdy, když R>>6M, tj. dostatečně daleko od středu.
Obr.4.12. Znázornění skutečného pohybu testovací čás tice po "eliptické" dráze ve Schwarzschildově poli. Pohyb neprobíhá přesně po pevné elipse, ale můžeme si jej představit jako obíhání po elipse, která sama vykonává precesní pohyb - hlavní osa této elipsy pomalu rotuje v souhlasném směru kolem středu r=0.
Precese eliptické dráhy tak vede k tomu, že "perihélium" testovací částice se za každou obrátku posune o úhel daný vztahem (4.17a). Tyto posuny se při větším počtu oběhů sčítají, takže i v případě, kdyDj pro jeden oběh činí jen nepatrný úhel, za delší dobu (po mnoha obězích) může posun perihélia nabýt měřitelnou hodnotu. Tak je tomu i při oběhu planet ve sluneční soustavě, kde tento efekt je nejvýraznější a nejsnáze měřitelný u planety Merkur (R @ 5,5.1010m). Vzorec (4.17a) pro Merkur dává Dj @ 6pGM/Rc2 @ 5.10-7rad/oběh; protože oběžná doba Merkuru je 0,241 roku, relativistický posun jeho perihélia činí asi 43'' za 100 let. Skutečně pozorovaný posun perihelia Merkura je mnohonásobně větší, avšak po odečtení všech příspěvků způsobených rušivými vlivy planet zbude právě ona část 43'' předpovězená obecnou teorii relativity.
Účinný průřez záchytu částic černou dírou
Vztah (4.15) udává účinný průřez záchytu černou dírou pouze pro fotony a ultrarelativistické částice s mo« EĄ. K výpočtu účinného průřezu záchytu nerelativistických částic černou dírou použijeme efektivního potenciálu V(r) podle (4.9). Aby částice byla zachycena černou dírou, musí být její energie větší než maximum efektivního potenciálu pro daný moment hybnosti: `EĄ> Vmax. Částice s nerelativistickou rychlostí v nekonečnu v«1 (poblíž černé díry však rychlost může být relativistická!) má energii EĄ=m.c2 = mo, tj. `EĄ=1. Z podmínky `EĄ=1 > Vmax po dosazení (4.11) zjistíme, že aby částice byla zachycena, musí její moment hybnosti splňovat nerovnost `L<4M (viz též obr.4.6, kde přímka `EĄ= 1 leží výše než maximum efektivního potenciálu jen tehdy, když `L < 4M), což vyjádřeno pomocí srážkového parametru je b< 4M/vĄ= bk. Částice s takovým impaktním parametrem jsou pohlceny. Účinný průřez záchytu nerelativistických částic Schwarzschildovou černou dírou je tedy
snr = p bk2 = 16p M2 / vĄ2 = 4p rg2 / vĄ2 = 16p G2 M2 / (c4 vĄ2) .
Vyzařování gravitačních vln při pohybu v poli černé díry
Je třeba zdůraznit, že pohyb těles v poli Schwarzschildovy černé díry by vypadal tak, jak jsme si jej popsali, pouze v idealizovaném případě nekonečně malé testovací částice při zanedbání vyzařování gravitačních vln. Ve velkých vzdálenostech od černé díry je toto přibližně splněno. Každé těleso, které se však přiblíží na vzdálenost srovnatelnou s ~2M, začne (v důsledku velkého zrychlení) při svém pohybu vyzařovat intenzívní gravitační vlny (§2.7, část "Zdroje gravitačních vln"). Takto vzniklé radiační brzdění výrazně ovlivní trajektorii tělesa. Orbity (zvláště "nízké" orbity s r <10M), které by teoreticky měly být stabilní, budou ve skutečnosti nestabilní - těleso bude neustále ztrácet energii vyzařováním gravitačních vln, takže bude po spirále postupně klesat k černé díře a nakonec jí bude pohlceno. Rychlost, s jakou částice o hmotnosti m («M) bude při svém obíhání po kruhové dráze poloměru r ztrácet energii gravitačním vyzařováním, je podle vzorce (2.88) a Keplerova zákona
dE / dt = - 32/5 . m2 M3 / r5 . (4.19)
Protože kinetická energie částice je E= (1/2)m.w2r2 = (1/2)m.M/r (podle Keplerova zákona je w2r3=M), dostaneme po dosazení do (4.19) rovnici pro časovou změnu poloměru orbity v důsledku gravitačního vyzařování; její řešení je
r = ro [ 1 - 256/5 (m M2/ro4) . t ]1/4 , (4.20)
kde ro je stávající počáteční poloměr orbity. Je vidět, že stbilní dráha r=ro= const. může být pouze v limitě buď pro m®0 (nekonečně malá částice) nebo pro ro®Ą (dostatečně daleko od černé díry). U eliptických orbit je gravitační vyzařování nejsilnější v "periheliu", kde se proto projevuje největší radiační brzdění. V důsledku toho eliptická orbita (kromě celkového zmenšování) snižuje svou excentricitu a postupně přechází v orbitu kruhovou (pokud na to má "dost času" před svým pohlcením). Z hlediska gravitačního vyzařování je možno pohyb tělesa po oběžné dráze kolem černé díry rozdělit na dvě etapy (obr.4.13). V první etapě těleso vyzařuje energii podle vzorce (4.19) a postupně klesá po spirále až k nejnižší (a nejsilněji vázané) stabilní kruhové orbitě o poloměru r=6M. Celkové množství energie vyzářené gravitačními vlnami během této první etapy (za předpokladu, že těleso hmotnosti mo začalo svůj pohyb daleko od černé díry) je dáno vazbovou energií na orbitě o poloměru r=6M :
E I = mo [1 - V(r=6M)L=2Ö(3)M] = mo(1 - Ö(8/9) ) @ 0,572 mo . (4.21)
Po dosažení nejnižší stabilní kruhové orbity r=6M je těleso již velmi rychle pohlceno černou dírou, přičemž vyšle intenzívní impuls ("záblesk") gravitačního záření - druhá etapa. Energie vyzářená při tomto "záblesku" gravitačních vln je přibližně rovna [289],[62]
E II » 0,01 . m2 / M . (4.22)
Obr.4.13. Časový průběh frekvence a intenzity gravitačního záření tělesa m obíhajícího kolem Schwarzschildovy černé díry M.
Těleso, jež začne v čase t=0 své obíhání na nějakém velkém poloměru r0, klesá po spirále a kontinuálně vyzařuje nejprve slabé gravitační vlny, ale se stále rostoucí intenzitou a frekvencí (etapa I). Po dosažení poloměru r=6M je těleso rychle pohlceno, přičemž vyšle krátký intenzívní záblesk gravitačních vln (etapa II). Výsledná černá díra M+m je rotující a vyzařováním tlumených gravitačních vln relaxuje na stacionární konfiguraci Kerrovy černé díry.
Celkové množství energie, které těleso o hmotnosti mo<<M může při svém pádu na Schwarzschildovu černou díru vyzářit ve formě gravitačních vln, tedy je E = EI + EII, přičemž rozhodující část se vyzáří v první etapě. Pokud ovšem těleso dopadá na černou díru přímo (radiálně - bez mnohonásobného obíhání), první etapa zde nebude a vyzářená energie bude přibližně dána vztahem (4.22). Ze vztahů (4.21) a (4.22) je vidět, že účinnost přeměny klidové hmotnosti tělesa na energii gravitačních vln je poměrně vysoká, ~5,7% - je asi pětkrát vyšší než účinnost termonukleárních reakcí (vazbová energie na nejnižší stabilní kruhové orbitě černé díry je podstatně vyšší než vazbová energie nukleonů v atomovém jádře)! Jak uvidíme v následujícím §4.4, pasáž "Pohyb částic v poli rotující černé díry", u rotujících černých děr tato účinnost může být ještě mnohonásobně větší.
Plocha horizontu a povrchová gravitace černé díry
Plocha horizontu r = 2M Schwarzschildovy černé díry je
A = r=2M,ňt=const.|gJJ gjj|1/2 dJ dj = 16p M2 = 16p G2 M2 /c4 . (4.23)
Derivováním rovnice (4.7) podle t snadno zjistíme, že zrychlení d2r/dt2 testovací částice v radiálním směru je dáno vztahem
d2r / dt2 = - 2M/r2 + L2/r3 - 3M L2/r4 .
Pro radiálně pohybující se částici (L=0) dosahuje na horizontu její zrychlení d2r/dt2 hodnotu (d2r/dt2)|r=2M= -1/4M. "Gravitační zrychlení" na povrchu černé díry (tj. na Schwarzschildově sféře) se nazývá povrchová gravitace černé díry k; pro Schwarzschildovu černou díru je povrchová gravitace
k = 1 / 2rg = 1 / 4M = c2/4GM . (4.24)
Povrchová gravitace k, která je mírou intenzity gravitačního pole na horizontu černé díry, hraje důležitou roli v termodynamice černých děr a určuje rychlost kvantové evaporace černé díry, jak uvidíme v §4.6 a 4.7.
Extenze Schwarzschildovy geometrie a černá díra
Co se týče geometrických konstrukcí z §3.4, vztahuje se k reálné černé díře vzniklé sférickým gravitačním kolapsem pouze část A a B Kruskalova diagramu Schwarzschildovy geometrie podle obr.3.17 a 3.19. Extenzí vzniklé části A' a B' jsou ve skutečnosti nahrazeny vnitřkem kolabující hvězdy (kde je řešení jiné) a tedy se nerealizují. Značná část úplné extenze Schwarzschildovy geometrie nemá žádný vztah k černé díře vzniklé gravitačním kolapsem, protože skutečná geometrie prostoročasu je Schwarzschildovská pouze vně kolabující hvězdy a navíc až v asymptotické budoucnosti (viz též obr.4.18a na konci následujícího §4.4). Úplná extenze Schwarzschildovy geometrie by mohla popisovat jen tzv. věčnou černou díru, která nevznikla gravitačním kolapsem, ale existovala vždy jako součást počátečních podmínek vesmíru [].
4.2. Hvězdná evoluce.
Gravitační kolaps 4.4. Rotující a elektricky nabité
Kerrovy-Newmanovy černé díry

References: §3
 §3
 §3
 §2
 §4
 §5
 §4
 §4
 §3
 §4