Efekt Unruha

Z Wikipedii, wolnej encyklopedii
Przejdź do nawigacji Przejdź do wyszukiwania

Efekt Unruha – efekt polegający na tym, że obserwator poruszający się z przyspieszeniem będzie w stanie wykryć promieniowanie ciała doskonale czarnego kiedy obserwator stacjonarny nie będzie obserwował takiego promieniowania. W innych słowach, obserwator nie podlegający przyspieszeniu (stacjonarny) może nie widzieć w danej przestrzeni żadnych cząstek, daną przestrzeń wypełnia dla niego jedynie próżnia kwantowa, ale przyspieszający obserwator będzie w stanie w danej przestrzeni obserwować istniejące cząstki. Według równania opisującego efekt Unruha, liczba cząstek obserwowanych w danym polu kwantowym jest zależna od przyspieszenia obserwatora - im większe przyspieszenie, tym więcej cząstek jest widocznych. W prosty sposób efekt może być opisany następującym eksperymentem myślowym - machany w próżni termometr (zakładając, że nic innego nie będzie wpływało na jego temperaturę) zarejestruje niezerową temperaturę, a będący w tej samej przestrzeni termometr stacjonarny będzie wskazywał zerową temperaturę.

Ściśle detektor termiczny poruszający się z przyspieszeniem w próżni kwantowej w temperaturze zera bezwględnego zarejestruje ją jako przestrzeń wypełnioną promieniowaniem o temperaturze

a więc wypełnioną głównie kwantami o energii

tzn. częstości

Okres tego promieniowania jest więc proporcjonalny z małym współczynnikiem do czasu tzn. czasu w jakim detektor ten osiąga nierelatywistycznie prędkość światła a więc żeby był obserwowalny np. dla temperatur pokojowych przyspieszenie to musi być gigantyczne.

Zgodnie z tzw. silną zasadą równoważności efekt powinien być obserwowalny zarówno dla detektora poruszającego się z przyspieszeniem jak też dla detektora w polu grawitacyjnym ciała masywnego któremu spadkowi swobodnemu opiera się ten detektor tzn. np. na powierzchni Ziemi. Znaczy to że ciała w polach grawitacyjnych w których spadkowi swobodnemu się opierają same nagrzewają się. Podstawiając do wzoru na temperaturę Unruha np. przespieszenie ziemskie otrzymujemy efektywna temperaturę próżni na powierzchni Ziemi z powodu efektu Kelwina a więc tak małą że całkowicie niemierzalną. Natomiast podstawiając przyspieszenie na powierzchni Schwarzschilda

gdzie

jest promieniem Schwarzschilda

otrzymujemy dokładnie temperaturę Unruha równą temperaturze promieniowania Hawkinga czarnej dziury

.

Używając związku wiążącego stałą grawitacji ze stałą Plancka

temperaturę tą możemy zapisać jako

.

Mimo że stosunek masy elektronu do masy czarnej dziury jest normalnie znikomy (dla czarnej dziury o masie Słońca około ) gigantyczny czynnik wzmacniający odpowiadający temperaturze energii spoczynkowej elektronu tzn. gigantycznej temperaturze połowy kwantu gamma kreującego parę elektron-pozytron (około ) pomnożonej przez odwrotność 20-szej potęgi stałej struktury subtelnej (około ) może powiększyć tą temperaturę do łatwo mierzalnej lub nawet gigantycznej. Wzór również oznacza że paradoksalnie im lżejsza i mniejsza jest czarna dziura tym większa jest jej temperatura Unruha (Hawkinga). Ponieważ czarna dziura promieniuje a energia tego promieniowanie nie może pochodzić z samej prózni a jedynie ze spalania jej masy spoczynkowej cząstka tak lekka jak cząstka Plancka która też jest czarną dziura generując bardzo gorące czyli bardzo energetyczne promieniowanie wyparowała by poprzez mechanizm Unruha-Hawkinga prawie natychmiast. Efekt przewiduje więc także że istnieje krytyczna gęstość każdej materii kiedy samoczynnie zaczyna ona podlegać spalaniu i eksplozji jądrowej.

Efekt został niezależnie opisany przez Fullinga (1973)[1], Daviesa (1975)[2] i Unruha (1976)[3].

Ze względu na znikomość efektu dla przyspieszeń obiektów makroskopowych efekt możliwy jest do zaobserwowania dla pola elektromagnetycznego w laboratorium jedynie poprzez użycie jako detektora (deWitta) elektronu lub mionu albo poprzez obserwacje absorpcji spontanicznej w jego wewnętrznym stopniu swobody, spinie, bądź w widmie jego promieniowania jako dodatkowego promieniowania Hawkinga[4].

Przypisy[edytuj | edytuj kod]

  1. Stephen A. Fulling: Nonuniqueness of Canonical Field Quantization in Riemannian Space-Time (ang.). Physical Review D, 1973-05-15. [dostęp 2018-10-10].
  2. P C W Davies: Scalar production in Schwarzschild and Rindler metrics (ang.). Journal of Physics A: Mathematical and General, 1975. [dostęp 2018-10-10].
  3. W. G. Unruh: Notes on black-hole evaporation (ang.). Physical Review D, 1976-08-15. [dostęp 2018-10-10].
  4. M. Kalinski: Hawking Radiation from Trojan States in Muonic Hydrogen in a Strong Laser Field (ang.). Las. Phys., 2005. [dostęp 2018-10-10].

Źródła[edytuj | edytuj kod]

  • Stephen A. Fulling, George E. A. Matsas: Unruh effect (ang.). Scholarpedia,, 2014. [dostęp 2018-10-10].