Radiación de Hawking

Se cree que la radiación térmica emitida por los agujeros negros se debe a efectos cuánticos

La radiación de Hawking es la emisión teórica liberada fuera del horizonte de sucesos de un agujero negro . Esto es contraintuitivo porque una vez que la radiación electromagnética ordinaria está dentro del horizonte de sucesos, no puede escapar. Recibe su nombre en honor al físico Stephen Hawking , quien desarrolló un argumento teórico para su existencia en 1974. ^[1] Se predice que la radiación de Hawking es extremadamente débil y está muchos órdenes de magnitud por debajo de la capacidad de detección de los mejores telescopios actuales .

La radiación de Hawking reduce la masa y la energía rotacional de los agujeros negros y, por lo tanto, también se cree que causa la evaporación de los agujeros negros. Debido a esto, se espera que los agujeros negros que no ganan masa por otros medios se encojan y, en última instancia, desaparezcan.

En todos los casos, excepto en los agujeros negros más pequeños, esto sucede de forma extremadamente lenta. La temperatura de radiación, llamada temperatura de Hawking , es inversamente proporcional a la masa del agujero negro, por lo que se predice que los microagujeros negros son mayores emisores de radiación que los agujeros negros más grandes y deberían disiparse más rápido en relación con su masa. Por lo tanto, si existen agujeros negros pequeños, como lo permite la hipótesis de los agujeros negros primordiales , deberían perder masa más rápidamente a medida que se encogen, lo que conduciría a un cataclismo final de solo radiación de alta energía. ^[2] Tales explosiones de radiación aún no se han detectado.

Descripción general

Los agujeros negros modernos fueron predichos por primera vez por Einstein en su teoría de la relatividad general de 1915. Medio siglo después, comenzaron a acumularse pruebas de la existencia de los objetos astrofísicos denominados agujeros negros ^[3] , y estos objetos son de interés actual principalmente por su tamaño compacto y su inmensa atracción gravitatoria . Las primeras investigaciones sobre los agujeros negros fueron realizadas por personas como Karl Schwarzschild y John Wheeler, quienes modelaron los agujeros negros como si tuvieran entropía cero. ^{[3] [4]}

Un agujero negro puede formarse cuando se comprime suficiente materia o energía en un volumen lo suficientemente pequeño como para que la velocidad de escape sea mayor que la velocidad de la luz. Nada puede viajar tan rápido, por lo que nada dentro de una cierta distancia, proporcional a la masa del agujero negro, puede escapar más allá de esa distancia. La región más allá de la cual ni siquiera la luz puede escapar es el horizonte de sucesos ; un observador fuera de él no puede observar, darse cuenta o verse afectado por los eventos dentro del horizonte de sucesos. ^{[5] : 25–36}

Imagen del espacio cayendo en un agujero negro de Schwarzschild a la velocidad de escape newtoniana . Fuera/dentro del horizonte (rojo), la velocidad de caída es menor/mayor que la velocidad de la luz. En el horizonte de sucesos, la velocidad de caída es igual a la velocidad de la luz. ^[6] Crédito : Andrew Hamilton, JILA

Alternativamente, utilizando un conjunto de coordenadas de caída en la relatividad general, se puede conceptualizar el horizonte de eventos como la región más allá de la cual el espacio está cayendo más rápido que la velocidad de la luz. (Aunque nada puede viajar a través del espacio más rápido que la luz, el espacio mismo puede caer a cualquier velocidad). ^[6] Una vez que la materia está dentro del horizonte de eventos, toda la materia en el interior cae inevitablemente en una singularidad gravitacional , un lugar de curvatura infinita y tamaño cero, dejando atrás un espacio-tiempo deformado desprovisto de cualquier materia; ^{[ verificación necesaria ] un agujero negro clásico es puro} espacio-tiempo vacío , y el más simple (no giratorio y sin carga) se caracteriza solo por su masa y horizonte de eventos. ^{[5] : 37–43}

Nuestra comprensión actual de la física cuántica puede utilizarse para investigar lo que puede ocurrir en la región que rodea al horizonte de sucesos. ^{[ cita requerida ]} En 1974, el físico británico Stephen Hawking utilizó la teoría cuántica de campos en el espacio-tiempo curvado para demostrar que, en teoría, en lugar de cancelarse entre sí de forma normal, los campos de antimateria y materia eran alterados por el agujero negro, lo que hacía que las partículas de antimateria y materia aparecieran como resultado de los campos de materia desequilibrados y extrajeran energía del propio disruptor: los agujeros negros (para escapar), drenando efectivamente energía del agujero negro. Además, no todas las partículas estaban cerca del horizonte de sucesos, y las que lo estaban no podían escapar. En efecto, esta energía actuaba como si el propio agujero negro se estuviera evaporando lentamente (aunque en realidad provenía de fuera de él). ^{[7] [ necesita actualización ]}

Sin embargo, según la dualidad de gravedad de calibre conjeturada (también conocida como correspondencia AdS/CFT ), los agujeros negros en ciertos casos (y quizás en general) son equivalentes a soluciones de la teoría cuántica de campos a una temperatura distinta de cero . Esto significa que no se espera ninguna pérdida de información en los agujeros negros (ya que la teoría no permite tal pérdida) y la radiación emitida por un agujero negro es probablemente la radiación térmica habitual. ^{[ cita requerida ]} Si esto es correcto, entonces el cálculo original de Hawking debería corregirse, aunque no se sabe cómo (ver más abajo).

Un agujero negro de una masa solar ( M ☉ ) tiene una temperatura de sólo 60 nanokelvins (60 milmillonésimas de un kelvin ); de hecho, un agujero negro de este tipo absorbería mucha más radiación cósmica de fondo de microondas de la que emite. ^{[ cita requerida ]} Un agujero negro de4,5 × 10 ²²  kg (aproximadamente la masa de la Luna , o aproximadamente133  μm de diámetro) estaría en equilibrio a 2,7 K, absorbiendo tanta radiación como la que emite. ^{[ cita requerida ]}

Formulación

En 1972, Jacob Bekenstein desarrolló una teoría e informó que los agujeros negros deberían tener una entropía. ^{[8] [9]} La teoría y el informe de Bekenstein llamaron la atención de Stephen Hawking , ^{[ aclaración necesaria ]} lo que lo llevó a pensar en la radiación debido a este formalismo. ^{[ cita requerida ]} La teoría y el informe posteriores de Hawking siguieron a una visita a Moscú en 1973, donde los científicos soviéticos Yakov Zeldovich y Alexei Starobinsky lo convencieron de que los agujeros negros en rotación deberían crear y emitir partículas. Hawking encontraría aspectos de estos dos argumentos verdaderos una vez que hiciera el cálculo él mismo. ^[10] Debido a la contribución de Bekenstein a la entropía de los agujeros negros, ^[11] también se conoce como radiación de Bekenstein-Hawking. ^[12]

Proceso de emisión

La radiación de Hawking depende del efecto Unruh y del principio de equivalencia aplicado a los horizontes de los agujeros negros. Cerca del horizonte de sucesos de un agujero negro, un observador local debe acelerar para evitar caer en él. Un observador que acelera ve un baño térmico de partículas que salen del horizonte de aceleración local, dan la vuelta y vuelven a caer en caída libre. La condición de equilibrio térmico local implica que la extensión constante de este baño térmico local tiene una temperatura finita en el infinito, lo que implica que algunas de estas partículas emitidas por el horizonte no se reabsorben y se convierten en radiación de Hawking saliente. ^{[13] [14]}

Un agujero negro de Schwarzschild tiene una métrica

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

El agujero negro es el espacio-tiempo de fondo para una teoría cuántica de campos.

La teoría de campos se define mediante una integral de trayectoria local, por lo que si se determinan las condiciones de contorno en el horizonte, se especificará el estado del campo en el exterior. Para encontrar las condiciones de contorno adecuadas, considere un observador estacionario justo fuera del horizonte en la posición

${\displaystyle r=2M+{\frac {\rho ^{2}}{8M}}.}$

La métrica local de orden más bajo es

${\displaystyle (\mathrm {d} s)^{2}=-\left({\frac {\rho }{4M}}\right)^{2}\,(\mathrm {d} t)^{2}+(\mathrm {d} \rho )^{2}+(\mathrm {d} X_{\perp })^{2}=-\rho ^{2}\,(\mathrm {d} \tau )^{2}+(\mathrm {d} \rho )^{2}+(\mathrm {d} X_{\perp })^{2},}$

que es Rindler en términos de τ = ⁠a/4 millones⁠ . La métrica describe un marco que se acelera para evitar caer en el agujero negro. La aceleración local, α = ⁠1/ρ⁠ , diverge cuando ρ → 0 .

El horizonte no es un límite especial y los objetos pueden caer en él. Por lo tanto, el observador local debería sentirse acelerado en el espacio de Minkowski ordinario por el principio de equivalencia. El observador cercano al horizonte debe ver el campo excitado a una temperatura local.

${\displaystyle T={\frac {\alpha }{2\pi }}={\frac {1}{2\pi \rho }}={\frac {1}{4\pi {\sqrt {2Mr\left(1-{\frac {2M}{r}}\right)}}}},}$

¿Cuál es el efecto Unruh ?

El corrimiento al rojo gravitacional se obtiene a partir de la raíz cuadrada del componente temporal de la métrica. Por lo tanto, para que el estado de la teoría de campos se extienda de manera consistente, debe haber un fondo térmico en todas partes con un corrimiento al rojo de la temperatura local que coincida con la temperatura del horizonte cercano:

${\displaystyle T(r')={\frac {1}{4\pi {\sqrt {2Mr\left(1-{\frac {2M}{r}}\right)}}}}{\sqrt {\frac {1-{\frac {2M}{r}}}{1-{\frac {2M}{r'}}}}}={\frac {1}{4\pi {\sqrt {2Mr\left(1-{\frac {2M}{r'}}\right)}}}}.}$

La temperatura inversa desplazada al rojo hasta r′ en el infinito es

${\displaystyle T(\infty )={\frac {1}{4\pi {\sqrt {2Mr}}}},}$

y r es la posición cercana al horizonte, cerca de 2 M , por lo que esto es realmente

${\displaystyle T(\infty )={\frac {1}{8\pi M}}.}$

Por lo tanto, una teoría de campo definida sobre un fondo de agujero negro está en un estado térmico cuya temperatura en el infinito es

${\displaystyle T_{\text{H}}={\frac {1}{8\pi M}}.}$

A partir de la temperatura del agujero negro, es sencillo calcular la entropía del agujero negro S . El cambio en la entropía cuando se agrega una cantidad de calor dQ es

${\displaystyle \mathrm {d} S={\frac {\mathrm {d} Q}{T}}=8\pi M\,\mathrm {d} Q.}$

La energía térmica que entra sirve para aumentar la masa total, por lo que

${\displaystyle \mathrm {d} S=8\pi M\,\mathrm {d} M=\mathrm {d} (4\pi M^{2}).}$

El radio de un agujero negro es el doble de su masa en unidades de Planck , por lo que la entropía de un agujero negro es proporcional a su área de superficie:

${\displaystyle S=\pi R^{2}={\frac {A}{4}}.}$

Suponiendo que un agujero negro pequeño tiene entropía cero, la constante de integración es cero. Formar un agujero negro es la forma más eficiente de comprimir masa en una región, y esta entropía también es un límite para el contenido de información de cualquier esfera en el espacio-tiempo. La forma del resultado sugiere firmemente que la descripción física de una teoría gravitatoria puede codificarse de alguna manera en una superficie límite.

Evaporación de un agujero negro

Cuando las partículas escapan, el agujero negro pierde una pequeña cantidad de su energía y, por lo tanto, parte de su masa (la masa y la energía están relacionadas por la ecuación de Einstein E = mc2 ). En consecuencia, un agujero negro que se evapora tendrá una vida útil finita. Mediante análisis dimensional , la vida útil de un agujero negro se puede mostrar a escala como el cubo de su masa inicial, ^{[15] [16] : 176–177} y Hawking estimó que cualquier agujero negro formado en el universo temprano con una masa de menos de aproximadamente 10 ¹²  kg se habría evaporado completamente en la actualidad. ^[17]

En 1976, Don Page refinó esta estimación calculando la potencia producida y el tiempo hasta la evaporación para un agujero negro de Schwarzschild no cargado y no rotatorio de masa M. ^[15] El tiempo que tarda el horizonte de sucesos o la entropía de un agujero negro en reducirse a la mitad se conoce como el tiempo de Page. ^[18] Los cálculos se complican por el hecho de que un agujero negro, al ser de tamaño finito, no es un cuerpo negro perfecto; la sección transversal de absorción disminuye de una manera complicada y dependiente del espín a medida que disminuye la frecuencia, especialmente cuando la longitud de onda se vuelve comparable al tamaño del horizonte de sucesos. Page concluyó que los agujeros negros primordiales podrían sobrevivir hasta el día de hoy solo si su masa inicial fuera aproximadamente4 × 10 ¹¹  kg o más. En 1976, Page, que utilizaba la comprensión de los neutrinos en ese momento, trabajó erróneamente sobre la suposición de que los neutrinos no tienen masa y que solo existen dos sabores de neutrinos, y por lo tanto, sus resultados de las vidas de los agujeros negros no coinciden con los resultados modernos que tienen en cuenta 3 sabores de neutrinos con masas distintas de cero . Un cálculo de 2008 que utilizó el contenido de partículas del Modelo Estándar y la cifra WMAP para la edad del universo arrojó un límite de masa de(5,00 ± 0,04) × 10 ¹¹  kg . ^[19]

Algunos cálculos anteriores a 1998, que utilizaban suposiciones obsoletas sobre los neutrinos, eran los siguientes: si los agujeros negros se evaporan bajo la radiación de Hawking, un agujero negro de masa solar se evaporará en 10 ⁶⁴ años, lo que es mucho más largo que la edad del universo. ^[20] Un agujero negro supermasivo con una masa de 10 ¹¹ (100 mil millones) M _☉ se evaporará en aproximadamente2 × 10 ¹⁰⁰  años . ^[21] Se predice que algunos agujeros negros gigantescos en el universo seguirán creciendo hasta quizás 10 ¹⁴ M _☉ durante el colapso de los supercúmulos de galaxias. Incluso estos se evaporarían en una escala de tiempo de hasta 2 × 10 ¹⁰⁶ años. ^[20] La ciencia posterior a 1998 modifica ligeramente estos resultados; por ejemplo, la estimación moderna de la vida útil de un agujero negro con masa solar es de 10 ⁶⁷ años. ^[22]

La potencia emitida por un agujero negro en forma de radiación de Hawking se puede estimar para el caso más simple de un agujero negro de Schwarzschild no cargado y no rotatorio de masa M. Combinando las fórmulas para el radio de Schwarzschild del agujero negro, la ley de Stefan-Boltzmann de la radiación del cuerpo negro, la fórmula anterior para la temperatura de la radiación y la fórmula para el área de superficie de una esfera (el horizonte de sucesos del agujero negro), se pueden derivar varias ecuaciones.

La temperatura de radiación de Hawking es: ^{[2] [23] [24]}

${\displaystyle T_{\mathrm {H} }={\frac {\hbar c^{3}}{8\pi GMk_{\mathrm {B} }}}}$

La luminosidad de Bekenstein-Hawking de un agujero negro, bajo el supuesto de emisión pura de fotones (es decir, que no se emiten otras partículas) y bajo el supuesto de que el horizonte es la superficie radiante es: ^{[24] [23]}

${\displaystyle P={\frac {\hbar c^{6}}{15360\pi G^{2}M^{2}}}}$

donde P es la luminosidad, es decir, la potencia radiada, ħ es la constante de Planck reducida , c es la velocidad de la luz , G es la constante gravitacional y M es la masa del agujero negro. Vale la pena mencionar que la fórmula anterior aún no se ha derivado en el marco de la gravedad semiclásica .

El tiempo que tarda el agujero negro en disiparse es: ^{[24] [23]}

${\displaystyle t_{\mathrm {ev} }={\frac {5120\pi G^{2}M^{3}}{\hbar c^{4}}}={\frac {480c^{2}V}{\hbar G}}=5120\pi \,t_{\text{P}}\left({\frac {M}{m_{\text{P}}}}\right)^{3}\approx 3.396\times 10^{-16}\,\mathrm {s} \ \left({M \over \mathrm {kg} }\right)^{3}\approx 2.140\times 10^{67}\,{\text{years}}\ \left({\frac {M}{M_{\odot }}}\right)^{3},}$

donde M y V son la masa y el volumen (Schwarzschild) del agujero negro, m _P y t _P son la masa de Planck y el tiempo de Planck. Un agujero negro de una masa solar ( M _☉ =2,0 × 10 ³⁰  kg ) toma más de10 ⁶⁷  años para evaporarse, mucho más tiempo que la edad actual del universo .1,4 × 10 ¹⁰  años . ^[25] Pero para un agujero negro de10 ¹¹  kg , el tiempo de evaporación es2,6 × 10 ⁹  años . Por eso algunos astrónomos buscan señales de agujeros negros primigenios en explosión .

Sin embargo, dado que el universo contiene la radiación de fondo de microondas cósmica , para que el agujero negro se disipe, el agujero negro debe tener una temperatura mayor que la de la radiación de cuerpo negro actual del universo de 2,7 K. Un estudio sugiere que M debe ser menor al 0,8% de la masa de la Tierra ^[26] – aproximadamente la masa de la Luna.

La evaporación de un agujero negro tiene varias consecuencias importantes:

• La evaporación de los agujeros negros produce una visión más consistente de la termodinámica de los agujeros negros al mostrar cómo los agujeros negros interactúan térmicamente con el resto del universo.
• A diferencia de la mayoría de los objetos, la temperatura de un agujero negro aumenta a medida que irradia masa. La tasa de aumento de temperatura es exponencial, y el punto final más probable es la disolución del agujero negro en una explosión violenta de rayos gamma . Una descripción completa de esta disolución requiere un modelo de gravedad cuántica ; sin embargo, como ocurre cuando la masa del agujero negro se acerca a 1 masa de Planck , su radio también se acercará a dos longitudes de Planck .
• Los modelos más simples de evaporación de agujeros negros conducen a la paradoja de la información de los agujeros negros . El contenido de información de un agujero negro parece perderse cuando se disipa, ya que en estos modelos la radiación de Hawking es aleatoria (no tiene relación con la información original). Se han propuesto varias soluciones a este problema, incluidas las sugerencias de que la radiación de Hawking se perturba para contener la información faltante, que la evaporación de Hawking deja algún tipo de partícula remanente que contiene la información faltante y que se permite que la información se pierda en estas condiciones.

Problemas y extensiones

Problema transplanckiano

El problema transplanckiano es que el cálculo original de Hawking incluye partículas cuánticas cuya longitud de onda se vuelve más corta que la longitud de Planck cerca del horizonte del agujero negro. Esto se debe al comportamiento peculiar que se da allí, donde el tiempo se detiene si se mide desde lejos. Una partícula emitida desde un agujero negro con una frecuencia finita , si se la rastrea hasta el horizonte, debe haber tenido una frecuencia infinita y, por lo tanto, una longitud de onda transplanckiana.

Tanto el efecto Unruh como el efecto Hawking hablan de modos de campo en el espacio-tiempo superficialmente estacionario que cambian de frecuencia en relación con otras coordenadas que son regulares a lo largo del horizonte. Esto es necesariamente así, ya que permanecer fuera de un horizonte requiere una aceleración que desplaza constantemente los modos por efecto Doppler. ^{[ cita requerida ]}

Un fotón saliente de la radiación de Hawking, si se rastrea el modo en el tiempo, tiene una frecuencia que diverge de la que tiene a gran distancia, a medida que se acerca al horizonte, lo que requiere que la longitud de onda del fotón se "aplaste" infinitamente en el horizonte del agujero negro. En una solución de Schwarzschild externa de máxima extensión , la frecuencia de ese fotón permanece regular solo si el modo se extiende hacia atrás hasta la región del pasado donde ningún observador puede ir. Esa región parece ser inobservable y es físicamente sospechosa, por lo que Hawking utilizó una solución de agujero negro sin una región del pasado que se forma en un tiempo finito en el pasado. En ese caso, se puede identificar la fuente de todos los fotones salientes: un punto microscópico justo en el momento en que se formó por primera vez el agujero negro.

Las fluctuaciones cuánticas en ese minúsculo punto, según el cálculo original de Hawking, contienen toda la radiación saliente. Los modos que finalmente contienen la radiación saliente en tiempos largos sufren un desplazamiento al rojo tan grande debido a su larga permanencia junto al horizonte de sucesos que comienzan como modos con una longitud de onda mucho más corta que la longitud de Planck. Dado que las leyes de la física a distancias tan cortas son desconocidas, algunos encuentran poco convincente el cálculo original de Hawking. ^{[27] [28] [29] [30]}

El problema transplanckiano se considera hoy en día un artefacto matemático de los cálculos del horizonte. El mismo efecto ocurre con la materia normal que cae sobre una solución de agujero blanco . La materia que cae sobre el agujero blanco se acumula en él, pero no tiene una región futura a la que pueda ir. Al rastrear el futuro de esta materia, se la comprime en el punto final singular de la evolución del agujero blanco, en una región transplanckiana. La razón de este tipo de divergencias es que los modos que terminan en el horizonte desde el punto de vista de las coordenadas externas son singulares en frecuencia allí. La única forma de determinar lo que sucede clásicamente es extenderlo en otras coordenadas que crucen el horizonte.

Existen imágenes físicas alternativas que dan la radiación de Hawking en las que se aborda el problema transplanckiano. ^{[ cita requerida ]} El punto clave es que ocurren problemas transplanckianos similares cuando los modos ocupados por la radiación de Unruh se rastrean en el tiempo. ^[13] En el efecto Unruh, la magnitud de la temperatura se puede calcular a partir de la teoría de campos ordinaria de Minkowski y no es controvertida.

Grandes dimensiones extra

Las fórmulas de la sección anterior son aplicables sólo si las leyes de la gravedad son aproximadamente válidas hasta la escala de Planck. En particular, para agujeros negros con masas inferiores a la masa de Planck (~10 ⁻⁸  kg ), dan como resultado vidas medias imposibles por debajo del tiempo de Planck (~10 ⁻⁴³  s ). Esto normalmente se considera como una indicación de que la masa de Planck es el límite inferior de la masa de un agujero negro.

En un modelo con grandes dimensiones adicionales (10 u 11), los valores de las constantes de Planck pueden ser radicalmente diferentes, y las fórmulas para la radiación de Hawking también deben modificarse. En particular, la duración de vida de un microagujero negro con un radio por debajo de la escala de las dimensiones adicionales se da mediante la ecuación 9 en Cheung (2002) ^[31] y las ecuaciones 25 y 26 en Carr (2005). ^[32]

${\displaystyle \tau \sim {\frac {1}{M_{*}}}\left({\frac {M_{\text{BH}}}{M_{*}}}\right)^{\frac {n+3}{n+1}},}$

donde M _∗ es la escala de baja energía, que podría ser tan baja como unos pocos TeV, y n es el número de grandes dimensiones extra. Esta fórmula es ahora consistente con agujeros negros tan ligeros como unos pocos TeV, con tiempos de vida del orden del "nuevo tiempo de Planck" ~10 ⁻²⁶  s .

Gravedad cuántica en bucle

Se ha realizado un estudio detallado de la geometría cuántica de un horizonte de sucesos de un agujero negro utilizando la gravedad cuántica de bucles . ^{[33] [34]} La cuantificación de bucles no reproduce el resultado de la entropía de un agujero negro descubierto originalmente por Bekenstein y Hawking , a menos que el valor de un parámetro libre se establezca para cancelar varias constantes de modo que se reproduzca la fórmula de entropía de Bekenstein-Hawking. Sin embargo, se han calculado correcciones gravitacionales cuánticas a la entropía y la radiación de los agujeros negros basándose en la teoría.

En función de las fluctuaciones del área del horizonte, un agujero negro cuántico exhibe desviaciones del espectro de radiación de Hawking que serían observables si se observaran rayos X de la radiación de Hawking de agujeros negros primordiales en evaporación. ^[35] Los efectos cuánticos se centran en un conjunto de frecuencias discretas y no mezcladas muy pronunciadas en la parte superior del espectro de Hawking. ^[36]

Observación experimental

Búsqueda astronómica

En junio de 2008, la NASA lanzó el telescopio espacial Fermi , que busca los destellos terminales de rayos gamma que se esperan de los agujeros negros primordiales en evaporación . Hasta el 1 de enero de 2023, no se había detectado ninguno. ^[37]

Física del colisionador de iones pesados

Si las teorías especulativas sobre grandes dimensiones extra son correctas, entonces el Gran Colisionador de Hadrones del CERN podría ser capaz de crear microagujeros negros y observar su evaporación. En el CERN no se ha observado ningún microagujero negro de ese tipo. ^{[38] [39] [40] [41]}

Experimental

En condiciones alcanzables experimentalmente para sistemas gravitacionales, este efecto es demasiado pequeño para ser observado directamente. Se predijo que la radiación de Hawking podría estudiarse por analogía utilizando agujeros negros sónicos , en los que las perturbaciones del sonido son análogas a la luz en un agujero negro gravitacional y el flujo de un fluido aproximadamente perfecto es análogo a la gravedad (ver Modelos analógicos de gravedad ). ^[42] Se informaron observaciones de la radiación de Hawking en agujeros negros sónicos empleando condensados ​​de Bose-Einstein . ^{[43] [44] [45]}

En septiembre de 2010, un experimento creó un "horizonte de sucesos de agujero blanco" en un laboratorio que, según afirmaron los investigadores, irradiaba un análogo óptico de la radiación de Hawking. ^[46] Sin embargo, los resultados siguen sin verificarse y son debatibles, ^{[47] [48]} y su condición de confirmación genuina sigue en duda. ^[49]

Véase también

• Paradoja de la información del agujero negro
• Termodinámica de los agujeros negros
• Nave espacial del agujero negro
• Proceso Blandford-Znajek y proceso Penrose , otras extracciones de energía de agujeros negros
• Efecto Gibbons-Hawking
• Apuesta Thorne–Hawking–Preskill
• Efecto Unruh

Referencias

1. Rose, Charlie. "Una conversación con el Dr. Stephen Hawking y Lucy Hawking". charlierose.com . Archivado desde el original el 29 de marzo de 2013.
2. Hawking, SW (1 de marzo de 1974). "¿Explosiones de agujeros negros?". Nature . 248 (5443): 30–31. Bibcode :1974Natur.248...30H. doi :10.1038/248030a0. ISSN  1476-4687. S2CID  4290107.
3. "John Michell: Pastor rural describió los agujeros negros en 1783 | AMNH".
4. Karozis, Nikolaos. "Entropía de agujeros negros y teoría de campos conformes 2D: hacia la gravedad cuántica" (PDF) .
5. Levin, Janna (2020). Guía de supervivencia en agujeros negros . Nueva York: Alfred A. Knopf, Penguin Random House. ISBN 9780525658221.
6. Hamilton, Andrew. "Un agujero negro es una cascada de espacio". jila.colorado.edu . Consultado el 1 de septiembre de 2021 . Físicamente, la métrica de Gullstrand-Painlevé describe el espacio que cae en el agujero negro de Schwarzschild a la velocidad de escape newtoniana. ... En el horizonte, la velocidad es igual a la velocidad de la luz.
7. L. Susskind y J. Lindesay, An Introduction to Black Holes. Information and the String Theory Revolution , World Scientific (2005). El proceso de tunelización se describe en las páginas 26 a 28, y se describe como Evaporación de Agujeros Negros en las páginas 48 a 49.
8. Bekenstein, A. (1972). "Agujeros negros y la segunda ley". Lettere al Nuovo Cimento . 4 (15): 99–104. doi :10.1007/BF02757029. S2CID  120254309.
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13. Para una derivación alternativa y una discusión más detallada de la radiación de Hawking como una forma de radiación de Unruh, véase: de Witt, Bryce (1980). "Gravedad cuántica: la nueva síntesis". En Hawking, Stephen W.; Israel, Werner (eds.). Relatividad general: una encuesta del centenario de Einstein . Cambridge University Press. pág. 696. ISBN 0-521-29928-4.
14. Para una discusión accesible del efecto Unruh y la radiación de Hawking, véase: Gubser, Steven S.; Pretorius, Frans (2017). The little book of Black Holes . Princeton, Nueva Jersey: Princeton University Press. pp. 154–162. ISBN 978-0691163727.
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Lectura adicional

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Enlaces externos

• Calculadora de radiación de Hawking
• El caso de los miniagujeros negros A. Barrau y J. Grain explican cómo la radiación de Hawking podría detectarse en los colisionadores