سیاه‌چاله

از ویکی‌پدیا، دانشنامهٔ آزاد
پرش به ناوبری پرش به جستجو
فارسیEnglish
اولین عکس منتشر شده از سیاه چالهٔ مرکزی یک کهکشان (مسیه ۸۷) در تاریخ ۱۰ آوریل ۲۰۱۹ (۲۱ فروردین ۱۳۹۸)
نمایش شبیه‌سازی شده از یک سیاه چاله در برابر ابر ماژلانی بزرگ.

سیاه‌چاله ناحیه‌ای از فضا-زمان است که آثار گرانشی آن، چنان نیرومند است که هیچ چیز — حتی ذرات و تابش‌های الکترومغناطیسی مثلنور — نمی‌توانند از میدان گرانش آن بگریزد.[۱] نظریه نسبیت عام آلبرت اینشتین پیش‌بینی می‌کند که یک جرم به اندازه کافی فشرده شده، می‌تواند سبب تغییر شکل و خمیدگی فضا-زمان و تشکیل سیاهچاله شود. مرز این ناحیه از فضازمان که هیچ چیزی پس از عبور از آن نمی‌تواند به بیرون برگردد را افق رویداد می‌نامند. صفت «سیاه» در نام سیاه‌چاله برگرفته از این واقعیت است که همه نوری که از افق رویداد آن می‌گذرد را به دام می‌اندازد که از این دیدگاه سیاه چاله رفتاری شبیه به جسم سیاه در ترمودینامیک دارد.[۲][۳] از سوی دیگر نیز، نظریه میدانهای کوانتومی در فضازمان خمیده پیش‌بینی می‌کند که افق‌های رویداد نیز تابشی به نام تابش هاوکینگ گسیل می‌کنند که طیف آن همانند طیف جسم سیاهی است که دمای آن با جرمش نسبت وارونه دارد. میزان دما در مورد سیاهچاله‌های ستاره‌ای در حد چند میلیاردم کلوین است و از این رو ردیابی آن دشوار است.

اجسامی که به دلیل میدان گرانشی بسیار قوی اجازه گریز به نور نمی‌دهند برای اولین بار در سده ۱۸ (میلادی) توسط جان میچل و پیر سیمون لاپلاس مورد توجه قرار گرفتند. نخستین راه حل نوین نسبیت عام که در واقع ویژگی‌های یک سیاهچاله را توصیف می‌نمود در سال ۱۹۱۶ میلادی توسط کارل شوارتزشیلد کشف شد.[۴][۵] هر چند که تعبیر آن به صورت ناحیه‌ای از فضا که هیچ چیز نمی‌تواند از آن بگریزد، تا چهار دهه بعد به خوبی درک نشد. برای دوره‌ای طولانی این چالش مورد کنجکاوی ریاضیدانان بود تا اینکه در میانه دهه ۱۹۶۰، پژوهش‌های نظری نشان داد که سیاهچاله‌ها به راستی یکی از پیش‌بینی‌های ژنریک نسبیت عام هستند. یافتن ستارگان نوترونی باعث شد تا وجود اجرام فشرده شده بر اثر رمبش گرانشی به عنوان یک واقعیت امکانپذیر فیزیکی مورد علاقه دانشمندان قرار گیرد.[۶] اینگونه پنداشته می‌شود که سیاهچاله‌های ستاره‌ای در جریان فروپاشی ستاره‌های بزرگ در یک انفجار ابرنواختری در پایان چرخه زندگیشان به‌وجود می‌آیند. جرم یک سیاهچاله پس از شکل‌گیری می‌تواند با دریافت جرم از پیرامونش افزایش یابد. با جذب ستارگان پیرامون و بهم پیوستن سیاهچاله‌های گوناگون، سیاهچاله‌های کلان جرم با جرمی میلیون‌ها برابر خورشید تشکیل می‌شوند.[۷]

یک سیاهچاله به دلیل اینکه نوری از آن خارج نمی‌گردد نادیدنی است، اما می‌تواند بودن خود را از راه کنش و واکنش با ماده از پیرامون خود نشان دهد. از راه بررسی برهمکنش میان ستاره‌های دوتایی با همدم نامرئیشان، اخترشناسان نامزدهای احتمالی بسیاری برای سیاهچاله بودن در این منظومه‌ها شناسایی کرده‌اند. این باور جمعی در میان دانشمندان رو به گسترش است که در مرکز بیشتر کهکشان‌ها یک سیاه‌چاله کلان‌جرم وجود دارد. برای نمونه، دستاوردهای ارزشمندی بازگوی این واقعیت است که در مرکز کهکشان راه شیری ما نیز یک سیاهچاله کلان جرم با جرمی بیش از چهار میلیون برابر جرم خورشید وجود دارد.[۸]

دانشمندان در ماه آوریل سال ۲۰۱۹ برای اولین بار عکسی از یک سیاهچاله گرفته و منتشر کردند.[۹]

تاریخچه[ویرایش]

نگاره‌ای تخیلی از صفحه تجمع پلاسمای داغ بر گِرد یک سیاهچاله (برگرفته از ناسا).

ابداع واژه «کرم‌چاله»[۱۰] و «سیاه‌چاله فضایی»[۱۱] به جان ویلر نسبت داده شده‌است. با این‌حال، این مفهوم از مدت‌ها قبل به صورت‌های متفاوتی مطرح بوده‌است.

مفهوم جسمی که آن قدر پرجرم است که حتی نور هم نمی‌تواند از آن بگریزد، نخستین باراز سوی زمین‌شناسی به نام جان میچل در سال ۱۷۸۳ در نامه‌ای که برای هنری کاوندیش از انجمن سلطنتی نوشته بود، مطرح شد. در آن زمان مفهوم نظریه گرانش نیوتن و مفهوم سرعت گریز شناخته شده بودند. طبق محاسبات میشل جسمی با شعاع خورشید و چگالی ۵۰۰ برابر در سطح خود سرعت گریزی بیش از سرعت نور خواهد داشت و بنابراین غیرقابل مشاهده خواهد بود. به بیان او:

اگر شعاع کره‌ای مشابه خورشید قرار باشد که با چگالی ۵۰۰ بار از آن بزرگ‌تر باشد، جسمی که از ارتفاع بینهایت به سمت آن سقوط می‌کند در سطح آن سرعتی بیش ازسرعت نور به دست می‌آورد، و اگر فرض کنیم نور با نیروی مشابهی به سمت ستاره کشیده شود، آنگاه همه نوری که از چنین جسمی ساطع می‌شود به ناچار به وسیله گرانش آن به سمت خود ستاره بازمی‌گردد.

— جان میچل

[۱۲]

در سال ۱۷۹۶ پیر سیمون لاپلاس، ریاضی‌دان فرانسوی همان ایده را در ویرایش اول و دوم کتاب خود به نام آشکارسازی نظام جهان مطرح کرد. این مطالب در ویرایش‌های بعدی کتاب حذف شد.[۱۳][۱۴] مفهوم این ستاره‌های تاریک در سده ۱۹ (میلادی) توجه چندانی را به خود جلب نکرد زیرا فیزیک دانان نمی‌توانستند درک کنند که نور که یک موج و بدون جرم است چگونه ممکن است تحت تأثیر نیروی گرانش قرار گیرد.

نسبیت عام[ویرایش]

در سال ۱۹۱۵ آلبرت اینشتین که پیش تر نشان داده بود که گرانش، نور را تحت تأثیر قرار می‌دهد، نظریه گرانش خود به نام نسبیت عام را مطرح کرد. چند ماه بعد کارل شوارتزشیلد پاسخی برای معادلات میدان اینشتین ارائه نمود که میدان گرانشی ذرات نقطه‌ای و کروی را توصیف می‌کرد.[۱۵] چند ماه پس از شوارتزشیلد، ژوهانس دروست - که از شاگردان هندریک لورنتز بود - به صورت جداگانه همان پاسخ را برای ذرات نقطه‌ای به دست آورد و بحث مفصل تری در مورد ویژگی‌های آن نمود.[۱۶] این پاسخ در شعاعی که امروزه شعاع شوارتزشیلد نامیده می‌شود رفتاری غیرعادی نمایش می‌داد. زیرا در این شعاع، معادله تکینه می‌شود و برخی از اجزای آن مقدار بی‌نهایت خواهند داشت. در آن زمان ماهیت این سطح به درستی فهمیده نشده بود. در سال ۱۹۲۴ آرتور استنلی ادینگتون نشان داد که با تغییر مختصات می‌توان تکینگی را بر طرف نمود. هر چند که تا سال ۱۹۳۳ طول کشید تا ژرژ لومتر متوجه شد که مقدار بی‌نهایت این معادله در شعاع شوارتزشیلد در واقع یک تکینگی ریاضی است و جنبه فیزیکی ندارد.[۱۷] این شعاع امروزه به عنوان شعاع افق رویداد یک سیاهچاله غیرچرخشی شناخته می‌شود.

در سال ۱۹۳۰ سوبرامانیان چاندراسخار، اختر فیزیک دان هندی محاسبه نمود که یک جسم الکترون تباهیده غیر چرخنده که جرم آن از حدی که بعدها به نام حد چاندراسخار نامیده شد و ۱٫۴ برابر جرم خورشید است، بیشتر باشد هیچ جواب پایداری ندارد.[۱۸] ادعای وی از سوی هم دوره‌ای‌های وی همچون ادینگتون و لو لاندائو مورد مخالفت قرار گرفت. آن‌ها ادعا می‌کردند که مکانیزمی ناشناخته وجود دارد که از فروپاشی این اجرام جلوگیری می‌کند.[۱۹] ادعای آن‌ها تا حدودی درست بود زیرا یک کوتوله سفید که جرم آن اندکی از حد چاندراسخار بزرگتر باشد پس از فروپاشی به یک ستاره نوترونی تبدیل می‌شود[۲۰] که بنا بر اصل طرد پاولی، وضعیتی پایدار دارد، اما در سال ۱۹۳۹ روبرت اوپنهایمر و دیگران پیش‌بینی کردند که ستاره‌های نوترونی که جرمی بیشتر از سه برابر جرم خورشید دارند به دلایلی که توسط چاندراسخار ارائه شد، به سیاهچاله فروپاشی می‌شوند و نتیجه‌گیری کردند که هیچ سازوکار فیزیکی نمی‌تواند از فروپاشی برخی ستارگان به سیاهچاله جلوگیری نماید.[۲۱]

عصر طلایی[ویرایش]

در سال ۱۹۵۸، دیوید فینکلشتین سطح شوارتز شیلد را به عنوان یک افق رویداد معرفی نمود، «یک غشای کاملاً یک جهته که تأثیرات سببی تنها از یک سو از آن عبور می‌کنند.»[۲۲] این مطلب تناقض صریحی با نتایج اوپنهایمر ندارد بلکه آن را گسترش می‌دهد تا ناظرین در حال سقوط به سیاهچاله را نیز شامل شود.[۲۳]

این نتایج مقارن بود با آغاز عصر طلایی نسبیت عام که در آن تحقیقات دربارهٔ نسبیت عام و سیاهچاله‌ها رونق فراوان یافت. کشف تپ اخترها در سال ۱۹۶۷ که در سال ۱۹۶۹ نشان داده شد که ستاره‌های نوترونی چرخنده با سرعت چرخش بالا هستند،[۲۴] به این فرایند کمک کرد.[۲۵][۲۶] تا آن زمان ستارگان نوترونی مانند سیاهچاله‌ها تنها در حوزه تئوری مطرح بودند، اما کشف تپ اخترها نشان داد که واقعیت فیزیکی نیز دارند و باعث شد تا علاقه شدیدی به انواع اجسام فشرده‌ای که ممکن است بر اثر رمبش گرانشی تشکیل شوند برانگیخته شود. کشف اختروش (کوازار)ها که انرژی خروجی بسیار بزرگی آن‌ها این احتمال را مطرح نمود که ممکن است مکانیزم به‌وجود آورنده این انرژی، رمبش گرانشی باشد.[۲۷]

در این دوره جواب‌های کلی تری نیز برای معادله سیاهچاله پیدا شد. روی کِر جواب دقیقی برای یک سیاه چاله چرخان به دست آورد. دو سال بعد ازرا نیومن یک جواب متقارن محوری برای سیاهچاله‌ای که هم چرخان باشد و هم دارای بار الکتریکی باشد کشف نمود.[۲۸] در نتیجه کارهای ورنر اسرائیل،[۲۹] براندون کارتر[۳۰][۳۱] و دیوید رابینسون[۳۲] نظریه بدون مو ظهور کرد که با استفاده از پارامترهای متریک کر-نیومن، جرم، تکانه زاویه‌ای و بار الکتریکی یک سیاهچاله ثابت را توصیف نمود.[۳۳]

ویژگی‌ها و ساختار[ویرایش]

تصویری ساده از یک سیاهچاله غیر چرخان
تصویری ساده از یک سیاهچاله غیر چرخان

نظریه «بدون مو» ی جان ویلر بیان می‌کند که هر سیاهچاله پس از اینکه تشکیل شد و به وضعیت پایداری رسید، تنها سه خاصیت فیزیکی مستقل دارد: جرم، بار الکتریکی، و اندازه حرکت زاویه‌ای. از نظر مکانیک کلاسیک (غیر کوانتومی)[۳۳] دو سیاهچاله که دارای مقادیر یکسانی برای سه ویژگی یاد شده باشند، نامتمایزاند.

این سه ویژگی، ویژگی‌های خاصی هستند زیرا از بیرون سیاهچاله قابل مشاهده‌اند. مثلاً یک سیاهچاله باردار همچون هر جسم باردار دیگری بارهای همنام را دفع می‌کند. به طریق مشابهی مجموع جرم درون کره‌ای که یک سیاهچاله را دربرمی گیرد از طریق همتای قانون گاوس در مورد نیروهای گرانشی یعنی جرم ای. دی. ام نسبیت عام از فواصل بسیار دور اندازه‌گیری نمود.[۳۴] به همین ترتیب تکانه زاویه‌ای یک سیاهچاله را نیز می‌توان از راه کشش چارچوب توسط میدان مغناطیس گرانشی به دست آورد.

وقتی جسمی به درون سیاهچاله‌ای سقوط می‌کند تمام اطلاعات فیزیکی مربوط به شکل جرم یا توزیع بار سطحی آن به‌طور یکنواخت در امتداد افق رویداد توزیع می‌شود و از دید ناظر خارجی گم می‌شود. این رفتار افق رویداد به عنوان سیستم پراکنده ساز نامیده می‌شود و به آنچه در یک غشای کشی رسانا با اصطکاک و مقاومت الکتریکی رخ می‌دهد شباهت بسیار دارد.[۳۵] این تفاوت از آن دسته نظریه‌های میدانی مانند الکترو مغناطیس است که به دلیلی معکوس‌پذیری در زمان هیچ اصطکاک یا مقاومتی در سطح میکروسکوپیک ندارند. زیرا یک سیاهچاله در نهایت با سه پارامتر به حالت پایدار می‌رسد و هیچ راهی وجود ندارد که از گم شدن اطلاعات مربوط به شرایط اولیه اجتناب نمود: میدان‌های گرانشی و الکتریکی سیاهچاله اطلاعات بسیار اندکی در بارهٔ آنچه وارد سیاهچاله شده‌است می‌دهند. اطلاعات گم شده شامل هر کمیتی است که از فاصله دور از افق رویداد یک سیاهچاله قابل اندازه‌گیری نیستند. از جمله می‌توان از عدد باریونی و عدد لپتونی کل نام برد. این موضوع تا اندازه‌ای گیج‌کننده‌است که از آن به پارادوکس گم شدن اطلاعات سیاهچاله یاد می‌شود.[۳۶][۳۷]

خواص فیزیکی[ویرایش]

ساده‌ترین نوع سیاهچاله‌ها آن‌هایی هستند که تنها جرم دارند و بار الکتریکی و تکانه زاویه‌ای ندارند. این سیاهچاله‌ها را اغلب با نام سیاهچاله‌های شوارتزشیلد می‌نامند که بر گرفته از نام کارل شوارتزشیلد است که جوابی برای معادلات میدانی انیشتین در سال ۱۹۱۶ ارائه نمود.[۱۵] بنا بر قضیه بیرخوف در نسبیت عام، تنها جواب خلأ است که متقارن کروی است. این بدان معنی است که تفاوتی میان میدان گرانشی یک سیاهچاله و یک جسم کروی با همان جرم وجود ندارد؛ بنابراین سیاهچاله تنها در محدوده نزدیک به افق آن است که همه چیز حتی نور را به درون می‌کشد و در فواصل دورتر کاملاً مانند هر جسم دیگری با همان میزان جرم رفتار می‌کند.[۳۸]

راه حل‌هایی برای معادلات انیشتین که سیاهچاله‌های کلی تری را توصیف می‌کنند نیز وجود دارند. مثلاً متریک رایسنر-نوردشتروم سیاهچاله‌های باردار و متریک کر سیاهچاله‌های چرخان را توصیف می‌کنند. کلی‌ترین جواب موجود برای سیاهچاله‌های ثابت متریک کر-نیومن است که سیاهچاله‌هایی را توصیف می‌کند که هم بار الکتریکی وهم تکانه زاویه‌ای دارند.[۳۹]

در حالیکه جرم سیاهچاله می‌تواند هر مقداری داشته باشد، بار و تکانه زاویه‌ای آن توسط جرم محدود می‌شوند. چنانچه واحدهای پلانک را بکار ببریم، کل بار الکتریکی Q و مجموع تکانه زاویه‌ای J در این رابطه صدق می‌کنند(M جرم سیاهچاله‌است): . سیاهچاله‌هایی که نابرابری فوق را اشباع می‌کنند، سیاهچاله‌های اکسترمال نامیده می‌شوند. جواب‌هایی نیز برای معادلات انیشتین موجودند که این نابرابری را نقض می‌کنند اما این جواب‌ها افق رویداد ندارند. این جواب‌ها را تکینگی‌های برهنه می‌نامند که از بیرون قابل مشاهده‌اند و در نتیجه نمی‌توانند فیزیکی باشند. فرضیه سانسور کیهانی شکل‌گیری چنین تکینگی‌هایی را در جریان رمبش نامحتمل می‌شمرد.[۴۰]

به دلیل قدرت نسبی الکترومغناطیس سیاهچاله‌هایی که از رمبش ستارگان تشکیل می‌شوند تمایل دارند که بار تقریباً خنثی ستاره را حفظ کنند. اما انتظار می‌رود که چرخش یک ویژگی مشترک در اجسام فشرده باشد. نامزد سیاهچاله قرار گرفته در دوتایی پرتو ایکس جی‌آراس ۱۹۱۵+۱۰۵[۴۱] به نظر می‌رسد که تکانه زاویه‌ای نزدیک به حداکثر مقدار مجاز داشته باشد.

افق رویداد[ویرایش]

BH-no-escape-1.svg
در نواحی دور از یک سیاهچاله یک ذره می‌تواند در هر جهتی حرکت کند و تنها محدود به سرعت نور است.
BH-no-escape-2.svg
در فواصل نزدیکتر به سیاهچاله فضا-زمان شروع به خمش می‌کند. مسیرهایی که به سیاهچاله ختم می‌شوند از مسیرهایی که از آن دور می‌شوند بیشترند.[۴۲] مجموعه مسیرهای ممکن یا به عبارت دقیقتر قیف نور آینده که شامل همه خط‌های جهانی ممکن (در این نمودار با شبکه‌های زرد-آبی نمایش داده شده‌اند), بدین شکل در مختصات ادینگتون-فینکلشتین خم می‌شوند (نمودار یک نسخه کارتونی از نمودار مختصات فینکلشتین-ادینگتون است), اما در سایر مختصات‌ها قیف‌های نوری بدین شکل خم نمی‌شوند. مثلاً درمختصات شوارتزشیلد چنانچه به افق رویداد نزدیک شویم، نازک می‌شوند اما خم نمی‌گردند، و در مختصات کروسکال-سزکرس قیف‌های نوری شکل یا جهت گیریشان را تغییر نمی‌دهند.
BH-no-escape-3.svg
در داخل افق رویداد تمام مسیرها ذره را به سمت مرکز سیاهچاله سوق می‌دهند. ذره دیگر امکان گریز نخواهد داشت.

مهمترین ویژگی که یک سیاهچاله را تعریف می‌کند پیدایش افق رویداد است. افق رویداد به شکل کروی یا تقریباً کروی با شعاع شوارتزشیلد حول نقطه مرکزی سیاهچاله‌است. این کره ناحیه‌ای از فضا زمان است که عبور نور و ماده از آن تنها در یک جهت و به طرف درون آن ممکن است. درون این کره سرعت گریز از سرعت نور بیشتر خواهد بود، و از آنجاییکه هیچ جسمی توانایی حرکت با سرعت بیشتر از سرعت نور را ندارد، هیچ جسمی توانایی گریز از این منطقه را ندارد. هر جرم یا انرژی که به یک سیاه چاله نزدیک شود، در داخل فاصله معینی که افق رویداد آن خوانده می‌شود، به‌طور مقاومت ناپذیری به درون سیاه چاله کشیده می‌شود. نوری که از اطراف یک سیاه چاله عبور می‌کند، اگر به افق رویداد نرسد، روی مسیری منحنی شکل از کنار آن می‌گذردو اگر به افق رویداد برسد، در سیاه چاله سقوط می‌کند. افق رویداد را از این رو به این نام می‌خوانند که از درون آن اطلاعات راجع به آن رخداد به مشاهده‌کننده نمی‌رسد و مشاهده‌کننده نمی‌تواند یقین حاصل کند که این اتفاق رخ داده‌است.[۴۳]

آنگونه که در نسبیت عام پیش‌بینی می‌شود، حضور یک جسم باعث خمش فضا-زمان می‌شود به گونه‌ای که مسیرهایی که ذرات طی می‌کنند به سمت جرم خمیده می‌شوند.[۴۴] در افق رویداد یک سیاهچاله این تغییر شکل به اندازه‌ای قوی می‌شود که هیچ مسیری که از سیاهچاله دور شود وجود نخواهد داشت.

از دید یک ناظر دور زمان در نزدیکی سیاهچاله کندتر از نقاط دورتر خواهد گذشت.[۴۵] این پدیده به نام اتساع زمان نامیده می‌شود. شیئی که به افق رویداد نزدیک شود به نظر خواهد رسید که هرچه نزدیکتر می‌گردد از سرعت آن کاسته می‌شود و زمانی بی‌نهایت طول خواهد کشید تا به آن برسد.[۴۶] و چون تمام فرایندهای این ذره کندتر می‌شود، نوری که منتشر می‌کند تاریکتر و قرمزتر خواهد شد که این اثر به نام انتقال به سرخ گرانشی نامیده می‌شود.[۴۷] سرانجام در نقطه‌ای که به افق رویداد می‌رسد این جسم کاملاً تاریک و غیرقابل مشاهده می‌شود.

ازسوی دیگر ناظری که به درون سیاهچاله سقوط می‌کند، در زمانی که افق رویداد را رد می‌کند، متوجه هیچ‌کدام از این تأثیرات نخواهد شد. طبق ساعت خودش افق رویداد را در زمانی متناهی رد می‌کند. اگرچه هرگز نمی‌تواند بفهمد که دقیقاً در چه زمانی از افق رویداد رد شده‌است. زیرا غیرممکن است که بتوان با مشاهدات محلی، موقعیت افق رویداد را تعیین کرد.[۴۸]

افق رویداد یک سطح جامد نیست و مانع ورود ماده یا تابشی که به سمت ناحیه داخل آن در حرکت است نمی‌شود. در واقع افق رویداد یک ویژگی تعریف شده سیاهچاله‌است که حدود سیاهچاله را مشخص می‌کند. علت سیاه بودن افق رویداد هم این است که هیچ پرتوی نور یا تابش دیگری نمی‌تواند از آن بگریزد. از این رو افق رویداد هر آنچه را که درون آن اتفاق می‌افتد از دید دیگران پنهان نگه می‌دارد.

شکل افق رویداد یک سیاهچاله همیشه تقریباً کروی است..{{جا:#tag:ref|این تنها در مورد فضاهای چهار بعدی صادق است. در ابعاد بالاتر امکان توپولوژی‌های پیچیده تری مانند حلقه سیاه پدید می‌آید.[۴۹][۵۰][۵۱] برای سیاهچاله‌های ایستای غیر چرخان این شکل کاملاً کروی است و برای سیاهچاله‌های چرخان کمی بیضوی است.

تکینگی[ویرایش]

براساس نسبیت عام، مرکز یک سیاهچاله یک نقطه تکینگی گرانشی است، ناحیه‌ای که در آن خمیدگی فضا زمان بی‌نهایت می‌شود.[۵۲] برای یک سیاهچاله غیر چرخان این ناحیه به شکل یک نقطه منفرد و برای یک سیاهچاله چرخان به شکل یک تکینگی حلقوی روی صفحه چرخش خواهد بود.[۵۳] در هردوی موارد حجم ناحیه تکینگی صفر است.[۵۴] به همین دلیل چگالی ناحیه تکینگی، بی‌نهایت خواهد بود.

ناظری که به درون یک سیاهچاله شوارتزشیلد سقوط می‌کند (یعنی بدون بار و تکانه زاویه‌ای) به محض اینکه از افق رویداد بگذرد دیگر نمی‌تواند در مقابل سرازیر شدن به سوی نقطه تکینگی جلوگیری کند. این ناظر می‌تواند تنها تا میزان محدودی زمان سقوطش را با سرعت گرفتن در جهت مخالف طولانی‌تر کند اما سرانجام به نقطه تکینگی سقوط خواهد کرد.[۵۵] زمانی که به این نقطه برسد به چگالی بی‌نهایت برخورد می‌کند و جرم آن به جرم سیاهچاله افزوده می‌شود. البته پیش از این اتفاق در طی فرایندی که به اسپاگتی سازی یا اثر نودلی معروف است، اجزای وی بر اثر نیروهای جزر و مدی در حال گسترش از هم گسیخته می‌شود.[۵۶]

در مورد یک سیاهچاله باردار (راه حل رایسنر-نوردستروم) یا چرخان (راه حل کر) می‌توان از تکینگی اجتناب نمود. چنانچه این جواب‌ها را تا حد امکان گسترش دهیم امکان فرضی خروج از سیاه چاله به یک فضا-زمان متفاوت خود را نمایان می‌سازد. در این صورت سیاهچاله به صورت یک کرم‌چاله عمل می‌کند.[۵۷] اما فرضیه سفر به دنیاهای دیگر تنها به صورت فرضیه می‌ماند زیرا آشفتگی امکان آن را ازبین می‌برد.[۵۸] همچنین این فرضیه مطرح می‌شود که منحنی‌های زمان گونه بسته را در اطراف تکینگی دنبال کرد و به گذشته خود فرد سفر کرد که در نهایت به طرح مشکلاتی در قانون علیت مانند پارادوکس پدربزرگ می‌انجامد.[۵۹]

پیدایش تکینگی هاگی در نسبیت عام را عموماً نشانه‌ای از شکست این نظریه می‌پندارند؛[۶۰] اما این شکست بر خلاف انتظار نیست. این شکست در مواردی رخ می‌دهد که بخواهیم این کنش‌ها را با استفاده از تأثیرات مکانیک کوانتومی، ناشی از چگالی بسیار بالا و سرانجام تعامل ذرات توصیف کنیم. تا کنون این امر میسر نشده‌است که بتوانیم تأثیرات گرانشی و کوانتومی را در یک تئوری با هم ترکیب نمود. مورد انتظار عموم این است که یک تئوری گرانش کوانتومی خواهد توانست ویژگی سیاهچاله‌ها را بدون تکینگی بیان کند.[۶۱][۶۲]

کره فوتونی[ویرایش]

ارگوسفر ناحیه‌ای به شکل کره بیضوی خارج از افق رویداد است که اجسام نمی‌توانند در آن ثابت بمانند.

کره فوتونی، محدوده‌ای کروی با ضخامت صفراست. فوتون‌هایی که در طول مسیر مماس (در امتداد تانژانت‌ها) بر این کره حرکت می‌کنند در مداری دایره‌ای گرد آن به دام می‌افتند. در سیاهچاله‌های غیرچرخشی شعاع فوتون کره یک و نیم برابر شعاع افق رویداد (شوارتزشیلد) است. این مدارها از نظر دینامیکی ناپایدار اند و به همین جهت هر آشفتگی کوچکی (مثل سقوط یک ذره مادی) در طول زمان گسترش می‌یابد و به صورت حرکت پرتابی به خارج سیاهچاله یا به شکل حلزونی در نهایت از افق رویداد می‌گذرد.[۶۳]

در حالیکه نور هنوز می‌تواند از داخل کره فوتونی بگریزد، هر نوری که از کره فوتونی عبور کند در یک حرکت پرتابی به داخل سیاهچاله کشیده می‌شود؛ بنابراین نوری که از درون کره فوتونی به ما می‌رسد باید از اجسامی تابیده شده باشد که درون کره فوتونی هستند اما هنوز به افق رویداد نرسیده‌اند.[۶۳]

سایر اجرام فشرده همچون ستاره‌های نوترونی نیز می‌توانند کره‌های فوتونی داشته باشند.[۶۴] این امر ناشی از این حقیقت است که میدان گرانشی یک شی به اندازه واقعی آن بستگی ندارد، از این رو هر جسم که کوچکتر از ۱٫۵ برابر شعاع شوارتزشیلد متناظر با جرمش باشد می‌تواند کره فوتونی داشته باشد.[نیازمند منبع]

ارگوسفر[ویرایش]

سیاهچاله‌های چرخان در درون ناحیه‌ای از فضا و زمان محصورند که در آن ثابت ماندن غیرممکن است. این ناحیه را ارگوسفر می‌نامند. این پدیده ناشی از فرایندی به نام کشش چارچوب است. تئوری نسبیت عام پیش‌بینی می‌کند که هر جسم در حال چرخش تمایل دارد که فضا-زمان اطراف نزدیک خود را بکشد. هر جسم نزدیک به جسم چرخان تمایل خواهد داشت که در جهت چرخش حرکت کند. برای یک سیاهچاله چرخان در نزدیکی افق رویدادش این اثر به اندازه‌ای قدرتمند می‌شود که جسم مجبور است که با سرعتی بالاتر از سرعت نور در جهت مخالف بچرخد تا تنها بتواند ثابت بماند.[۶۵]

ارگوسفر یک سیاهچاله از درون به افق رویداد می‌رسد و از بیرون به یک کره بیضوی که در قطبش با کره افق رویداد مماس می‌شود و قسمت استوایی آن بسیار پهن‌تر از سایر قسمت‌ها است پایان می‌یابد. این مرز خارجی ارگوسفر را گاهی سطح ارگو می‌نامد.

اجسام و تابش می‌توانند به‌طور عادی از ارگوسفر بگریزند. بنا بر فرایند پنروز اجسامی که از ارگوسفر خارج می‌شوند ممکن است انرژی بیشتر از انرژی ورودشان داشته باشند. این انرژی از انرژی چرخشی سیاهچاله گرفته می‌شود و باعث کندتر شدن سرعت آن می‌شود.[۶۶]

ذخیره اطلاعات[ویرایش]

استیون هاوکینگ فیزیکدان ممتاز بریتانیایی در اوت ۲۰۱۵ گفت که سیاهچاله‌ها اطلاعات مربوط به چیزهایی که در درون آن‌ها سقوط می‌کند را ذخیره می‌کنند. ابتدا تصور می‌شد که این اطلاعات از بین می‌رود، اما معلوم شد که این ناقض قوانین فیزیک کوانتوم خواهد بود. همزمان، قوانین مکانیک کوانتومی حکم می‌کند که همه چیز در جهان ما می‌تواند به اطلاعات تجزیه شود، برای مثال، به یک رشته صفر و یک. اما براساس نظریه نسبیت عام اینشتین، این اطلاعات باید نابود شود. این معما به پارادوکس اطلاعات معروف است. به باور هاوکینگ این اطلاعات ممکن است اصلاً وارد سیاهچاله نشود، بلکه در سرحد آن باقی بماند. براساس این قوانین، این اطلاعات هرگز محو نمی‌شود، نه حتی وقتی توسط سیاهچاله بلعیده می‌شود. او گفت: "برخلاف آنچه انتظار می‌رود این اطلاعات در داخل سیاهچاله ذخیره نمی‌شود، بلکه در سرحد آن، یعنی همان افق رویداد، ذخیره می‌شود. این اطلاعات در افق رویداد به یک هولوگرام دو بعدی بدل می‌شود (پدیده‌ای که به ابربرگردان (super translation) موسوم است). هاوکینگ گفت: "ایده ما این است که ابربرگردان‌ها، هولوگرام ذرات وارد شونده هستند؛ بنابراین، شامل همه اطلاعاتی هستند که در غیر این صورت از میان خواهد رفت."[۶۷]

بر اساس نظریه نسبیت عام اینشتین، که می‌گوید این اطلاعات باید نابود شود و به معما یا پارادوکس اطلاعات سیاه‌چاله معروف است ماده‌ای به درون سیاهچاله بلعیده می‌شود، و در آن سوی افق رویداد می‌افتد.

هولوگرام ظاهراً نشان می‌دهد که تصویر اینشتین از سیاهچاله درست نیست. به ویژه این‌که، اصلاً معلوم نیست که سیاهچاله‌ها دارای 'بخش درونی' باشند (ماده‌ای که مکیده می‌شود ممکن است در افق رویداد گیر کند و به عنوان هولوگرام آن‌جا حفظ شود).[۶۸]

شکل‌گیری و تکامل[ویرایش]

با در نظر گرفتن ماهیت عجیب سیاهچاله‌ها شاید طبیعی باشد، که این سؤال به ذهن خطور کند که آیا چنین اجسام عجیبی می‌توانند در طبیعت وجود داشته باشند، یا اینکه این اجسام تنها جواب‌های پاتولوژیکی برای معادلات انیشتین هستند. خود انیشتین به اشتباه گمان می‌کرد که سیاهچاله‌ها نمی‌توانند تشکیل شوند زیرا او بر این باور بود که تکانه زاویه‌ای ذرات در حال سقوط حرکت آن‌ها را در شعاع خاصی پایدار می‌نمود.[۶۹] این باعث شد که جامعه نسبیت عام تا مدت‌ها نتایج مخالف را از دست بدهد."Frontiers And Controversies In Astrophysics Transcript 9". Yale University. Retrieved April 26, 2011. هر چند که گروه کمتری از نسبیت پردازان همچنان بر این باور بودند که سیاهچاله‌ها اجسام فیزیکی واقعی هستند[۷۰] و این گروه تا پایان دهه ۱۹۶۰ اکثر پژوهشگران این زمینه را متقاعد کرده بودند که هیچ مانعی برای به‌وجود آمدن افق رویداد وجود ندارد.

زمانی که یک افق رویداد تشکیل می‌شود، پنروز ثابت نمود که یک تکینگی در نقطه‌ای درون آن به‌وجود می‌آید.[۷۱] مدت کوتاهی پس از وی هاوکینگ نشان داد که بسیاری از راه حل‌های کیهان‌شناسی که مهبانگ را توصیف می‌کنند نقاط تکینه‌ای بدون میدان‌های اسکالر یا مواد عجیب دیگر دارند. راه حل کر، قضیه بدون مو و قوانین ترمودینامیک سیاهچاله‌ها نشان دادند که خواص فیزیکی سیاهچاله‌ها ساده و قابل فهم هستند و این اجسام موضوعات مناسبی برای پژوهش هستند. ابتدایی‌ترین فرایندی که انتظار می‌رود به تشکیل سیاهچاله‌ها بینجامد، رمبش گرانشی اجسام بسیار سنگین همچون ستاره هاست. البته فرایندهای عجیب تری نیز هستند که ممکن است به تولید سیاهچاله‌ها بینجامد.[۷۱]

رمبش گرانشی[ویرایش]

رمبش گرانشی زمانی رخ می‌دهد که فشار داخلی یک جسم برای مقاومت در برابر نیروی گرانشی خود جسم کافی نباشد. برای ستارگان این حادثه زمانی اتفاق می‌افتد که یا به دلیل کم شدن سوخت ستاره برای تولید انرژی از طریق سنتزهای هسته‌ای قادر به حفظ دمای خود نباشد یا اینکه یک ستاره پایدار ماده اضافه‌ای دریافت کند به گونه‌ای که دمای هسته آن بالاتر نرود. در هردوی این موارد دمای ستاره به اندازه کافی زیاد نخواهد بود که از فروپاشی آن زیر وزن خودش جلوگیری کند (قانون گازهای ایده‌آل ارتباط بین فشار، دما و حجم را توضیح می‌دهد).[۷۲]

این رمبش ممکن است بر اثر فشار تباهیدگی اجزای تشکیل دهنده ستاره متوقف گردد و باعث فشرده شدن ماده به ماده‌ای که به اندازه شگفت‌انگیزی چگال تر است بشود. حاصل این اتفاق یکی از انواع ستارگان فشرده است که نوع ستاره فشرده به وجود آمده به جرم ماده باقی‌مانده بستگی دارد. ستاره در هنگام تغییرات نشات گرفته از رمبش گرانشی (مانند یک ابرنواختر یا سحابی سیاره‌نما) بخش قابل توجهی از جرم خود را از لایه‌های خارجی به فضای اطراف پرتاب می‌کند. اگر جرم مواد باقی‌مانده ۵ جرم خورشیدی باشد جرم ستاره اولیه پیش از فروپاشی احتمالاً بیش از ۲۰ جرم خورشیدی بوده‌است.[۷۲]

اگر جرم مواد باقی‌مانده بیش از ۳ الی ۴ برابر جرم خورشید باشد (حد تولمن-اوپنهایمر-وولکوف) - چه به دلیل سنگین بودن ستاره اصلی چه به دلیل اینکه ماده باقی‌مانده جرم اضافه‌ای را از طریق تجمع ماده گردآوری کرده باشد - حتی فشار تباهیدگی نوترونها برای متوقف‌سازی فروپاشی کافی نخواهد بود. پس از این هیچ مکانیزم شناخته شده‌ای (شاید به جز تباهیدگی کوارکها در ستاره‌های کوارکی) قدرت کافی برای متوقف‌سازی فروپاشی را ندارد و جسم ناگریز به یک سیاهچاله فروپاشیده می‌شود.[۷۲]

گمان می‌رود که این رمبش گرانشی ستارگان سنگین عامل پیدایش سیاهچاله‌های ستاره وار است. زایش ستارگان در جهان جوان احتمالاً به ایجاد ستارگانی بسیار سنگین انجامیده‌است که در هنگام رمبش سیاهچاله‌هایی تا هزار برابر جرم خورشید به‌وجود آورده‌اند. این سیاهچاله می‌توانند بذرهایی برای سیاهچاله‌های کلان جرمی بوده باشند که امروزه در مرکز بسیاری از کهکشان‌ها یافت می‌شوند.[۷۳]

درحالیکه بیشتر انرژی آزاد شده در خلال یک رمبش گرانشی به سرعت پخش می‌شود یک ناظر خارجی در واقع پایان این فرایند را نمی‌بیند. اگرچه این رمبش در چارچوب مرجع ماده در حال فروپاشی در زمان محدودی صورت می‌گیرد اما برای یک ناظر دور ماده در حال فروپاشی کندتر می‌شود و در بالای افق رویداد متوقف می‌شود. دلیل این پدیده اتساع زمان گرانشی است. برای نور بیشتر و بیشتر طول می‌کشد تا از ماده در حال رمبش به ناظر برسد؛ و نوری که درست قبل از تشکیل افق رویداد منتشر می‌شود با تأخیر بی‌نهایت به ناظر می‌رسد. از این رو ناظر خارجی هرگز تشکیل افق رویداد را نخواهد دید؛ در عوض ماده در حال رمبش تاریک تر. تاریک تر می‌شود و انتقال به سرخ رو به افزایشی خواند داشت و سرانجام کاملاً محو می‌شود.[۷۴]

سیاهچاله‌های نخستین در مهبانگ[ویرایش]

رمبش گرانشی نیاز به چگالی بالا دارد. در دوره کنونی جهان، چگالی‌های بالا تنها در ستارگان یافت می‌شود. اما در جهان نخستین اندکی پس از مهبانگ چگالی‌ها بسیار بیشتر بودند، که احتمال تشکیل سیاهچاله را فراهم می‌نمود. چگالی بالا به تنهایی برای به‌وجود آمدن سیاهچاله کافی نیست زیرا یک توزیع جرم یکنواخت اجازه تجمع جرم را نمی‌دهد برای اینکه سیاهچاله‌های نخستین در چنین رسانه چگالی امکان پیدایش داشته باشند باید آشفتگی‌های اولیه‌ای در چگالی به‌وجود آمده باشند که بتوانند پس از آن تحت گرانش خودشان رشد کنند. مدل‌های مختلف از جهان اولیه، از لحاظ اندازه‌ای که برای این آشفتگی‌ها پیش‌بینی کرده‌اند با هم بسیار متفاوتند. این مدل‌های متفاوت جرم سیاهچاله‌های نخستین را از یک واحد پلانک تا صدها هزار جرم خورشیدی پیش‌بینی کرده‌اند.[۷۵] سیاهچاله‌های نخستین عامل پیدایش همه سیاهچاله‌های دیگر شمرده می‌شوند.

برخوردهای پرانرژی[ویرایش]

رمبش گرانشی تنها فرایندی نیست که سیاهچاله را به‌وجود می‌آورد. در اصل سیاهچاله‌ها می‌توانند از برخوردهای پرانرژی که چگالی کافی ایجاد می‌کنند نیز به‌وجود آیند؛ اما تا به امروز ردی از چنین رویدادی چه به صورت مستقیم و چه به صورت غیر مستقیم از روی کسری در موازنه جرم در آزمایش‌های شتاب‌دهنده ذرات، کشف نشده‌است.[۷۶] این واقعیت پیشنهاد می‌کند که باید حد پایینی برای جرم سیاهچاله‌ها وجود داشته باشد. از لحاظ نظری این حد باید پیرامون جرم پلانک باشد که در آن انتظار می‌رود که تأثیرات کوانتومی باعث شکست تئوری نسبیت عام بشوند.[۷۷] این امر سبب می‌شود که ایجاد سیاهچاله‌ها از دسترس هر برخورد پر انرژی که در روی زمین یا نزدیک به آن رخ می‌دهد، دور باشد. اما برخی از توسعه‌های اخیر در گرانش کوانتومی پیشنهاد می‌دهند که جرم پلانک ممکن است بسیار کمتر از این باشد. مثلاً برخی از سناریوهای جهان غشایی مقداری بسیار کمتر برای این ثابت در نظر می‌گیرند.[۷۸] این امر امکان ایجاد ریزسیاهچاله‌ها را در برخوردهای پر انرژی مانند برخورد اشعه‌های کیهانی با جو زمین یا احتمالاً در برخورددهنده هادرونی بزرگ در سرن را امکان‌پذیر می‌سازد. هر چند که این نظریه‌ها بسیار گمانی هستند و به نظر بسیاری از متخصصین تشکیل ریزسیاهچاله‌ها در چنین برخوردهای نامحتمل می‌آید.[۷۹] حتی اگر ریز سیاهچاله‌ها در اثر این برخوردها تشکیل شوند انتظار می‌رود که در۱۰۲۵− ثانیه تبخیر شوند و تهدیدی برای زمین به‌شمار نمی‌آیند.[۸۰]

رشد[ویرایش]

وقتی که یک سیاهچاله تشکیل شد می‌تواند با جذب ماده اضافی به رشد خود ادامه دهد. هر سیاهچاله‌ای به‌طور پیوسته گاز و غبار میان ستاره‌ای را از محیط مستقیم اطرافش و تابش زمینه کیهانی که در همه جا حضور دارد، جذب می‌کند. این فرایند اولیه‌ای است که به نظر می‌رسد سیاهچاله‌های کلان جرم طی آن شکل می‌گیرند.[۷۳] فرایندی مشابه نیز برای تشکیل سیاهچاله‌های جرم متوسط در خوشه‌های ستاره‌ای کروی پیشنهاد شده‌است.[۸۱]

امکان دیگر برای رشد یک سیاهچاله آمیختن با اجرام دیگر مانند ستارگان یا سایر سیاهچاله هاست. این نظریه به خصوص برای سیاهچاله‌های کلان جرم نخستین که منشأ پیدایش بسیاری از اجسام کوچکتر بوده‌اند اهمیت پیدا می‌کند.[۷۳] این فرایند همچنین به عنوان مبدأ پیدایش برخی از سیاهچاله‌های با جرم متوسط پیشنهاد شده‌است.[۸۲][۸۳]

تبخیر[ویرایش]

در سال ۱۹۷۴ هاوکینگ نشان داد که سیاه‌چاله‌ها کاملاً سیاه نیستند بلکه مقدار اندکی تابش گرمایی دارند[۸۴] او این نتیجه را از بکارگیری نظریه میدان‌های کوانتومی در یک زمینهٔ سیاه‌چاله‌ای ایستا به دست آورد. نتیجه این محاسبات این بود که سیاه‌چاله‌ها باید ذراتی را در جسم سیاه کامل منتشر کند. این اثر به نام تابش هاوکینگ نامیده شده‌است. از زمانی که هاوکینگ این نتایج را منتشر نمود بسیاری درستی این نظریه را با روش‌های مختلف سنجیده‌اند.[۸۵] چنانچه این نظریه تابش سیاهچاله‌ها درست باشد انتظار می‌رود که سیاهچاله‌ها یک طیف گرمایی ساطع کنند که منجر به کاهش جرم آن‌ها می‌شود. این کاهش جرم مربوط به جرم فوتون‌ها و ذراتی است که تابیده می‌شوند. سیاهچاله‌ها در طول زمان تبخیر می‌شوند و کوچکتر می‌گردند. دمای این طیف (دمای هاوکینگ) با گرانش سطحی یک سیاهچاله مرتبط است که در مورد سیاهچاله‌های شوارتزشیلد نسبت معکوسی با جرم دارند و در نتیجه سیاهچاله‌های بزرگتر تابش کمتری از سیاهچاله‌های کوچکتر دارند.[۸۶]

یک سیاهچاله ستاره وار با جرمی برابر یک جرم خورشیدی، دمای هاوکینگی در حدود ۱۰۰ نانو کلوین دارد."Frontiers And Controversies In Astrophysics Transcript 9". Yale University. Retrieved April 26, 2011. این دما بسیار کمتر از دمای ۲٫۷ کلوینی تابش زمینه کیهانی است. سیاهچاله‌های ستاره‌ای و سیاهچاله‌های بزرگتر از آن‌ها بیش از آنکه از طریق تابش هاوکینگ جرم از دست بدهند، از تابش زمینه کیهانی جرم به دست می‌آورند. در نتیجه به جای کوچکتر شدن رشد می‌کنند. برای اینکه یک سیاهچاله بتواند تبخیر شود باید دمای تابش هاوکینگ آن بیشتر از ۲٫۷ کلوین باشد و این بدان معنی است که می‌بایست از ماه سبک‌تر باشد و نتیجتاً قطری کمتر از یک دهم میلی‌متر داشته باشد.[۸۷]

از سوی دیگر اگر سیاهچاله‌ای کوچک باشد انتظار می‌رود که تابش آن بسیار قویتر باشد. حتی سیاهچاله‌ای که نسبت به انسان سنگین محسوب شود باید در یک دم تبخیر شود. یک سیاهچاله با وزن یک ماشین باید در مدت چند نانوثانیه تبخیر شود و طی این مدت اندک درخششی به اندازه ۲۰۰ برابر خورشید خواهد داشت. سیاهچاله‌های کوچکتر حتی با سرعت بیشتری تبخیر می‌شوند. البته برای چنین سیاهچاله کوچکی اثرات گرانش کوانتومی نقش مهمی ایفا می‌کنند و ممکن است (هرچند که از دانسته‌های فعلی در مورد گرانش کوانتومی چنین امری محتمل به نظر نمی‌رسد[۸۸]) به صورت فرضی چنین سیاهچاله کوچکی را پایدار سازند.[۸۹]

طبقه‌بندی بر اساس جرم[ویرایش]

سیاهچاله‌ها را عموماً بر مبنای جرمشان و مستقل از بار و تکانه زاویه‌ای دسته‌بندی می‌کنند. بر این اساس سیاهچاله‌ها را می‌توان به چهار دسته تقسیم نمود. اندازه یک سیاهچاله که با شعاع افق رویداد (شعاع شوارتزشیلد) آن سنجیده می‌شود با جرم آن برپایه رابطه زیر به‌طور تقریبی متناسب است:[۹۰]

این رابطه تنها در مورد سیاهچاله‌هایی با تکانه زاویه‌ای و بار الکتریکی صفر دقیق خواهد بود و در مورد سیاهچاله‌های کلی تر به صورت تقریبی و با اختلافی تا حتی دو برابر در برخی موارد، صادق است.

دسته‌بندی سیاهچاله‌ها
دسته جرم اندازه
سیاهچاله‌های کلان جرم ~۱۰۵–۱۰۹ MSun ~۰٫۰۰۱–۱۰ AU
سیاهچاله‌های جرم متوسط ~۱۰۳ MSun ~۱۰۳ km = REarth
سیاهچاله‌های ستاره وار ~۱۰ MSun ~۳۰ km
ریزسیاهچاله‌ها تا~Mماه تا ~۰٫۱ mm

سیاه چاله‌های کلان جرم[ویرایش]

جرمی بین چندمیلیون تا چند میلیارد برابر جرم خورشید دارند و پیش‌بینی می‌شود که در مرکز همه کهکشان‌ها از جمله کهکشان راه شیری وجود داشته باشند.[۹۱][۹۲]

کهکشان نزدیک زن برزنجیر در فاصله ۲٫۵ میلیون سال نوری سیاهچاله مرکزی به جرم ۱۰۸×(۲٫۳–۱٫۱) جرم خورشیدی دارد که از سیاهچاله کهکشان راه شیری بزرگتر است.[۹۳] به نظر می‌رسد که بزرگترین سیاهچاله کلان جرم در نزدیکی راه شیری سیاهچاله مرکزی کهکشان مسیه ۸۷ است که جرمی برابر با ۱۰۹×(۰٫۵±۶٫۴) جرم خورشیدی دارد که به فاصله ۵۳٫۵ میلیون سال نوری از ما قرار گرفته‌است.[۹۴][۹۵] بزرگ‌ترین سیاهچاله شناخته شده تا تاریخ نوامبر ۲۰۰۸، سیاه چاله OJ 287 در صورت فلکی خرچنگ است که در فاصله ۳٫۵ میلیارد سال نوری واقع شده‌است و جرم آن ۱۸ میلیارد برابر جرم خورشید است.[۹۶]

سیاهچاله‌های جرم متوسط[ویرایش]

شکاف بین جرم سیاهچاله‌های معمولی و سیاهچاله‌های کلان جرم، اخترشناسان را بر آن داشت که به جستجوی سیاهچاله‌هایی با جرم صد تا صد هزار برابر جرم خورشید برآیند. یکی از روش‌های مشاهدهٔ این‌گونه سیاهچاله‌ها یافتن منابع اشعه با شدت زیاد است. منابع فوق درخشان پرتو ایکس در کهکشان‌های نزدیک ممکن است سیاهچاله جرم متوسط باشند.[۹۷][۹۸] این منابع فوق درخشان پرتو ایکس در نواحی شکل‌گیری ستاره‌ها (مانند مسیه ۸۲) مشاهده شده‌است و به نظر می‌رسد که با خوشه‌های ستاره‌ای جوانی که در آن نواحی یافت می‌شوند مرتبط‌اند. روش دیگر تشخیص آن‌ها ممکن است مشاهده تابش گرانشی منتشر شده از جسم فشرده باقی‌مانده‌ای است که به دور سیاهچاله جرم متوسط می‌گردد.[۹۹] رابطه‌ام-سیگما نیز وجود سیاهچاله‌هایی به اندازه ۱۰۴ تا ۱۰۶ جرم خورشیدی را در کهکشان‌های کم نور پیش‌بینی می‌کند. هیچ راه مستقیمی برای شکل‌گیری آنان شناخته نشده‌است اما گمان می‌رود این نوع از برخورد سیاهچاله‌های با جرم کمتر شکل می‌گیرد. نطریه دیگری نیز آن‌ها را سیاهچاله‌های نخستینی می‌داند که در مه بانگ شکل گرفته‌اند. نطریه سومی نیز آن‌ها را حاصل از برخورد ستارگان بزرگ در خوشه‌های ستاره‌ای متراکم می‌دانند که حاصل این برخورد به یک سیاهچاله میان جرم رمبش می‌کند

سیاهچاله‌های ستاره‌وار[ویرایش]

این سیاهچاله‌ها از رمبش گرانشی ستاره‌های بزرگ به‌وجود می‌آیند.[۱۰۰] این سیاهچاله‌ها جرمی بین سه تا چند ده برابر جرم خورشید دارند.[۱۰۱] بهترین نامزدهای احتمالی برای این دسته از سیاهچاله‌ها، منظومه‌های دوتایی گسیل‌کننده اشعه X هستند که در اوایل دهه هفتاد مورد توجه قرار گرفتند. یکی از دو جسم در این منظومه‌ها قابل مشاهده نیست که نامزد سیاهچاله بودن است. ماده از ستاره ندیم به سیاهچاله می‌ریزد و پرتو ایکس تابش می‌کند.[۱۰۲][۱۰۳][۱۰۴]

نمونه‌ای از این منظومه‌های دو تایی، ماکیان ایکس یک(Cygnus X-1) است که از یک ستاره ابرغول آبی با جرمی در حدود بیست برابر جرم خورشید و یک ندیم نامرئی با جرم تقریبی چهل برابر جرم خورشید است. در این سیستم دوتایی، جرم از ستاره قابل رویت دوتایی به درون سیاهچاله وارد می‌شود ولی به دلیل سرعت زاویه‌ای، این جرم به صورت شعاعی وارد سیاهچاله نشده بلکه گازها تشکیل یک دیسک داده که قرص برافزایشی نامیده می‌شود.

ریزسیاهچاله‌ها[ویرایش]

این سیاهچاله‌ها سیاهچاله‌های بسیار کوچکی هستند. جرم این سیاهچاله‌ها به اندازه‌ای کوچک است است که در آن‌ها اثرات مکانیک کوانتومی اهمیت زیادی پیدا می‌کند و از این رو به نام سیاهچاله‌های مکانیم کوانتومی نیز شناخته می‌شوند.[۱۰۵] محاسبات هاوکینگ نشان می‌دهد که هرچه سیاهچاله کوچکتر باشد سرعت تبخیر آن بیشتر است و در نتیجه ریزسیاهچاله‌ها در صورت به‌وجود آمدن احتمالاً در لحظه‌ای تبخیر شده و منفجر می‌گردند.[۱۰۶]

شواهد تجربی[ویرایش]

سیاهچاله‌ها به خودی خود هیچ سیگنالی به جز تابش فرضی هاوکینگ از خود منتشر نمی‌کنند و از آنجاییکه این تابش در مورد یک سیاهچاله اختر فیزیکی بسیار ضعیف است هیچ راهی وجود ندارد که بتوان مستقیماً از روی زمین سیاهچاله‌های اختر فیزیکی را ردیابی نمود. تنها استثنایی که ممکن است تابش هاوکینگ ضعیفی نداشته باشد، آخرین مرحله تبخیر سیاهچاله‌های کم جرم نخستین است. جستجو برای یافتن چنین تابش‌هایی در گذشته ناموفق بوده‌است و این موضوع محدودیت‌هایی بر امکان وجود سیاهچاله‌های نخستین با جرم کم وارد می‌کند.[۱۰۷] تلسکوپ فضایی پرتوی گامای فرمی ناسا که در سال ۲۰۰۸ به فضا فرستاده شد به جستجو برای وجود این نشانه‌ها ادامه خواهد داد.[۱۰۸]

از این رو اختر فیزیکدانان برای جستجوی سیاهچاله‌ها باید به مشاهدات غیر مستقیم روی آورند. وجود یک سیاهچاله را گاهی می‌توان از برهمکنش‌های گرانشی آن با محیط اطرافش استنباط نمود.

بر افزایش ماده[ویرایش]

شکل‌گیری جتهای برون کهکشانی درقرص برافزایشی یک سیاهچاله

قرص برافزایشی بسیار داغ و چرخان پیرامون یک سیاهچاله که متشکل از مواد در حال سقوط به درون می‌باشد، آشکارترین نشانه برای شناسایی سیاهچاله‌ها است. به خاطر حفظ تکانه زاویه‌ای گازهایی که به چاه گرانشی یک جسم پرجرم سقوط می‌کنند ساختاری قرص مانند در اطراف جسم ایجاد می‌کنند. اصطکاک درون قرص سبب می‌شود تا تکانه زاویه‌ای به سوی بیرون منتقل شود و ماده بیشتر به سمت داخل سقوط می‌کند و انرژی پتانسیلی آزاد می‌کند که دمای گاز را افزایش می‌دهد.[۱۰۹] در مورد اجرام فشرده همچون کوتوله‌های سفید، ستاره‌های نوترونی و سیاهچاله‌ها، گاز در نواحی داخلی به اندازه‌ای داغ می‌شود که تابش بسیاری (عمدتاً پرتو ایکس) از خود گسیل می‌کند که توسط تلسکوپ‌ها قابل ردیابی است. این فرایند برافزایش یکی از کاراترین فرایندهای تولید انرژی است که تا کنون شناخته شده‌است. تا ۴۰٪ باقی‌مانده ماده برافزوده ممکن است از طریق تابش منتشر شود[۱۰۹](در یک همجوشی هسته‌ای تنها ۰٬۷٪ از باقی جرم به صورت انرژی منتشر می‌شود). در بسیاری از موارد این قرص با فواره‌های نسبیتی همراه است که در امتداد قطب‌ها منتشر می‌شوند و انرژی بسیاری در خود دارند. مکانیزم تشکیل این فواره‌ها هنوز به درستی فهمیده نشده‌است.

بسیاری از پدیده‌های پرانرژی تر در جهان به برافزایش ماده در سیاهچاله‌ها نسبت داده می‌شود. به‌طور خاص، هسته کهکشانی فعال و اختروش‌ها گمان می‌شود که قرص‌های بر افزایشی سیاهچاله‌های کلان جرم باشند. به همین ترتیب گمان می‌رود که دوتایی‌های پرتو ایکس منظومه‌های دوتایی هستند که یکی از این دو ستاره جسمی فشرده‌است که ماده را از ستاره ندیم برافزایش می‌کند. همچنین پیشنهاد شده‌است که برخی از منابع فوق درخشان پرتو ایکس ممکن است قرص‌های برافزایشی سیاهچاله‌های جرم متوسط باشند.[۱۱۰]

دوتایی‌های پرتو ایکس[ویرایش]

دوتایی‌های پرتو ایکس یا ستاره‌های دوتایی که در قسمت پرتو ایکس طیف، روشن هستند. این تابش‌های پرتو ایکس گمان می‌رود که توسط یکی از ستاره‌ها ایجاد می‌شود که جسمی فشرده‌است و ماده را از ستاره معمولی همراهش برافزایش می‌کند. حضور یک ستاره معمولی در این منظومه‌های دوتایی موقعیتی منحصربه‌فرد برای مطالعه جسم دیگر و بررسی سیاهچاله بودن آن در اختیار می‌گذارد.

برداشتی هنری از یک منظومه دوتایی با یک قرص برافزایشی که از ماده ستاره ندیم تغذیه می‌شود.

اگر چنین منظومه‌ای سیگنال‌هایی منتشر کند که رد آن مستقیماً به جسم فشرده برسد، این جسم نمی‌تواند سیاهچاله باشد؛ هرچند که نبودن این سیگنال نیز احتمال ستاره نوترونی بودن جسم فشرده را ازبین نمی‌برد. با مطالعه ستاره ندیم (همراه) اغلب می‌توان پارامترهای مداری منظومه را بدست آورده و تخمینی برای جرم جسم فشرده ارائه کرد. اگر این جرم به میزان قابل توجهی از حد تولمن-اوپنهایمر-وولکوف (که در واقع بیشینه جرم ممکن برای یک ستاره نوترونی پیش از رمبش است) بیشتر باشد، دیگر این جسم نمی‌تواند ستاره نوترونی باشد و پندار عمومی بر سیاهچاله بودن آن است.[۱۰۰]

ماکیان ایکس-یک، اولین نامزد قوی برای سیاهچاله بودن، در سال ۱۹۷۲ به همین روش توسط چارلز توماس بولتون، لوییس وبستر و پل مردین کشف شد.[۱۱۱][۱۱۲][۱۱۳][۱۱۴] هرچند که تردیدهایی در مورد سیاهچاله بودن آن وجود دارد زیرا ستاره ندیم از ستاره‌ای که نامزد سیاهچاله بودن است بسیار سنگین تر است.[۱۰۰] اکنون نامزدهای بهتری برای سیاهچاله بودن در رده دوتایی‌های پرتو ایکس شناخته شده‌اند که متغیرهای پرتو ایکس نرم نامیده می‌شوند.[۱۰۰] در این منظومه‌ها ستاره ندیم نسبتاً کم جرم است و اجازه تخمین دقیقتری برای جرم سیاهچاله می‌دهد. افزون بر این، این منظومه‌ها تنها چند ماه در هر ۱۰ تا ۵۰ سال منبع فعال پرتو ایکس هستند. در طول دوره تابش کم پرتو ایکس (دوره خاموشی)، قرص برافزایشی کم نور است و امکان مشاهده جزئیات ستاره ندیم در این دوره را فراهم می‌سازد. یکی از بهترین این دسته از نامزدها سیگنی وی-۴۰۴ (V404 Cygni) است.

نوسان‌های نیمه متناوب[ویرایش]

انتشار پرتو ایکس از قرص‌های برافزایشی در بسامدهای مشخصی دچار سوسو زدن می‌شود. این سیگنال‌ها را نوسان‌های نیمه متناوب می‌نامند. گمان می‌رود که این سیگنال‌ها ناشی از حرکت ماده در لبه داخلی قرص برافزایشی باشند (درونی‌ترین مدار دایره‌ای پایدار) و به همین دلیل با جرم جسم فشرده مرتبط‌اند. از این رو گاهی به عنوان راه جایگزینی برای تعیین جرم سیاهچاله‌های احتمالی به کار می‌روند.[۱۱۵]

هسته کهکشانی[ویرایش]

فواره‌های برآمده از مرکز مسیه ۸۷ در این تصویر نشات گرفته از یک هسته کهکشانی فعال است که ممکن است در بر گیرندهٔ یک سیاه‌چاله کلان‌جرم باشد. منبع: تلسکوپ فضایی هابل/ناسا/سازمان فضایی اروپا.

اخترشناسان برای توصیف کهکشان‌هایی که ویژگی‌های غیرمعمولی مانند خط طیفی غیرمعمولی یا تابش‌های رادیویی بسیار قوی دارند، از واژه کهکشان فعال استفاده می‌کنند. مطالعات نظری و تجربی نشان داده‌اند که فعالیت این هسته‌های کهکشانی فعال(AGN) را می‌توان با استفاده از سیاهچاله‌های کلان جرم توضیح داد. این گونه مدل‌های هسته‌های کهکشانی فعال از یک سیاه‌چاله کلان‌جرم، یک قرص برافزایشی و دو فواره عمود بر قرص برافزایشی تشکیل می‌شوند.[۱۱۶][۱۱۷]

اگرچه انتظار می‌رود که سیاهچاله‌های کلان جرم در مرکز همه هسته‌های کهکشانی فعال حضور داشته باشند؛ اما تنها برخی از هسته‌های کهکشانی مورد مطالعه دقیق برای شناسایی و اندازه‌گیری جرم واقعی این نامزدهای سیاهچاله کلان جرم، قرار گرفته‌اند. برخی از مهم‌ترین کهکشان‌ها با نامزدهایی برای سیاهچاله کلان جرم عبارتند از: کهکشان زن برزنجیر، مسیه ۳۲، مسیه ۸۷، ان‌جی‌سی ۳۱۱۵، ان‌جی‌سی ۳۳۷۷، ن‌جی‌سی ۴۲۵۸ و کهکشان کلاه‌مکزیکی.[۱۱۸]

امروزه به گستردگی پذیرفته شده‌است که در مرکز همه (تقریباً) کهکشان‌ها (نه تنها کهکشان‌های فعال) یک سیاهچاله کلان جرم قرار گرفته‌است.[۹۱] همبستگی تجربی نزدیک بین جرم این چاله و پراکندگی سرعت در بخش برآمده خود کهکشان که به رابطه‌ام-سیگما (M-Sigma)معروف است، قویا پیشنهاد می‌کند که ارتباطی بین شکل‌گیری سیاهچاله و شکل‌گیری خود کهکشان وجود دارد.[۱۱۹]

در حال حاضر بهترین گواه برای یک سیاهچاله کلان جرم از مطالعه حرکات خاص ستارگان در نزدیکی مرکز کهکشان راه شیری خودمان به دست می‌آید.[۱۲۰] از سال ۱۹۹۵ اختر شناسان حرکت ۹۰ ستاره را در ناحیه‌ای به نام کمان ای* ردیابی نموده‌اند. با تطبیق حرکت این ستارگان بر مدارهای کپلری در سال ۱۹۹۸ به این نتیجه رسیدند که باید جرمی برابر ۲٫۶ میلیون جرم خورشیدی در حجمی به شعاع ۰٫۲ سال نوری قرار گرفته باشند.[۱۲۱] از آن زمان تا کنون یکی از این ستارگان - به نام اس-۲ - یک مدار کامل را پیموده‌است. آن‌ها موفق شدند از روی داده‌های مداری، محدودیت‌های مناسبتری برای جرم و اندازه این شی- که باعث حرکت مداری ستارگان ناحیه کمان ای* می‌شود- وضع کنند. آن‌ها دریافتند که یک جرم کروی برابر ۴٫۳ میلیون جرم خورشیدی در ناحیه‌ای به شعاع ۰٫۰۰۲ سال نوری قرار گرفته‌است.[۱۲۰] اگرچه این شعاع تقریباً ۳۰۰۰ برابر شعاع شوارتزشیلد متناظر با این جرم است، اما دست کم با این حقیقت که جسم مرکزی یک سیاهچاله کلان جرم باشد سازگار است.[۱۲۱]

همگرایی گرانشی[ویرایش]

Schwarzschild black hole
شبیه‌سازی همگرایی گرانشی توسط یک سیاهچاله که سبب کج‌نمایی (اعوجاج) تصویر کهکشان پس زمینه شده‌است.

تغییر شکل فضا زمان در اطراف یک جسم سنگین سبب می‌شود که پرتوهای نور شبیه به آنچه که در یک عدسی نوری رخ می‌دهد، همگرا شوند. این پدیده به نام همگرایی گرانشی خوانده می‌شود. مشاهداتی از یک همگرایی گرانشی بسیار ضعیف صورت گرفته‌است که فوتون‌ها را تنها به اندازه چند ثانیه قوسی خم می‌کند. هرچند که این پدیده هرگز مستقیماً برای یک سیاهچاله مشاهده نشده‌است.[۱۲۲] یک راه ممکن برای مشاهده همگرایی گرانشی توسط یک سیاهچاله می‌تواند مشاهده ستاره‌ها در مدار پیرامون سیاهچاله باشد. چندین نامزد مختلف برای چنین مشاهداتی در ناحیه کمان-ای وجود دارند.[۱۲۲]

امواج گرانشی[ویرایش]

یکی از راه‌های کشف سیاهچاله‌ها استفاده از امواج گرانشی است که هنگام فروپاشی گسیل می‌دارند. هر جرم اختری از دید شکل نامتقارن تشعشع ممکن است یک منبع قابل اکتشاف مشخص به وجود آورد. جوزف وبر از دانشگاه مریلند، پیشکسوت رشته تشعشع گرانشی، رویدادهای زیادی را کشف کرده‌است که نمایان‌گر ویرانی وسیع ماده در جهان، از راه فروپاشی گرانشی است. کارافزار او عبارت است از آنتن‌های آلومینیومی، ابزاری که به‌وسیله سیم‌هایی در داخل اتاق‌های حفاظ‌داری آویزانند. این کارافزار او قادر به کشف سیاهچاله‌است، اما این کار را نمی‌تواند به دقت انجام دهد.[۱۲۳]

امکان‌های دیگر[ویرایش]

شاهد تجربی سیاهچاله‌های ستاره‌ای بر این قانون استوار است که حد بالایی برای جرم یک ستاره نوترونی وجود دارد. اندازه این حد نیز به میزان زیادی به فرضیاتی که در مورد خواص یک ماده چگال در نظر گرفته شده‌اند بستگی دارد. فازهای جدید و عجیب ماده ممکن است این حد را بالاتر ببرند.[۱۰۰] فازی از ماده که دارای کوارکهای آزاد با چگالی بالا ممکن است اجازه وجود ستاره‌های کوارکی چگال را بدهد[۱۲۴] و برخی مدل‌های ابرتقارنی نیز وجود ستارگان کیو را پیش‌بینی می‌کنند.[۱۲۵] برخی از گسترش‌های مدل استاندارد ادعای وجود ذراتی به نام پرئون را دارند که از اجزای بنیادی سازنده کوارک‌ها و لپتونها هستند که به‌طور فرضی ممکن است تشکیل ستاره‌های پرئونی را بدهند.[۱۲۶] این مدل‌های فرضی پتانسیل آن را دارند که گروهی از مشاهدات مربوط به نامزدهای سیاهچاله‌های ستاره‌ای را توضیح دهند، هرچند که گفتگوهای همگانی نسبیت عام نشان می‌دهد که هر گونه‌ای از این ستاره‌های فرضی نیز جرم بیشینه‌ای خواهند داشت.[۱۰۰]

ازآنجا که چگالی متوسط یک سیاهچاله در درون شعاع شوارتزشیلدش با مربع جرم آن نسبت معکوس دارد. چگالی سیاهچاله‌های کلان جرم بسیار کمتر از چگالی سیاهچاله‌های ستاره‌ای است (چگالی متوسط سیاهچاله‌ای به جرم ۱۰۸ جرم خورشیدی با چگالی آب قابل مقایسه‌است). پس از این فیزیک ماده تشکیل دهنده یک سیاهچاله کلان جرم بسیار بهتر فهمیده شده‌است و گاهی از مدل‌های جایگزینی برای توضیح مشاهدات مربوط به سیاهچاله‌های کلان جرم استفاده می‌شود که دنیوی تر هستند. برای نمونه می‌توان یک سیاهچاله کلان جرم را به عنوان دسته‌ای از اجسام بسیار تاریک در نظر گرفت هرچند که این گونه مدل‌های توضیحی جایگزینی به اندازه کافی استوار نیستند که بتوانند نامزدهای سیاهچاله‌های کلان جرم را توضیح دهند.[۱۰۰]

شواهد موجود در مورد سیاهچاله‌های ستاره‌ای و کلان جرم نشان‌گر آن هستند که برای اینکه سیاهچاله‌ها تشکیل نشوند، باید تئوری نسبیت عام به عنوان یک تئوری گرانش شکست بخورد. شاید این شکست در مقابل هجوم اصلاحات مکانیک کوانتومی باشد. یکی از ویژگی‌های پیش‌بینی شده در مورد یک تئوری گرانش کوانتومی این است که نقطه تکینگی نخواهد داشت (و در نتیجه سیاهچاله‌ای وجود نخواهد داشت).[۱۲۷] در سال‌های اخیر مدل فازبال در نظریه ریسمان بیشترین توجه را به خود جلب نموده‌است. برپایه محاسبات انجام شده در شرایط بخصوص در نظریه ریسمان این گونه پیشنهاد می‌شود که وضعیت‌های منفرد یک سیاهچاله، افق رویداد یا تکینگی ندارند اما برای یک ناظر کلاسیک/نیمه کلاسیک، میانگین آماری این وضعیت‌های منفرد همچون سیاهچاله‌ای معمولی در نسبیت عام به نظر می‌رسد.[۱۲۸]

پرسش‌های باز[ویرایش]

آنتروپی و ترمودینامیک[ویرایش]

S=1/4 c۳ k A ħ-۱G-۱.
فرمول آنتروپی(S) هاوکینگ-بکنشتین برای سیاهچاله، که به مساحت(A) سیاهچاله بستگی دارد. ثابت‌ها عبارتند از سرعت نور (c), the ثابت بولتزمان (k), ثابت نیوتن (G), و ثابت پلانک (h).

در سال ۱۹۷۱ هاوکینگ نشان داد که در شرایط عمومی[Note ۱] مساحت کل افق‌های رویداد هر مجموعه‌ای از سیاهچاله‌ها هرگز نمی‌تواند کاهش یابد حتی اگر با یکدیگر برخورد و در هم ادغام شوند.[۱۲۹] این نتیجه که امروزه به عنوان قانون دوم مکانیک سیاهچاله‌ها شناخته می‌شود شباهت قابل توجهی با قانون دوم ترمودینامیک دارد که بیان می‌کند که آنتروپی کل سیستم هرگز کاهش نمی‌یابد. تصور می‌شد که سیاهچاله‌ها هم همچون اجسام کلاسیکی که در دمای صفر مطلق هستند، آنتروپی صفر دارند. پذیرش این تصور سبب نقض قانون دوم ترمودینامیک می‌شود زیرا با ورود ماده دارای آنتروپی به سیاهچاله بدون آنتروپی، آنتروپی کل در جهان به اندازه آنتروپی ماده‌ای که جذب سیاهچاله شده کاهش می‌یابد. از این رو بکنشتین پیشنهاد داد که یک سیاهچاله باید آنتروپی داشته باشد و آنتروپی آن با مساحت افق رویدادش متناسب است.[۱۳۰]

پیوند با قوانین ترمودینامیک وقتی قویتر شد که هاوکینگ کشف کرد که طبق نظریه میدان‌های کوانتومی یک سیاهچاله باید تابش جسم سیاه در دمای ثابت را گسیل کند. به نظر می‌رسد که این به معنای نقض قانون دوم مکانیک سیاهچاله‌ها باشد زیرا این تابش انرژی را از سیاهچاله می‌گیرد و باعث انقباض آن می‌شود. هرچند که این تابش مقداری از آنتروپی را نیز به بیرون منتقل می‌کند و زیر شرایط کلی می‌توان اثبات نمود که مجموع آنتروپی ماده‌ای که سیاهچاله و یک چارم افق رویداد آن را فراگرفته‌است دائماً رو به افزایش است. این موضوع اجازه فرمولبندی قانون اول مکانیک سیاهچاله‌ها را می‌دهد که همسنگ قانون اول ترمودینامیک است با این تفاوت که به جای انرژی، جرم؛ به جای دما، گرانش سطحی و به جای آنتروپی، مساحت قرار می‌گیرد.[۱۳۰]

یکی از ویژگی‌های گیج‌کننده این است که آنتروپی یک سیاهچاله با مساحت آن تغییر می‌کند تا حجم آن، حال آنکه آنتروپی کمیتی وابسته به حجم است که به صورت خطی با تغییر حجم تغییر می‌کند. این ویژگی عجیب، جرارد توفت و لئونارد ساسکیند را بر آن داشت تا اصل هولوگرافیک را ارائه دهند که پیشنهاد می‌کند که هر چیزی که درون حجمی از فضا-زمان رخ می‌دهد را می‌توان با داده‌های روی مرز آن حجم توصیف نمود.[۱۳۱]

اگرچه می‌توان از نسبیت عام برای محاسباتی نیمه کلاسیک آنتروپی سیاهچاله‌ها استفاده نمود، اما این شرایط از لحاظ نظری رضایت بخش نیست. در مکانیک آماری آنتروپی عبارت است از شمار پیکربندهای میکروسکوپیک یک سیستم که خواص میکروسکوپیک یکسانی (مانند جرم، بار، دما و…) دارند. بدون یک نظریه قابل قبول برای گرانش کوانتومی انجام چنین محاسباتی برای سیاهچاله‌ها امکانپذیر نیست. پیشرفت‌هایی در برخی دیدگاه‌ها نسبت به گرانش کوانتومی صورت گرفته‌است. در سال ۱۹۹۵ اندرو اشترومینگر و کامران وفا نشان دادند که با شمارش تعداد حالات کوانتومی یک سیاهچاله ابرمتقارن در نظریه ریسمان می‌توان فرمول آنتروپی هاوکینگ-بکنشتین را دوباره به دست آورد.[۱۳۲] از آن زمان تا کنون نتایج مشابهی برای سیاهچاله‌های متفاوت هم در نظریه ریسمان و هم در سایر دیدگاه‌ها به گرانش کوانتومی (مانند گرانش کوانتومی حلقه) گزارش شده‌اند.[۱۳۳]

یگانگی سیاهچاله‌ها[ویرایش]

یکی از پرسش‌های باز در فیزیک پایه، پارادوکس اطلاعات گمشده یا پارادوکس یگانگی سیاهچاله‌است. به‌طور کلاسیک قوانین فیزیک در هر دو جهت مستقیم و معکوس یکسان عمل می‌کنند. نظریه لیوویل (هامیلتونی) نگهداری حجم فضای فاز را - که می‌توان از آن به نگهداری اطلاعات تعبیر نمود - ضروری می‌داند، در نتیجه حتی در فیزیک کلاسیک هم مشکلاتی وجود دارد. در مکانیک کوانتومی این مسئله متناظر با یکی از خواص اساسی به نام یگانگی است که با نگهداری احتمالات مرتبط است. آن را می‌توان به عنوان نگهداری حجم فضای فاز کوانتومی، همانگونه که در ماتریس چگالی توصیف می‌شوند نیز در نظر گرفت.[۱۳۴]

شمار سیاهچاله‌ها در جهان[ویرایش]

شمار سیاهچاله‌ها در جهان به قدری زیاد است که شمردن آن‌ها امکانپذیر نیست. کهکشان راه شیری به تنهایی در حدود صد میلیارد ستاره دارد که از هر هزار ستاره تقریباً یکی به اندازه‌ای بزرگ هست که به سیاهچاله تبدیل شود. پس کهکشان ما باید در حدود صد میلیون سیاهچاله ستاره‌ای داشته باشد. اما تا کنون تنها یک دوجین از آن‌ها شناسایی شده‌اند. از آنجا که در محدوده‌ای از جهان که از زمین قابل مشاهده‌است در حدود صد میلیارد کهکشان وجود دارد و سیاهچاله‌های کلان جرم نیز در مرکز این کهکشان‌ها قرار دارند پس باید در حدود صد میلیارد سیاهچاله کلان جرم در این ناحیه از جهان وجود داشته باشد.[۱۳۵]

نظریه جهان‌های درون سیاهچالگان[ویرایش]

نیکدوم پاپلاوسکی، فیزیک‌دان نظری از دانشگاه ایندیانا پیشنهاد کرده‌است که ممکن است جهان ما درون سیاهچاله‌ای قرار گرفته باشد که خود آن در جهانی بزرگتر واقع شده‌است.[۱۳۶][۱۳۷][۱۳۸][۱۳۹][۱۴۰][۱۴۱][۱۴۲] نظریه پاپلاوسکی جایگزینی برای نظریه وجود تکینگی گرانشی در سیاهچاله هاست. او توضیحی نظری بر مبنای پیچش فضا زمان ارائه می‌دهد.[۱۴۳] پاپلاوسکی پیشنهاد می‌کند که اگر چگالی ماده در یک سیاهچاله به ۱۰۵۰ کیلوگرم بر متر مکعب برسد، پیچش به عنوان نیرویی به مقابله با گرانش تبدیل می‌شود و به جای تشکیل تکینگی برود همچون فنر فشرده‌ای که به آن فشار وارد شده‌است باز می‌شود.[۱۴۴][۱۴۵] او عنوان نموده‌است که میزان بسیار بالای پیچش ممکن است دلیل انبساط کیهانی باشد.[۱۴۶]

علاوه بر این، این نظریه پیشنهاد می‌دهد که هر سیاهچاله‌ای یک کرم‌چاله می‌شود که دربرگیرنده جهان در حال انبساط جدیدی است که از یک جهش بزرگ در سیاهچاله به‌وجود آمده‌است؛ بنابراین سیاهچاله‌های مرکز کهکشان‌ها ممکن است پل‌هایی به جهان‌های دیگر باشند.[۱۴۷][۱۴۸][۱۴۹] بنابراین جهان خود ما نیز ممکن است درون سیاهچاله‌ای باشد که خود در جهانی بزرگتر قرار گرفته‌است که پیش تر از این توسط راج پاتیرا مطرح شده بود.[۱۵۰]

تصورات اشتباه[ویرایش]

  • سیاه‌چاله‌ها برخلاف تصور نادرست ایجادشده از آنها، هر آنچه در اطراف آنهاست را به درون خود نمی‌مکند.[۱۵۱] برای مثال اگر خورشید با یک سیاه‌چاله با همین جرم جایگزین می‌شد، شعاع مدارهای سیارات تغییری نمی‌کرد.[۱۵۲] به شرطی که جرم ثابت باشد[۱۵۳]

پانویس[ویرایش]

  1. به‌طور خاص او در نظر گرفت که شرط انرژی ضعیف برای تمام مواد صادق است

منابع[ویرایش]

  1. Robert M., Wald (1984). "Black Holes". General Relativity. The University of Chicago Press. ISBN 0226870332. Retrieved 09 Nov 2011. Check date values in: |بازبینی= (help)
  2. Davies, P. C. W. (1978). "Thermodynamics of Black Holes" (PDF). Reports on Progress in Physics. IOP Publishing. 41 (8): 1355–1313. Bibcode:1978RPPh...41.1313D. Retrieved Nov 09, 2011. Unknown parameter |فرمت doi= ignored (help); Check date values in: |تاریخ دسترسی= (help)
  3. Schutz, Bernard (2003-12-04). Gravity from the Ground Up: An Introductory Guide to Gravity and General Relativity. Cambridge University Press. ISBN 9780521455060.
  4. Eisenstaedt, “The Early Interpretation of the Schwarzschild Solution,” in D. Howard and J. Stachel (eds), Einstein and the History of General Relativity: Einstein Studies, Vol. 1, pp. 213-234. Boston: Birkhauser, 1989.
  5. Letter from K Schwarzschild to A Einstein dated 22 December 1915, in "The Collected Papers of Albert Einstein", vol.8a, doc. #169, (Transcript of Schwarzschild's letter to Einstein of 22 Dec. 1915).
  6. «What is a black hole?». دریافت‌شده در ۰۹–۱۱–۲۰۱۱. تاریخ وارد شده در |تاریخ بازدید= را بررسی کنید (کمک)
  7. "supermassive black holes". www.nasa.gov. Retrieved 16 November 2011.
  8. «How Big Are Black Holes?». دریافت‌شده در ۰۹–۱۱–۲۰۱۱. تاریخ وارد شده در |تاریخ بازدید= را بررسی کنید (کمک)
  9. «اولین عکس از یک سیاهچاله منتشر شد». دریافت‌شده در ۱۰ آوریل ۲۰۱۹.
  10. Paul Sukys. Rowman & Littlefield (1999), Lifting the scientific veil: science appreciation for the nonscientist, p. 227, ISBN 0-8476-9600-6
  11. "John Wheeler: 1911-2008 - physicsworld.com". Apr 14, 2008. Retrieved Dec 12,2011. Check date values in: |بازبینی= (help)
  12. Michell, J (1784). "On the Means of Discovering the Distance, Magnitude, &c. of the Fixed Stars, in Consequence of the Diminution of the Velocity of Their Light, in Case Such a Diminution Should be Found to Take Place in any of Them, and Such Other Data Should be Procured from Observations, as Would be Farther Necessary for That Purpose". Philosophical Transactions of the Royal Society. 74 (0): 35-37. Bibcode:1784RSPT...74...35M. doi:10.1098/rstl.1784.0008. JSTOR 106576. Check date values in: |تاریخ بازبینی= (help); |access-date= requires |url= (help)
  13. Gillispie, C. C (2000). Pierre-Simon Laplace, 1749-1827: a life in exact science. Princeton paperbacks. Princeton University Press. p. 175. ISBN 0691050279.
  14. Israel, W (1989). "Dark stars: the evolution of an idea". In Hawking, S. W; Israel, W. Three Hundred Years of Gravitation. انتشارات دانشگاه کمبریج. ISBN 9780521379762.
  15. ۱۵٫۰ ۱۵٫۱ Schwarzschild, K (1916). "Über das Gravitationsfeld eines Kugel aus inkompressibler Flüssigkeit nach der Einsteinschen Theorie". Sitzungsberichte der Königlich Preussischen Akademie der Wissenschaften (به آلمانی). 7: 196-189. Retrieved 20/12/2011. Check date values in: |تاریخ بازبینی= (help) Schwarzschild, K (1916). "Über das Gravitationsfeld eines Kugel aus inkompressibler Flüssigkeit nach der Einsteinschen Theorie". Sitzungsberichte der Königlich Preussischen Akademie der Wissenschaften (به آلمانی). 18: 424–434. Retrieved 20/12/2011. Check date values in: |تاریخ بازبینی= (help)
  16. Droste, J (1915). "On the field of a single centre in Einstein's theory of gravitation". Koninklijke Nederlandsche Akademie van Wetenschappen Proceedings (به آلمانی). 17 (3): 1011-998. Check date values in: |تاریخ بازبینی= (help); |access-date= requires |url= (help)
  17. 't Hooft, G (2009). "Introduction to the Theory of Black Holes" [درآمدی بر نظریه سیاهچاله‌ها] (PDF). Institute for Theoretical Physics / Spinoza Insitute: 48-47. Retrieved 20/12/2011. Check date values in: |تاریخ بازبینی= (help)
  18. Venkataraman، G. Chandrasekhar and his limit [چاندراسخار و حد او]. Universities Press. ص. ۸۹. doi:10.1119/1.12686. شابک ۸۱۷۳۷۱۰۳۵X.
  19. Detweiler, S (1981). "Resource letter BH-1: Black holes" (PDF). American Journal of Physics. 49 (5): 394–400. Bibcode:1981AmJPh..49..394D. doi:10.1119/1.12686. Retrieved 20/12/2011. Check date values in: |تاریخ بازبینی= (help)
  20. Harpaz، A (۱۹۹۴). Stellar evolution [تکامل ستاره‌ای]. A K Peters, Ltd. ص. ۱۰۵. شابک ۱-۵۶۸-۸۱۰۱۲-۱.
  21. Oppenheimer, J. R (1939). "On Massive Neutron Cores". Physical Review. 55 (4): 374–381. Bibcode:1939PhRv...55..374O. doi:10.1103/PhysRev.55.374. Check date values in: |تاریخ بازبینی= (help); |access-date= requires |url= (help)
  22. Finkelstein، D. (۱۹۵۸). «Past-Future Asymmetry of the Gravitational Field of a Point Particle» [عدم تقارن گذشته-آینده میدان گرانشی یک ذره نقطه‌ای]. Physical Review. ۱۱۰ (۴): ۹۶۵–۹۶۷. doi:10.1103/PhysRev.110.965. بیبکد:1958PhRv..110..965F.
  23. Kruskal، M. (۱۹۶۰). «Maximal Extension of Schwarzschild Metric» [گسترش ماکسیمال متریک شوارتزشیلد]. Physical Review. ۱۱۹ (۵): ۱۷۴۳. doi:10.1103/PhysRev.119.1743. بیبکد:1960PhRv..119.1743K.
  24. Hewish، A. (۱۹۷۰). «Pulsars» [تپ اخترها]. Annual Review of Astronomy and Astrophysics. ۸ (۱): ۲۶۵–۲۹۶. doi:10.1146/annurev.aa.08.090170.001405. بیبکد:1970ARA&A...8..265H.
  25. Hewish، A.؛ و دیگران (۱۹۶۸). «Observation of a Rapidly Pulsating Radio Source» [مشاهده یک منبع رادیوی سریعاً تپنده]. Nature (journal). ۲۱۷ (۵۱۳۰): ۷۰۹–۷۱۳. doi:10.1038/217709a0. بیبکد:1968Natur.217..709H.
  26. Pilkington, J. D. H.; et al. (1968), "Observations of some further Pulsed Radio Sources" [مشاهده برخی منابع رادیویی بیشتر تپیده], Nature (journal), 218 (5137), p. 126–129, Bibcode:1968Natur.218..126P, doi:10.1038/218126a0 Text "Nature " ignored (help)
  27. Hawking، Stephen W. (۱۹۷۹). GenralRelativity: an Einstein centenary survey [نسبیت عام: بررسی قرنی انیشتین]. Cambridge University Press. Cambridge University Press. ص. ۴۵۴. شابک ۰-۵۲۱-۲۲۲۸۵-۰.
  28. Newman, E. T.; et al. (1965), "Metric of a Rotating, Charged Mass" [متریک یک جرم باردار چرخنده], Journal of Mathematical Physics, 6 (6), p. 918, Bibcode:1965JMP.....6..918N, doi:10.1063/1.1704351
  29. Israel، W. (۱۹۶۷). «Event Horizons in Static Vacuum Space-Times» [افقهای رویداد در فضا-زمانهای خلأ ایستا]. Physical Review. ۱۶۴ (۵): ۱۷۷۶. doi:10.1103/PhysRev.164.1776. بیبکد:1967PhRv..164.1776I.
  30. Carter، B. (۱۹۷۱). «Axisymmetric Black Hole Has Only Two Degrees of Freedom» [سیاهچاله نامتقارن محوری تنها دو درجه از آزادی دارد]. Physical Review Letters. ۲۶ (۶): ۳۳۱. doi:10.1103/PhysRevLett.26.331. بیبکد:1971PhRvL..26..331C.
  31. Carter، B. (۱۹۷۷). «The vacuum black hole uniqueness theorem and its conceivable generalisations». Proceedings of the 1st Marcel Grossmann meeting on general relativity. ص. ۲۴۳–۲۵۴.
  32. Robinson، D. (۱۹۷۵). «Uniqueness of the Kerr Black Hole». Physical Review Letters. ۳۴ (۱۴): ۹۰۵. doi:10.1103/PhysRevLett.34.905. بیبکد:1975PhRvL..34..905R.
  33. ۳۳٫۰ ۳۳٫۱ Heusler، M. (۱۹۹۸). «Stationary Black Holes: Uniqueness and Beyond» [سیاهچاله‌های ایستا: یکتایی و فراتر]. Living Reviews in Relativity. ۱ (۶). دریافت‌شده در ۲۰۱۱–۰۲–۰۸. تاریخ وارد شده در |accessdate= را بررسی کنید (کمک)
  34. Carroll ۲۰۰۴, p. ۲۵۳
  35. Thorne، K. S.؛ Price، R. H. (۱۹۸۶). Black holes: the membrane paradigm [سیاهچاله‌ها:پاردایم غشایی]. Yale University Press. شابک ۹۷۸۰۳۰۰۰۳۷۷۰۸.
  36. Anderson، Warren G. (۱۹۹۶). «The Black Hole Information Loss Problem» [مسئله گم شدن اطلاعات در سیاهچاله]. Usenet Physics FAQ. دریافت‌شده در ۲۰۰۹–۰۳–۲۴. تاریخ وارد شده در |accessdate= را بررسی کنید (کمک)
  37. Preskill، J. (۱۹۹۴–۱۰–۲۱Black holes and information: A crisis in quantum physics [سیاهچاله‌ها] (PDF) تاریخ وارد شده در |تاریخ= را بررسی کنید (کمک)
  38. Seeds، Michael A.؛ Backman، Dana E. (۲۰۰۷Perspectives on Astronomy، Cengage Learning، ص. ۱۶۷، شابک ۰۴۹۵۱۱۳۵۲۲
  39. Shapiro، S. L.؛ Teukolsky، S. A. Black holes, white dwarfs, and neutron stars: the physics of compact objects [سیاهچاله‌ها، کوتوله‌های سفید و ستاره‌های نوترونی: فیزیک اجسام فشرده]. John Wiley and Sons. ص. ۳۵۷. شابک ۰۴۷۱۸۷۳۱۶۰. از پارامتر ناشناخته |سالyear= صرف‌نظر شد (کمک)
  40. Wald، R. M.، Gravitational Collapse and Cosmic Censorship، arXiv:gr-qc/9710068 از پارامتر ناشناخته |سالyear= صرف‌نظر شد (کمک)
  41. McClintock، J. E.؛ Shafee، R.؛ Narayan، R.؛ Remillard، R. A.؛ Li، L. -X. (۲۰۰۶). «The Spin of the Near-Extreme Kerr Black Hole GRS 1915+105». Astrophysical Journal. ۶۵۲ (۱): ۵۱۸–۵۳۹. arXiv:astro-ph/0606076. doi:10.1086/508457. بیبکد:2006ApJ...652..518M. از پارامتر ناشناخته |ام خانوادگی5= صرف‌نظر شد (کمک); پارامتر |first5= بدون |last5= در Authors list وارد شده‌است (کمک)
  42. Thorne, Misner & Wheeler ۱۹۷۳, p. ۸۴۸
  43. Wheeler ۲۰۰۷, p. ۱۷۹
  44. Carroll ۲۰۰۴, Ch. 5.4 and 7.3
  45. Carroll ۲۰۰۴, p. ۲۱۷
  46. Carroll ۲۰۰۴, p. ۲۱۸
  47. «Inside a black hole». Knowing the universe and its secrets. دریافت‌شده در ۲۰۰۹–۰۳–۲۶. تاریخ وارد شده در |accessdate= را بررسی کنید (کمک)
  48. Carroll ۲۰۰۴, p. ۲۲۲
  49. Emparan، R.؛ Reall، H. S. (۲۰۰۸). «Black Holes in Higher Dimensions». Living Reviews in Relativity. ۱۱ (۶). arXiv:0801.3471. بیبکد:2008LRR....11....6E. دریافت‌شده در ۲۰۱۱–۰۲–۱۰. تاریخ وارد شده در |تاریخ بازیابی= را بررسی کنید (کمک)
  50. Obers، N. A. (۲۰۰۹). Papantonopoulos، Eleftherios، ویراستار. «Black Holes in Higher-Dimensional Gravity». Lecture Notes in Physics. ۷۶۹: ۲۱۱–۲۵۸. arXiv:0802.0519. doi:10.1007/978-3-540-88460-6.
  51. hawking & ellis ۱۹۷۳, Ch. 9.3
  52. Carroll ۲۰۰۴, p. ۲۰۵
  53. Carroll ۲۰۰۴, pp. ۲۶۴–۲۶۵
  54. Carroll ۲۰۰۴, p. ۲۵۲
  55. Lewis، G. F.؛ Kwan، J. (۲۰۰۷). «No Way Back: Maximizing Survival Time Below the Schwarzschild Event Horizon». Publications of the Astronomical Society of Australia. ۲۴ (۲): ۴۶–۵۲. arXiv:0705.1029. doi:10.1071/AS07012. بیبکد:2007PASA...24...46L.
  56. Wheeler ۲۰۰۷, p. ۱۸۲
  57. Carroll ۲۰۰۴, pp. 257–259 and 265–266
  58. Droz، S.؛ Israel، W.؛ Morsink، S. M. (۱۹۹۶). <in>%20(chtitle)) «Black holes: the inside story». Physics World. ۹ (۱): ۳۴–۳۷. بیبکد:1996PhyW....9...34D.
  59. Carroll ۲۰۰۴, p. ۲۶۶
  60. Wald ۱۹۸۴, p. ۲۱۲
  61. Hamade (۱۹۹۶). «Black Holes and Quantum Gravity». Cambridge Relativity and Cosmology. University of Cambridge. دریافت‌شده در ۲۰۰۹–۰۳–۲۶. از پارامتر ناشناخته |نامfirst= صرف‌نظر شد (کمک); تاریخ وارد شده در |بازبینی= را بررسی کنید (کمک)
  62. Palmer، D. «Ask an Astrophysicist: Quantum Gravity and Black Holes». NASA. دریافت‌شده در ۲۰۰۹–۰۳–۲۶. تاریخ وارد شده در |بازبینی= را بررسی کنید (کمک)
  63. ۶۳٫۰ ۶۳٫۱ Nitta، Daisuke؛ Chiba، Takeshi؛ Sugiyama، Naoshi (۲۰۱۱). «Shadows of colliding black holes». Physical Review D. ۸۴ (۶). arXiv:1106.2425. doi:10.1103/PhysRevD.84.063008. بیبکد:2011PhRvD..84f3008N. از پارامتر ناشناخته |ماه= صرف‌نظر شد (کمک)
  64. Nemiroff، R. J. (۱۹۹۳). «Visual distortions near a neutron star and black hole». American Journal of Physics. ۶۱ (۷): ۶۱۹. arXiv:astro-ph/9312003. doi:10.1119/1.17224. بیبکد:1993AmJPh..61..619N.
  65. Carroll ۲۰۰۴, Ch. 6.6
  66. Carroll ۲۰۰۴, Ch. 6.7
  67. هاوکینگ: سیاهچاله‌ها اطلاعات را ذخیره می‌کنند بی‌بی‌سی فارسی
  68. http://www.ariamoons.com/?p=38630
  69. Einstein، A. (۱۹۳۹). «On A Stationary System With Spherical Symmetry Consisting of Many Gravitating Masses». Annals of Mathematics. ۴۰ (۴): ۹۲۲–۹۳۶. doi:10.2307/1968902.
  70. Kerr، R. P. (۲۰۰۹). «The Kerr and Kerr-Schild metrics». در Wiltshire، D. L.؛ Visser، M.؛ Scott، S. M. The Kerr Spacetime. Cambridge University Press. arXiv:0706.1109. شابک ۹۷۸۰۵۲۱۸۸۵۱۲۶.
  71. ۷۱٫۰ ۷۱٫۱ Penrose، R. (۱۹۶۵). «Gravitational Collapse and Space-Time Singularities». Physical Review Letters. ۱۴ (۳): ۵۷. doi:10.1103/PhysRevLett.14.57. بیبکد:1965PhRvL..14...57P.
  72. ۷۲٫۰ ۷۲٫۱ ۷۲٫۲ Carroll ۲۰۰۴, Section 5.8
  73. ۷۳٫۰ ۷۳٫۱ ۷۳٫۲ Rees، M. J.؛ Volonteri، M. (۲۰۰۷). «Massive black holes: formation and evolution». در Karas، V.؛ Matt، G. Black Holes from Stars to Galaxies—Across the Range of Masses. Cambridge University Press. ص. ۵۱–۵۸. arXiv:astro-ph/0701512. شابک ۹۷۸۰۵۲۱۸۶۳۴۷۶.
  74. Penrose، R. (۲۰۰۲). «"Golden Oldie": Gravitational Collapse: The Role of General Relativity». General Relativity and Gravitation. ۳۴ (۷): ۱۱۴۱. doi:10.1023/A:1016578408204. بیبکد:2002GReGr..34.1141P.
  75. Carr، B. J. (۲۰۰۵). «Primordial Black Holes: Do They Exist and Are They Useful?». در Suzuki، H.؛ Yokoyama، J.؛ Suto، Y.؛ Sato، K. Inflating Horizon of Particle Astrophysics and Cosmology. Universal Academy Press. arXiv:astro-ph/0511743. شابک ۴۹۴۶۴۴۳۹۴۰.
  76. Giddings؛ Thomas، S. (۲۰۰۲). «High energy colliders as black hole factories: The end of short distance physics». Physical Review D. ۶۵ (۵): ۰۵۶۰۱۰. arXiv:hep-ph/0106219. doi:10.1103/PhysRevD.65.056010. بیبکد:2002PhRvD..65e6010G. از پارامتر ناشناخته |نامfirst= صرف‌نظر شد (کمک)
  77. Harada، T. (۲۰۰۶). «Is there a black hole minimum mass?». Physical Review D. ۷۴ (۸): ۰۸۴۰۰۴. arXiv:gr-qc/0609055. doi:10.1103/PhysRevD.74.084004. بیبکد:2006PhRvD..74h4004H.
  78. Arkani–Hamed، N.؛ Dimopoulos، S.؛ Dvali، G. (۱۹۹۸). «The hierarchy problem and new dimensions at a millimeter». Physics Letters B. ۴۲۹ (۳–۴): ۲۶۳. arXiv:hep-ph/9803315. doi:10.1016/S0370-2693(98)00466-3. بیبکد:1998PhLB..429..263A.
  79. LHC Safety Assessment Group. «Review of the Safety of LHC Collisions» (PDF). CERN.
  80. Cavaglià، M. (۲۰۱۰). «Particle accelerators as black hole factories?». Einstein-Online. Max Planck Institute for Gravitational Physics (Albert Einstein Institute). ۴: ۱۰۱۰.
  81. Vesperini، E.؛ McMillan، S. L. W.؛ D'Ercole، A.؛ و دیگران (۲۰۱۰). «Intermediate-Mass Black Holes in Early Globular Clusters». The Astrophysical Journal Letters. ۷۱۳ (۱): L۴۱–L۴۴. arXiv:1003.3470. doi:10.1088/2041-8205/713/1/L41. بیبکد:2010ApJ...713L..41V.
  82. Zwart، S. F. P.؛ Baumgardt، H.؛ Hut، P.؛ و دیگران (۲۰۰۴). «Formation of massive black holes through runaway collisions in dense young star clusters». Nature. ۴۲۸ (۶۹۸۴). arXiv:astro-ph/0402622. doi:10.1038/nature02448. PMID 15085124. بیبکد:2004Natur.428..724P. از |فصل= صرف‌نظر شد (کمک)
  83. O’leary, R. M.; Rasio, F. A.; Fregeau, J. M.; et al. (2006). "Binary Mergers and Growth of Black Holes in Dense Star Clusters". The Astrophysical Journal. 637 (2): 937. arXiv:astro-ph/0508224. Bibcode:2006ApJ...637..937O. doi:10.1086/498446.
  84. Hawking, S. W. (1974). "Black hole explosions?". Nature. ۲۴۸ (۵۴۴۳): ۳۰–۳۱. Bibcode:1974Natur.248...30H. doi:10.1038/248030a0.
  85. Page, D. N. (2005). "Hawking radiation and black hole thermodynamics". New Journal of Physics. ۷: ۲۰۳. arXiv:hep-th/0409024. Bibcode:2005NJPh....7..203P. doi:10.1088/1367-2630/7/1/203.
  86. Carroll ۲۰۰۴, Ch. 9.6
  87. "Evaporating black holes?". Einstein online. Max Planck Institute for Gravitational Physics. 2010. Retrieved ۲۰۱۰–۱۲–۱۲. Check date values in: |accessdate= (help)
  88. Giddings, S. B.; Mangano, M. L. (2008). "Astrophysical implications of hypothetical stable TeV-scale black holes". Physical Review D. ۷۸ (۳): ۰۳۵۰۰۹. arXiv:0806.3381. Bibcode:2008PhRvD..78c5009G. doi:10.1103/PhysRevD.78.035009.
  89. Peskin, M. E. (2008). "The end of the world at the Large Hadron Collider?". Physics. ۱: ۱۴. Bibcode:2008PhyOJ...1...14P. doi:10.1103/Physics.1.14.
  90. Wald ۱۹۸۴, pp. ۱۲۴–۱۲۵
  91. ۹۱٫۰ ۹۱٫۱ King, Andrew (2003–09–15). "Black Holes, Galaxy Formation, and the MBH-σ Relation". The Astrophysical Journal Letters. ۵۹۶: L27–L29. arXiv:astro-ph/0308342. Bibcode:2003ApJ...596L..27K. doi:10.1086/379143. Check date values in: |date= (help) خطای یادکرد: برچسب <ref> نامعتبر؛ نام «King» چندین بار با محتوای متفاوت تعریف شده‌است. (صفحهٔ راهنما را مطالعه کنید.).
  92. Richstone, D. et al. (January 13, 1997). "Massive Black Holes Dwell in Most Galaxies, According to Hubble Census". 189th Meeting of the American Astronomical Society. Retrieved ۲۰۰۹–۰۵–۱۷. Check date values in: |accessdate= (help)
  93. Bender, Ralf (2005–09–20). "HST STIS Spectroscopy of the Triple Nucleus of M31: Two Nested Disks in Keplerian Rotation around a Supermassive Black Hole". ژورنال اخترفیزیکی. ۶۳۱ (۱): ۲۸۰–۳۰۰. arXiv:astro-ph/0509839. Bibcode:2005ApJ...631..280B. doi:10.1086/432434. Unknown parameter |coauthors= ignored (|author= suggested) (help); Check date values in: |date= (help)
  94. Gebhardt, Karl; Thomas, Jens (2009). "The Black Hole Mass, Stellar Mass-to-Light Ratio, and Dark Halo in M87". The Astrophysical Journal. ۷۰۰ (۲): ۱۶۹۰–۱۷۰۱. Bibcode:2009ApJ...700.1690G. doi:10.1088/0004-637X/700/2/1690. Unknown parameter |month= ignored (help)
  95. Macchetto, F. ; Marconi, A. ; Axon, D. J.; Capetti, A. ; Sparks, W. ; Crane, P. (1997). "The Supermassive Black Hole of M87 and the Kinematics of Its Associated Gaseous Disk". Astrophysical Journal. ۴۸۹ (۲): ۵۷۹. arXiv:astro-ph/9706252. Bibcode:1997ApJ...489..579M. doi:10.1086/304823. Unknown parameter |month= ignored (help)
  96. Shiga, David (10 January 2008). "Biggest black hole in the cosmos discovered". NewScientist.com news service.
  97. "Black Hole Boldly Goes Where No Black Hole Has Gone Before". ESA News. January 3, 2007. Retrieved ۲۰۰۶–۰۵–۲۴. Check date values in: |accessdate= (help)
  98. Maccarone, T.J.; Zepf, SE; Rhode, KL; et al. (2007). "A black hole in a globular cluster". Nature. ۴۵۵ (۷۱۲۴): ۱۸۳–۱۸۵. arXiv:astro-ph/0701310. Bibcode:2007Natur.445..183M. doi:10.1038/nature05434. PMID 17203062.
  99. Hopman, Clovis (2005). "Gravitational waves from remnants of ultraluminous X-ray sources". Mon.Not.Roy.Astron.Soc.Lett. ۳۶۳ (۱): L56–L60. arXiv:astro-ph/0506181. Bibcode:2005MNRAS.363L..56H. doi:10.1111/j.1745-3933.2005.00083.x. Unknown parameter |coauthors= ignored (|author= suggested) (help)
  100. ۱۰۰٫۰ ۱۰۰٫۱ ۱۰۰٫۲ ۱۰۰٫۳ ۱۰۰٫۴ ۱۰۰٫۵ ۱۰۰٫۶ Celotti, A.; Miller, J.C.; Sciama, D.W. (1999). "Astrophysical evidence for the existence of black holes". Classical and Quantum Gravity. ۱۶ (12A): A3–A21. arXiv:astro-ph/9912186. doi:10.1088/0264-9381/16/12A/301. خطای یادکرد: برچسب <ref> نامعتبر؛ نام «CMS1999» چندین بار با محتوای متفاوت تعریف شده‌است. (صفحهٔ راهنما را مطالعه کنید.).
  101. Hughes, Scott A. (۲۰۰۵). "Trust but verify: The case for astrophysical black holes". arXiv:hep-ph/0511217 [hep-ph].
  102. J. Casares: Observational evidence for stellar mass black holes. Preprint
  103. M.R. Garcia et al. : Resolved Jets and Long Period Black Hole Novae. Preprint
  104. J.E. McClintock and R.A. Remillard: Black Hole Binaries. Preprint
  105. B.J. Carr and S.B. Giddings, "Quantum black holes,"Scientific American 292N5 (2005) 30.
  106. Hawking, S. W. (1975). "Particle Creation by Black Holes". Commun. Math. Phys. ۴۳ (۳): ۱۹۹–۲۲۰. Bibcode:1975CMaPh..43..199H. doi:10.1007/BF02345020.
  107. Fichtel, C. E.; Bertsch, D. L.; Dingus, B. L.; et al. (1994). "Search of the energetic gamma-ray experiment telescope (EGRET) data for high-energy gamma-ray microsecond bursts". Astrophysical Journal. 434 (2): 557–559. Bibcode:1994ApJ...434..557F. doi:10.1086/174758.
  108. Naeye, R. "Testing Fundamental Physics". NASA. Retrieved ۲۰۰۸–۰۹–۱۶. Check date values in: |accessdate= (help)
  109. ۱۰۹٫۰ ۱۰۹٫۱ McClintock, J. E.; Remillard, R. A. (2006). "Black Hole Binaries". In Lewin, W.; van der Klis, M. Compact Stellar X-ray Sources. Cambridge University Press. arXiv:astro-ph/0306213. ISBN 0-521-82659-4. section 4.1.5.
  110. Winter, L. M.; Mushotzky, R. F.; Reynolds, C. S. (2006). "XMM‐Newton Archival Study of the Ultraluminous X‐Ray Population in Nearby Galaxies". The Astrophysical Journal. ۶۴۹ (۲): ۷۳۰. arXiv:astro-ph/0512480. Bibcode:2006ApJ...649..730W. doi:10.1086/506579.
  111. Bolton, C. T. (1972). "Identification of Cygnus X-1 with HDE 226868". Nature. ۲۳۵ (۵۳۳۶): ۲۷۱–۲۷۳. Bibcode:1972Natur.235..271B. doi:10.1038/235271b0.
  112. Webster, B. L.; Murdin, P. (1972). "Cygnus X-1—a Spectroscopic Binary with a Heavy Companion ?". Nature. ۲۳۵ (۵۳۳۲): ۳۷–۳۸. Bibcode:1972Natur.235...37W. doi:10.1038/235037a0.
  113. Rolston, B. (10 November 1997). "The First Black Hole". The bulletin. University of Toronto. Archived from the original on ۲۰۰۸–۰۵–۰۲. Retrieved ۲۰۰۸–۰۳–۱۱. Check date values in: |accessdate=, |archivedate= (help)
  114. Shipman, H. L. (1 January 1975). "The implausible history of triple star models for Cygnus X-1 Evidence for a black hole". Astrophysical Letters. ۱۶ (۱): ۹–۱۲. Bibcode:1975ApL....16....9S. doi:10.1016/S0304-8853(99)00384-4.
  115. "NASA scientists identify smallest known black hole" (Press release). مرکز پرواز فضایی گادرد. 2008–04–01. Retrieved ۲۰۰۹–۰۳–۱۴. Check date values in: |accessdate=, |date= (help)
  116. Krolik, J. H. (1999). Active Galactic Nuclei. Princeton University Press. Ch. 1.2. ISBN 0-691-01151-6.
  117. Sparke, L. S.; Gallagher, J. S. (2000). Galaxies in the Universe: An Introduction. Cambridge University Press. Ch. 9.1. ISBN 0–521–59704–4 Check |isbn= value: invalid character (help).
  118. Kormendy, J.; Richstone, D. (1995). "Inward Bound—The Search For Supermassive Black Holes In Galactic Nuclei". Annual Reviews of Astronomy and Astrophysics. ۳۳ (۱): ۵۸۱–۶۲۴. Bibcode:1995ARA&A..33..581K. doi:10.1146/annurev.aa.33.090195.003053.
  119. Ferrarese, L.; Merritt, D. (2000). "A Fundamental Relation Between Supermassive Black Holes and their Host Galaxies". The Astrophysical Journal Letters. ۵۳۹ (۱): ۹–۱۲. arXiv:astro-ph/0006053. Bibcode:2000ApJ...539L...9F. doi:10.1086/312838.
  120. ۱۲۰٫۰ ۱۲۰٫۱ Gillessen, S.; Eisenhauer, F.; Trippe, S.; et al. (2009). "Monitoring Stellar Orbits around the Massive Black Hole in the Galactic Center". The Astrophysical Journal. 692 (2): 1075. arXiv:0810.4674. Bibcode:2009ApJ...692.1075G. doi:10.1088/0004-637X/692/2/1075.
  121. ۱۲۱٫۰ ۱۲۱٫۱ Ghez, A. M.; Klein, B. L.; Morris, M.; et al. (1998). "High Proper‐Motion Stars in the Vicinity of Sagittarius A*: Evidence for a Supermassive Black Hole at the Center of Our Galaxy". The Astrophysical Journal. 509 (2): 678. arXiv:astro-ph/9807210. Bibcode:1998ApJ...509..678G. doi:10.1086/306528.
  122. ۱۲۲٫۰ ۱۲۲٫۱ Bozza, Valerio (۲۰۰۹). "Gravitational Lensing by Black Holes". arXiv:۰۹۱۱٫۲۱۸۷ [gr-qc].
  123. Preparata, Giuliano (1995). QED Coherence in Matter. Princeton paperbacks. World Scientific Pub Co Inc. p. ۱۴۵. ISBN 9810222491.
  124. Kovacs, Z.; Cheng, K. S.; Harko, T. (2009). "Can stellar mass black holes be quark stars?". Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. ۴۰۰ (۳): ۱۶۳۲–۱۶۴۲. arXiv:0908.2672. Bibcode:2009MNRAS.400.1632K. doi:10.1111/j.1365-2966.2009.15571.x.
  125. Kusenko, A. (۲۰۰۶). "Properties and signatures of supersymmetric Q-balls". arXiv:hep-ph/0612159 [hep-ph].
  126. Hansson, J.; Sandin, F. (2005). "Preon stars: a new class of cosmic compact objects". Physics Letters B. ۶۱۶ (۱–۲): ۱. arXiv:astro-ph/0410417. Bibcode:2005PhLB..616....1H. doi:10.1016/j.physletb.2005.04.034.
  127. Kiefer, C. (2006). "Quantum gravity: general introduction and recent developments". Annalen der Physik. ۱۵ (۱–۲): ۱۲۹. arXiv:gr-qc/0508120. Bibcode:2006AnP...518..129K. doi:10.1002/andp.200510175.
  128. Skenderis, K.; Taylor, M. (2008). "The fuzzball proposal for black holes". Physics Reports. ۴۶۷ (۴–۵): ۱۱۷. arXiv:0804.0552. Bibcode:2008PhR...467..117S. doi:10.1016/j.physrep.2008.08.001.
  129. Hawking, S. W. (1971). "Gravitational Radiation from Colliding Black Holes". Physical Review Letters. ۲۶ (۲۱): ۱۳۴۴–۱۳۴۶. Bibcode:1971PhRvL..26.1344H. doi:10.1103/PhysRevLett.26.1344.
  130. ۱۳۰٫۰ ۱۳۰٫۱ Wald, R. M. (2001). "The Thermodynamics of Black Holes". Living Reviews in Relativity. ۴ (۶). arXiv:gr-qc/9912119. Bibcode:1999gr.qc....12119W. Retrieved ۲۰۱۱–۰۲–۱۰. Check date values in: |accessdate= (help)
  131. 't Hooft, G. (2001). "The Holographic Principle". In Zichichi, A. Basics and highlights in fundamental physics. Subnuclear series. ۳۷. World Scientific. arXiv:hep-th/0003004. ISBN 9789810245368.
  132. Strominger, A.; Vafa, C. (1996). "Microscopic origin of the Bekenstein-Hawking entropy". Physics Letters B. ۳۷۹ (۱–۴): ۹۹. arXiv:hep-th/9601029. Bibcode:1996PhLB..379...99S. doi:10.1016/0370-2693(96)00345-0.
  133. Carlip, S. (2009). "Black Hole Thermodynamics and Statistical Mechanics". Lecture Notes in Physics. ۷۶۹: ۸۹. arXiv:0807.4520. doi:10.1007/978-3-540-88460-6_3.
  134. Hawking, S. W. "Does God Play Dice?". www.hawking.org.uk. Retrieved ۲۰۰۹–۰۳–۱۴. Check date values in: |accessdate= (help)
  135. HubbleSite: "How many black holes are there?"
  136. Poplawski, N. J. (2010). "Radial motion into an Einstein-Rosen bridge". Physics Letters B. ۶۸۷: ۱۱۰. Bibcode:2010PhLB..687..110P. doi:10.1016/j.physletb.2010.03.029.
  137. Indiana University Newsroom: "Our universe at home within a larger universe? So suggests IU theoretical physicist's wormhole research"
  138. National Geographic Daily News: "Every Black Hole Contains Another Universe?"
  139. Science Now: "Does Our Universe Live Inside a Wormhole?"
  140. Space.com: "Our Universe Was Born in a Black Hole, Theory Says"
  141. National Geographic Daily News: "Top Ten Discoveries of 2010: Nat Geo News's Most Popular"
  142. Science Now: "Top 10 ScienceNOWs of 2010"
  143. Smolin, L. (1992). "Did the Universe evolve?". Classical and Quantum Gravity. ۹: ۱۷۳. doi:10.1088/0264-9381/9/1/016.
  144. New Scientist, Vol. 207, No. 2770, p. 9 (2010): "Every black hole may hold a hidden universe"
  145. Washington Post: "Cosmologist's theory about black holes puts a new spin on the universe"
  146. Poplawski, N. J. (2010). "Cosmology with torsion: An alternative to cosmic inflation". Physics Letters B. ۶۹۴: ۱۸۱. doi:10.1016/j.physletb.2010.09.056.
  147. Popular Science: "Are We Living Inside a Black Hole?"
  148. National Post: "We may exist inside a black hole, scientist says"
  149. Telegraph: "A universe could exist 'inside every black hole,' claims scientist"
  150. Pathria, R. K. (1972). "The Universe as a Black Hole". Nature. ۲۴۰ (۵۳۷۹): ۲۹۸. doi:10.1038/240298a0.
  151. Wolfson, Richard (2002). Simply Einstein: relativity demystified. W. W. Norton & Company. p. ۲۶۱. ISBN 0-393-05154-4.
  152. "Frontiers And Controversies In Astrophysics Transcript 9". Yale University. Retrieved April 26, 2011.
  153. "Frontiers And Controversies In Astrophysics Transcript 9". Yale University. Retrieved April 26, 2011.

Blackness of space with black marked as center of donut of orange and red gases
The supermassive black hole at the core of supergiant elliptical galaxy Messier 87, with a mass ~7 billion times the Sun's,[1] as depicted in the first image released by the Event Horizon Telescope (10 April 2019).[2][3][4][5] Visible are the crescent-shaped emission ring and central shadow, which are gravitationally magnified views of the black hole's photon ring and the photon capture zone of its event horizon. The crescent shape arises from the black hole's rotation and relativistic beaming; the shadow is about 2.6 times the diameter of the event horizon.[3]

A black hole is a region of spacetime exhibiting gravitational acceleration so strong that nothing—no particles or even electromagnetic radiation such as light—can escape from it.[6] The theory of general relativity predicts that a sufficiently compact mass can deform spacetime to form a black hole.[7][8] The boundary of the region from which no escape is possible is called the event horizon. Although the event horizon has an enormous effect on the fate and circumstances of an object crossing it, no locally detectable features appear to be observed.[9] In many ways, a black hole acts like an ideal black body, as it reflects no light.[10][11] Moreover, quantum field theory in curved spacetime predicts that event horizons emit Hawking radiation, with the same spectrum as a black body of a temperature inversely proportional to its mass. This temperature is on the order of billionths of a kelvin for black holes of stellar mass, making it essentially impossible to observe.

Objects whose gravitational fields are too strong for light to escape were first considered in the 18th century by John Michell and Pierre-Simon Laplace.[12] The first modern solution of general relativity that would characterize a black hole was found by Karl Schwarzschild in 1916, although its interpretation as a region of space from which nothing can escape was first published by David Finkelstein in 1958. Black holes were long considered a mathematical curiosity; it was during the 1960s that theoretical work showed they were a generic prediction of general relativity. The discovery of neutron stars by Jocelyn Bell Burnell in 1967 sparked interest in gravitationally collapsed compact objects as a possible astrophysical reality.

Black holes of stellar mass are expected to form when very massive stars collapse at the end of their life cycle. After a black hole has formed, it can continue to grow by absorbing mass from its surroundings. By absorbing other stars and merging with other black holes, supermassive black holes of millions of solar masses (M) may form. There is general consensus that supermassive black holes exist in the centers of most galaxies.

The presence of a black hole can be inferred through its interaction with other matter and with electromagnetic radiation such as visible light. Matter that falls onto a black hole can form an external accretion disk heated by friction, forming some of the brightest objects in the universe. If there are other stars orbiting a black hole, their orbits can be used to determine the black hole's mass and location. Such observations can be used to exclude possible alternatives such as neutron stars. In this way, astronomers have identified numerous stellar black hole candidates in binary systems, and established that the radio source known as Sagittarius A*, at the core of the Milky Way galaxy, contains a supermassive black hole of about 4.3 million solar masses.

On 11 February 2016, the LIGO collaboration announced the first direct detection of gravitational waves, which also represented the first observation of a black hole merger.[13] As of December 2018, eleven gravitational wave events have been observed that originated from ten merging black holes (along with one binary neutron star merger).[14][15] On 10 April 2019, the first ever direct image of a black hole and its vicinity was published, following observations made by the Event Horizon Telescope in 2017 of the supermassive black hole in Messier 87's galactic centre.[3][16][17]

Schwarzschild black hole
Simulation of gravitational lensing by a black hole, which distorts the image of a galaxy in the background
Gas cloud being ripped apart by black hole at the centre of the Milky Way (observations from 2006, 2010 and 2013 are shown in blue, green and red, respectively).[18]

History

A simulated view of a black hole in front of the Large Magellanic Cloud. Note the gravitational lensing effect, which produces two enlarged but highly distorted views of the Cloud. Across the top, the Milky Way disk appears distorted into an arc.

The idea of a body so massive that even light could not escape was briefly proposed by astronomical pioneer and English clergyman John Michell in a letter published in November 1784. Michell's simplistic calculations assumed that such a body might have the same density as the Sun, and concluded that such a body would form when a star's diameter exceeds the Sun's by a factor of 500, and the surface escape velocity exceeds the usual speed of light. Michell correctly noted that such supermassive but non-radiating bodies might be detectable through their gravitational effects on nearby visible bodies.[19][12][20] Scholars of the time were initially excited by the proposal that giant but invisible stars might be hiding in plain view, but enthusiasm dampened when the wavelike nature of light became apparent in the early nineteenth century.[21]

If light were a wave rather than a "corpuscle", it is unclear what, if any, influence gravity would have on escaping light waves.[12][20] Modern relativity discredits Michell's notion of a light ray shooting directly from the surface of a supermassive star, being slowed down by the star's gravity, stopping, and then free-falling back to the star's surface.[22]

General relativity

In 1915, Albert Einstein developed his theory of general relativity, having earlier shown that gravity does influence light's motion. Only a few months later, Karl Schwarzschild found a solution to the Einstein field equations, which describes the gravitational field of a point mass and a spherical mass.[23] A few months after Schwarzschild, Johannes Droste, a student of Hendrik Lorentz, independently gave the same solution for the point mass and wrote more extensively about its properties.[24][25] This solution had a peculiar behaviour at what is now called the Schwarzschild radius, where it became singular, meaning that some of the terms in the Einstein equations became infinite. The nature of this surface was not quite understood at the time. In 1924, Arthur Eddington showed that the singularity disappeared after a change of coordinates (see Eddington–Finkelstein coordinates), although it took until 1933 for Georges Lemaître to realize that this meant the singularity at the Schwarzschild radius was a non-physical coordinate singularity.[26] Arthur Eddington did however comment on the possibility of a star with mass compressed to the Schwarzschild radius in a 1926 book, noting that Einstein's theory allows us to rule out overly large densities for visible stars like Betelgeuse because "a star of 250 million km radius could not possibly have so high a density as the sun. Firstly, the force of gravitation would be so great that light would be unable to escape from it, the rays falling back to the star like a stone to the earth. Secondly, the red shift of the spectral lines would be so great that the spectrum would be shifted out of existence. Thirdly, the mass would produce so much curvature of the space-time metric that space would close up around the star, leaving us outside (i.e., nowhere)."[27][28]

In 1931, Subrahmanyan Chandrasekhar calculated, using special relativity, that a non-rotating body of electron-degenerate matter above a certain limiting mass (now called the Chandrasekhar limit at 1.4 M) has no stable solutions.[29] His arguments were opposed by many of his contemporaries like Eddington and Lev Landau, who argued that some yet unknown mechanism would stop the collapse.[30] They were partly correct: a white dwarf slightly more massive than the Chandrasekhar limit will collapse into a neutron star,[31] which is itself stable. But in 1939, Robert Oppenheimer and others predicted that neutron stars above another limit (the Tolman–Oppenheimer–Volkoff limit) would collapse further for the reasons presented by Chandrasekhar, and concluded that no law of physics was likely to intervene and stop at least some stars from collapsing to black holes.[32] Their original calculations, based on the Pauli exclusion principle, gave it as 0.7 M; subsequent consideration of strong force-mediated neutron-neutron repulsion raised the estimate to approximately 1.5 M to 3.0 M.[33] Observations of the neutron star merger GW170817, which is thought to have generated a black hole shortly afterward, have refined the TOV limit estimate to ~2.17 M.[34][35][36][37][38]

Oppenheimer and his co-authors interpreted the singularity at the boundary of the Schwarzschild radius as indicating that this was the boundary of a bubble in which time stopped. This is a valid point of view for external observers, but not for infalling observers. Because of this property, the collapsed stars were called "frozen stars", because an outside observer would see the surface of the star frozen in time at the instant where its collapse takes it to the Schwarzschild radius.[39]

Golden age

In 1958, David Finkelstein identified the Schwarzschild surface as an event horizon, "a perfect unidirectional membrane: causal influences can cross it in only one direction".[40] This did not strictly contradict Oppenheimer's results, but extended them to include the point of view of infalling observers. Finkelstein's solution extended the Schwarzschild solution for the future of observers falling into a black hole. A complete extension had already been found by Martin Kruskal, who was urged to publish it.[41]

These results came at the beginning of the golden age of general relativity, which was marked by general relativity and black holes becoming mainstream subjects of research. This process was helped by the discovery of pulsars by Jocelyn Bell Burnell in 1967,[42][43] which, by 1969, were shown to be rapidly rotating neutron stars.[44] Until that time, neutron stars, like black holes, were regarded as just theoretical curiosities; but the discovery of pulsars showed their physical relevance and spurred a further interest in all types of compact objects that might be formed by gravitational collapse.[citation needed]

In this period more general black hole solutions were found. In 1963, Roy Kerr found the exact solution for a rotating black hole. Two years later, Ezra Newman found the axisymmetric solution for a black hole that is both rotating and electrically charged.[45] Through the work of Werner Israel,[46] Brandon Carter,[47][48] and David Robinson[49] the no-hair theorem emerged, stating that a stationary black hole solution is completely described by the three parameters of the Kerr–Newman metric: mass, angular momentum, and electric charge.[50]

At first, it was suspected that the strange features of the black hole solutions were pathological artifacts from the symmetry conditions imposed, and that the singularities would not appear in generic situations. This view was held in particular by Vladimir Belinsky, Isaak Khalatnikov, and Evgeny Lifshitz, who tried to prove that no singularities appear in generic solutions. However, in the late 1960s Roger Penrose[51] and Stephen Hawking used global techniques to prove that singularities appear generically.[52]

Work by James Bardeen, Jacob Bekenstein, Carter, and Hawking in the early 1970s led to the formulation of black hole thermodynamics.[53] These laws describe the behaviour of a black hole in close analogy to the laws of thermodynamics by relating mass to energy, area to entropy, and surface gravity to temperature. The analogy was completed when Hawking, in 1974, showed that quantum field theory predicts that black holes should radiate like a black body with a temperature proportional to the surface gravity of the black hole.[54]

Etymology

John Michell used the term "dark star",[55] and in the early 20th century, physicists used the term "gravitationally collapsed object". Science writer Marcia Bartusiak traces the term "black hole" to physicist Robert H. Dicke, who in the early 1960s reportedly compared the phenomenon to the Black Hole of Calcutta, notorious as a prison where people entered but never left alive.[56]

The term "black hole" was used in print by Life and Science News magazines in 1963,[56] and by science journalist Ann Ewing in her article "'Black Holes' in Space", dated 18 January 1964, which was a report on a meeting of the American Association for the Advancement of Science held in Cleveland, Ohio.[57][58]

In December 1967, a student reportedly suggested the phrase "black hole" at a lecture by John Wheeler;[57] Wheeler adopted the term for its brevity and "advertising value", and it quickly caught on,[59] leading some to credit Wheeler with coining the phrase.[60]

Properties and structure

A simple illustration of a non-spinning black hole

The no-hair conjecture postulates that, once it achieves a stable condition after formation, a black hole has only three independent physical properties: mass, charge, and angular momentum; the black hole is otherwise featureless. If the conjecture is true, any two black holes that share the same values for these properties, or parameters, are indistinguishable from one another. The degree to which the conjecture is true for real black holes under the laws of modern physics, is currently an unsolved problem.[50]

These properties are special because they are visible from outside a black hole. For example, a charged black hole repels other like charges just like any other charged object. Similarly, the total mass inside a sphere containing a black hole can be found by using the gravitational analog of Gauss's law, the ADM mass, far away from the black hole.[61][clarification needed] Likewise, the angular momentum can be measured from far away using frame dragging by the gravitomagnetic field.[clarification needed]

When an object falls into a black hole, any information about the shape of the object or distribution of charge on it is evenly distributed along the horizon of the black hole, and is lost to outside observers. The behavior of the horizon in this situation is a dissipative system that is closely analogous to that of a conductive stretchy membrane with friction and electrical resistance—the membrane paradigm.[62] This is different from other field theories such as electromagnetism, which do not have any friction or resistivity at the microscopic level, because they are time-reversible. Because a black hole eventually achieves a stable state with only three parameters, there is no way to avoid losing information about the initial conditions: the gravitational and electric fields of a black hole give very little information about what went in. The information that is lost includes every quantity that cannot be measured far away from the black hole horizon, including approximately conserved quantum numbers such as the total baryon number and lepton number. This behavior is so puzzling that it has been called the black hole information loss paradox.[63][64]

Gravitational time dilation around a black hole

Physical properties

The simplest static black holes have mass but neither electric charge nor angular momentum. These black holes are often referred to as Schwarzschild black holes after Karl Schwarzschild who discovered this solution in 1916.[23] According to Birkhoff's theorem, it is the only vacuum solution that is spherically symmetric.[65] This means that there is no observable difference between the gravitational field of such a black hole and that of any other spherical object of the same mass. The popular notion of a black hole "sucking in everything" in its surroundings is therefore only correct near a black hole's horizon; far away, the external gravitational field is identical to that of any other body of the same mass.[66]

Solutions describing more general black holes also exist. Non-rotating charged black holes are described by the Reissner–Nordström metric, while the Kerr metric describes a non-charged rotating black hole. The most general stationary black hole solution known is the Kerr–Newman metric, which describes a black hole with both charge and angular momentum.[67]

While the mass of a black hole can take any positive value, the charge and angular momentum are constrained by the mass. In Planck units, the total electric charge Q and the total angular momentum J are expected to satisfy

for a black hole of mass M. Black holes with the minimum possible mass satisfying this inequality are called extremal. Solutions of Einstein's equations that violate this inequality exist, but they do not possess an event horizon. These solutions have so-called naked singularities that can be observed from the outside, and hence are deemed unphysical. The cosmic censorship hypothesis rules out the formation of such singularities, when they are created through the gravitational collapse of realistic matter.[7] This is supported by numerical simulations.[68]

Due to the relatively large strength of the electromagnetic force, black holes forming from the collapse of stars are expected to retain the nearly neutral charge of the star. Rotation, however, is expected to be a universal feature of compact astrophysical objects. The black-hole candidate binary X-ray source GRS 1915+105[69] appears to have an angular momentum near the maximum allowed value. That uncharged limit is[70]

allowing definition of a dimensionless spin parameter such that[70]

[70][Note 1]
Black hole classifications
Class Approx.
mass
Approx.
radius
Supermassive black hole 105–1010 MSun 0.001–400 AU
Intermediate-mass black hole 103 MSun 103 km ≈ REarth
Stellar black hole 10 MSun 30 km
Micro black hole up to MMoon up to 0.1 mm

Black holes are commonly classified according to their mass, independent of angular momentum, J. The size of a black hole, as determined by the radius of the event horizon, or Schwarzschild radius, is proportional to the mass, M, through

where rs is the Schwarzschild radius and MSun is the mass of the Sun.[72] For a black hole with nonzero spin and/or electric charge, the radius is smaller,[Note 2] until an extremal black hole could have an event horizon close to[73]

Event horizon

Far away from the black hole, a particle can move in any direction, as illustrated by the set of arrows. It is only restricted by the speed of light.
Closer to the black hole, spacetime starts to deform. There are more paths going towards the black hole than paths moving away.[Note 3]
Inside of the event horizon, all paths bring the particle closer to the center of the black hole. It is no longer possible for the particle to escape.

The defining feature of a black hole is the appearance of an event horizon—a boundary in spacetime through which matter and light can only pass inward towards the mass of the black hole. Nothing, not even light, can escape from inside the event horizon. The event horizon is referred to as such because if an event occurs within the boundary, information from that event cannot reach an outside observer, making it impossible to determine if such an event occurred.[75]

As predicted by general relativity, the presence of a mass deforms spacetime in such a way that the paths taken by particles bend towards the mass.[76] At the event horizon of a black hole, this deformation becomes so strong that there are no paths that lead away from the black hole.[77]

To a distant observer, clocks near a black hole would appear to tick more slowly than those further away from the black hole.[78] Due to this effect, known as gravitational time dilation, an object falling into a black hole appears to slow as it approaches the event horizon, taking an infinite time to reach it.[79] At the same time, all processes on this object slow down, from the view point of a fixed outside observer, causing any light emitted by the object to appear redder and dimmer, an effect known as gravitational redshift.[80] Eventually, the falling object fades away until it can no longer be seen. Typically this process happens very rapidly with an object disappearing from view within less than a second.[81]

On the other hand, indestructible observers falling into a black hole do not notice any of these effects as they cross the event horizon. According to their own clocks, which appear to them to tick normally, they cross the event horizon after a finite time without noting any singular behaviour; in classical general relativity, it is impossible to determine the location of the event horizon from local observations, due to Einstein's equivalence principle.[82][83]

The shape of the event horizon of a black hole is always approximately spherical.[Note 4][86] For non-rotating (static) black holes the geometry of the event horizon is precisely spherical, while for rotating black holes the event horizon is oblate.[87]

Singularity

At the center of a black hole, as described by general relativity, may lie a gravitational singularity, a region where the spacetime curvature becomes infinite.[88] For a non-rotating black hole, this region takes the shape of a single point and for a rotating black hole, it is smeared out to form a ring singularity that lies in the plane of rotation.[89] In both cases, the singular region has zero volume. It can also be shown that the singular region contains all the mass of the black hole solution.[90] The singular region can thus be thought of as having infinite density.[91]

Observers falling into a Schwarzschild black hole (i.e., non-rotating and not charged) cannot avoid being carried into the singularity, once they cross the event horizon. They can prolong the experience by accelerating away to slow their descent, but only up to a limit.[92] When they reach the singularity, they are crushed to infinite density and their mass is added to the total of the black hole. Before that happens, they will have been torn apart by the growing tidal forces in a process sometimes referred to as spaghettification or the "noodle effect".[93]

In the case of a charged (Reissner–Nordström) or rotating (Kerr) black hole, it is possible to avoid the singularity. Extending these solutions as far as possible reveals the hypothetical possibility of exiting the black hole into a different spacetime with the black hole acting as a wormhole.[94] The possibility of traveling to another universe is, however, only theoretical since any perturbation would destroy this possibility.[95] It also appears to be possible to follow closed timelike curves (returning to one's own past) around the Kerr singularity, which leads to problems with causality like the grandfather paradox.[96] It is expected that none of these peculiar effects would survive in a proper quantum treatment of rotating and charged black holes.[97]

The appearance of singularities in general relativity is commonly perceived as signaling the breakdown of the theory.[98] This breakdown, however, is expected; it occurs in a situation where quantum effects should describe these actions, due to the extremely high density and therefore particle interactions. To date, it has not been possible to combine quantum and gravitational effects into a single theory, although there exist attempts to formulate such a theory of quantum gravity. It is generally expected that such a theory will not feature any singularities.[99][100]

Photon sphere

The photon sphere is a spherical boundary of zero thickness in which photons that move on tangents to that sphere would be trapped in a circular orbit about the black hole. For non-rotating black holes, the photon sphere has a radius 1.5 times the Schwarzschild radius. Their orbits would be dynamically unstable, hence any small perturbation, such as a particle of infalling matter, would cause an instability that would grow over time, either setting the photon on an outward trajectory causing it to escape the black hole, or on an inward spiral where it would eventually cross the event horizon.[101]

While light can still escape from the photon sphere, any light that crosses the photon sphere on an inbound trajectory will be captured by the black hole. Hence any light that reaches an outside observer from the photon sphere must have been emitted by objects between the photon sphere and the event horizon.[101]

Ergosphere

The ergosphere is a pumpkin-shaped region outside of the event horizon, where objects cannot remain stationary.[102]

Rotating black holes are surrounded by a region of spacetime in which it is impossible to stand still, called the ergosphere. This is the result of a process known as frame-dragging; general relativity predicts that any rotating mass will tend to slightly "drag" along the spacetime immediately surrounding it. Any object near the rotating mass will tend to start moving in the direction of rotation. For a rotating black hole, this effect is so strong near the event horizon that an object would have to move faster than the speed of light in the opposite direction to just stand still.[103]

The ergosphere of a black hole is a volume whose inner boundary is the black hole's oblate spheroid event horizon and a pumpkin-shaped outer boundary, which coincides with the event horizon at the poles but noticeably wider around the equator. The outer boundary is sometimes called the ergosurface.[102]

Objects and radiation can escape normally from the ergosphere. Through the Penrose process, objects can emerge from the ergosphere with more energy than they entered. This energy is taken from the rotational energy of the black hole causing the latter to slow.[104] A variation of the Penrose process in the presence of strong magnetic fields, the Blandford–Znajek process is considered a likely mechanism for the enormous luminosity and relativistic jets of quasars and other active galactic nuclei.

Innermost stable circular orbit (ISCO)

In Newtonian gravity, test particles can stably orbit at arbitrary distances from a central object. In general relativity, however, there exists an innermost stable circular orbit (often called the ISCO), inside of which, any infinitesimal perturbations to a circular orbit will lead to inspiral into the black hole.[105] The location of the ISCO depends on the spin of the black hole, in the case of a Schwarzschild black hole (spin zero) is:

and decreases with increasing black hole spin for particles orbiting in the same direction as the spin.[106]

Formation and evolution

Given the bizarre character of black holes, it was long questioned whether such objects could actually exist in nature or whether they were merely pathological solutions to Einstein's equations. Einstein himself wrongly thought that black holes would not form, because he held that the angular momentum of collapsing particles would stabilize their motion at some radius.[107] This led the general relativity community to dismiss all results to the contrary for many years. However, a minority of relativists continued to contend that black holes were physical objects,[108] and by the end of the 1960s, they had persuaded the majority of researchers in the field that there is no obstacle to the formation of an event horizon.[citation needed]

Simulation of two black holes colliding

Penrose demonstrated that once an event horizon forms, general relativity without quantum mechanics requires that a singularity will form within.[51] Shortly afterwards, Hawking showed that many cosmological solutions that describe the Big Bang have singularities without scalar fields or other exotic matter (see "Penrose–Hawking singularity theorems").[clarification needed] The Kerr solution, the no-hair theorem, and the laws of black hole thermodynamics showed that the physical properties of black holes were simple and comprehensible, making them respectable subjects for research.[109] Conventional black holes are formed by gravitational collapse of heavy objects such as stars, but they can also in theory be formed by other processes.[110][111]

Gravitational collapse

Gravitational collapse occurs when an object's internal pressure is insufficient to resist the object's own gravity. For stars this usually occurs either because a star has too little "fuel" left to maintain its temperature through stellar nucleosynthesis, or because a star that would have been stable receives extra matter in a way that does not raise its core temperature. In either case the star's temperature is no longer high enough to prevent it from collapsing under its own weight.[112] The collapse may be stopped by the degeneracy pressure of the star's constituents, allowing the condensation of matter into an exotic denser state. The result is one of the various types of compact star. Which type forms depends on the mass of the remnant of the original star left after the outer layers have been blown away. Such explosions and pulsations lead to planetary nebula.[113] This mass can be substantially less than the original star. Remnants exceeding 5 M are produced by stars that were over 20 M before the collapse.[112]

If the mass of the remnant exceeds about 3–4 M (the Tolman–Oppenheimer–Volkoff limit[32]), either because the original star was very heavy or because the remnant collected additional mass through accretion of matter, even the degeneracy pressure of neutrons is insufficient to stop the collapse. No known mechanism (except possibly quark degeneracy pressure, see quark star) is powerful enough to stop the implosion and the object will inevitably collapse to form a black hole.[112]

Artist's impression of supermassive black hole seed[114]

The gravitational collapse of heavy stars is assumed to be responsible for the formation of stellar mass black holes. Star formation in the early universe may have resulted in very massive stars, which upon their collapse would have produced black holes of up to 103 M. These black holes could be the seeds of the supermassive black holes found in the centers of most galaxies.[115] It has further been suggested that supermassive black holes with typical masses of ~105 M could have formed from the direct collapse of gas clouds in the young universe.[110] Some candidates for such objects have been found in observations of the young universe.[110]

While most of the energy released during gravitational collapse is emitted very quickly, an outside observer does not actually see the end of this process. Even though the collapse takes a finite amount of time from the reference frame of infalling matter, a distant observer would see the infalling material slow and halt just above the event horizon, due to gravitational time dilation. Light from the collapsing material takes longer and longer to reach the observer, with the light emitted just before the event horizon forms delayed an infinite amount of time. Thus the external observer never sees the formation of the event horizon; instead, the collapsing material seems to become dimmer and increasingly red-shifted, eventually fading away.[116]

Primordial black holes and the Big Bang

Gravitational collapse requires great density. In the current epoch of the universe these high densities are only found in stars, but in the early universe shortly after the Big Bang densities were much greater, possibly allowing for the creation of black holes. High density alone is not enough to allow black hole formation since a uniform mass distribution will not allow the mass to bunch up. In order for primordial black holes to have formed in such a dense medium, there must have been initial density perturbations that could then grow under their own gravity. Different models for the early universe vary widely in their predictions of the scale of these fluctuations. Various models predict the creation of primordial black holes ranging in size from a Planck mass to hundreds of thousands of solar masses.[111]

Despite the early universe being extremely dense—far denser than is usually required to form a black hole—it did not re-collapse into a black hole during the Big Bang. Models for gravitational collapse of objects of relatively constant size, such as stars, do not necessarily apply in the same way to rapidly expanding space such as the Big Bang.[117]

High-energy collisions

A simulated event in the CMS detector: a collision in which a micro black hole may be created

Gravitational collapse is not the only process that could create black holes. In principle, black holes could be formed in high-energy collisions that achieve sufficient density. As of 2002, no such events have been detected, either directly or indirectly as a deficiency of the mass balance in particle accelerator experiments.[118] This suggests that there must be a lower limit for the mass of black holes. Theoretically, this boundary is expected to lie around the Planck mass (mP=ħ c/G1.2×1019 GeV/c22.2×10−8 kg), where quantum effects are expected to invalidate the predictions of general relativity.[119] This would put the creation of black holes firmly out of reach of any high-energy process occurring on or near the Earth. However, certain developments in quantum gravity suggest that the Planck mass could be much lower: some braneworld scenarios for example put the boundary as low as 1 TeV/c2.[120] This would make it conceivable for micro black holes to be created in the high-energy collisions that occur when cosmic rays hit the Earth's atmosphere, or possibly in the Large Hadron Collider at CERN. These theories are very speculative, and the creation of black holes in these processes is deemed unlikely by many specialists.[121] Even if micro black holes could be formed, it is expected that they would evaporate in about 10−25 seconds, posing no threat to the Earth.[122]

Growth

Once a black hole has formed, it can continue to grow by absorbing additional matter. Any black hole will continually absorb gas and interstellar dust from its surroundings. This is the primary process through which supermassive black holes seem to have grown.[115] A similar process has been suggested for the formation of intermediate-mass black holes found in globular clusters.[123] Black holes can also merge with other objects such as stars or even other black holes. This is thought to have been important, especially in the early growth of supermassive black holes, which could have formed from the aggregation of many smaller objects.[115] The process has also been proposed as the origin of some intermediate-mass black holes.[124][125]

Evaporation

In 1974, Hawking predicted that black holes are not entirely black but emit small amounts of thermal radiation at a temperature ℏ c3/(8 π G M kB);[54] this effect has become known as Hawking radiation. By applying quantum field theory to a static black hole background, he determined that a black hole should emit particles that display a perfect black body spectrum. Since Hawking's publication, many others have verified the result through various approaches.[126] If Hawking's theory of black hole radiation is correct, then black holes are expected to shrink and evaporate over time as they lose mass by the emission of photons and other particles.[54] The temperature of this thermal spectrum (Hawking temperature) is proportional to the surface gravity of the black hole, which, for a Schwarzschild black hole, is inversely proportional to the mass. Hence, large black holes emit less radiation than small black holes.[127]

A stellar black hole of 1 M has a Hawking temperature of 62 nanokelvins.[128] This is far less than the 2.7 K temperature of the cosmic microwave background radiation. Stellar-mass or larger black holes receive more mass from the cosmic microwave background than they emit through Hawking radiation and thus will grow instead of shrinking.[129] To have a Hawking temperature larger than 2.7 K (and be able to evaporate), a black hole would need a mass less than the Moon. Such a black hole would have a diameter of less than a tenth of a millimeter.[130]

If a black hole is very small, the radiation effects are expected to become very strong. A black hole with the mass of a car would have a diameter of about 10−24 m and take a nanosecond to evaporate, during which time it would briefly have a luminosity of more than 200 times that of the Sun. Lower-mass black holes are expected to evaporate even faster; for example, a black hole of mass 1 TeV/c2 would take less than 10−88 seconds to evaporate completely. For such a small black hole, quantum gravitation effects are expected to play an important role and could hypothetically make such a small black hole stable, although current developments in quantum gravity do not indicate this is the case.[131][132]

The Hawking radiation for an astrophysical black hole is predicted to be very weak and would thus be exceedingly difficult to detect from Earth. A possible exception, however, is the burst of gamma rays emitted in the last stage of the evaporation of primordial black holes. Searches for such flashes have proven unsuccessful and provide stringent limits on the possibility of existence of low mass primordial black holes.[133] NASA's Fermi Gamma-ray Space Telescope launched in 2008 will continue the search for these flashes.[134]

If black holes evaporate via Hawking radiation, a solar mass black hole will evaporate (beginning once the temperature of the cosmic microwave background drops below that of the black hole) over a period of 1064 years.[135] A supermassive black hole with a mass of 1011 (100 billion) M will evaporate in around 2×10100 years.[136] Some monster black holes in the universe are predicted to continue to grow up to perhaps 1014 M during the collapse of superclusters of galaxies. Even these would evaporate over a timescale of up to 10106 years.[135]

Observational evidence

Messier 87 galaxy – home of the first imaged black hole

By their very nature, black holes do not directly emit any electromagnetic radiation other than the hypothetical Hawking radiation, so astrophysicists searching for black holes must generally rely on indirect observations. For example, a black hole's existence can sometimes be inferred by observing its gravitational interactions with its surroundings.[137]

On 10 April 2019 an image was released of a black hole, which is seen in magnified fashion because the light paths near the event horizon are highly bent. The dark shadow in the middle results from light paths absorbed by the black hole. The image is in false color, as the detected light halo in this image is not in the visible spectrum, but radio waves.

This artist's impression depicts the paths of photons in the vicinity of a black hole. The gravitational bending and capture of light by the event horizon is the cause of the shadow captured by the Event Horizon Telescope.

The Event Horizon Telescope (EHT), run by MIT's Haystack Observatory, is an active program that directly observes the immediate environment of the event horizon of black holes, such as the black hole at the centre of the Milky Way. In April 2017, EHT began observation of the black hole in the center of Messier 87.[138] "In all, eight radio observatories on six mountains and four continents observed the galaxy in Virgo on and off for 10 days in April 2017" to provide the data yielding the image two years later in April 2019.[139] After 2 years of data processing, EHT released the first direct image of a black hole, specifically the supermassive black hole that lies in the center of the aforementioned galaxy.[140][141] What is visible is not the black hole, which shows as black; gases at the edge, the event horizon, show as orange or red, defining the black hole.[142] Astrophysicist Feryal Özel, team member, commented about this image and the theory of general relativity: Just because this first image upholds general relativity "doesn’t mean general relativity is completely fine,”.[142]

Prior to this, in 2015, the EHT detected magnetic fields just outside the event horizon of Sagittarius A*, and even discerned some of their properties. The existence of magnetic fields had been predicted by theoretical studies of black holes.[143][144]

Predicted appearance of non-rotating black hole with toroidal ring of ionised matter, such as has been proposed[145] as a model for Sagittarius A*. The asymmetry is due to the Doppler effect resulting from the enormous orbital speed needed for centrifugal balance of the very strong gravitational attraction of the hole.

Detection of gravitational waves from merging black holes

On 14 September 2015 the LIGO gravitational wave observatory made the first-ever successful direct observation of gravitational waves.[13][146] The signal was consistent with theoretical predictions for the gravitational waves produced by the merger of two black holes: one with about 36 solar masses, and the other around 29 solar masses.[13][147] This observation provides the most concrete evidence for the existence of black holes to date. For instance, the gravitational wave signal suggests that the separation of the two objects prior to the merger was just 350 km (or roughly 4 times the Schwarzschild radius corresponding to the inferred masses). The objects must therefore have been extremely compact, leaving black holes as the most plausible interpretation.[13]

More importantly, the signal observed by LIGO also included the start of the post-merger ringdown, the signal produced as the newly formed compact object settles down to a stationary state. Arguably, the ringdown is the most direct way of observing a black hole.[148] From the LIGO signal it is possible to extract the frequency and damping time of the dominant mode of the ringdown. From these it is possible to infer the mass and angular momentum of the final object, which match independent predictions from numerical simulations of the merger.[149] The frequency and decay time of the dominant mode are determined by the geometry of the photon sphere. Hence, observation of this mode confirms the presence of a photon sphere, however it cannot exclude possible exotic alternatives to black holes that are compact enough to have a photon sphere.[148]

The observation also provides the first observational evidence for the existence of stellar-mass black hole binaries. Furthermore, it is the first observational evidence of stellar-mass black holes weighing 25 solar masses or more.[150]

On 15 June 2016, a second detection of a gravitational wave event from colliding black holes was announced,[151] and other gravitational wave events have since been observed.[15]

Proper motions of stars orbiting Sagittarius A*

The proper motions of stars near the center of our own Milky Way provide strong observational evidence that these stars are orbiting a supermassive black hole.[152] Since 1995, astronomers have tracked the motions of 90 stars orbiting an invisible object coincident with the radio source Sagittarius A*. By fitting their motions to Keplerian orbits, the astronomers were able to infer, in 1998, that a 2.6 million M object must be contained in a volume with a radius of 0.02 light-years to cause the motions of those stars.[153] Since then, one of the stars—called S2—has completed a full orbit. From the orbital data, astronomers were able to refine the calculations of the mass to 4.3 million M and a radius of less than 0.002 light years for the object causing the orbital motion of those stars.[152] The upper limit on the object's size is still too large to test whether it is smaller than its Schwarzschild radius; nevertheless, these observations strongly suggest that the central object is a supermassive black hole as there are no other plausible scenarios for confining so much invisible mass into such a small volume.[153] Additionally, there is some observational evidence that this object might possess an event horizon, a feature unique to black holes.[154]

Accretion of matter

Black hole with corona, X-ray source (artist's concept).[155]

Due to conservation of angular momentum,[156] gas falling into the gravitational well created by a massive object will typically form a disc-like structure around the object. Artists' impressions such as the accompanying representation of a black hole with corona commonly depict the black hole as if it were a flat-space body hiding the part of the disc just behind it, but in reality gravitational lensing would greatly distort the image of the accretion disk.[157]

Predicted view from outside the horizon of a Schwarzschild black hole lit by a thin accretion disc

Within such a disc, friction would cause angular momentum to be transported outward, allowing matter to fall further inward, thus releasing potential energy and increasing the temperature of the gas.[158]

Blurring of X-rays near black hole (NuSTAR; 12 August 2014).[155]

When the accreting object is a neutron star or a black hole, the gas in the inner accretion disc orbits at very high speeds because of its proximity to the compact object. The resulting friction is so significant that it heats the inner disc to temperatures at which it emits vast amounts of electromagnetic radiation (mainly X-rays). These bright X-ray sources may be detected by telescopes. This process of accretion is one of the most efficient energy-producing processes known; up to 40% of the rest mass of the accreted material can be emitted as radiation.[158] (In nuclear fusion only about 0.7% of the rest mass will be emitted as energy.) In many cases, accretion discs are accompanied by relativistic jets that are emitted along the poles, which carry away much of the energy. The mechanism for the creation of these jets is currently not well understood, in part due to insufficient data.[159]

As such, many of the universe's more energetic phenomena have been attributed to the accretion of matter on black holes. In particular, active galactic nuclei and quasars are believed to be the accretion discs of supermassive black holes.[160] Similarly, X-ray binaries are generally accepted to be binary star systems in which one of the two stars is a compact object accreting matter from its companion.[160] It has also been suggested that some ultraluminous X-ray sources may be the accretion disks of intermediate-mass black holes.[161]

In November 2011 the first direct observation of a quasar accretion disk around a supermassive black hole was reported.[162][163]

X-ray binaries

A computer simulation of a star being consumed by a black hole. The blue dot indicates the location of the black hole.
This animation compares the X-ray 'heartbeats' of GRS 1915 and IGR J17091, two black holes that ingest gas from companion stars.
A Chandra X-Ray Observatory image of Cygnus X-1, which was the first strong black hole candidate discovered

X-ray binaries are binary star systems that emit a majority of their radiation in the X-ray part of the spectrum. These X-ray emissions are generally thought to result when one of the stars (compact object) accretes matter from another (regular) star. The presence of an ordinary star in such a system provides an opportunity for studying the central object and to determine if it might be a black hole.[160]

If such a system emits signals that can be directly traced back to the compact object, it cannot be a black hole. The absence of such a signal does, however, not exclude the possibility that the compact object is a neutron star. By studying the companion star it is often possible to obtain the orbital parameters of the system and to obtain an estimate for the mass of the compact object. If this is much larger than the Tolman–Oppenheimer–Volkoff limit (that is, the maximum mass a neutron star can have before it collapses) then the object cannot be a neutron star and is generally expected to be a black hole.[160]

The first strong candidate for a black hole, Cygnus X-1, was discovered in this way by Charles Thomas Bolton,[164] Louise Webster and Paul Murdin[165] in 1972.[166][167] Some doubt, however, remained due to the uncertainties that result from the companion star being much heavier than the candidate black hole. Currently, better candidates for black holes are found in a class of X-ray binaries called soft X-ray transients. In this class of system, the companion star is of relatively low mass allowing for more accurate estimates of the black hole mass. Moreover, these systems actively emit X-rays for only several months once every 10–50 years. During the period of low X-ray emission (called quiescence), the accretion disc is extremely faint allowing detailed observation of the companion star during this period. One of the best such candidates is V404 Cygni.[160]

Quiescence and advection-dominated accretion flow

The faintness of the accretion disc of an X-ray binary during quiescence is suspected to be caused by the flow of mass entering a mode called an advection-dominated accretion flow (ADAF). In this mode, almost all the energy generated by friction in the disc is swept along with the flow instead of radiated away. If this model is correct, then it forms strong qualitative evidence for the presence of an event horizon,[168] since if the object at the center of the disc had a solid surface, it would emit large amounts of radiation as the highly energetic gas hits the surface,[clarification needed] an effect that is observed for neutron stars in a similar state.[158]

Quasi-periodic oscillations

The X-ray emissions from accretion disks sometimes flicker at certain frequencies. These signals are called quasi-periodic oscillations and are thought to be caused by material moving along the inner edge of the accretion disk (the innermost stable circular orbit). As such their frequency is linked to the mass of the compact object. They can thus be used as an alternative way to determine the mass of candidate black holes.[169]

Galactic nuclei

Magnetic waves, called Alfvén S-waves, flow from the base of black hole jets.

Astronomers use the term "active galaxy" to describe galaxies with unusual characteristics, such as unusual spectral line emission and very strong radio emission. Theoretical and observational studies have shown that the activity in these active galactic nuclei (AGN) may be explained by the presence of supermassive black holes, which can be millions of times more massive than stellar ones. The models of these AGN consist of a central black hole that may be millions or billions of times more massive than the Sun; a disk of gas and dust called an accretion disk; and two jets perpendicular to the accretion disk.[170][171]

Detection of unusually bright X-Ray flare from Sagittarius A*, a black hole in the center of the Milky Way galaxy on 5 January 2015.[172]

Although supermassive black holes are expected to be found in most AGN, only some galaxies' nuclei have been more carefully studied in attempts to both identify and measure the actual masses of the central supermassive black hole candidates. Some of the most notable galaxies with supermassive black hole candidates include the Andromeda Galaxy, M32, M87, NGC 3115, NGC 3377, NGC 4258, NGC 4889, NGC 1277, OJ 287, APM 08279+5255 and the Sombrero Galaxy.[173]

It is now widely accepted that the center of nearly every galaxy, not just active ones, contains a supermassive black hole.[174] The close observational correlation between the mass of this hole and the velocity dispersion of the host galaxy's bulge, known as the M-sigma relation, strongly suggests a connection between the formation of the black hole and the galaxy itself.[175]

Simulation of gas cloud after close approach to the black hole at the centre of the Milky Way.[176]

Microlensing (proposed)

Another way that the black hole nature of an object may be tested in the future is through observation of effects caused by a strong gravitational field in their vicinity. One such effect is gravitational lensing: The deformation of spacetime around a massive object causes light rays to be deflected much as light passing through an optic lens. Observations have been made of weak gravitational lensing, in which light rays are deflected by only a few arcseconds. However, it has never been directly observed for a black hole.[177] One possibility for observing gravitational lensing by a black hole would be to observe stars in orbit around the black hole. There are several candidates for such an observation in orbit around Sagittarius A*.[177]

Alternatives

The evidence for stellar black holes strongly relies on the existence of an upper limit for the mass of a neutron star. The size of this limit heavily depends on the assumptions made about the properties of dense matter. New exotic phases of matter could push up this bound.[160] A phase of free quarks at high density might allow the existence of dense quark stars,[178] and some supersymmetric models predict the existence of Q stars.[179] Some extensions of the standard model posit the existence of preons as fundamental building blocks of quarks and leptons, which could hypothetically form preon stars.[180] These hypothetical models could potentially explain a number of observations of stellar black hole candidates. However, it can be shown from arguments in general relativity that any such object will have a maximum mass.[160]

Since the average density of a black hole inside its Schwarzschild radius is inversely proportional to the square of its mass, supermassive black holes are much less dense than stellar black holes (the average density of a 108 M black hole is comparable to that of water).[160] Consequently, the physics of matter forming a supermassive black hole is much better understood and the possible alternative explanations for supermassive black hole observations are much more mundane. For example, a supermassive black hole could be modelled by a large cluster of very dark objects. However, such alternatives are typically not stable enough to explain the supermassive black hole candidates.[160]

The evidence for the existence of stellar and supermassive black holes implies that in order for black holes to not form, general relativity must fail as a theory of gravity, perhaps due to the onset of quantum mechanical corrections. A much anticipated feature of a theory of quantum gravity is that it will not feature singularities or event horizons and thus black holes would not be real artifacts.[181] For example, in the fuzzball model based on string theory, the individual states of a black hole solution do not generally have an event horizon or singularity, but for a classical/semi-classical observer the statistical average of such states appears just as an ordinary black hole as deduced from general relativity.[182]

A few theoretical objects have been conjectured to match observations of astronomical black hole candidates identically or near-identically, but which function via a different mechanism. These include the gravastar, the black star,[183] and the dark-energy star.[184]

Open questions

Entropy and thermodynamics

S = 1/4 c3k/ A
The formula for the Bekenstein–Hawking entropy (S) of a black hole, which depends on the area of the black hole (A). The constants are the speed of light (c), the Boltzmann constant (k), Newton's constant (G), and the reduced Planck constant (ħ). In Planck units, this reduces to S = A/4.

In 1971, Hawking showed under general conditions[Note 5] that the total area of the event horizons of any collection of classical black holes can never decrease, even if they collide and merge.[185] This result, now known as the second law of black hole mechanics, is remarkably similar to the second law of thermodynamics, which states that the total entropy of an isolated system can never decrease. As with classical objects at absolute zero temperature, it was assumed that black holes had zero entropy. If this were the case, the second law of thermodynamics would be violated by entropy-laden matter entering a black hole, resulting in a decrease of the total entropy of the universe. Therefore, Bekenstein proposed that a black hole should have an entropy, and that it should be proportional to its horizon area.[186]

The link with the laws of thermodynamics was further strengthened by Hawking's discovery that quantum field theory predicts that a black hole radiates blackbody radiation at a constant temperature. This seemingly causes a violation of the second law of black hole mechanics, since the radiation will carry away energy from the black hole causing it to shrink. The radiation, however also carries away entropy, and it can be proven under general assumptions that the sum of the entropy of the matter surrounding a black hole and one quarter of the area of the horizon as measured in Planck units is in fact always increasing. This allows the formulation of the first law of black hole mechanics as an analogue of the first law of thermodynamics, with the mass acting as energy, the surface gravity as temperature and the area as entropy.[186]

One puzzling feature is that the entropy of a black hole scales with its area rather than with its volume, since entropy is normally an extensive quantity that scales linearly with the volume of the system. This odd property led Gerard 't Hooft and Leonard Susskind to propose the holographic principle, which suggests that anything that happens in a volume of spacetime can be described by data on the boundary of that volume.[187]

Although general relativity can be used to perform a semi-classical calculation of black hole entropy, this situation is theoretically unsatisfying. In statistical mechanics, entropy is understood as counting the number of microscopic configurations of a system that have the same macroscopic qualities (such as mass, charge, pressure, etc.). Without a satisfactory theory of quantum gravity, one cannot perform such a computation for black holes. Some progress has been made in various approaches to quantum gravity. In 1995, Andrew Strominger and Cumrun Vafa showed that counting the microstates of a specific supersymmetric black hole in string theory reproduced the Bekenstein–Hawking entropy.[188] Since then, similar results have been reported for different black holes both in string theory and in other approaches to quantum gravity like loop quantum gravity.[189]

Information loss paradox

Question, Web Fundamentals.svg Unsolved problem in physics:
Is physical information lost in black holes?
(more unsolved problems in physics)

Because a black hole has only a few internal parameters, most of the information about the matter that went into forming the black hole is lost. Regardless of the type of matter which goes into a black hole, it appears that only information concerning the total mass, charge, and angular momentum are conserved. As long as black holes were thought to persist forever this information loss is not that problematic, as the information can be thought of as existing inside the black hole, inaccessible from the outside, but represented on the event horizon in accordance with the holographic principle. However, black holes slowly evaporate by emitting Hawking radiation. This radiation does not appear to carry any additional information about the matter that formed the black hole, meaning that this information appears to be gone forever.[190]

The question whether information is truly lost in black holes (the black hole information paradox) has divided the theoretical physics community (see Thorne–Hawking–Preskill bet). In quantum mechanics, loss of information corresponds to the violation of vital property called unitarity, which has to do with the conservation of probability. It has been argued that loss of unitarity would also imply violation of conservation of energy.[191] Over recent years evidence has been building that indeed information and unitarity are preserved in a full quantum gravitational treatment of the problem.[192]

Firewall paradox

According to quantum field theory in curved spacetime, a single emission of Hawking radiation involves two mutually entangled particles. The outgoing particle escapes and is emitted as a quantum of Hawking radiation; the infalling particle is swallowed by the black hole. Assume a black hole formed a finite time in the past and will fully evaporate away in some finite time in the future. Then, it will only emit a finite amount of information encoded within its Hawking radiation. Assume that at time , more than half of the information had already been emitted. According to widely accepted research by physicists like Don Page[193][194] and Leonard Susskind, an outgoing particle emitted at time must be entangled with all the Hawking radiation the black hole has previously emitted. This creates a paradox: a principle called "monogamy of entanglement" requires that, like any quantum system, the outgoing particle cannot be fully entangled with two independent systems at the same time; yet here the outgoing particle appears to be entangled with both the infalling particle and, independently, with past Hawking radiation.[195]

In order to resolve the paradox, physicists may eventually be forced to give up one of three time-tested theories: Einstein's equivalence principle, unitarity, or existing quantum field theory. One possible solution, which violates the equivalence principle, is that a "firewall" destroys incoming particles at the event horizon.[196] A 2016 analysis of LIGO data shows tentative signs of echoes caused by a fuzzy event horizon; such echoes may be possible in firewall or fuzzball theories but should not occur in classical general relativity. Over the next two years, additional LIGO data should establish whether the echoes were just random noise, or whether they are instead evidence of a violation of classical general relativity.[197]

See also

Notes

  1. ^ The value of cJ/GM2 can exceed 1 for objects other than black holes. The largest value known for a neutron star is ≤ 0.4, and commonly used equations of state would limit that value to < 0.7.[71]
  2. ^ The (outer) event horizon radius scales as:
  3. ^ The set of possible paths, or more accurately the future light cone containing all possible world lines (in this diagram the light cone is represented by the V-shaped region bounded by arrows representing light ray world lines), is tilted in this way in Eddington–Finkelstein coordinates (the diagram is a "cartoon" version of an Eddington–Finkelstein coordinate diagram), but in other coordinates the light cones are not tilted in this way, for example in Schwarzschild coordinates they simply narrow without tilting as one approaches the event horizon, and in Kruskal–Szekeres coordinates the light cones do not change shape or orientation at all.[74]
  4. ^ This is true only for 4-dimensional spacetimes. In higher dimensions more complicated horizon topologies like a black ring are possible.[84][85]
  5. ^ In particular, he assumed that all matter satisfies the weak energy condition.

References

  1. ^ Oldham, L. J.; Auger, M. W. (March 2016). "Galaxy structure from multiple tracers – II. M87 from parsec to megaparsec scales". Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 457 (1): 421–439. arXiv:1601.01323. Bibcode:2016MNRAS.457..421O. doi:10.1093/mnras/stv2982.
  2. ^ Overbye, Dennis (10 April 2019). "Black Hole Picture Revealed for the First Time – Astronomers at last have captured an image of the darkest entities in the cosmos – Comments". The New York Times. Retrieved 10 April 2019.
  3. ^ a b c Event Horizon Telescope, The (2019). "First M87 Event Horizon Telescope Results. I. The Shadow of the Supermassive Black Hole". The Astrophysical Journal. 87 (1): L1. Bibcode:2019ApJ...875L...1E. doi:10.3847/2041-8213/ab0ec7.
  4. ^ Landau, Elizabeth (10 April 2019). "Black Hole Image Makes History". NASA. Retrieved 10 April 2019.
  5. ^ "The woman behind first black hole image". bbc.co.uk. BBC News. 11 April 2019.
  6. ^ Wald 1984, pp. 299–300
  7. ^ a b Wald, R. M. (1997). "Gravitational Collapse and Cosmic Censorship". In Iyer, B. R.; Bhawal, B. (eds.). Black Holes, Gravitational Radiation and the Universe. Springer. pp. 69–86. arXiv:gr-qc/9710068. doi:10.1007/978-94-017-0934-7. ISBN 978-9401709347.
  8. ^ Overbye, Dennis (8 June 2015). "Black Hole Hunters". NASA. Archived from the original on 9 June 2015. Retrieved 8 June 2015.
  9. ^ "Introduction to Black Holes". Retrieved 26 September 2017.
  10. ^ Schutz, Bernard F. (2003). Gravity from the ground up. Cambridge University Press. p. 110. ISBN 978-0-521-45506-0. Archived from the original on 2 December 2016.
  11. ^ Davies, P. C. W. (1978). "Thermodynamics of Black Holes" (PDF). Reports on Progress in Physics. 41 (8): 1313–1355. Bibcode:1978RPPh...41.1313D. doi:10.1088/0034-4885/41/8/004. Archived from the original (PDF) on 10 May 2013.
  12. ^ a b c Montgomery, Colin; Orchiston, Wayne; Whittingham, Ian (2009). "Michell, Laplace and the origin of the black hole concept". Journal of Astronomical History and Heritage. 12 (2): 90–96. Bibcode:2009JAHH...12...90M.
  13. ^ a b c d Abbott, B.P.; et al. (2016). "Observation of Gravitational Waves from a Binary Black Hole Merger". Phys. Rev. Lett. 116 (6): 061102. arXiv:1602.03837. Bibcode:2016PhRvL.116f1102A. doi:10.1103/PhysRevLett.116.061102. PMID 26918975.
  14. ^ Siegel, Ethan. "Five Surprising Truths About Black Holes From LIGO". Forbes. Retrieved 12 April 2019.
  15. ^ a b "Detection of gravitational waves". LIGO. Retrieved 9 April 2018.
  16. ^ Bouman, Katherine L.; Johnson, Michael D.; Zoran, Daniel; Fish, Vincent L.; Doeleman, Sheperd S.; Freeman, William T. (2016). "Computational Imaging for VLBI Image Reconstruction". 2016 IEEE Conference on Computer Vision and Pattern Recognition (CVPR). pp. 913–922. arXiv:1512.01413. doi:10.1109/CVPR.2016.105. hdl:1721.1/103077. ISBN 978-1-4673-8851-1.
  17. ^ Gardiner, Aidan (12 April 2018). "When a Black Hole Finally Reveals Itself, It Helps to Have Our Very Own Cosmic Reporter – Astronomers announced Wednesday that they had captured the first image of a black hole. The Times's Dennis Overbye answers readers' questions". The New York Times. Retrieved 15 April 2019.
  18. ^ "Ripped Apart by a Black Hole". ESO Press Release. Archived from the original on 21 July 2013. Retrieved 19 July 2013.
  19. ^ Michell, J. (1784). "On the Means of Discovering the Distance, Magnitude, &c. of the Fixed Stars, in Consequence of the Diminution of the Velocity of Their Light, in Case Such a Diminution Should be Found to Take Place in any of Them, and Such Other Data Should be Procured from Observations, as Would be Farther Necessary for That Purpose. By the Rev. John Michell, B. D. F. R. S. In a Letter to Henry Cavendish, Esq. F. R. S. and A. S". Philosophical Transactions of the Royal Society. 74: 35–57. Bibcode:1784RSPT...74...35M. doi:10.1098/rstl.1784.0008. JSTOR 106576.
  20. ^ a b Thorne 1994, pp. 123–124
  21. ^ Slayter, Elizabeth M.; Slayter, Henry S. (1992). Light and Electron Microscopy. Cambridge University Press. ISBN 978-0-521-33948-3. Archived from the original on 30 November 2017.
  22. ^ Crass, Institute of Astronomy – Design by D.R. Wilkins and S.J. "Light escaping from black holes". www.ast.cam.ac.uk. Retrieved 10 March 2018.
  23. ^ a b Schwarzschild, K. (1916). "Über das Gravitationsfeld eines Massenpunktes nach der Einsteinschen Theorie". Sitzungsberichte der Königlich Preussischen Akademie der Wissenschaften. 7: 189–196. Bibcode:1916SPAW.......189S.
  24. ^ Droste, J. (1917). "On the field of a single centre in Einstein's theory of gravitation, and the motion of a particle in that field" (PDF). Proceedings Royal Academy Amsterdam. 19 (1): 197–215. Archived (PDF) from the original on 18 May 2013.
  25. ^ Kox, A. J. (1992). "General Relativity in the Netherlands: 1915–1920". In Eisenstaedt, Jean; Kox, A. J. (eds.). Studies in the history of general relativity. Birkhäuser. p. 41. ISBN 978-0-8176-3479-7.
  26. ^ 't Hooft, G. (2009). "Introduction to the Theory of Black Holes" (PDF). Institute for Theoretical Physics / Spinoza Institute: 47–48. Archived (PDF) from the original on 21 May 2009.
  27. ^ Eddington, Arthur (1926). The Internal Constitution of the Stars. Cambridge University Press. p. 6. ISBN 978-0-521-33708-3. Archived from the original on 11 August 2016.
  28. ^ Thorne, Kip S.; Hawking, Stephen (1994). Black Holes and Time Warps: Einstein's Outrageous Legacy. W. W. Norton & Company. pp. 134–135. ISBN 978-0-393-31276-8. Retrieved 12 April 2019. The first conclusion was the Newtonian version of light not escaping; the second was a semi-accurate, relativistic description; and the third was typical Eddingtonian hyperbole ... when a star is as small as the critical circumference, the curvature is strong but not infinite, and space is definitely not wrapped around the star. Eddington may have known this, but his description made a good story, and it captured in a whimsical way the spirit of Schwarzschild's spacetime curvature."
  29. ^ Venkataraman, G. (1992). Chandrasekhar and his limit. Universities Press. p. 89. ISBN 978-81-7371-035-3. Archived from the original on 11 August 2016.
  30. ^ Detweiler, S. (1981). "Resource letter BH-1: Black holes". American Journal of Physics. 49 (5): 394–400. Bibcode:1981AmJPh..49..394D. doi:10.1119/1.12686.
  31. ^ Harpaz, A. (1994). Stellar evolution. A K Peters. p. 105. ISBN 978-1-56881-012-6. Archived from the original on 11 August 2016.
  32. ^ a b Oppenheimer, J. R.; Volkoff, G. M. (1939). "On Massive Neutron Cores". Physical Review. 55 (4): 374–381. Bibcode:1939PhRv...55..374O. doi:10.1103/PhysRev.55.374.
  33. ^ Bombaci, I. (1996). "The Maximum Mass of a Neutron Star". Astronomy and Astrophysics. 305: 871–877. Bibcode:1996A&A...305..871B.
  34. ^ Cho, A. (16 February 2018). "A weight limit emerges for neutron stars". Science. 359 (6377): 724–725. Bibcode:2018Sci...359..724C. doi:10.1126/science.359.6377.724. PMID 29449468.
  35. ^ Margalit, B.; Metzger, B. D. (1 December 2017). "Constraining the Maximum Mass of Neutron Stars from Multi-messenger Observations of GW170817". The Astrophysical Journal. 850 (2): L19. arXiv:1710.05938. Bibcode:2017ApJ...850L..19M. doi:10.3847/2041-8213/aa991c.
  36. ^ Shibata, M.; Fujibayashi, S.; Hotokezaka, K.; Kiuchi, K.; Kyutoku, K.; Sekiguchi, Y.; Tanaka, M. (22 December 2017). "Modeling GW170817 based on numerical relativity and its implications". Physical Review D. 96 (12): 123012. arXiv:1710.07579. Bibcode:2017PhRvD..96l3012S. doi:10.1103/PhysRevD.96.123012.
  37. ^ Ruiz, M.; Shapiro, S. L.; Tsokaros, A. (11 January 2018). "GW170817, general relativistic magnetohydrodynamic simulations, and the neutron star maximum mass". Physical Review D. 97 (2): 021501. arXiv:1711.00473. Bibcode:2018PhRvD..97b1501R. doi:10.1103/PhysRevD.97.021501. PMC 6036631. PMID 30003183.
  38. ^ Rezzolla, L.; Most, E. R.; Weih, L. R. (9 January 2018). "Using Gravitational-wave Observations and Quasi-universal Relations to Constrain the Maximum Mass of Neutron Stars". Astrophysical Journal. 852 (2): L25. arXiv:1711.00314. Bibcode:2018ApJ...852L..25R. doi:10.3847/2041-8213/aaa401.
  39. ^ Ruffini, R.; Wheeler, J. A. (1971). "Introducing the black hole" (PDF). Physics Today. 24 (1): 30–41. Bibcode:1971PhT....24a..30R. doi:10.1063/1.3022513. Archived (PDF) from the original on 25 July 2011.
  40. ^ Finkelstein, D. (1958). "Past-Future Asymmetry of the Gravitational Field of a Point Particle". Physical Review. 110 (4): 965–967. Bibcode:1958PhRv..110..965F. doi:10.1103/PhysRev.110.965.
  41. ^ Kruskal, M. (1960). "Maximal Extension of Schwarzschild Metric". Physical Review. 119 (5): 1743. Bibcode:1960PhRv..119.1743K. doi:10.1103/PhysRev.119.1743.
  42. ^ Hewish, A.; et al. (1968). "Observation of a Rapidly Pulsating Radio Source". Nature. 217 (5130): 709–713. Bibcode:1968Natur.217..709H. doi:10.1038/217709a0.
  43. ^ Pilkington, J. D. H.; et al. (1968). "Observations of some further Pulsed Radio Sources". Nature. 218 (5137): 126–129. Bibcode:1968Natur.218..126P. doi:10.1038/218126a0.
  44. ^ Hewish, A. (1970). "Pulsars". Annual Review of Astronomy and Astrophysics. 8 (1): 265–296. Bibcode:1970ARA&A...8..265H. doi:10.1146/annurev.aa.08.090170.001405.
  45. ^ Newman, E. T.; et al. (1965). "Metric of a Rotating, Charged Mass". Journal of Mathematical Physics. 6 (6): 918. Bibcode:1965JMP.....6..918N. doi:10.1063/1.1704351.
  46. ^ Israel, W. (1967). "Event Horizons in Static Vacuum Space-Times". Physical Review. 164 (5): 1776. Bibcode:1967PhRv..164.1776I. doi:10.1103/PhysRev.164.1776.
  47. ^ Carter, B. (1971). "Axisymmetric Black Hole Has Only Two Degrees of Freedom". Physical Review Letters. 26 (6): 331. Bibcode:1971PhRvL..26..331C. doi:10.1103/PhysRevLett.26.331.
  48. ^ Carter, B. (1977). "The vacuum black hole uniqueness theorem and its conceivable generalisations". Proceedings of the 1st Marcel Grossmann meeting on general relativity. pp. 243–254.
  49. ^ Robinson, D. (1975). "Uniqueness of the Kerr Black Hole". Physical Review Letters. 34 (14): 905. Bibcode:1975PhRvL..34..905R. doi:10.1103/PhysRevLett.34.905.
  50. ^ a b Heusler, M. (2012). "Stationary Black Holes: Uniqueness and Beyond". Living Reviews in Relativity. 15 (7): 7. arXiv:1205.6112. Bibcode:2012LRR....15....7C. doi:10.12942/lrr-2012-7. PMC 5255892. PMID 28179837.
  51. ^ a b Penrose, R. (1965). "Gravitational Collapse and Space-Time Singularities". Physical Review Letters. 14 (3): 57. Bibcode:1965PhRvL..14...57P. doi:10.1103/PhysRevLett.14.57.
  52. ^ Ford, L. H. (2003). "The Classical Singularity Theorems and Their Quantum Loopholes". International Journal of Theoretical Physics. 42 (6): 1219. doi:10.1023/A:1025754515197.
  53. ^ Bardeen, J. M.; Carter, B.; Hawking, S. W. (1973). "The four laws of black hole mechanics". Communications in Mathematical Physics. 31 (2): 161–170. Bibcode:1973CMaPh..31..161B. doi:10.1007/BF01645742. MR 0334798. Zbl 1125.83309.
  54. ^ a b c Hawking, S. W. (1974). "Black hole explosions?". Nature. 248 (5443): 30–31. Bibcode:1974Natur.248...30H. doi:10.1038/248030a0.
  55. ^ Popova, Maria (27 June 2016). "Mapping the Heavens: How Cosmology Shaped Our Understanding of the Universe and the Strange Story of How the Term "Black Hole" Was Born". brainpickings.org. Retrieved 12 April 2019.
  56. ^ a b "MIT's Marcia Bartusiak On Understanding Our Place In The Universe". www.wbur.org. Retrieved 12 April 2019.
  57. ^ a b Siegfried, Tom (23 December 2013). "50 years later, it's hard to say who named black holes". Science News. Archived from the original on 9 March 2017. Retrieved 24 September 2017. It seems that the "black hole" label was also bandied about in January 1964 in Cleveland at a meeting of the American Association for the Advancement of Science. Science News Letter reporter Ann Ewing reported from that meeting, describing how an intense gravitational field could cause a star to collapse in on itself. "Such a star then forms a 'black hole' in the universe," Ewing wrote
  58. ^ Brown, Emma (3 August 2010). "Ann E. Ewing, journalist first reported black holes". Boston.com. Archived from the original on 24 September 2017. Retrieved 24 September 2017.
  59. ^ "Pioneering Physicist John Wheeler Dies at 96". Scientific American. Archived from the original on 28 November 2016. Retrieved 27 November 2016.
  60. ^ Overbye, Dennis (14 April 2008). "John A. Wheeler, Physicist Who Coined the Term 'Black Hole,' Is Dead at 96". The New York Times. Archived from the original on 22 November 2016. Retrieved 27 November 2016.
  61. ^ Carroll 2004, p. 253
  62. ^ Thorne, K. S.; Price, R. H. (1986). Black holes: the membrane paradigm. Yale University Press. ISBN 978-0-300-03770-8.
  63. ^ Anderson, Warren G. (1996). "The Black Hole Information Loss Problem". Usenet Physics FAQ. Archived from the original on 22 January 2009. Retrieved 24 March 2009.
  64. ^ Preskill, J. (21 October 1994). Black holes and information: A crisis in quantum physics (PDF). Caltech Theory Seminar. Archived (PDF) from the original on 18 May 2008.
  65. ^ Hawking & Ellis 1973, Appendix B
  66. ^ Seeds, Michael A.; Backman, Dana E. (2007). Perspectives on Astronomy. Cengage Learning. p. 167. ISBN 978-0-495-11352-2. Archived from the original on 10 August 2016.
  67. ^ Shapiro, S. L.; Teukolsky, S. A. (1983). Black holes, white dwarfs, and neutron stars: the physics of compact objects. John Wiley and Sons. p. 357. ISBN 978-0-471-87316-7.
  68. ^ Berger, B. K. (2002). "Numerical Approaches to Spacetime Singularities". Living Reviews in Relativity. 5 (1): 2002–1. arXiv:gr-qc/0201056. Bibcode:2002LRR.....5....1B. doi:10.12942/lrr-2002-1. PMC 5256073. PMID 28179859.
  69. ^ McClintock, J. E.; Shafee, R.; Narayan, R.; Remillard, R. A.; Davis, S. W.; Li, L.-X. (2006). "The Spin of the Near-Extreme Kerr Black Hole GRS 1915+105". Astrophysical Journal. 652 (1): 518–539. arXiv:astro-ph/0606076. Bibcode:2006ApJ...652..518M. doi:10.1086/508457.
  70. ^ a b c Abbott, B. P.; et al. (LIGO Scientific Collaboration and Virgo Collaboration) (1 June 2017). "GW170104: Observation of a 50-Solar-Mass Binary Black Hole Coalescence at Redshift 0.2". Physical Review Letters. 118 (22): 221101. arXiv:1706.01812. Bibcode:2017PhRvL.118v1101A. doi:10.1103/PhysRevLett.118.221101. PMID 28621973.
  71. ^ Abbott, B. P.; et al. (LIGO Scientific Collaboration & Virgo Collaboration) (16 October 2017). "GW170817: Observation of Gravitational Waves from a Binary Neutron Star Inspiral". Physical Review Letters. 119 (16): 161101. arXiv:1710.05832. Bibcode:2017PhRvL.119p1101A. doi:10.1103/PhysRevLett.119.161101. PMID 29099225.
  72. ^ Wald 1984, pp. 124–125
  73. ^ Saa, Alberto; Santarelli, Raphael (18 July 2011). "Destroying a near-extremal Kerr–Newman black hole". Physical Review D. 84 (2): 027501. arXiv:1105.3950. Bibcode:2011PhRvD..84b7501S. doi:10.1103/PhysRevD.84.027501.
  74. ^ Thorne, Misner & Wheeler 1973, p. 848
  75. ^ Wheeler 2007, p. 179
  76. ^ Carroll 2004, Ch. 5.4 and 7.3
  77. ^ "Singularities and Black Holes > Lightcones and Causal Structure". plato.stanford.edu. Stanford Encyclopedia of Philosophy. Retrieved 11 March 2018.
  78. ^ Carroll 2004, p. 217
  79. ^ Carroll 2004, p. 218
  80. ^ "Inside a black hole". Knowing the universe and its secrets. Archived from the original on 23 April 2009. Retrieved 26 March 2009.
  81. ^ "What happens to you if you fall into a black holes". math.ucr.edu. John Baez. Retrieved 11 March 2018.
  82. ^ Carroll 2004, p. 222
  83. ^ "Watch: Three Ways an Astronaut Could Fall Into a Black Hole". 1 February 2014. Retrieved 13 March 2018.
  84. ^ Emparan, R.; Reall, H. S. (2008). "Black Holes in Higher Dimensions". Living Reviews in Relativity. 11 (6): 6. arXiv:0801.3471. Bibcode:2008LRR....11....6E. doi:10.12942/lrr-2008-6. PMC 5253845. PMID 28163607.
  85. ^ Obers, N. A. (2009). Papantonopoulos, Eleftherios (ed.). Black Holes in Higher-Dimensional Gravity (PDF). Physics of Black Holes. Lecture Notes in Physics. 769. pp. 211–258. arXiv:0802.0519. Bibcode:2009LNP...769.....P. doi:10.1007/978-3-540-88460-6. ISBN 978-3-540-88459-0.
  86. ^ hawking & ellis 1973, Ch. 9.3
  87. ^ Shapiro, Stuart (1995). "Toroidal black holes and topological censorship" (PDF). Physical Review D. 52 (12): 6982–6987. Bibcode:1995PhRvD..52.6982S. doi:10.1103/PhysRevD.52.6982.
  88. ^ Carroll 2004, p. 205
  89. ^ Carroll 2004, pp. 264–265
  90. ^ Carroll 2004, p. 252
  91. ^ "Sizes of Black Holes? How Big is a Black Hole?". Sky & Telescope. 22 July 2014. Retrieved 9 October 2018.
  92. ^ Lewis, G. F.; Kwan, J. (2007). "No Way Back: Maximizing Survival Time Below the Schwarzschild Event Horizon". Publications of the Astronomical Society of Australia. 24 (2): 46–52. arXiv:0705.1029. Bibcode:2007PASA...24...46L. doi:10.1071/AS07012.
  93. ^ Wheeler 2007, p. 182
  94. ^ Carroll 2004, pp. 257–259 and 265–266
  95. ^ Droz, S.; Israel, W.; Morsink, S. M. (1996). "Black holes: the inside story". Physics World. 9 (1): 34–37. Bibcode:1996PhyW....9...34D. doi:10.1088/2058-7058/9/1/26. Archived from the original on 17 August 2014.
  96. ^ Carroll 2004, p. 266
  97. ^ Poisson, E.; Israel, W. (1990). "Internal structure of black holes". Physical Review D. 41 (6): 1796. Bibcode:1990PhRvD..41.1796P. doi:10.1103/PhysRevD.41.1796.
  98. ^ Wald 1984, p. 212
  99. ^ Hamade, R. (1996). "Black Holes and Quantum Gravity". Cambridge Relativity and Cosmology. University of Cambridge. Archived from the original on 7 April 2009. Retrieved 26 March 2009.
  100. ^ Palmer, D. "Ask an Astrophysicist: Quantum Gravity and Black Holes". NASA. Archived from the original on 28 March 2009. Retrieved 26 March 2009.
  101. ^ a b Nitta, Daisuke; Chiba, Takeshi; Sugiyama, Naoshi (September 2011). "Shadows of colliding black holes". Physical Review D. 84 (6): 063008. arXiv:1106.2425. Bibcode:2011PhRvD..84f3008N. doi:10.1103/PhysRevD.84.063008.
  102. ^ a b Visser, Matt (2007). "The Kerr spacetime: A brief introduction". arXiv:0706.0622 [gr-qc]., page 35, Fig. 3
  103. ^ Carroll 2004, Ch. 6.6
  104. ^ Carroll 2004, Ch. 6.7
  105. ^ Thorne, Misner & Wheeler 1973
  106. ^ Bardeen, J. M. (1972). "Rotating black holes: locally nonrotating frames, energy extraction, and scalar synchrotron radiation". The Astrophysical Journal. 178: 347–370. Bibcode:1972ApJ...178..347B. doi:10.1086/151796.
  107. ^ Einstein, A. (1939). "On A Stationary System With Spherical Symmetry Consisting of Many Gravitating Masses". Annals of Mathematics. 40 (4): 922–936. doi:10.2307/1968902. JSTOR 1968902.
  108. ^ Kerr, R. P. (2009). "The Kerr and Kerr-Schild metrics". In Wiltshire, D. L.; Visser, M.; Scott, S. M. (eds.). The Kerr Spacetime. Cambridge University Press. arXiv:0706.1109. Bibcode:2007arXiv0706.1109K. ISBN 978-0-521-88512-6.
  109. ^ Hawking, S. W.; Penrose, R. (January 1970). "The Singularities of Gravitational Collapse and Cosmology". Proceedings of the Royal Society A. 314 (1519): 529–548. Bibcode:1970RSPSA.314..529H. doi:10.1098/rspa.1970.0021. JSTOR 2416467.
  110. ^ a b c Pacucci, F.; Ferrara, A.; Grazian, A.; Fiore, F.; Giallongo, E. (2016). "First Identification of Direct Collapse Black Hole Candidates in the Early Universe in CANDELS/GOODS-S". Mon. Not. R. Astron. Soc. 459 (2): 1432. arXiv:1603.08522. Bibcode:2016MNRAS.459.1432P. doi:10.1093/mnras/stw725.
  111. ^ a b Carr, B. J. (2005). "Primordial Black Holes: Do They Exist and Are They Useful?". In Suzuki, H.; Yokoyama, J.; Suto, Y.; Sato, K. (eds.). Inflating Horizon of Particle Astrophysics and Cosmology. Universal Academy Press. pp. astro–ph/0511743. arXiv:astro-ph/0511743. Bibcode:2005astro.ph.11743C. ISBN 978-4-946443-94-7.
  112. ^ a b c Carroll 2004, Section 5.8
  113. ^ Griffiths, Martin (2012). Planetary Nebulae and How to Observe Them (illustrated ed.). Springer Science & Business Media. p. 11. ISBN 978-1-4614-1781-1. Archived from the original on 3 December 2016. Extract of page 11
  114. ^ "Artist's impression of supermassive black hole seed". Archived from the original on 30 May 2016. Retrieved 27 May 2016.
  115. ^ a b c Rees, M. J.; Volonteri, M. (2007). "Massive black holes: formation and evolution". In Karas, V.; Matt, G. (eds.). Black Holes from Stars to Galaxies – Across the Range of Masses. Black Holes from Stars to Galaxies – Across the Range of Masses. 238. pp. 51–58. arXiv:astro-ph/0701512. Bibcode:2007IAUS..238...51R. doi:10.1017/S1743921307004681. ISBN 978-0-521-86347-6.
  116. ^ Penrose, R. (2002). "Gravitational Collapse: The Role of General Relativity" (PDF). General Relativity and Gravitation. 34 (7): 1141. Bibcode:2002GReGr..34.1141P. doi:10.1023/A:1016578408204. Archived from the original (PDF) on 26 May 2013.
  117. ^ Philip Gibbs. "Is the Big Bang a black hole?". John Baez. Retrieved 16 March 2018.
  118. ^ Giddings, S. B.; Thomas, S. (2002). "High energy colliders as black hole factories: The end of short distance physics". Physical Review D. 65 (5): 056010. arXiv:hep-ph/0106219. Bibcode:2002PhRvD..65e6010G. doi:10.1103/PhysRevD.65.056010.
  119. ^ Harada, T. (2006). "Is there a black hole minimum mass?". Physical Review D. 74 (8): 084004. arXiv:gr-qc/0609055. Bibcode:2006PhRvD..74h4004H. doi:10.1103/PhysRevD.74.084004.
  120. ^ Arkani–Hamed, N.; Dimopoulos, S.; Dvali, G. (1998). "The hierarchy problem and new dimensions at a millimeter". Physics Letters B. 429 (3–4): 263–272. arXiv:hep-ph/9803315. Bibcode:1998PhLB..429..263A. doi:10.1016/S0370-2693(98)00466-3.
  121. ^ LHC Safety Assessment Group (2008). "Review of the Safety of LHC Collisions" (PDF). Journal of Physics G: Nuclear Physics. 35 (11): 115004. arXiv:0806.3414. Bibcode:2008JPhG...35k5004E. doi:10.1088/0954-3899/35/11/115004. Archived (PDF) from the original on 14 April 2010.
  122. ^ Cavaglià, M. (2010). "Particle accelerators as black hole factories?". Einstein-Online. 4: 1010. Archived from the original on 8 May 2013. Retrieved 8 May 2013.
  123. ^ Vesperini, E.; McMillan, S. L. W.; d'Ercole, A.; et al. (2010). "Intermediate-Mass Black Holes in Early Globular Clusters". The Astrophysical Journal Letters. 713 (1): L41–L44. arXiv:1003.3470. Bibcode:2010ApJ...713L..41V. doi:10.1088/2041-8205/713/1/L41.
  124. ^ Zwart, S. F. P.; Baumgardt, H.; Hut, P.; et al. (2004). "Formation of massive black holes through runaway collisions in dense young star clusters". Nature. 428 (6984): 724–726. arXiv:astro-ph/0402622. Bibcode:2004Natur.428..724P. doi:10.1038/nature02448. PMID 15085124.
  125. ^ O'Leary, R. M.; Rasio, F. A.; Fregeau, J. M.; et al. (2006). "Binary Mergers and Growth of Black Holes in Dense Star Clusters". The Astrophysical Journal. 637 (2): 937–951. arXiv:astro-ph/0508224. Bibcode:2006ApJ...637..937O. doi:10.1086/498446.
  126. ^ Page, D. N. (2005). "Hawking radiation and black hole thermodynamics". New Journal of Physics. 7 (1): 203. arXiv:hep-th/0409024. Bibcode:2005NJPh....7..203P. doi:10.1088/1367-2630/7/1/203.
  127. ^ Carroll 2004, Ch. 9.6
  128. ^ Siegel, Ethan (2017). "Ask Ethan: Do Black Holes Grow Faster Than They Evaporate?". Forbes ("Starts With A Bang" blog). Retrieved 17 March 2018.
  129. ^ Sivaram, C. (2001). "Black hole Hawking radiation may never be observed!". General Relativity and Gravitation. 33 (2): 175–181. Bibcode:2001GReGr..33..175S. doi:10.1023/A:1002753400430.
  130. ^ "Evaporating black holes?". Einstein online. Max Planck Institute for Gravitational Physics. 2010. Archived from the original on 22 July 2011. Retrieved 12 December 2010.
  131. ^ Giddings, S. B.; Mangano, M. L. (2008). "Astrophysical implications of hypothetical stable TeV-scale black holes". Physical Review D. 78 (3): 035009. arXiv:0806.3381. Bibcode:2008PhRvD..78c5009G. doi:10.1103/PhysRevD.78.035009.
  132. ^ Peskin, M. E. (2008). "The end of the world at the Large Hadron Collider?". Physics. 1: 14. Bibcode:2008PhyOJ...1...14P. doi:10.1103/Physics.1.14.
  133. ^ Fichtel, C. E.; Bertsch, D. L.; Dingus, B. L.; et al. (1994). "Search of the energetic gamma-ray experiment telescope (EGRET) data for high-energy gamma-ray microsecond bursts". Astrophysical Journal. 434 (2): 557–559. Bibcode:1994ApJ...434..557F. doi:10.1086/174758.
  134. ^ Naeye, R. "Testing Fundamental Physics". NASA. Archived from the original on 31 August 2008. Retrieved 16 September 2008.
  135. ^ a b Frautschi, S. (1982). "Entropy in an Expanding Universe". Science. 217 (4560): 593–599. Bibcode:1982Sci...217..593F. doi:10.1126/science.217.4560.593. PMID 17817517. See page 596: table 1 and section "black hole decay" and previous sentence on that page.
  136. ^ Particle emission rates from a black hole: Massless particles from an uncharged, nonrotating hole, Don N. Page, Physical Review D 13 (1976), pp. 198–206. doi:10.1103/PhysRevD.13.198. See in particular equation (27).
  137. ^ "Black Holes | Science Mission Directorate". NASA. Retrieved 17 March 2018.
  138. ^ "April 2017 Observations". Event Horizon Telescope. Retrieved 11 April 2019.
  139. ^ Overbye, Dennis (10 April 2019). "Darkness Visible, Finally: Astronomers Capture First Ever Image of a Black Hole". The New York Times. Retrieved 11 April 2019.
  140. ^ AP (10 April 2019). "Astronomers Reveal the First Picture of a Black Hole". The New York Times (video). Retrieved 11 April 2019.
  141. ^ Doeleman, Shep (4 April 2016). "The Event Horizon Telescope: Imaging and Time-Resolving a Black Hole". Physics @ Berkeley. Event occurs at 46:50. Archived from the original on 1 December 2016. Retrieved 8 July 2016.
  142. ^ a b Grossman, Lisa; Conover, Emily (10 April 2019). "The first picture of a black hole opens a new era of astrophysics". Science News. Retrieved 11 April 2019.
  143. ^ Johnson, M. D.; Fish, V. L.; Doeleman, S. S.; Marrone, D. P.; Plambeck, R. L.; Wardle, J. F. C.; Akiyama, K.; Asada, K.; Beaudoin, C. (4 December 2015). "Resolved magnetic-field structure and variability near the event horizon of Sagittarius A*". Science. 350 (6265): 1242–1245. arXiv:1512.01220. Bibcode:2015Sci...350.1242J. doi:10.1126/science.aac7087. PMID 26785487.
  144. ^ "Event Horizon Telescope Reveals Magnetic Fields at Milky Way's Central Black Hole". cfa.harvard.edu. 3 December 2015. Archived from the original on 31 December 2015. Retrieved 12 January 2016.
  145. ^ O. Straub, F.H. Vincent, M.A. Abramowicz, E. Gourgoulhon, T. Paumard, "Modelling the black hole silhouette in Sgr A* with ion tori", Astron. Astroph 543 (2012) A8
  146. ^ Overbye, Dennis (11 February 2016). "Physicists Detect Gravitational Waves, Proving Einstein Right". The New York Times. Archived from the original on 11 February 2016. Retrieved 11 February 2016.
  147. ^ Abbott, Benjamin P.; et al. (LIGO Scientific Collaboration & Virgo Collaboration) (11 February 2016). "Properties of the binary black hole merger GW150914". Physical Review Letters. 116 (24): 241102. arXiv:1602.03840. Bibcode:2016PhRvL.116x1102A. doi:10.1103/PhysRevLett.116.241102. PMID 27367378.
  148. ^ a b Cardoso, V.; Franzin, E.; Pani, P. (2016). "Is the gravitational-wave ringdown a probe of the event horizon?". Physical Review Letters. 116 (17): 171101. arXiv:1602.07309. Bibcode:2016PhRvL.116q1101C. doi:10.1103/PhysRevLett.116.171101. PMID 27176511.
  149. ^ Abbott, Benjamin P.; et al. (LIGO Scientific Collaboration & Virgo Collaboration) (11 February 2016). "Tests of general relativity with GW150914". LIGO. Archived from the original on 15 February 2016. Retrieved 12 February 2016.
  150. ^ Abbott, B. P.; et al. (LIGO Scientific Collaboration & Virgo Collaboration) (2016). "Astrophysical Implications of the Binary Black Hole Merger GW150914". Astrophys. J. Lett. 818 (2): L22. arXiv:1602.03846. Bibcode:2016ApJ...818L..22A. doi:10.3847/2041-8205/818/2/L22. Archived from the original on 16 March 2016.
  151. ^ Overbye, Dennis (15 June 2016). "Scientists Hear a Second Chirp From Colliding Black Holes". The New York Times. Archived from the original on 15 June 2016. Retrieved 15 June 2016.
  152. ^ a b Gillessen, S.; Eisenhauer, F.; Trippe, S.; et al. (2009). "Monitoring Stellar Orbits around the Massive Black Hole in the Galactic Center". The Astrophysical Journal. 692 (2): 1075–1109. arXiv:0810.4674. Bibcode:2009ApJ...692.1075G. doi:10.1088/0004-637X/692/2/1075.
  153. ^ a b Ghez, A. M.; Klein, B. L.; Morris, M.; et al. (1998). "High Proper‐Motion Stars in the Vicinity of Sagittarius A*: Evidence for a Supermassive Black Hole at the Center of Our Galaxy". The Astrophysical Journal. 509 (2): 678–686. arXiv:astro-ph/9807210. Bibcode:1998ApJ...509..678G. doi:10.1086/306528.
  154. ^ Broderick, Avery; Loeb, Abraham; Narayan, Ramesh (August 2009). "The Event Horizon of Sagittarius A*". The Astrophysical Journal. 701 (2): 1357–1366. arXiv:0903.1105. Bibcode:2009ApJ...701.1357B. doi:10.1088/0004-637X/701/2/1357.
  155. ^ a b "NASA's NuSTAR Sees Rare Blurring of Black Hole Light". NASA. 12 August 2014. Archived from the original on 13 August 2014. Retrieved 12 August 2014.
  156. ^ "Researchers clarify dynamics of black hole rotational energy". Retrieved 17 September 2018.
  157. ^ Marck, Jean-Alain (1 March 1996). "Short-cut method of solution of geodesic equations for Schwarzchild black hole". Classical and Quantum Gravity. 13 (3): 393–402. arXiv:gr-qc/9505010. Bibcode:1996CQGra..13..393M. doi:10.1088/0264-9381/13/3/007. ISSN 0264-9381.
  158. ^ a b c McClintock, J. E.; Remillard, R. A. (2006). "Black Hole Binaries". In Lewin, W.; van der Klis, M. (eds.). Compact Stellar X-ray Sources. p. 157. arXiv:astro-ph/0306213. Bibcode:2006csxs.book..157M. ISBN 978-0-521-82659-4. section 4.1.5.
  159. ^ "What powers a black hole's mighty jets?". Science | AAAS. 19 November 2014. Retrieved 19 March 2018.
  160. ^ a b c d e f g h i Celotti, A.; Miller, J. C.; Sciama, D. W. (1999). "Astrophysical evidence for the existence of black holes" (PDF). Classical and Quantum Gravity. 16 (12A): A3–A21. arXiv:astro-ph/9912186. Bibcode:1999CQGra..16A...3C. doi:10.1088/0264-9381/16/12A/301.
  161. ^ Winter, L. M.; Mushotzky, R. F.; Reynolds, C. S. (2006). "XMM‐Newton Archival Study of the Ultraluminous X‐Ray Population in Nearby Galaxies". The Astrophysical Journal. 649 (2): 730–752. arXiv:astro-ph/0512480. Bibcode:2006ApJ...649..730W. doi:10.1086/506579.
  162. ^ information@eso.org. "Hubble directly observes the disc around a black hole". www.spacetelescope.org -GB. Archived from the original on 8 March 2016. Retrieved 7 March 2016.
  163. ^ Muñoz, José A.; Mediavilla, Evencio; Kochanek, Christopher S.; Falco, Emilio; Mosquera, Ana María (1 December 2011). "A Study of Gravitational Lens Chromaticity with the Hubble Space Telescope". The Astrophysical Journal. 742 (2): 67. arXiv:1107.5932. Bibcode:2011ApJ...742...67M. doi:10.1088/0004-637X/742/2/67.
  164. ^ Bolton, C. T. (1972). "Identification of Cygnus X-1 with HDE 226868". Nature. 235 (5336): 271–273. Bibcode:1972Natur.235..271B. doi:10.1038/235271b0.
  165. ^ Webster, B. L.; Murdin, P. (1972). "Cygnus X-1 – a Spectroscopic Binary with a Heavy Companion ?". Nature. 235 (5332): 37–38. Bibcode:1972Natur.235...37W. doi:10.1038/235037a0.
  166. ^ Rolston, B. (10 November 1997). "The First Black Hole". The bulletin. University of Toronto. Archived from the original on 2 May 2008. Retrieved 11 March 2008.
  167. ^ Shipman, H. L.; Yu, Z; Du, Y.W (1 January 1975). "The implausible history of triple star models for Cygnus X-1 Evidence for a black hole". Astrophysical Letters. 16 (1): 9–12. Bibcode:1975ApL....16....9S. doi:10.1016/S0304-8853(99)00384-4.
  168. ^ Narayan, R.; McClintock, J. (2008). "Advection-dominated accretion and the black hole event horizon". New Astronomy Reviews. 51 (10–12): 733–751. arXiv:0803.0322. Bibcode:2008NewAR..51..733N. doi:10.1016/j.newar.2008.03.002.
  169. ^ "NASA scientists identify smallest known black hole" (Press release). Goddard Space Flight Center. 1 April 2008. Archived from the original on 27 December 2008. Retrieved 14 March 2009.
  170. ^ Krolik, J. H. (1999). Active Galactic Nuclei. Princeton University Press. Ch. 1.2. ISBN 978-0-691-01151-6.
  171. ^ Sparke, L. S.; Gallagher, J. S. (2000). Galaxies in the Universe: An Introduction. Cambridge University Press. Ch. 9.1. ISBN 978-0-521-59740-1.
  172. ^ Chou, Felicia; Anderson, Janet; Watzke, Megan (5 January 2015). "RELEASE 15-001 – NASA's Chandra Detects Record-Breaking Outburst from Milky Way's Black Hole". NASA. Archived from the original on 6 January 2015. Retrieved 6 January 2015.
  173. ^ Kormendy, J.; Richstone, D. (1995). "Inward Bound – The Search For Supermassive Black Holes In Galactic Nuclei". Annual Review of Astronomy and Astrophysics. 33 (1): 581–624. Bibcode:1995ARA&A..33..581K. doi:10.1146/annurev.aa.33.090195.003053.
  174. ^ King, A. (2003). "Black Holes, Galaxy Formation, and the MBH-σ Relation". The Astrophysical Journal Letters. 596 (1): 27–29. arXiv:astro-ph/0308342. Bibcode:2003ApJ...596L..27K. doi:10.1086/379143.
  175. ^ Ferrarese, L.; Merritt, D. (2000). "A Fundamental Relation Between Supermassive Black Holes and their Host Galaxies". The Astrophysical Journal Letters. 539 (1): 9–12. arXiv:astro-ph/0006053. Bibcode:2000ApJ...539L...9F. doi:10.1086/312838.
  176. ^ "A Black Hole's Dinner is Fast Approaching". ESO Press Release. Archived from the original on 13 February 2012. Retrieved 6 February 2012.
  177. ^ a b Bozza, V. (2010). "Gravitational Lensing by Black Holes". General Relativity and Gravitation. 42 (9): 2269–2300. arXiv:0911.2187. Bibcode:2010GReGr..42.2269B. doi:10.1007/s10714-010-0988-2.
  178. ^ Kovacs, Z.; Cheng, K. S.; Harko, T. (2009). "Can stellar mass black holes be quark stars?". Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 400 (3): 1632–1642. arXiv:0908.2672. Bibcode:2009MNRAS.400.1632K. doi:10.1111/j.1365-2966.2009.15571.x.
  179. ^ Kusenko, A. (2006). "Properties and signatures of supersymmetric Q-balls". arXiv:hep-ph/0612159.
  180. ^ Hansson, J.; Sandin, F. (2005). "Preon stars: a new class of cosmic compact objects". Physics Letters B. 616 (1–2): 1–7. arXiv:astro-ph/0410417. Bibcode:2005PhLB..616....1H. doi:10.1016/j.physletb.2005.04.034.
  181. ^ Kiefer, C. (2006). "Quantum gravity: general introduction and recent developments". Annalen der Physik. 15 (1–2): 129–148. arXiv:gr-qc/0508120. Bibcode:2006AnP...518..129K. doi:10.1002/andp.200510175.
  182. ^ Skenderis, K.; Taylor, M. (2008). "The fuzzball proposal for black holes". Physics Reports. 467 (4–5): 117. arXiv:0804.0552. Bibcode:2008PhR...467..117S. doi:10.1016/j.physrep.2008.08.001.
  183. ^ Choi, Charles Q. (2018). "Black Hole Pretenders Could Really Be Bizarre Quantum Stars". Scientific American. Retrieved 17 March 2018.
  184. ^ Ball, Philip (31 March 2005). "Black holes 'do not exist'". Nature News. doi:10.1038/news050328-8. Retrieved 17 March 2018.
  185. ^ Hawking, S. W. (1971). "Gravitational Radiation from Colliding Black Holes". Physical Review Letters. 26 (21): 1344–1346. Bibcode:1971PhRvL..26.1344H. doi:10.1103/PhysRevLett.26.1344.
  186. ^ a b Wald, R. M. (2001). "The Thermodynamics of Black Holes". Living Reviews in Relativity. 4 (1): 6. arXiv:gr-qc/9912119. Bibcode:2001LRR.....4....6W. doi:10.12942/lrr-2001-6. PMC 5253844. PMID 28163633.
  187. ^ 't Hooft, G. (2001). "The Holographic Principle". In Zichichi, A. (ed.). Basics and highlights in fundamental physics. Basics and Highlights in Fundamental Physics. Subnuclear series. 37. pp. 72–100. arXiv:hep-th/0003004. Bibcode:2001bhfp.conf...72T. doi:10.1142/9789812811585_0005. ISBN 978-981-02-4536-8.
  188. ^ Strominger, A.; Vafa, C. (1996). "Microscopic origin of the Bekenstein-Hawking entropy". Physics Letters B. 379 (1–4): 99–104. arXiv:hep-th/9601029. Bibcode:1996PhLB..379...99S. doi:10.1016/0370-2693(96)00345-0.
  189. ^ Carlip, S. (2009). "Black Hole Thermodynamics and Statistical Mechanics". Physics of Black Holes. Physics of Black Holes. Lecture Notes in Physics. 769. pp. 89–123. arXiv:0807.4520. Bibcode:2009LNP...769...89C. doi:10.1007/978-3-540-88460-6_3. ISBN 978-3-540-88459-0.
  190. ^ Hawking, S. W. "Does God Play Dice?". www.hawking.org.uk. Archived from the original on 11 January 2012. Retrieved 14 March 2009.
  191. ^ Giddings, S. B. (1995). "The black hole information paradox". Particles, Strings and Cosmology. Johns Hopkins Workshop on Current Problems in Particle Theory 19 and the PASCOS Interdisciplinary Symposium 5. arXiv:hep-th/9508151. Bibcode:1995hep.th....8151G.
  192. ^ Mathur, S. D. (2011). The information paradox: conflicts and resolutions. XXV International Symposium on Lepton Photon Interactions at High Energies. arXiv:1201.2079. Bibcode:2012Prama..79.1059M. doi:10.1007/s12043-012-0417-z.
  193. ^ Page, Don N. (1993). "Information in black hole radiation". Phys. Rev. Lett. 71 (23): 3743–3746. arXiv:hep-th/9306083. Bibcode:1993PhRvL..71.3743P. CiteSeerX 10.1.1.267.174. doi:10.1103/PhysRevLett.71.3743. PMID 10055062.
  194. ^ Page, Don N. (1993). "Average entropy of a subsystem". Phys. Rev. Lett. 71 (9): 1291–1294. arXiv:gr-qc/9305007. Bibcode:1993PhRvL..71.1291P. CiteSeerX 10.1.1.339.7694. doi:10.1103/PhysRevLett.71.1291. PMID 10055503.
  195. ^ Merali, Zeeya (4 April 2013). "Astrophysics: Fire in the hole!". Nature. pp. 20–23. Bibcode:2013Natur.496...20M. doi:10.1038/496020a. Archived from the original on 8 December 2016. Retrieved 20 December 2016.
  196. ^ Ouellette, Jennifer (21 December 2012). "Black Hole Firewalls Confound Theoretical Physicists". Scientific American. Archived from the original on 9 November 2013. Retrieved 29 October 2013. Originally published Archived 3 June 2014 at the Wayback Machine in Quanta, 21 December 2012.
  197. ^ Merali, Zeeya (2016). "LIGO black hole echoes hint at general-relativity breakdown". Nature. 540. doi:10.1038/nature.2016.21135.

Further reading

Popular reading

University textbooks and monographs