Efekt Unruha

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. Innymi słowy, obserwator niepodlegający 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 – poruszany 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 $a$ w próżni kwantowej w temperaturze zera bezwzględnego zarejestruje ją jako przestrzeń wypełnioną promieniowaniem o temperaturze

$T=\frac{\hslash a}{2\pi k_{\text{B}}c},$

a więc wypełnioną głównie kwantami o energii

$E=\hslash \omega =\frac{\hslash a}{2\pi c},$

tzn. częstości

$\omega =\frac{a}{2\pi c}=\frac{1}{2\pi t}.$

Okres tego promieniowania jest więc proporcjonalny z małym współczynnikiem do czasu $t=c/a,$ tzn. czasu w jakim detektor ten osiąga nierelatywistycznie prędkość światła $c,$ 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, którego 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. przyspieszenie ziemskie $a=g=9,81{\text{m/s}}^2,$ otrzymujemy efektywną temperaturę próżni na powierzchni Ziemi z powodu efektu $T=3,89\times 10^{-20}$ Kelwina, a więc tak małą, że całkowicie niemierzalną. Natomiast podstawiając przyspieszenie na powierzchni Schwarzschilda

$a=g_{schw}=\frac{GM}{R_{schw}^2},$

gdzie:

$R_{\text{schw}}=\frac{2GM}{c^2}$

jest promieniem Schwarzschilda.

Otrzymujemy dokładnie temperaturę Unruha równą temperaturze promieniowania Hawkinga czarnej dziury

$T=\frac{\hslash c^3}{8\pi G{k}_{\text{B}}M}.$

Używając związku wiążącego stałą grawitacji ze stałą Plancka

$G=\frac{4}{3\sqrt[38]{2}}\frac{\hslash c}{m_e^2}{\alpha }^{21},$

temperaturę tę możemy zapisać jako

$k_{\text{B}}T=\frac{3\sqrt[38]{2}}{32\pi }\frac{m_e{c}^2}{{\alpha }^{21}}\frac{m_e}{M}\approx 4\frac{m_e{c}^2}{{\alpha }^{20}}\frac{m_e}{M}.$

Mimo że stosunek masy elektronu do masy czarnej dziury $m_e/M$ jest normalnie znikomy (dla czarnej dziury o masie Słońca około $0,5\times 10^{-62}$) gigantyczny czynnik wzmacniający $m_e{c}^2/{\alpha }^{20}$ odpowiadający temperaturze energii spoczynkowej elektronu, tzn. gigantycznej temperaturze połowy kwantu gamma kreującego parę elektron-pozytron (około $1/2\times 10^{10}\text{K}$) pomnożonej przez odwrotność 20. potęgi stałej struktury subtelnej $\alpha$ (około $137^{20}\approx 0,5\times 10^{43}$) może powiększyć tę 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 promieniowania nie może pochodzić z samej próżni, a jedynie ze spalania jej masy spoczynkowej, cząstka tak lekka jak cząstka Plancka, która też jest czarną dziurą, generując bardzo gorące, czyli bardzo energetyczne promieniowanie, wyparowałaby 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)Szablon:R, Daviesa (1975)Szablon:R i Unruha (1976)Szablon:R.

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 HawkingaSzablon:R.

Rozwiązując temperaturę Unruha ze względu na przyśpieszenie, można je wyrazić jako

$a=\frac{2\pi c{k}_{\mathrm{B}}}{\hslash }T=2\pi a_{\mathrm{P}}\frac{T}{T_{\mathrm{P}}},$

gdzie $a_{\mathrm{P}}$ jest przyśpieszeniem Plancka, a $T_{\mathrm{P}}$ jest temperaturą Plancka.

Źródła

• Szablon:Cytuj stronę

Linki zewnętrzne

• Szablon:Otwarty dostęp Wpisy w serwisie „Zapytaj fizyka”, zapytajfizyka.fuw.edu.pl [dostęp 2023-06-08]:
  • Andrzej Dragan, Czy efekt Unruha został stwierdzony w jakiś sposób doświadczalnie?, 3 lutego 2022;
  • Andrzej Dragan, Przy jakim przyspieszeniu można zaobserwować efekt Unruha?, 14 marca 2022;
  • Andrzej Dragan, Co obserwują obserwatorzy w efekcie Unruha?, 14 maja 2022.