Reissner-Nordström-Metrik

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Metriken für Schwarze Löcher
statisch $ (J = 0) $ rotierend $ (J \ne 0) $
ungeladen $ (Q = 0) $ Schwarzschild-Metrik Kerr-Metrik
geladen $ (Q \ne 0) $ Reissner-Nordström-Metrik Kerr-Newman-Metrik
$ Q $: elektrische Ladung; $ \ J $: Drehimpuls

Die Reissner-Nordström-Metrik (nach Hans Reissner und Gunnar Nordström) beschreibt elektrisch geladene, nicht-rotierende Schwarze Löcher. Mathematisch gesprochen ist sie eine exakte Lösung der Einstein-Gleichungen, die eindeutig durch folgende Eigenschaften bestimmt ist:

  • asymptotisch flach
  • statisch
  • sphärisch-symmetrisch

Linienelement

Das Linienelement der Reissner-Nordström-Metrik hat die Form:

$ \mathrm{d}s^2 = -\left(1-\frac{2GM}{c^2 r} + \frac{Q^{2} K G}{ c^4 r^2}\right)c^2 \mathrm{d}t^2 +\left(1-\frac{2GM}{c^2 r} + \frac{Q^{2} K G}{ c^4 r^2}\right)^{-1} \mathrm{d}r^2 + r^2(\sin^2\theta\,\mathrm{d}\phi^2+\mathrm{d}\theta^2) $

wobei $ M $ das gesamte Massenäquivalent und $ Q $ die elektrische Ladung des Objektes sind. $ G $ ist Newtons Gravitationskonstante und $ K $ die Coulomb-Konstante. In den sogenannten natürlichen Einheiten wird $ G=c=K=1 $ gesetzt und das Koordinatensystem aufgrund der Kugelsymmetrie ohne Einschränkung der Allgemeinheit so rotiert dass beide Winkelkoordinaten sich über $ \mathrm d\Omega^2 = \mathrm d\theta^2 + \sin^2 \theta \ \mathrm d\phi^2 $ auf einen einzigen Winkel reduzieren, so dass die Metrik auch in der Form[1]

$ \mathrm{d}s^2 = -\left(1-\frac{2M}{r}+\frac{Q^{2}}{r^2}\right) \mathrm{d}t^2 + \left(1-\frac{2M}{r}+\frac{Q^{2}}{r^2}\right)^{-1} \mathrm{d}r^2 + r^2 \mathrm d \Omega^2 $

geschrieben werden kann (so auch im folgenden Abschnitt). Der Einfachheit halber wird eine elektrische Punktladung im Koordinatenursprung angenommen. Magnetische Felder und Kreisströme werden vernachlässigt. Das elektromagnetische Viererpotential ist somit ein Coulomb-Potential:

$ A_{\alpha} = \left(\frac{Q}{r}, 0, 0, 0\right) $ woraus sich über $ F_{\mu\nu} = \frac{\partial A_\nu}{\partial x^{\mu}} - \frac{\partial A_\mu}{\partial x^{\nu}} $

der Maxwell-Tensor $ F_{\mu\nu} $ ergibt.

Da $ +2M/r $ und $ -Q^2/r^2 $ mit gegensätzlichen Vorzeichen in das Linienelement einfließen (das elektrische Feld übt radial einen negativen Druck[2] aus, was zu gravitativer Abstoßung führt)[3], kann ab einer gewissen Entfernung die Anziehung (nimmt mit $ r^2 $ ab) und ab einer bestimmten Nähe die Abstoßung (diese nimmt mit $ r^3 $ ab) überwiegen,[4][5][6][7][8] was als die "Reissner Nordström Repulsion" bezeichnet wird.

Das gesamte Massenäquivalent des zentralen Körpers und seine irreduzible Masse stehen im Verhältnis[9][4]

$ M_{\rm irr}=\frac{\sqrt{2 M (\sqrt{(M-Q ) (M+Q )}+M)-Q ^2}}{2} \ \to \ M=\frac{Q ^2}{4 M_{\rm irr}}+M_{\rm irr} $.

Die Differenz zwischen $ M $ und $ M_{\rm irr} $ ist dadurch bedingt dass durch die Äquivalenz von Masse und Energie auch die elektrische Feldenergie in $ M $ einfließt.

Metrischer Tensor

Die ko- und kontravariante Metrik lautet damit

$ g_{\mu \nu} = \left( \begin{array}{cccc} \frac{2 M r-Q^2}{r^2}-1 & 0 & 0 & 0 \\ 0 & \frac{r^2}{Q^2+r^2-2 M r} & 0 & 0 \\ 0 & 0 & r^2 & 0 \\ 0 & 0 & 0 & r^2 \sin ^2 \theta \\ \end{array} \right) \to g^{\mu \nu} = \left( \begin{array}{cccc} -\frac{r^2}{Q^2+(r-2M) r} & 0 & 0 & 0 \\ 0 & \frac{Q^2+r^2-2 M r}{r^2} & 0 & 0 \\ 0 & 0 & \frac{1}{r^2} & 0 \\ 0 & 0 & 0 & \frac{\csc ^2 \theta }{r^2} \\ \end{array} \right) $

Horizonte und Singularitäten

Wie bei der Schwarzschild-Metrik liegt der Ereignishorizont bei demjenigen Radius, wo die Metrik singulär wird. Das bedeutet

$ 1-\frac{2M}{r}+\frac{Q^{2}}{r^2} = 0 $

Aufgrund der quadratischen Abhängigkeit vom Radius r finden sich jedoch zwei Lösungen dieser Gleichung. Daher gibt es einen äußeren Ereignishorizont bei $ r_+ $ und den inneren, auch Cauchy-Horizont genannt, bei $ r_- $.

$ r_\pm = M \pm \sqrt{M^2 - Q^2} $

Für den Fall

$ |Q| = M $

verschwindet die Wurzel in $ r_\pm $ und die beiden Horizonte fallen zu einem einzelnen zusammen. Ist hingegen

$ |Q|> M $,

so ist die Wurzel imaginär, womit es keinen Horizont gibt. Man spricht in diesem Fall von einer nackten Singularität, die nach heutiger Auffassung allerdings nicht existieren kann ("Cosmic Censorship" Hypothese). Moderne supersymmetrische Theorien verbieten sie in der Regel für Schwarze Löcher. Elementarteilchen wie Protonen und Elektronen haben hingegen eine Ladung die sehr viel größer als ihre Masse ist, sind jedoch auch keine Schwarzen Löcher.[10]

Für $ Q=0 $ geht die Reissner-Nordström-Metrik in die Schwarzschild-Metrik über. Ihre Singularitäten liegen dann bei $ r=0 $ und $ r=2M $.

Da die Ladung Schwarzer Löcher in der Praxis sehr schnell durch elektrische Ströme, nämlich die Akkretionsflüsse, neutralisiert wird, spielen elektrisch geladene Schwarze Löcher in der Astrophysik eine untergeordnete Rolle.

Christoffelsymbole

Die nichtverschwindenden Christoffelsymbole die sich mit den Indizies

$ \{ 0, \ 1, \ 2, \ 3 \} \to \{ t, \ r, \ \theta, \ \phi \} $

über

$ {\Gamma^{i}_{j k} = \sum _{ s=0}^3 \ \frac{{{g}}^{ i s}}{2} \left(\frac{\partial {g}_{ s j}}{\partial { x^k}}+\frac{\partial {g}_{ s k}}{\partial { x^j}}-\frac{\partial {g}_{ j k}}{\partial { x^s}}\right)} $

aus dem metrischen Tensor ergeben sind

$ \Gamma^{0}_{1 0} = \frac{M r+Q^2}{r \left(r (r-2 M)-Q^2\right)} $
$ \Gamma^{1}_{0 0} = \frac{\left(M r+Q^2\right) \left(r (2 M-r)+Q^2\right)}{r^5} $
$ \Gamma^{1}_{1 1} = \frac{M r+Q^2}{2 M r^2+Q^2 r-r^3} $
$ \Gamma^{1}_{2 2} = 2 M-\frac{Q^2}{r}+r $
$ \Gamma^{1}_{3 3} = \frac{\sin ^2 \theta \left(r (r-2 M)-Q^2\right)}{r} $
$ \Gamma^{2}_{2 1} = r^{-1} $
$ \Gamma^{2}_{3 3} = - \sin \theta \cos \theta $
$ \Gamma^{3}_{3 1} = r^{-1} $
$ \Gamma^{3}_{3 2} = \cot \theta $

Gravitative Zeitdilatation

Die gravitative Komponente der Zeitdilatation ergibt sich über

$ \varsigma = \sqrt{|g^{t t}|} = \sqrt{\frac{r^2}{Q^2+(r-2 M) r}} $

wobei hier nicht nur die Masse des zentralen Körpers, sondern auch dessen Ladung mit einfließt. Die radiale Fluchtgeschwindigkeit eines elektrisch neutralen Teilchens steht dazu im Verhältnis

$ v_{\rm esc}=\frac{\sqrt{\varsigma^2-1}}{\varsigma} $.

Bewegungsgleichungen

In dimensionslosen natürlichen Einheiten von $ G=M=c=K=1 $ lauten die auf die $ \Omega, r $-Ebene ausgerichteten Bewegungsgleichungen

$ {{\ddot x^i = \sum _{ j=0}^3 \ \sum _{ k=0}^3 \ - \Gamma^i_{j k} \ {\dot x^j} \ {\dot x^k} + q \ {F^{i k}} \ {\dot x^j}} \ {g_{j k}}} $

die Bewegungsgleichungen eines mit der spezifischen Ladung $ q $ geladenen Testpartikels:

$ \ddot t = \frac{\dot{r} \ (q \ r \ Q +2 (Q^2-r) \dot{t})}{r ((r-2) r+Q ^2)} $
$ \ddot r = \frac{((r-2) \ r+Q^2) (q \ r \ Q \ \dot{t}+r^4 \dot{\Omega}^2+(Q^2-r) \ \dot{t}^2)}{r^5}+\frac{(r-Q ^2) \dot{r}^2}{r \ ((r-2) \ r+Q^2)} $
$ \ddot \Omega = -\frac{2 \ \dot{\Omega} \ \dot{r}}{r} $

und die gesamte Zeitdilatation

$ \dot t= \frac{q \ Q \ r^3 + E \ r^4}{r^2 \ (r^2-2 r+Q^2)} $

Die ersten Ableitungen der Koordinaten $ \dot x^i $ stehen mit den kontravarianten Komponenten der lokalen 3er-Geschwindigkeit $ v^i $ im Verhältnis

$ {\dot x^i} = \frac{v^i}{\sqrt{(1-v^2) \ |g_{i i}|}} $.

daraus folgt

$ {\dot r} = \frac{v_{\parallel} \sqrt{r \ (r-2 M)-Q^2}}{r \sqrt{(1-v^2)}} $
$ {\dot \Omega} = \frac{v_{\perp}}{r \sqrt{(1-v^2)}} $

Die erhaltene spezifische Gesamtenergie des Testteilchens ist dabei

$ E=\frac{\sqrt{Q^2+(r-2) r}}{r \sqrt{1-v^2}} $

Der spezifische Drehimpuls

$ L=\frac{v_{\perp} \ r}{\sqrt{1-v^2}} $

ist ebenfalls eine Erhaltungsgröße der Bewegung. $ v_{\parallel} $ und $ v_{\perp} $ bezeichnen die radialen und transversalen Komponenten des lokalen Geschwindigkeitsvektors. Die lokale Gesamtgeschwindigkeit ist somit

$ v = \sqrt{v_{\perp}^2+v_{\parallel}^2} = \sqrt{\frac{E^2 r^2-Q^2-r^2+2 r}{E^2 r^2}} $.

Weblinks

Einzelnachweise

  1. Gerald Marsh: Charge, geometry, and effective mass, S. 2-5
  2. Joint Institute for Laboratory Astrophysics, Colorado: Journey into and through a Reissner-Nordström black hole
  3. Orlando Luongo, Hernando Quevedo: Characterizing repulsive gravity with curvature eigenvalues
  4. 4,0 4,1 Ashgar Quadir: The Reissner Nordström Repulsion
  5. Øyvind Grøn, Sigbjørn Hervik: Einstein’s General Theory of Relativity, S.274
  6. Øyvind Grøn: Poincaré Stress and the Reissner-Nordström Repulsion
  7. Andrew Hamilton: The Reissner Nordström Geometry
  8. Célérier, Santos & Satheeshkumar: Hilbert repulsion in the Reissner-Nordström and Schwarzschild spacetimes, S. 3-7
  9. Thibault Damour: Black Holes: Energetics and Thermodynamics, S. 11 ff.
  10. Brandon Carter: Global structure of the Kerr family of gravitational fields (1968)