La relatividad general es una teoría de la
interacción gravitatoria y, a la vez, relativista. Los fenómenos en los
que los efectos relativistas de la interacción gravitatoria se
manifiestan vienen en esta teoría caracterizados, por tanto, por las constantes
fundamentales c y G^N_4, que son respectivamente la velocidad de la
luz en el vacío y la constante de gravitación de Newton. En un mundo
como el nuestro, con d+1=4 dimensiones espaciotemporales, la constante
de gravitación de Newton G^N_4 tiene dimensiones de longitud al cubo partido
por masa y partido también por tiempo al cuadrado. Esto hace que, a todo
objeto de masa M en relatividad general se le pueda asociar un tamaño virtual, que vamos a llamar tamaño gravitacional del objeto R_G, de valor:
R_G=G^N_4M/c^2
(en
lo que sigue trabajaremos con unidades en las que c=1, con lo que
longitud y tiempo tienen las mismas dimensiones y escribiremos R_G=G^N_4M).
Este tamaño gravitacional del objeto no es en general el tamaño del
objeto, sino un tamaño característico de este objeto que es proporcional
a su masa. Por ejemplo, el Sol tiene un tamaño que viene dado por un radio de 7 \cdot 10^5km, pero su tamaño gravitacional es de 1,5 km. Y la Tierra tiene un radio de unos 6400 km, pero su radio gravitacional es de unos 4,5 mm. Es decir, desde que entendemos, gracias a Einstein, aunque no sólo a él, cómo son los aspectos relativistas de la interacción gravitatoria, a cada objeto le podemos asignar, además de su tamaño real, otro tamaño "virtual" R_G, que es proporcional a su masa. Como es distinto al tamaño físico del objeto, ¿qué significado físico tiene este tamaño gravitacional? Eso es lo que vamos a explicar en este post.
Antes de la construcción de la relatividad general, en
relatividad especial la estructura causal del espacio-tiempo, que es el
espacio cuadridimensional de Minkowski, venía descrita por un cono de
luz asociado a cada suceso p. Sólo los sucesos en la superficie y en
el interior de la parte superior del cono de luz pueden ser
influenciados por p, y sólo los sucesos de la superficie y el interior
de la parte inferior del cono pueden afectar causalmente a p. En
relatividad general, en cambio, la estructura causal del espacio-tiempo
viene determinada por la métrica G_{\mu\nu} y, aunque localmente es
topológicamente la misma que en relatividad especial, puede haber
globalmente muchas diferencias. Una de ellas podría ser que un suceso
sea parte del futuro causal de otro suceso y, a la vez, parte de su
pasado. Para evitar problemas vamos a restringirnos sólo a
espacio-tiempos en los que pueda hacerse una designación continua de qué
mitad del cono es el futuro y qué mitad es el pasado.
No obstante, hay otras diferencias de tipo global con Minkowski que sí
que son físicamente aceptables, como la que exista una región del
espacio-tiempo, denominada
agujero negro, de forma que ninguna
partícula o rayo de luz pueda escapar hacia el exterior de ésta. Es
claro que esta definición tiene que ser matizada de alguna forma, ya
que, de lo contrario, el futuro causal de cualquier suceso del espacio
tiempo sería un agujero negro. Para ello hay que especificar cuál es la
región del espacio-tiempo de posible escape. Vamos a restringir nuestra
atención a espacio-tiempos que sean asintóticamente planos, es decir,
que se hagan minkowskianos "lejos'' de alguna "región central" y esto "en
todo instante de tiempo''. Para la presente discusión no necesitamos
más detalles. Una definición rigurosa de espacio tiempo asintóticamente
plano viene dada en [Wald1984]. Los espacios asintóticamente planos
representan en relatividad general sistemas aislados. Podemos así dar la
definición de que un agujero negro es una región del espacio-tiempo
situada en esa "región central'' desde la que no es posible escapar
hacia la región asintótica. Su frontera, que es una superficie nula, se denomina
horizonte de sucesos.
Empecemos repasando algunas soluciones concretas de tipo agujero negro
que aparecen en teorías que contienen la gravitación, para luego tratar
el tema de forma más general. Este es un post técnico, para estudiantes universitarios de física. Si lo que buscas es un post de divulgación sobre agujeros negros, apropiado para quien tenga conocimeintos de física de nivel de Bachillerato, es mejor que leas
este otro artículo.
La solución de Schwarzschild
En relatividad general, la acción para el campo gravitatorio en ausencia de materia, denominada de
Einstein-Hilbert es
S_{EH}\left[ G\right] =\frac 1{16\pi G_4^N}\int dx^4\sqrt{G}R\left[ G\right]
Las ecuaciones de movimiento clásicas que se derivan de esta acción son
R_{\mu \nu }=0
La única solución esféricamente simétrica (teorema de Birkhoff) de estas ecuaciones es la
solución de Schwarzschild:
ds^2=-fdt^2+f^{-1}dr^2+r^2d\Omega _2^2
donde
f=1-\frac{R_S}{r}., siendo
R_S una constante con unidades de longitud que caracteriza a la solución y que se llama
radio de Schwarzschild. Esta solución tiene las siguientes propiedades:
- Es
una solución asintóticamente plana. Eso significa que esta solución
describe un objeto o conjunto de objetos situado en el espacio de
Minkowski.
- Es también una solución constante, ya que existe un
sistema de coordenadas, las de las fórmulas anteriores, en el que los coeficientes de la
métrica son independientes de una coordenada, t en este caso, que
hace de tiempo universal. Otra forma de verlo es que el vector que
genera las traslaciones de t es un vector de Killing. Como, en rigor,
un campo gravitatorio producido por varios objetos que sólo
interaccionan gravitatoriamente nunca puede ser constante, porque su
atracción gravitatoria mutua daría lugar a un movimiento, podemos decir
que se trata del campo gravitatorio producido por un sólo objeto.
- Además,
es una solución estática, porque es constante y las componentes
G_{0\alpha} de la métrica son nulas (donde aquí \alpha es un índice espacial). Ese objeto no tiene rotación.
- Si
consideramos sólo el caso R_S>0, en r=R_S algunos coeficientes
de la métrica divergen. Pero esto no quiere decir que en r=R_S haya
una singularidad real. El análisis de los invariantes de curvatura
revela que se trata sólo de una singularidad de coordenadas, es decir,
que aparece sólo como consecuencia de que las coordenadas que se están
usando no cubren esa región del espacio-tiempo. El uso de otros sistemas
de coordenadas, como por ejemplo las de Kruskal-Szekeres, pone de
manifiesto que r=R_S es un horizonte de sucesos [waldrg1984]. La región
interior r<R_S es un agujero negro.
- Aunque R=0 y R_{\mu
\nu }R^{\mu \nu }=0 en todos los puntos, hay otros invariantes de
curvatura, como por ejemplo R^{\mu \nu \rho \sigma}R_{\mu \nu \rho
\sigma }=\frac{48\left( \frac{R_S}{2G_4^N}\right)^2\cos ^2\theta
}{r^6}+... que divergen en r=0. Esto pone de manifiesto que en r=0
hay una singularidad real, que sigue estando sea cual sea el sistema de coordenadas que se use.
Estas
figuras anteriores muestran la máxima extensión analítica de la
solución de Schwarzschild, denominada extensión de Kruskal. Los dos
diagramas son de tal forma que los conos de luz están inclinados
45^{\circ} en todos los puntos. Se observan cuatro regiones:
- La región I, región asintóticamente plana y exterior al agujero negro.
- La región II, el interior del agujero negro. Todo observador en su interior acabará en el futuro en la singularidad.
- La región III, asintóticamente plana.
- La
región IV, un agujero blanco. Todo observador en su interior tiene una
singularidad en su pasado y acabar\á, en el futuro, o en la región I o
en la IV.
Esta solución de Schwarzschild, al igual que el resto
de soluciones de tipo agujero negro, representa un objeto muy extraño.
No podemos decir, como en el caso de una estrella, un planeta o una
estrella de neutrones, que se trata de materia (energía) localizada en
cierto volumen del espacio, de tal forma que la masa (energía) de ese
objeto se obtiene integrando la densidad de energía a lo largo de todo
el volumen del objeto. En el caso de un agujero negro el área del
horizonte de sucesos sí está bien definida, y viene dada por
A=4\pi
R_S^2, pero no podemos definir el volumen de su interior, porque en el
interior del agujero negro la coordenada
t deja de ser temporal para
pasar a ser espacial, mientras que la coordenada
r se convierte en una
coordenada temporal. Así que no podemos decir que ahí la solución sea
constante. Además, la densidad de energía, que viene dada por la
componente
T_{00} del tensor energía impulso, es nula en todas partes
en el caso de un agujero negro, porque se trata de una solución de las
ecuaciones de Einstein en el vacío.
En la
relatividad general no existe un método preciso general para calcular la
masa exacta de un objeto integrando alguna cantidad en el interior de
éste. La masa del agujero negro o de cualquier otro cuerpo celeste solo
se puede calcular con precisión desde el exterior, por ejemplo,
comparando cómo es la métrica lejos del objeto con el límite newtoniano
-G_{00}=1+2\phi/c^2, siendo \phi el potencial gravitatorio. Así es
como se define la masa de Arnowitt-Deser-Misner (ADM) del objeto, que en
el caso del agujero negro de Schwarzschild es M=\frac {R_S}{2G_4^N}.
Podemos decir que la masa ADM es el numerador de la fracción que
determina la desviación de la componente G_{00} con respecto a la de
Minkowski lejos del objeto, es decir, viendo cómo es el campo
gravitatorio del objeto lejos de éste. Sin embargo, eso no significa que
el interior del agujero negro, región II, sea la causa del campo
gravitatorio que hay en su exterior, región I, aunque ambas regiones
están continuamente conectadas. En el caso de un agujero negro, esta
interpretación de la causa y el efecto está estrictamente prohibida
porque el espacio-tiempo externo no pertenece al cono de luz futuro del
interior. Nada de lo que ocurra o que haya en el interior del agujero
negro puede influir en la región exterior. Al contrario, la singularidad
del agujero negro es una consecuencia del fuerte campo gravitacional
que ha existido alrededor del objeto, y podemos considerar que ese
objeto es pura geometría. Recordemos que en la física de Newton el campo
gravitatorio se podía interpretar como una consecuencia secundaria
causada por los objetos, que son primarios, e incluso se podía
considerar que era simplemente un concepto matemático auxiliar sin
existencia física. Pero en relatividad, al existir una velocidad máxima
de propagación de las interacciones, los campos gravitatorios son tan
reales como los objetos con masa y están constituidos por la métrica del
espaciotiempo.
Pero,
además, este campo gravitatorio tiene consecuencias sorprendentes para
los objetos que se mueven a través de él. Para verlo, consideremos
dos observadores situados en la región I: Alice, que está en caída
libre hacia el agujero negro, y Bob, que se mantiene alejado del agujero
negro y a una distancia fija con respecto a los observadores
asintóticos. Supongamos además que Alice está enviando señales de forma
periódica a Bob. Entontes, la métrica de Schwarzschild nos dice que
estas señales serán recibidas por Bob separadas cada vez con un
intervalo temporal mayor, ya que el coeficiente G_{00} de la métrica
se va haciendo cada vez más pequeño a medida que nos acercamos al
horizonte de sucesos. Si Bob pudiera detectar todas estas señales
(formadas por fotones de frecuencia cada vez más pequeña), la caída de
Alice le parecería estar congelándose, hasta que llega un momento (para
el que Bob tiene que esperar un tiempo infinito pero Alice un tiempo
finito) en el que Bob no recibe nada. El horizonte de sucesos
precisamente está formado por las trayectorias de los primeros rayos de
luz enviados por Alice (por todas las Alice que caen al agujero negro
desde todos los ángulos) y que nunca llegan a Bob (prolongadas también
hacia el pasado). Lo sorprendente aquí es que esas trayectorias de esos
rayos de luz que definen el horizonte, aunque para Alice son
trayectorias espaciotemporales que se mueven a la velocidad de la luz,
para Bob forman una superficie esférica estática de área A=4\pi R_S^2
que, al llegar Alice a ella, se queda ahí congelada.
Pero,
por el principio de equivalencia, para Alicia no ocurre nada espacial
cuando atraviesa este horizonte. Acaba de pasar una frontera
irreversible, pero ella simplemente sigue notando que está en caída
libre (ingravidez) y, si su tamaño es pequeño comparado con el tamaño
asociado a la curvatura en el horizonte, que es del orden R_S=2GM/c^2,
grande para los agujero negros astrofísicos, ni siquiera va a notar que
las fuerzas de marea se hayan incrementado mucho. De hecho, aunque a Bob
le parece que Alice tarda infinito tiempo en llegar desde un punto de
coordenada r exterior al agujero negro hasta el horizonte de sucesos,
el intervalo de tiempo propio para Alice es finito. Por ejemplo, si
Alice partió en línea recta hacia el agujero negro desde muy lejos con
energía cinética prácticamente nula, el tiempo propio que tarda Alice en
ir desde r hasta el horizonte R_S es de
\frac{2}{3\sqrt{2GM}}(r^{3/2}-R_S^{3/2}).
No
es hasta que Alicia se acerca a la singularidad que empieza a notar unas
enormes fuerzas de marea, haciéndose infinitas en la singularidad, a la
que llega también en un tiempo finito \frac{2}{3\sqrt{2GM}}R_S^{3/2}.
Esta singularidad es como el final del tiempo en esta descripción. Pero
como la relatividad general deja de ser válida allí, no sabemos qué
ocurre en ese punto. De hecho, es muy difícil asignar significado físico
al entorno de la singularidad, ya que, no sólo Alice, sino cualquier
aparato de medición ahí sería automáticamente destruido sin posibilidad
alguna de enviar la información fuera del agujero negro. Desde dentro el
agujero negro ya no se ve como algo estático. Todo colapsa en la
singularidad.
Sin embargo, es importante
remarcar que lo que hace que un agujero negro sea un agujero negro no es
la singularidad, sino la existencia del horizonte. Esa es la la
definición que hemos dado porque es el horizonte el que hace que los
agujeros negros objetos tan sean especiales. Si R_S>0, es decir, M>0, la singularidad está cubierta por
el horizonte, en el sentido de que nada que ocurra en la singularidad
puede afectar a un observador lejano en la región asintóticamente plana
debido a que r=0 está dentro del agujero negro. Pero si hiciéramos
R_S<0, entonces no ocurre esto porque no hay horizonte. En ese caso
no habría agujero negro y se dice entonces que r=0 sería una singularidad desnuda.
Nótese que esta condición implicaría que M<0, pero no debemos
llamar a esta solución "agujero negro de masa negativa". No existen los
agujeros negros de masa negativa. En primer lugar, porque no hay ninguna
simetría en la solución de Schwarzschild entre M>0 y M<0, ya
que el caso M<0 es
una solución de naturaleza completamente distinta, sin horizontes, con
una singularidad desnuda, y, en segundo lugar, porque la solución con
M<0 no puede ocurrir en una teoría consistente de la gravedad
porque causaría que el vacío fuera inestable, ya que se podrían producir regiones de energía negativa y positiva en pares a partir del vacío, sin violar ninguna ley de conservación.
La solución de Reissner-Nordström
Consideremos ahora el campo gravitatorio acoplado a un
campo gauge A_\mu . La acción de este sistema, denominada de
Einstein-Maxwell, es:
S_{EM}\left[ G,A\right] =\frac 1{16\pi G_4^N}\int dx^4\sqrt{G}R\left[
G\right] +\int d^4x\sqrt{G}\left[ -\frac 14F_{\mu \nu }F^{\mu \nu
}\right]
donde F=dA. Las ecuaciones de movimiento clásicas que se derivan de esta acción son
R_{\mu \nu }=8\pi G_4^NT_{\mu \nu }
\nabla _\mu F^{\mu \nu }=0
donde
T_{\mu \nu }=F_{\mu \rho }F_\nu ^{\quad \rho }-\frac 14G_{\mu \nu
}F_{\rho \sigma }F^{\rho \sigma } es el tensor energía impulso asociado
al campo gauge y \nabla es la derivada covariante. La única solución
esféricamente simétrica de estas ecuaciones que contiene como caso
particular a la solución de Schwarzschild es la solución de Reissner-Nordström [ortin]:
ds^2=-fdt^2+f^{-1}dr^2+r^2d\Omega _2^2
F_{tr}=\frac{4G_4^NQ}{r^2}
donde
f=\frac{\left( r-r_{+}\right) \left( r-r_{-}\right) }{r^2},
r_{\pm}=G_4^NM\pm r_o y r_o=G_4^N\sqrt{M^2-4Q^2}. Esta solución
tiene las siguientes propiedades:
- Es una solución estática y asintóticamente plana.
- Su masa ADM es M.
- Está
cargada eléctricamente con carga Q respecto del campo gauge, en el
sentido de que Q=\frac 1{16\pi G_4^N}\int_{S_\infty ^2}*F, donde
S_\infty ^2 es la 2-esfera centrada en r=0 de radio R\rightarrow
\infty . Es decir, Q se puede interpretar como la carga total del
espacio-tiempo. Nótese que hemos definido así la carga eléctrica para
que tenga unidades de masa (hablaremos de esto más adelante en otro post cuando
definamos las unidades de Planck).
- Presenta una singularidad en r=0.
- Si
M>2\left| Q\right| hay un horizonte en r=r_{+}, pero también
hay un horizonte interno en r=r_{-}, es decir, la singularidad en los
agujeros negros cargados (y también los que tienen rotación) se
encuentra cubierta por dos horizontes. Un aspecto extraño de estas
soluciones es que hay infinitas maneras de extender la geometría del
espacio-tiempo más allá del horizonte interno: las ecuaciones de
Einstein dejan de producir extensiones únicas. En esta figura viene
representado el diagrama conforme de una extensión analítica de la
solución en el caso M>2\left| Q\right|. El diagrama es periódico.
Al contrario de lo que ocurre en Schwarzschild, un observador en el
interior del agujero negro puede evitar la singularidad y salir a otra
región del espacio-tiempo asintóticamente plana.
Hay
que señalar que la estructura causal del agujero negro extremal de
Reissner-Nordström es completamente distinta de la del caso
M>2\left| Q\right| , da igual lo cerca que se esté del caso
extremal. Esto sugiere que las propiedades físicas de estas soluciones
pueden tener discontinuidades en M=2\left| Q\right| , con lo que el
estudio del agujero negro extremo no puede hacerse tomando el caso no
extremo y luego haciendo el límite M\rightarrow 2\left| Q\right| .
Si consideramos a las partículas que hoy en día consideramos elementales, como los leptones y los quarks, como si fueran bolitas de tamaño muy pequeño (inferior a
10^{-21} m, ya que hasta esa distancia no hemos detectado que tengan estructura interna), entonces se trataría de bolita muy densas, pero el hecho de que tengan carga eléctrica impiden que se las pueda tratar como agujeros negros, ya que estaría en el régimen en el que la carga supera a la masa, con lo que habría que tratarlas como singularidades desnudas. Pero ni siquiera podemos hacer esto, porque, debido a la mecánica cuántica, las partículas con poca masa están deslozalizadas cuánticamente en un tamaño muy superior, asunto que explicamos
en otro post.
Generalizaciones de la solución de Reissner-Nordstrom
En
primer lugar, hay que señalar que la teoría que estamos considerando
aquí, la de Einstein-Maxwell, permite soluciones de tipo agujero negro,
no sólo con cargas eléctricas, sino también
magnéticas, dando lugar a lo que se llaman
agujeros negros diónicos de Reissner-Nordström.
Una forma de obtenerlos es partir de la solución de Reissner-Nordstrom y
hacer uso de una dualidad, denominada dualidad S, que tiene la teoría
[Ortin2015].
Pero
si, además, añadimos a la acción de Einstein-Maxwell la acción de un
campo escalar \phi con potencial plano (como ocurre genéricamente en teoría de cuerdas si no están los moduli estabilizados) y dejamos que el acoplo gauge
g(\phi) dependa de este campo escalar,
S_{EM\phi}\left[ G,A\right] =\frac 1{16\pi G_4^N}\int
dx^4\sqrt{G}R\left[ G\right] +\int d^4x\sqrt{G}\left[ -\frac 14F_{\mu
\nu }F^{\mu \nu }+2\vert d\phi\vert^2\right]
entonces se
pueden obtener más soluciones de tipo agujero negro que generalizan a
los agujeros de Reissner-Nordstrom diónicos. En efecto, el hecho de que
el campo escalar tenga un potencial plano hace que cada valor asintótico
posible \phi_\infty que puede tomar este campo escalar
asintóticamente en el infinito determine un vacío distinto de la teoría
efectiva. Al conjunto de todos estos vacíos se le denomina espacio de moduli
de la teoría. Típicamente es una variedad parametrizada por todos los
campos escalares con potencial plano donde hay definida una métrica que
se obtiene del término cinético de la acción de estos campos escalares.
En el caso sencillo que estamos considerando, con sólo un campo escalar,
la métrica es un tensor 1x1 cuya única componente asignamos el valor 1.
Al ser el valor de este potencial plano cero, entonces podemos estudiar
cuáles son las soluciones de tipo agujero negro de esta teoría que
asintóticamente tienen en el infinito al espacio de Minkowski con un
valor del campo escalar concreto \phi_\infty, y así es como pueden
obtenerse soluciones de tipo agujero negro que son generalizaciones de
los agujeros negros diónicos que han sido estudiados extensivamente en
la literatura.
Un ejemplo más complicado puede verse en los agujeros negros de
mi tesis doctoral,
que son soluciones de la teoría efectiva que surge de compactificar la
teoría de cuerdas tipo IIB con una variedad de tipo Calabi-Yau, en donde
los campos escalares, que parametrizan la estructura compleja del
Calabi-Yau, cambian a medida que nos acercamos al agujero negro. Si
se analizan estas soluciones, se puede ver que en el caso no extremal
el valor de los moduli
\phi_h en el horizonte va a depender de los
valores
\phi_\infty fijados en el infinito. Pero en el caso extremal
lo que se encuentra siempre es que los valores
\phi_h de los moduli en
el horizonte están completamente determinados por las cargas
Q y
P
(eléctricas y magnéticas) del agujero negro y son independientes de los
valores asintóticos
\phi_\infty. El punto correspondiente del espacio
de moduli
\phi_h=\phi(P,Q) se denomina
punto del atractor.
En
todas las esquinas de la teoría de cuerdas donde tenemos control la
dependencia del acoplo gauge con los campos escalares es de tipo
exponencial. Así, en este ejemplo sencillo de un solo campo escalar tomaremos g=e^{-a\phi},
donde a es una constante positiva. Como el acoplo gauge
g(\phi)\rightarrow 0 cuando \phi\rightarrow \infty, la región
asistótica en el espacio de moduli es una región de acoplo gauge débil,
en la que la simetría local que genera la interacción gauge se convierte
en una simetría global. Puede demostrarse que en este caso sencillo
[Garfinkle:1990qj,Draper:2019utz] la métrica de la solución no extremal
para un agujero negro con carga Q y masa M es:
ds^2=-fdt^2+f^{-1}dr^2+r^2R^2d\Omega_2^2
donde
f=\left(1-\frac{r_+}{r}\right)\left(1-\frac{r_-}{r}\right)^{\frac{1-a^2}{1+a^2}},\quad
R= \left(1-\frac{r_-}{r}\right)^{\frac{a^2}{1+a^2}},
y
r_-,r_+ son las posiciones del horizonte interno y externo
respectivamente, que vienen dadas como función de Q,M. El campo
escalar y el campo gauge varían con la distancia al horizonte de sucesos
de la siguiente manera
phi=\phi_\infty-\frac{1}{a}\log R,\quad F_{tr}=\frac{4G_4^Ne^{+a(\phi-\phi_\infty)}Q}{r^2}
El
caso extremal corresponde con r_h\equiv r_-=r_+, lo que ocurre cuando
r_h=(1+a^2)G_4^NM=\sqrt{1+a^2}G_4^NQe^{+a\phi_\infty} e implica que
f=R^{2/a^2}. Como R(r\rightarrow r_h)\rightarrow 0, \phi diverge
en el horizonte (volviéndose así independiente de \phi_infty), el
acoplo gauge tiende a cero en el horizonte y el área del horizonte
A=r_h^2 R(r_h)^2 también se hace arbitrariamente pequeña. Por eso a
este tipo de soluciones se les denomina agujeros negros pequeños [Sen199,Sen1994].
Es importante señalar que la existencia teórica de estos agujeros
negros pequeños es independiente de cual sea la función g(\phi)
siempre que ésta cumpla condición de tender a cero cuando \phi tiende a
infinito [Hamada2021]. Como veremos en un post posterior, los agujeros negros pequeños, aunque ausentes en astrofísica, juegan un papel muy importante en el estudio de las consecuencias que tiene la gravedad cuántica sobre la física de baja energía.
La solución de Kerr-Newman
La solución de Kerr-Newman es una familia de soluciones estacionarias de
la acción de Einstein-Maxwell (sin campo escalar o con campo escalar
constante) con tres parámetros
M,
Q y
a:
ds^2=-\left[1-\frac{2MrG_4^N-4q^2\left(G_4^N\right)^2}{\Sigma}\right]dt^2+2G_4^Na\frac{\left[2MrG_4^N-4q^2\left(G_4^N\right)^2\right]sen^2\theta}{\Sigma}dtd\phi-
-\frac{\Sigma}{\Delta}dr^2+\Sigma d\theta^2-\frac{\Gamma}{\Sigma}d\phi^2
A_{\mu}=\frac{4G_4^NQr}{\Sigma}\left[\delta_{\mu t}-\delta_{\mu\phi}aG_4^Nsen^2\theta\right]
donde
\Sigma=r^2+a^2cos^2\theta \left(G_4^N\right)^2
\Delta=r^2-2MrG_4^N+4Q^2\left(G_4^N\right)^2+a^2\left(G_4^N\right)^2
\Gamma=\Sigma\left[r^2+a^2\left(G_4^N\right)^2\right]+\left[2MrG_4^N-4Q^2\left(G_4^N\right)^2\right]a^2\left(G_4^N\right)^2sen^2\theta
Esta solución tiene las siguientes propiedades:
- Su masa ADM es M
- Su momento angular de rotación ADM es J=aMG_4^N
- Está
cargada eléctricamente con carga Q respecto del campo gauge. La
rotación hace que la solución también tenga momento dipolar magnético.
- Presenta una singularidad en los puntos donde r^2+a^2\left(G_4^N\right)cos^2\theta=0, denominada singularidad de anillo.
- Si
M^2\geq 4Q^2+a^2 la solución describe un agujero negro con horizonte
en r=r_{+}=G_4^NM+G_4^N\sqrt{M^2-4Q^2-a^2} y un horizonte interior en
r=r_{-}=G_4^NM-G_4^N\sqrt{M^2-4Q^2-a^2}.
- Si M^2< 4Q^2+a^2, no hay agujero negro y la singularidad está desnuda.
El colapso gravitatorio y el significado físico del tamaño gravitacional
Consideremos
la extensión de Kruskal de la solución de Schwarzschild. Se trata de
una solución de las ecuaciones de Einstein en el vacío, con lo que
representa una posible estructura del espacio-tiempo en
relatividad
general. Pero no hay ningún motivo para pensar que haya alguna región
del universo que corresponda a esta solución extendida, ya que harían
falta dos regiones asintóticamente planas junto con una singularidad en
la región IV que las conectara en el pasado.
No
obstante, sí que puede generarse parte de esta solución partiendo de
una configuración físicamente razonable. Supongamos un cuerpo esférico
de masa M y de radio R>2G_4^NM. El campo gravitatorio en esta
configuración viene dado por la solución de Schwarzschild en el exterior
r>R y por la denominada solución interior de Schwarzschild en
r<R [Wald1984], una solución esféricamente simétrica de las
ecuaciones de Einstein con materia y sin horizonte. Debido a que se
tiene la solución de Schwarzschild sólo en r>R>R_S=2G_4^NM, esta
configuración no es un agujero negro. Pero Oppenheimer y Snyder en 1939
demostraron que es posible que, en ciertas condiciones, el cuerpo sufra
una disminución de su radio de forma que se llegue a que R se haga
menor que 2G_4^NM y que este proceso puede ocurrir para cualquier
densidad, siempre que la masa del objeto que colapsa sea lo
suficientemente grande. Consideremos entonces un partícula de la
superficie del cuerpo cuando R está ya muy cerca de 2G_4^NM. Sobre
ella actúan diversas fuerzas debido a la interacción con otras
partículas del cuerpo y también lo que podemos llamar la fuerza
gravitatoria (en el molusco de referencia hecho por relojes imaginarios
situados cada uno en una posición r constante) . Como el campo
gravitatorio en la posición de la partícula, que viene dado por la
solución de Schwarzschild, es muy intenso en ese molusco de referencia
al estar la partícula muy cerca de r=2G_4^NM, todas las fuerzas sobre
la partícula son despreciables frente a la gravitatoria [Landau]. Por
tanto, la trayectoria de la partícula, que representa el movimiento de
la superficie del cuerpo macroscópico, será aproximadamente una
geodésica de la solución de Schwarzschild. Como hemos comentado
anteriormente, el estudio de esta geodésica revela que, en un tiempo
propio finito de la partícula, ésta llegará a la posición r=0 sin
haber notado nada especial al pasar por r=2G_4^NM. Por tanto, en un
tiempo propio finito para un observador que se encuentre en la
superficie del cuerpo, el cuerpo colapsará. Como Schwarzschild es la
única solución esféricamente simétrica de las ecuaciones de Einstein en
el vacío, el colapso gravitatorio de este cuerpo esférico necesariamente
producirá un agujero negro de Schwarzschild. Podemos decir, por tanto,
que la existencia de agujeros negros es una condición necesaria que
viene de la combinación del principio de equivalencia de la relatividad
general con el principio de velocidad máxima de propagación de las
interacciones.
Es necesario aclarar que, para
que una distribución de materia pueda colapsar a un agujero negro, no es
necesario que ésta tenga una alta densidad si es una distribución lo
suficientemente grande. En efecto, la densidad es la masa entre el
volumen y, como la masa de un agujero negro es proporcional a su radio,
mientras que el volumen es proporcional al radio al cubo, lo que se
obtiene es que la densidad de un objeto apunto de colapsar a un
agujero negro decae como el inverso del radio al cuadrado. Es decir,
cuanto mayor sea este objeto apunto de colapsar, menor es su densidad.
A su vez, cuando menor sea el objeto apunto de colapsar, mayor será su densidad, y esto dificulta que se puedan formar agujeros negros pequeños. Esto es así porque, para que un cuerpo colapse, es
necesario que la interacción gravitatoria (atractiva) venza a las demás
interacciones repulsivas que pueda haber, pero el hecho de que la
interacción gravitatoria sea la más débil de todas las interacciones
implica que típicamente son necesarias grandes masas para que la
gravedad gane la partida. Un cuerpo del tamaño de un kilómetro o algo
mayor que esté apunto de colapsar a un agujero negro tendrá una masa
M=r/(2G_4^N) del oden de magnitud de la de las estrellas y, por tanto,
una densidad d=M/V muy alta, similar a la del núcleo de un átomo o
algo menor. Bajo ciertas condiciones a veces ocurre que una estrella se
comprime hasta esas densidades, con lo que son abundantes los agujeros
negros en el universo que vienen del colapso de una estrella y también agujeros negros supermasivos en el centro de las galaxias. Sin
embargo, para que se puedan formar agujeros negros más pequeños que un
kilómetro, el objeto apunto de colapsar debería tener una densidad mucho mayor que la nuclear y, para que puedan formarse objetos así se requiern fuerzas de compresión superiores a la interacción nuclear fuerte. Con el modelo estándar de la física de partículas eso no se puede, pero sí que es posible que existan agujeros negros primordiales pequeños, formados en el universo temprano, mediante interacciones que no conocemos y que se manifiestan a las energías típicas que habia en el universo primitivo.
Lo que sí ocurre es que la existencia de agujeros negros nos garantiza que no podemos concentrar una masa dada en un volumen tan pequeño como queramos
ya que, una vez nos acerquemos, disminuyendo el tamaño, a su radio de
Schwarzschild, ésta colapsará a un agujero negro de ese tamaño. Ese es
el significado físico que tiene el tamaño gravitacional de un objeto. La
existencia de agujeros negros en relatividad general nos dice que todos
los objetos en esta teoría tienen asociado, además de su tamaño, un
tamaño gravitacional R_S=2G^N_4M, de tal forma que si su tamaño fuera
comprimido hasta ese tamaño gravitacional, el objeto colapsaría a un
agujero negro, objeto que no podemos decir que tenga asociado un
volumen, pero sí un área A=4\pi R_S^2 asociada a su horizonte de
sucesos.
La geometría del espacio-tiempo correspondiente a este proceso de colapso viene representada en la siguiente figura:
En
ella no aparecen ni la región III ni la IV de la extensión de Kruskal,
lo que nos sugiere que estas regiones no son físicamente realistas, como
explican, en estos dos vídeos, David Pereñíguez y Gastón Giribet:
En
el vídeo de Gastón se explica también que, aunque para un observador
asintótico el astro tarda infinito tiempo en colapsar (y la materia que
cae sobre éste también tarda infinito tiempo en atravesar el horizonte),
y aunque para el que colapsa y/o cae ese tiempo es finito, el objeto
que cae no puede recibir información de todo lo que ocurre en el futuro a
los observadores que se quedan en la región asintótica ya que, cuando
muere en la singularidad hay un último rayo de luz que le llega de la
región asintótica y ya no recibirá más información de esta región.
En el caso del colapso gravitatorio de un cuerpo esféricamente
simétrico cargado eléctricamente con M>2\left| Q\right| , que
produce un agujero negro de Reissner-Nordström, al igual que ocurre en
el caso anterior, hay regiones de la extensión de la solución de
Reissner-Nordström que no se generan. No obstante, según cómo sea el
cuerpo, el colapso terminará en una singularidad o el cuerpo dejará de
contraerse y empezará a expandirse en otra región asintótica del espacio-tiempo.
Vemos,
por tanto, que el colapso esférico descrito anteriormente no es la
única situación en la se predice la formación de una singularidad. De
hecho, los teoremas de singularidad (bien resumidos en [Wald1984]) prueban que estas
predicciones no son consecuencia de haber considerado situaciones con un
alto grado de simetría, sino que son aspectos genéricos del colapso
gravitatorio. Es decir, la relatividad general predice su propia
ruptura. Aunque los teoremas de singularidad no prueban que las
singularidades vayan necesariamente asociadas a curvaturas grandes, se
espera, en general, que la descripción clásica de la gravitación que
proporciona la relatividad general deje de ser válida cerca de las
singularidades porque los efectos cuánticos jueguen un papel dominante.
Las Conjeturas de la Censura Cósmica
Si bien el estudio del colapso de un cuerpo esféricamente simétrico
se simplifica bastante debido a teoremas como el de Birkhoff, el estudio
del colapso no esférico es muy complicado. Una cuestión importante es
saber si, en un colapso, en general no esférico, es posible que
aparezcan singularidades desnudas. La evidencia más fuerte que se tiene
de que esto no es posible viene del estudio de la evolución de
perturbaciones lineales del colapso esférico, que siempre dan lugar a
agujeros negros, en vez de singularidades desnudas. De aquí viene la
conjetura, denominada de
censura cósmica (en su formulación
débil),
de que, si se tiene un sistema aislado en una situación físicamente
razonable, la naturaleza se las apaña para que, si se produce en la
evolución de este sistema colapso gravitatorio, se llegue a una
situación en la que todas las singularidades que se hayan formado no
puedan ser vistas por un observador distante.
Una condición que se requiere para que la situación inicial sea físicamente razonable es que se cumpla la
condición de energía dominante:
que la velocidad de los flujos de energía asociados a la materia sea
menor o igual que la de la luz. Si
t^\mu es un campo vectorial tipo
tiempo dirigido hacia el futuro, esta condición puede expresarse
matemáticamente diciendo que
-T_\nu ^\mu t^\nu es un campo
vectorial tipo tiempo dirigido hacia el futuro o es tipo nulo. Por ello,
si
n^\mu es un campo vectorial que no es de tipo espacio, entonces:
T_\nu ^\mu t^\nu n_\mu \geq 0
Esta condición implica la denominada
condición de energía débil, que establece que la densidad de energía de materia que mide cualquier observador, sea cual sea su movimiento, es no negativa.
Un argumento a favor de la formulación débil de la conjetura del censor cósmico es el
teorema de positividad de la energía,
que establece que la masa ADM de todo espacio-tiempo que sea solución
de la ecuación de Einstein con un tensor energía-impulso que satisface
la condición de energía dominante es no negativa y sólo se anula para el
espacio-tiempo plano (bien explicado en [Ortin2015]. Pero la masa del espacio-tiempo contiene
tanto la energía asociada al campo gravitatorio como la asociada a la
materia y a todos los demás campos. En el colapso gravitatorio de un
cuerpo, la energía gravitatoria de ligadura, que es siempre negativa,
crece en valor absoluto. Si el proceso continua, llegaría un momento en
el que la
energía gravitatoria se hiciera mayor en valor absoluto que la
energía asociada a la materia y el resto de campos, con lo que se
violaría el teorema de positividad de la energía. Por ello, lo que se
espera es que,
antes de que se llegue a esta situación, aparezca un horizonte de sucesos.
Hay otra versión de la conjetura del censor cósmico, que fue la que formuló Penrose [Penrose] inicialmente, que se denomina
conjetura de censura cósmica fuerte,
ya que, en vez de aplicarse a observadores distantes en un
espacio-tiempo asintóticamente plano, se aplica a cualquier observador
en cualquier espacio tiempo. Esta versión afirma que, aparte de una
posible singularidad inicial como la del big bang, ninguna singularidad
es visible por ningún observador (el espacio tiempo debe ser globalmente
hiperbólico).
Es importante señalar que la
versión fuerte de la conjetura del censor cósmico no implica la débil.
Podemos poner como contraejemplo cualquier situación en la que, en un
espacio-tiempo asintóticamente plano, se forme una singularidad que se
propaga por una geodésica nula hacia el exterior. Esto violaría la
formulación débil, pero no la fuerte. Tampoco la débil implica la
fuerte. Son conjeturas independientes.
En el colapso gravitatorio de un cuerpo esféricamente simétrico de masa
M>0, que da lugar a la formación de un agujero negro de
Schwarzschild, no se viola ninguna de las dos versiones dadas de la
conjetura del censor cósmico: ya hemos dicho que un observador en el
exterior del agujero negro
no puede ver la singularidad, y uno que cruce el horizonte tampoco, ya
que ésta, al ser de tipo espacio, está siempre en su futuro. En cambio,
en el agujero negro de Reissner-Nordström, que se forma en el colapso
gravitatorio de un cuerpo esférico cargado de masa M>2\left|
Q\right| , aunque se respeta la versión débil de la conjetura, se viola
la fuerte: el hecho de que las singularidades sean de tipo tiempo
permite en principio que un observador que haya entrado en el agujero
negro las evite, emergiendo en una nueva región el espacio-tiempo
asintóticamente plana, de forma que, a lo largo de este viaje, este
observador ha podido ver las singularidades. Por eso la versión original
de la conjetura de censor cósmico, que era la fuerte, tuvo que ser
suavizada para dar lugar a la versión débil. No obstante, si, como
resultado de la perturbación que supone el observador, el horizonte
interior r=r_{-} se convirtiera en una singularidad de tipo espacio,
entonces se salvaría la conjetura fuerte. Es decir, la conjetura de
censura cósmica fuerte implica que los horizontes interiores, que, como
hemos indicado anteriormente, exponen situaciones en las que las
ecuaciones de Einstein no tienen una solución única (en su lugar, tienen
muchas), también se evitan, porque son inestables. Siempre que se
añadan a estas soluciones alguna perturbación que involucre materia que
cumpla con condiciones energéticas razonables, la perturbación crecería
exponencialmente y, una vez que llegue a ese horizonte, el
espacio-tiempo se volvería singular. Es decir, en las situaciones
físicamente realistas el horizonte interior debe ser sustituido por una
singularidad
Nótese que ambas conjeturas, la
fuerte y la débil, implican que el espacio-tiempo no puede extenderse
suavemente mediante las ecuaciones de Einstein en algunas situaciones, y
esto lo hacen para que ningún observador pueda obtener datos de las
singularidades sin acabar en ellas, para que no pueda obtener ninguna
información de aquellas situaciones en las que la relatividad general
falla. Sin embargo, no hay ningún motivo para pensar que la relatividad
general tenga que protegerse a sí misma frente a lo que miden los
observadores de esa manera. Después de todo, sólo se trata de una teoría
efectiva, aproximada, a baja energía. Cuando el espacio-tiempo se
vuelve singular o se acerca a las condiciones de los horizontes
interiores, nuevos términos y nuevos grados de libertad pueden
perfectamente entrar en juego y cambiar completamente lo que ocurre para
que sea consistente sin que sean necesarias las conjeturas de censura
cósmica fuerte ni débil.
En el caso de la débil,
hablaremos de ella más adelante en otro post, pero en el caso de la fuerte ya tenemos
claro que no es cierta. Se ha demostrado [DefermosLuk] que si realmente
perturbas un poco las condiciones iniciales todavía es posible
extrapolar el espaciotiempo (es decir, todavía existe localmente una
solución de las ecuaciones de Einstein) un entorno finito más allá del
horizonte interior del agujero negro. Al contrario de lo que dice la
conjetura de la censura cósmica fuerte, el espaciotiempo puede continuar
en uno que tiene que incluir una singularidad de tipo luz, en vez de de
tipo espacio, así que un observador que cayera al agujero negro en
principio sí podría medir información que viene de la singularidad antes
de morir y la relatividad general no es capaz de proporcionar
predicciones únicas para esas mediciones. Pero una teoría más completa
puede producir mediciones únicas. Es sí, si la conjetura de censura
cósmica débil es cierta, esas singularidades no pueden transmitir su
información al observador asintótico que observa el agujero negro desde
fuera de éste.
La ley de máxima tensión
El hecho de que los objetos en relatividad general tengan asociado un tamaño gravitacional tal que, si el objeto se pudiera comprimir hasta ese tamaño, colapsaría para formar un agujero negro tiene también otra consecuenca sorprendente. Para verlo, consideremos dos objetos de masas M_1 y M_2 separados por una distancia D. La fuerza gravitacional entre ellos es, aproximadamente,
F = \frac{G M_1 M_2}{D^2} = \left(\frac{GM_1}{c^2D}\right) \left(\frac{GM_2}{c^2D}\right) \frac{c^4}{G}.
Sin embargo, M_1 M_2 no puede exceder \frac{1}{4} (M_1 + M_2)^2 y, por lo tanto,
F \leq \left(\frac{G(M_1 + M_2)}{c^2 D}\right)^2 \frac{c^4}{4G}.
Para asegurarnos de que se trata de dos objetos separados, y no de un agujero negro, se tiene que cumplir que G( M_1 + M_2) < c^2 D. Por tanto, la tensión o fuerza entre dos cuerpos no puede exceder el valor
F_g = \frac{c^4}{4G} \approx 3.025 \times 10^{43} Newtons.
Cada vez que intentamos superar este límite de fuerza, aparecen horizontes de sucesos que nos lo impiden.
Análogamente, hay una máxima potencia que se puede ejercer, de valor:
P_g = \frac{c^5}{4G} \approx 9.1 \times 10^{51} W.
Y un valor máximo para la tasa de cambio de masa de un objeto:
\frac{dM}{dt} = \frac{c^3}{4G} \approx 1.0009 \times 10^{35} kg/s.
Los Teoremas de Unicidad
El estudio de la evolución con el tiempo de perturbaciones en los
agujeros negros de Schwarzschild, Reissner-Nordström (y sus
generalizaciones) y Kerr-Newman muestra que, en todos los casos, las
perturbaciones decaen de forma que los momentos multipolares más altos
del campo gravitatorio y el campo gauge, y todos los de cualquier campo
escalar que pudiera haber, son radiados hacia el exterior, con lo que la
situación final estacionaria es uno de los agujeros negros descritos
anteriormente. De hecho, este resultado no es una propiedad particular
de pequeñas perturbaciones. Se tienen los denominados
teoremas de unicidad,
que pueden resumirse en que no hay agujeros negros estacionarios con
momentos de campos escalares (ausencia de ''pelo'' escalar) y, además,
el único agujero negro estacionario con
- M distinta de cero, Q=0, J=0 y el resto de campos triviales es el de Schwarzschild.
- M
distinta de cero, Q=0, J distinto de cero, y el resto de campos
triviales es el de Kerr, que es la solución de Kerr-Newman en la que
Q=0.
- M distinta de cero, Q distinta de cero, J=0 y el resto de campos triviales es el de Reissner-Nordström.
- M, Q, y J distintos de cero y el resto de campos triviales, es el de Kerr-Newman.
Nótese, sin embargo, que estos teoremas no implican que no puedan
existir soluciones estacionarias con momentos prohibidos, como, por
ejemplo, momento dipolar eléctrico o pelo escalar, sino que estas
soluciones, de existir, no tienen horizonte de sucesos que cubra la
singularidad. Por ello, de existir, no se espera que representen
situaciones físicamente aceptables al violar la conjetura del censor
cósmico en su versión débil. Asímismo, estos teoremas tampoco prohíben
situaciones no estacionarias de tipo agujero negro con pelo escalar. No
obstante, se espera que el proceso de colapso gravitatorio de cualquier
cuerpo alcance al final una situación estacionaria. Esto da lugar a la
denominada conjetura de ausencia de pelo: sea cual sea el cuerpo que colapsa, el agujero
negro al que da lugar tiene unas características que sólo dependen de su
masa, sus cargas (conservadas localmente) y su momento angular.
Las leyes Clásicas de los Agujeros Negros
Acabamos
de ver que el estado de un agujero negro estacionario en relatividad
general viene descrito por sólo un conjunto reducido de parámetros como
son
M,
Q y
J. Esto es análogo a lo que ocurre en termodinámica,
donde el estado macroscópico de un sistema viene dado, si éste está en
equilibrio, por un conjunto reducido de parámetros externos, por
ejemplo, la energía interna
E y el volumen
V. Esta analogía es
manifiesta si tenemos en cuenta las siguientes leyes sobre agujeros
negros, deducidas en el contexto clásico de la relatividad general
[Wald1984]:
- (Ley
cero) Para todo agujero negro estacionario puede verse que existe un
campo vectorial de Killing \chi^{\mu} que es normal al horizonte. Al
ser el horizonte nulo, entonces \chi_{\mu}\chi^{\mu}=0 en el
horizonte. De aquí puede deducirse que la cantidad
\kappa^2=-\frac{1}{2}\left(\nabla^{\mu}\chi^{\nu}\right)\left(\nabla_{\mu}\chi_{\nu}\right)
denominada gravedad de superficie es constante en todo el horizonte.
- (Primera
ley) El campo vectorial de Killing \chi^{\mu} no coincide en general
con el Killing temporal \xi^{\mu}, de forma que se define la velocidad angular del horizonte
\Omega_H como \chi^{\mu}=\xi^{\mu}+\Omega_H\psi^{\mu} , donde
\psi^{\mu} es el Killing axial, normalizado para que sus órbitas
cerradas tengan periodo 2\pi. \xi^{\mu} se normaliza, al igual que
\chi^{\mu}, para que \xi^{\mu}\xi_{\mu}=-1 en el infinito. Si sobre
este agujero negro estacionario realizamos una pequeña perturbación con
simetría axial, entonces puede demostrarse que la masa cambia en:
\delta M=\frac{\kappa}{8\pi G_4^N}\delta A + \Omega_H\delta J+
\phi_H\delta q, donde A es el área del horizonte y \phi_H es el
potencial electrostático A^0 en el horizonte, que se obtiene al pasar a
un sistema de referencia que rota con el horizonte.
- (Segunda ley) El teorema del área de los agujeros negros
establece que, dada una solución de tipo agujero negro que verifique
que R_{\mu\nu}k^{\mu}k^{\nu}\geq0 (lo que se cumple para toda
solución de las ecuaciones de Einstein con materia en la que la materia
verifique la condición de energía dominante) el área del horizonte nunca
decrece. Así, si se tiene inicialmente un agujero negro en situación
estacionaria y se realiza una cierta perturbación, la nueva situación
estacionaria a la que el sistema evoluciona tiene un área del horizonte
igual o mayor al de la situación inicial. La relatividad general nos dice que, aunque la entrada de materia en un agujero negro es un proceso irreversible, la masa de un agujero negro puede decrecer. Un agujero negro en rotación puede perder masa si su momento angular de rotación decrece, pero el área de su horizonte de sucesos nunca decrece en relatividad general.
- (Tercera ley) Es imposible llegar, mediante una sucesión finita de procesos físicos, a la situación en la que \kappa=0.
Nótese, además, que las cantidades
\kappa,
\phi_H y
\Omega_H sólo
están definidas en el caso de agujeros negros estacionarios, de la misma
forma que la temperatura
T o la presión
P sólo están definidos en
sistemas termodinámicos en equilibrio. En cambio,
A puede definirse en
cualquier agujero negro estacionario o no, de la misma forma que la
entropía se puede definir también para sistemas termodinámicos que no
están en equilibrio. De todo esto, tenemos la correspondencia:
A\sim S
\kappa\sim T
entre
las magnitudes que caracterizan el estado de un agujero negro y las que
caracterizan el estado de macroscópico de un sistema termodinámico.
Nótese que, si un agujero negro no tuviera entropía, como parece que nos dice su ausencia de pelo, entonces el proceso en el que éste se forma, o el proceso en el que éste traga materia, violaría la segunda ley de la termodinámica. Por ello, sí parece razonable asignarle a los agujeros negros una entropía. Esta entropía debe ser una medida del número distinto de formas en las
que se ha podido formar un agujero negro de masa M, momento angular
J y carga Q. Y el teorema del área de los agujeros negros es lo que llevó a Bekenstein a proponer que esa entropía debe ser proporcional al área del horizonte de sucesos.
No obstante, la propuesta de Bekenstein adolecía de un problema. Supongamos que un agujero negro de Schwarzchild de masa M traga un poco de radiación térmica a temperatura T_r. Si la radiación térmica tragada tiene energía E\ll Mc^2, entonces su área A=4\pi (GM/2)^2=\piG^2M^2 aumenta en un un valor \delta A=2\pi G^2 M E. Sin embargo, la entropía que tenía la radiación térmica absorbida era S=4E/3T. Si la temperatura de la radiación absorbida es pequeña, entonces es seguro que el agujero negro al final va a acabar teniendo menos entropía de la que tenían el agujero negro inicial más la radiación, con lo que este proceso violaría la segunda ley de la termodinámica, incluso aun habiendo asignado una entropía al agujero negro.
Además, clásicamente, \kappa\sim T es sólo de una analogía formal. \kappa no
puede ser proporcional a la temperatura física del agujero negro, ya que
clásicamente es imposible que un agujero negro esté en equilibrio
térmico (o termoquímico) con un sistema de partículas o radiación como
consecuencia de que nada puede escapar del agujero negro, mientras que
sí que pueden entrar partículas en su interior. Pero el mundo no es
clásico, sino cuántico, así que...
La continuación de este artículo está en:
Sobre el autor: Sergio Montañez Naz es doctor en física teórica y profesor de secundaria de la enseñanza pública en la Comunidad de Madrid.
Referencias bibliográficas
- Dafermos and J. Luk J. (2017) The interior of dynamical vacuum black holes I: The C0-stability of the Kerr Cauchy horizon. preprint, 2017, arXiv:1710.01722
- Draper and S.~Farkas S. (2019) "Transplanckian Censorship and the Local Swampland Distance Conjecture,'' JHEP 01 (2020), 133 doi:10.1007/JHEP01(2020)133 [arXiv:1910.04804 [hep-th]].
- Garfinkle D., Horowitz G. T., Strominger A. (1992), "Charged Black Holes in String Theroy", Phys. Rev. D, 1991, 43, 3140, doi:10.1103/PhysRevD.43.3140, [Erratum: Phys.Rev.D 45, 3888 (1992)].
- Gibbons G.W.(2002), The Maximum tension principle in general relativity,'' Found. Phys. 32 (2002), 1891-1901. doi:10.1023/A:1022370717626 [arXiv:hep-th/0210109 [hep-th]].
- Hamada Y. and Vafa C. (2021), 8D Supergravity, Reconstruction of Internal Geometry and the
Swampland, JHEP 06 (2021) 178, [2104.05724].
- Landau, L. D. and Lifshitz, E. M. (1992). "Teoría Clásica de los
Campos". Volumen 2 del Curso de Física Teórica. Reverté. Primera
edición. Barcelona.
- Lüst D, Vleeshouwers W (2018), "Black Hole Information and Thermodynamics" (arXiv:1809.01403)
- %\cite{Ortin:2015hya}
\bibitem{Ortin:2015hya}
T.~Ortin,
%``Gravity and Strings,''
Cambridge University Press, 2015,
ISBN 978-0-521-76813-9, 978-0-521-76813-9, 978-1-316-23579-9
doi:10.1017/CBO9781139019750
%89 citations counted in INSPIRE as of 01 Aug 2024Ortín T. Gravity and Strings, Cambridge University Press, 2015, ISBN 978-0-521-76813-9, 978-0-521-76813-9, 978-1-316-23579-9 doi:10.1017/CBO9781139019750.
%\cite{Ortin:2015hya}
\bibitem{Ortin:2015hya}
T.~Ortin,
%``Gravity and Strings,''
Cambridge University Press, 2015,
ISBN 978-0-521-76813-9, 978-0-521-76813-9, 978-1-316-23579-9
doi:10.1017/CBO9781139019750
%89 citations counted in INSPIRE as of 01 Aug 2024 - Penrose, R. (1979). "Singularities and Time Asymmetry". En Hawking, S.W., Israel, W.: "General Relativity", 581-638.
- Sen A. (1995), Extremal black holes and elementary string states, Mod. Phys. Lett. A 10 (1995)
2081{2094, [hep-th/9504147]. - Sen A. (1994), Black hole solutions in heterotic string theory on a torus, Nucl. Phys. B 440 (1995)
421{440, [hep-th/9411187].
- Wald R.M. (1984), General Relativity, Chicago Univ. Pr., 1984, doi:10.7208/chicago/9780226870373.001.0001
