Метрика Керра – Ньюмана - Kerr–Newman metric

В Метрика Керра – Ньюмана самый общий асимптотически плоский, стационарное решение из Уравнения Эйнштейна – Максвелла в общая теория относительности который описывает геометрию пространства-времени в области, окружающей электрически заряженную вращающуюся массу. Он обобщает Метрика Керра с учетом энергии поля электромагнитное поле, в дополнение к описанию вращения. Это один из множества различных электровакуумные решения, то есть решений уравнений Эйнштейна – Максвелла, учитывающих энергию поля электромагнитное поле. Такие решения не содержат никаких электрических зарядов, кроме тех, которые связаны с гравитационным полем, и поэтому называются вакуумные решения.

Это решение не было особенно полезным для описания астрофизических явлений, поскольку наблюдаемые астрономические объекты не обладают заметной сеткой. электрический заряд,^{[нужна цитата ]} и магнитное поле звезд возникает в результате других процессов. Как модель реалистичных черных дыр, в ней отсутствует описание падения. барионная материя, свет (нулевая пыль ) или же темная материя, и, таким образом, дает в лучшем случае неполное описание черные дыры звездной массы и активные галактические ядра. Решение представляет собой теоретический и математический интерес, так как оно представляет собой довольно простой краеугольный камень для дальнейшего исследования.^{[нужна цитата ]}

Решение Керра – Ньюмана является частным случаем более общих точных решений уравнений Эйнштейна – Максвелла с ненулевым космологическая постоянная.^[1]

История

В декабре 1963 года Керр и Шильд нашли метрику Керра – Шильда, которая дала все пространства Эйнштейна, которые являются точными линейными возмущениями пространства Минковского. В начале 1964 года Рой Керр искал все пространства Эйнштейна – Максвелла с этим же свойством. К февралю 1964 г. частный случай, когда пространства Керра – Шильда были заряжены (включая решение Керра – Ньюмана), был известен, но общий случай, когда специальные направления не были геодезическими лежащего в основе пространства Минковского, оказался очень сложным. Проблему поручили Джорджу Дебни попытаться решить, но к марту 1964 года от нее отказались. Примерно в это же время Эзра Т. Ньюман с помощью догадок нашел решение для обвиненного Керра. Эзра "Тед" Ньюман нашел осесимметричное решение уравнения поля Эйнштейна для черной дыры, которая одновременно вращается и электрически заряжена.^[2][3] Эта формула для метрический тензор ${\displaystyle g_{\mu \nu }\!}$ называется метрикой Керра – Ньюмана. Это обобщение Метрика Керра для незаряженной вращающейся точечной массы, которая была открыта Рой Керр двумя годами ранее.^[4]

Четыре связанных решения можно резюмировать в следующей таблице:

	Невращающийся (J = 0)	Вращающийся (J ≠ 0)
Незаряженный (Q = 0)	Шварцшильд	Керр
Заряжено (Q ≠ 0)	Рейсснер-Нордстрём	Керр – Ньюман

куда Q представляет собой тело электрический заряд и J представляет его вращение угловой момент.

Обзор решения

Результат Ньюмана представляет собой простейший стационарный, осесимметричный, асимптотически плоское решение Уравнения Эйнштейна в присутствии электромагнитное поле в четырех измерениях. Иногда его называют «электровакуумным» решением уравнений Эйнштейна.

Ось вращения любого источника Керра – Ньюмана совмещена с магнитной осью.^[5] Таким образом, источник Керра – Ньюмана отличается от обычно наблюдаемых астрономических тел, для которых существует значительный угол между осью вращения и осью вращения. магнитный момент.^[6] В частности, ни солнце, ни один из планеты в Солнечная система иметь магнитные поля, выровненные по оси вращения. Таким образом, в то время как решение Керра описывает гравитационное поле Солнца и планет, магнитные поля возникают в результате другого процесса.

Если потенциал Керра-Ньюмана рассматривается как модель для классического электрона, он предсказывает, что электрон имеет не только магнитный дипольный момент, но и другие мультипольные моменты, такие как электрический квадрупольный момент.^[7] Квадрупольный момент электрона экспериментально еще не обнаружен; он кажется нулевым.^[7]

в грамм = 0, электромагнитные поля - это поля заряженного вращающегося диска внутри кольца, где поля бесконечны. Полная энергия поля для этого диска бесконечна, поэтому грамм = 0 предел не решает проблему бесконечного собственная энергия.^[8]

Словно Метрика Керра для незаряженной вращающейся массы внутреннее решение Керра – Ньюмана существует математически, но, вероятно, не является репрезентативным для реальной метрики физически реалистичного вращающаяся черная дыра из-за проблем со стабильностью Горизонт Коши, из-за массовая инфляция управляемый падающим веществом. Хотя он представляет собой обобщение метрики Керра, он не считается очень важным для астрофизических целей, поскольку нельзя ожидать такого реалистичного черные дыры иметь значительный электрический заряд (ожидается, что они будут иметь крошечный положительный заряд, но только потому, что протон имеет гораздо больший импульс, чем электрон, и, таким образом, с большей вероятностью преодолеет электростатическое отталкивание и будет перенесен за счет импульса через горизонт).

Метрика Керра – Ньюмана определяет черную дыру с горизонтом событий только тогда, когда совокупный заряд и угловой момент достаточно малы:^[9]

${\displaystyle J^{2}/M^{2}+Q^{2}\leq M^{2}.}$

Угловой момент электрона J и зарядить Q (соответственно указано в геометрические единицы ) оба превышают его массу M, в этом случае у метрики нет горизонта событий, и поэтому не может быть такой вещи, как электрон черной дыры - только голое вращающееся кольцо сингулярность.^[10] Такая метрика обладает несколькими, казалось бы, нефизическими свойствами, такими как нарушение кольцом гипотеза космической цензуры, а также появление нарушающих причинно-следственную связь замкнутые времяподобные кривые в непосредственной близости от кольца.^[11]

В статье 2007 года российского теоретика Александра Буринского электрон описывается как гравитационно ограниченная кольцевая сингулярность без горизонта событий. У него есть некоторые, но не все предсказанные свойства черной дыры.^[12] Как описал это Буринский:

В данной работе мы получаем точное соответствие между волновой функцией уравнения Дирака и спинорной (твисторной) структурой геометрии Керра. Это позволяет нам предположить, что геометрия Керра – Ньюмана отражает специфическую пространственно-временную структуру электрона, и что электрон действительно содержит круговую струну Керра – Ньюмана размера Комптона.^[12]

Предельные случаи

Можно видеть, что метрика Керра – Ньюмана сводится к другому точные решения в общей теории относительности в предельных случаях. Это сводится к:

• В Метрика Керра как обвинение Q уходит в ноль.
• В Метрика Рейсснера – Нордстрема как угловой момент J (или же а = J/M ) стремится к нулю.
• В Метрика Шварцшильда как обвинение Q и угловой момент J (или же а) обращаются в ноль.
• Пространство Минковского если масса M, заряд Q, а параметр вращения а все равны нулю. С другой стороны, если предполагается убрать гравитацию, пространство Минковского возникает, если гравитационная постоянная грамм равен нулю, без приведения массы и заряда к нулю. В этом случае электрические и магнитные поля сложнее, чем просто поля заряженного магнитного диполя; предел невесомости нетривиален.

Метрика

Метрика Керра – Ньюмана описывает геометрию пространство-время для вращающейся заряженной черной дыры с массой M, обвинять Q и угловой момент J. Формула для этой метрики зависит от того, какие координаты или условия координат выбраны. Ниже приведены две формы: координаты Бойера – Линдквиста и координаты Керра – Шильда. Одной гравитационной метрики недостаточно для определения решения уравнений поля Эйнштейна; также необходимо указать тензор электромагнитных напряжений. Оба представлены в каждом разделе.

Координаты Бойера – Линдквиста

Основная статья: Координаты Бойера – Линдквиста

Один из способов выразить эту метрику - записать ее линейный элемент в конкретном наборе сферические координаты,^[13] также называемый Координаты Бойера – Линдквиста:

${\displaystyle c^{2}d\tau ^{2}=-\left({\frac {dr^{2}}{\Delta }}+d\theta ^{2}\right)\rho ^{2}+\left(c\,dt-a\sin ^{2}\theta \,d\phi \right)^{2}{\frac {\Delta }{\rho ^{2}}}-\left(\left(r^{2}+a^{2}\right)d\phi -ac\,dt\right)^{2}{\frac {\sin ^{2}\theta }{\rho ^{2}}}}$

где координаты (р, θ, ϕ) являются стандартными сферическая система координат, и шкалы длины:

${\displaystyle a={\frac {J}{Mc}}\,,}$

${\displaystyle \ \rho ^{2}=r^{2}+a^{2}\cos ^{2}\theta \,,}$

${\displaystyle \ \Delta =r^{2}-r_{s}r+a^{2}+r_{Q}^{2}\,,}$

введены для краткости. Здесь р_s это Радиус Шварцшильда массивного тела, что связано с его полным эквивалентом массы M к

${\displaystyle r_{s}={\frac {2GM}{c^{2}}}}$

куда грамм это гравитационная постоянная, и р_Q - масштаб длины, соответствующий электрический заряд Q массы

${\displaystyle r_{Q}^{2}={\frac {Q^{2}G}{4\pi \epsilon _{0}c^{4}}}}$

где 1 / (4πε₀) является Постоянная силы Кулона.

Тензор электромагнитного поля в форме Бойера – Линдквиста.

Электромагнитный потенциал в координатах Бойера – Линдквиста равен^[14][15]

${\displaystyle A_{\mu }=\left({\frac {r\ r_{Q}}{\rho ^{2}}},0,0,-{\frac {\ a\ r\ r_{Q}\sin ^{2}\theta }{\rho ^{2}}}\right)}$

а тензор Максвелла определяется формулой

${\displaystyle F_{\mu \nu }={\frac {\partial A_{\nu }}{\partial x^{\mu }}}-{\frac {\partial A_{\mu }}{\partial x^{\nu }}}\ \to \ F^{\mu \nu }=g^{\mu \sigma }\ g^{\nu \kappa }\ F_{\sigma \kappa }}$

В сочетании с Символы Кристоффеля второй порядок уравнения движения может быть получено с помощью

${\displaystyle {{{\ddot {x}}^{i}=-\Gamma _{jk}^{i}\ {{\dot {x}}^{j}}\ {{\dot {x}}^{k}}+q\ {F^{ik}}\ {{\dot {x}}^{j}}}\ {g_{jk}}}}$

куда ${\displaystyle q}$ - заряд на массу тестовой частицы.

Координаты Керра – Шильда

Метрику Керра – Ньюмана можно выразить в виде Керр-Шильд форме, используя определенный набор Декартовы координаты, предложено Керр и Шильд в 1965 году. Метрика следующая.^[16][17][18]

${\displaystyle g_{\mu \nu }=\eta _{\mu \nu }+fk_{\mu }k_{\nu }\!}$

${\displaystyle f={\frac {Gr^{2}}{r^{4}+a^{2}z^{2}}}\left[2Mr-Q^{2}\right]}$

${\displaystyle \mathbf {k} =(k_{x},k_{y},k_{z})=\left({\frac {rx+ay}{r^{2}+a^{2}}},{\frac {ry-ax}{r^{2}+a^{2}}},{\frac {z}{r}}\right)}$

${\displaystyle k_{0}=1.\!}$

Заметь k это единичный вектор. Здесь M - постоянная масса вращающегося объекта, Q - постоянный заряд вращающегося объекта, η это Метрика Минковского, и а = J/M - постоянный параметр вращения вращающегося объекта. Понятно, что вектор ${\displaystyle {\vec {a}}}$ направлена ​​вдоль положительной оси z, т.е. ${\displaystyle {\vec {a}}=a{\hat {z}}}$. Количество р не радиус, а скорее неявно определяется следующим образом:

${\displaystyle 1={\frac {x^{2}+y^{2}}{r^{2}+a^{2}}}+{\frac {z^{2}}{r^{2}}}}$

Обратите внимание, что количество р становится обычным радиусом р

${\displaystyle r\to R={\sqrt {x^{2}+y^{2}+z^{2}}}}$

когда параметр вращения а приближается к нулю. В этой форме решения единицы выбираются так, чтобы скорость света была равна единице (c = 1). Чтобы обеспечить полное решение Уравнения Эйнштейна – Максвелла, решение Керра – Ньюмана включает не только формулу для метрического тензора, но и формулу для электромагнитного потенциала:^[16][19]

${\displaystyle A_{\mu }={\frac {Qr^{3}}{r^{4}+a^{2}z^{2}}}k_{\mu }}$

На больших расстояниях от источника (р ≫ а) эти уравнения сводятся к Метрика Рейсснера – Нордстрема с:

${\displaystyle A_{\mu }={\frac {Q}{R}}k_{\mu }}$

В форме Керра – Шильда метрики Керра – Ньюмана определитель метрического тензора всюду равен отрицательному, даже вблизи источника.^[1]

Электромагнитные поля в форме Керра – Шильда.

Электрическое и магнитное поля можно получить обычным способом, дифференцируя четырехпотенциал, чтобы получить тензор напряженности электромагнитного поля. Будет удобно перейти на трехмерную векторную запись.

${\displaystyle A_{\mu }=\left(-\phi ,A_{x},A_{y},A_{z}\right)\,}$

Статические электрические и магнитные поля выводятся из векторного потенциала и скалярного потенциала следующим образом:

${\displaystyle {\vec {E}}=-{\vec {\nabla }}\phi \,}$

${\displaystyle {\vec {B}}={\vec {\nabla }}\times {\vec {A}}\,}$

Использование формулы Керра – Ньюмана для четырехпотенциала в форме Керра – Шильда дает следующую краткую комплексную формулу для полей:^[20]

${\displaystyle {\vec {E}}+i{\vec {B}}=-{\vec {\nabla }}\Omega \,}$

${\displaystyle \Omega ={\frac {Q}{\sqrt {({\vec {R}}-i{\vec {a}})^{2}}}}\,}$

Количество омега (${\displaystyle \Omega }$) в этом последнем уравнении аналогично Кулоновский потенциал, за исключением того, что радиус-вектор сдвигается на мнимую величину. Этот комплексный потенциал обсуждался еще в XIX веке французским математиком. Поль Эмиль Аппель.^[21]

Неснижаемая масса

Полная масса-эквивалент M, который содержит электрическое поле-энергия и вращательная энергия, а неприводимая масса M_irr связаны^[22][23]

${\displaystyle M_{\rm {irr}}={\frac {1}{2}}{\sqrt {2M^{2}-r_{Q}^{2}c^{4}/G^{2}+2M{\sqrt {M^{2}-(r_{Q}^{2}+a^{2})c^{4}/G^{2}}}}}}$

которое можно инвертировать, чтобы получить

${\displaystyle M={\frac {4M_{\rm {irr}}^{2}+r_{Q}^{2}c^{4}/G^{2}}{2{\sqrt {4M_{\rm {irr}}^{2}-a^{2}c^{4}/G^{2}}}}}}$

Чтобы электрически заряжать и / или вращать нейтральное и статичное тело, к системе должна быть приложена энергия. Из-за эквивалентность массы и энергии, эта энергия также имеет массовый эквивалент; следовательно M всегда выше чем M_irr. Если, например, энергия вращения черной дыры извлекается через Процессы Пенроуза,^[24][25] оставшаяся масса-энергия всегда будет больше или равна M_irr.

Важные поверхности

Горизонты событий и эргосферы заряженной и вращающейся черной дыры в псевдосферическом пространстве. р,θ,φ и декартово Икс,у,z координаты.

Параметр ${\displaystyle 1/g_{rr}}$ к 0 и решение для ${\displaystyle r}$ дает внутреннее и внешнее горизонт событий, который расположен в координате Бойера – Линдквиста

${\displaystyle r_{\text{H}}^{\pm }={\frac {r_{\rm {s}}}{2}}\pm {\sqrt {{\frac {r_{\rm {s}}^{2}}{4}}-a^{2}-r_{Q}^{2}}}.}$

Повторяя этот шаг с ${\displaystyle g_{tt}}$ дает внутреннее и внешнее эргосфера

${\displaystyle r_{\text{E}}^{\pm }={\frac {r_{\rm {s}}}{2}}\pm {\sqrt {{\frac {r_{\rm {s}}^{2}}{4}}-a^{2}\cos ^{2}\theta -r_{Q}^{2}}}.}$

Тестовая частица на орбите вращающейся заряженной черной дыры (а/M = 0.9, Q/M = 0.4)

Уравнения движения

Далее для краткости будем использовать безразмерные натуральные единицы ${\displaystyle G=M=c=K=1}$, с Постоянная Кулона ${\displaystyle K}$, куда ${\displaystyle a}$ сводится к ${\displaystyle Jc/G/M^{2}}$ и ${\displaystyle Q}$ к ${\displaystyle Q/M\ {\sqrt {K/G}}}$, а уравнения движения пробной частицы заряда ${\displaystyle q}$ становиться^[26][27]

${\displaystyle {\dot {t}}}$${\displaystyle ={\frac {\csc ^{2}\theta \ ({L_{z}}(a\ \Delta \sin ^{2}\theta -a\ (a^{2}+r^{2})\sin ^{2}\theta )-q\ Q\ r\ (a^{2}+r^{2})\sin ^{2}\theta +E((a^{2}+r^{2})^{2}\sin ^{2}\theta -a^{2}\Delta \sin ^{4}\theta ))}{\Delta \rho ^{2}}}}$

${\displaystyle {\dot {r}}=\pm {\frac {\sqrt {((r^{2}+a^{2})\ E-a\ L_{z}-q\ Q\ r)^{2}-\Delta \ (C+r^{2})}}{\rho ^{2}}}}$

${\displaystyle {\dot {\theta }}=\pm {\frac {\sqrt {C-(a\cos \theta )^{2}-(a\ \sin ^{2}\theta \ E-L_{z})^{2}/\sin ^{2}\theta }}{\rho ^{2}}}}$

${\displaystyle {\dot {\phi }}={\frac {E\ (a\ \sin ^{2}\theta \ (r^{2}+a^{2})-a\ \sin ^{2}\theta \ \Delta )+L_{z}\ (\Delta -a^{2}\ \sin ^{2}\theta )-q\ Q\ r\ a\ \sin ^{2}\theta }{\rho ^{2}\ \Delta \ \sin ^{2}\theta }}}$

с ${\displaystyle E}$ для полной энергии и ${\displaystyle L_{z}}$ для осевого углового момента. ${\displaystyle C}$ это Постоянная Картера:

${\displaystyle C=p_{\theta }^{2}+\cos ^{2}\theta \left(a^{2}(1-E^{2})+{\frac {L_{z}^{2}}{\sin ^{2}\theta }}\right)=a^{2}\ (1-E^{2})\ \sin ^{2}\delta +L_{z}^{2}\ \tan ^{2}\delta ={\rm {const.}}}$

куда ${\displaystyle p_{\theta }={\dot {\theta }}\ \rho ^{2}}$ - полоидальная составляющая углового момента тестовой частицы, а ${\displaystyle \delta }$ угол наклона орбиты.

Трассировка лучей тень вращающейся и заряженной черной дыры с параметрами а² + Q² = 1M². Левая сторона черной дыры вращается в сторону наблюдателя.

${\displaystyle L_{z}={\frac {v^{\phi }\ {\bar {R}}}{\sqrt {1-v^{2}}}}={\rm {const.}}}$

и

${\displaystyle E={\sqrt {\frac {\Delta \ \rho ^{2}}{(1-v^{2})\ \chi }}}+\Omega \ L_{z}={\rm {const.}}}$

также являются сохраняемыми величинами.

${\displaystyle \Omega =-{\frac {g_{t\phi }}{g_{\phi \phi }}}={\frac {a\left(2r-Q^{2}\right)}{\chi }}}$

- угловая скорость, индуцированная перетаскиванием кадра. Сокращенный термин ${\displaystyle \chi }$ определяется

${\displaystyle \chi =\left(a^{2}+r^{2}\right)^{2}-a^{2}\ \sin ^{2}\theta \ \Delta }$

Связь между производными по координатам ${\displaystyle {\dot {r}},\ {\dot {\theta }},\ {\dot {\phi }}}$ и локальная 3-скоростная ${\displaystyle v}$ является

${\displaystyle v^{r}={\dot {r}}\ {\sqrt {\frac {\rho ^{2}\ (1-v^{2})}{\Delta }}}}$

для радиального,

${\displaystyle v^{\theta }={\dot {\theta }}\ {\sqrt {\rho ^{2}\ (1-v^{2})}}}$

для полоидального,

${\displaystyle v^{\phi }={\frac {L_{z}{\sqrt {1-v^{2}}}}{\bar {R}}}}$

для осевого и

${\displaystyle v={\frac {\sqrt {{\dot {t}}^{2}-\varsigma ^{2}}}{\dot {t}}}={\sqrt {\frac {\chi \ (E-L_{z}\ \Omega )^{2}-\Delta \ \rho ^{2}}{\chi \ (E-L_{z}\ \Omega )^{2}}}}}$

для полной локальной скорости, где

${\displaystyle {\bar {R}}={\sqrt {-g_{\phi \phi }}}={\sqrt {\frac {\chi }{\rho ^{2}}}}\ \sin \theta }$

- осевой радиус вращения (локальная длина окружности, деленная на 2π), и

${\displaystyle \varsigma ={\sqrt {g^{tt}}}={\frac {\chi }{\Delta \ \rho ^{2}}}}$

компонент гравитационного замедления времени. Следовательно, локальная радиальная скорость убегания нейтральной частицы равна

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

Рекомендации

1. Стефани, Ханс и др. Точные решения уравнений поля Эйнштейна. (Издательство Кембриджского университета, 2003 г.). Видеть стр. 485 относительно определителя метрического тензора. Видеть стр. 325 по поводу обобщений.
2. Ньюман, Эзра; Дженис, Аллен (1965). «Замечание о метрике Керровских вращающихся частиц». Журнал математической физики. 6 (6): 915–917. Bibcode:1965JMP ..... 6..915N. Дои:10.1063/1.1704350.
3. Ньюман, Эзра; Couch, E .; Chinnapared, K .; Exton, A .; Пракаш, А .; Торренс, Р. (1965). «Метрика вращающейся заряженной массы». Журнал математической физики. 6 (6): 918–919. Bibcode:1965JMP ..... 6..918N. Дои:10.1063/1.1704351.
4. Керр, RP (1963). «Гравитационное поле вращающейся массы как пример алгебраически специальной метрики». Письма с физическими проверками. 11 (5): 237–238. Bibcode:1963ПхРвЛ..11..237К. Дои:10.1103 / PhysRevLett.11.237.
5. Пансли, Брайан (10 мая 1998 г.). "Высокоэнергетическое гамма-излучение галактических черных дыр Керра – Ньюмана. I. Центральный двигатель". Астрофизический журнал. 498 (2): 646. Bibcode:1998ApJ ... 498..640P. Дои:10.1086/305561. У всех черных дыр Керра – Ньюмана ось вращения и магнитная ось совмещены; они не могут пульсировать.
6. Лэнг, Кеннет (2003). Кембриджский путеводитель по Солнечной системе. Издательство Кембриджского университета. п.96. ISBN  9780521813068 - через Интернет-архив. магнитный дипольный момент и ось и солнце.
7. Росквист, Кьелл (2006). «Гравитационно-индуцированный электромагнетизм в масштабе Комптона». Классическая и квантовая гравитация. 23 (9): 3111–3122. arXiv:gr-qc / 0412064. Bibcode:2006CQGra..23.3111R. Дои:10.1088/0264-9381/23/9/021.
8. Линден-Белл, Д. (2004). «Электромагнитная магия: релятивистски вращающийся диск». Физический обзор D. 70 (10): 105017. arXiv:gr-qc / 0410109. Bibcode:2004ПхРвД..70дж5017Л. Дои:10.1103 / PhysRevD.70.105017.
9. Майнель, Рейнхард (29 октября 2015 г.). "Физический вывод решения черной дыры Керра – Ньюмана". В Nicolini P .; Камински М .; Mureika J .; Блейхер М. (ред.). 1-е совещание Карла Шварцшильда по гравитационной физике. Springer Proceedings in Physics. 170. С. 53–61. arXiv:1310.0640. Дои:10.1007/978-3-319-20046-0_6. ISBN  978-3-319-20045-3.
10. Буринский, Александр (2008). «Электрон Дирака – Керра». Гравитация и космология. 14: 109–122. arXiv:hep-th / 0507109. Дои:10.1134 / S0202289308020011.
11. Картер, Брэндон (1968). «Глобальная структура керровского семейства гравитационных полей». Физический обзор. 174 (5): 1559. Дои:10.1103 / PhysRev.174.1559.
12. Буринский, Александр (2007). «Керровская геометрия как пространственно-временная структура дираковского электрона». arXiv:0712.0577 [hep-th ].
13. Hajicek, Petr et al. Введение в релятивистскую теорию гравитации, стр. 243 (Springer 2008).
14. Брэндон Картер: Глобальная структура керровского семейства гравитационных полей (1968)
15. Луонго, Орландо; Кеведо, Эрнандо (2014). «Характеристика отталкивающей силы тяжести с собственными значениями кривизны». Физический обзор D. 90 (8): 084032. arXiv:1407.1530. Bibcode:2014ПхРвД..90х4032Л. Дои:10.1103 / PhysRevD.90.084032.
16. Debney, G.C .; Kerr, R.P .; Шильд, А. (1969). «Решения уравнений Эйнштейна и Эйнштейна-Максвелла». Журнал математической физики. 10 (10): 1842–1854. Дои:10.1063/1.1664769.. Особенно см. Уравнения (7.10), (7.11) и (7.14).
17. Баласин, Герберт; Nachbagauer, Герберт (1994). "Распределительный тензор энергии-импульса семейства пространств-времени Керра – Ньюмана". Классическая и квантовая гравитация. 11 (6): 1453–1461. arXiv:gr-qc / 9312028. Bibcode:1994CQGra..11.1453B. Дои:10.1088/0264-9381/11/6/010.
18. Берман, Марсело. «Энергия черных дыр и Вселенной Хокинга» в Тенденции в исследованиях черных дыр, стр. 148 (изд. Крейтлера, Nova Publishers, 2006).
19. Буринский, А. «Геометрия Керра за пределами квантовой теории» в За пределами кванта, стр. 321 (изд. Theo Nieuwenhuizen, World Scientific 2007). Формула векторного потенциала Буринского отличается от формулы Дебни и др. просто градиентом, который не влияет на поля.
20. Гейр, Джонатан. "Границы в безмассовом потенциале Керра – Ньюмана" В архиве 2011-09-26 на Wayback Machine.
21. Appell, Math. Анна. xxx (1887), с. 155–156. Обсуждается Уиттакер, Эдмунд и Ватсон, Джордж. Курс современного анализа, стр. 400 (Cambridge University Press, 1927).
22. Тибо Дамур: Черные дыры: энергетика и термодинамика, стр.11
23. Уравнение 57 дюйм Прадхан, Партхапратим (2014). "Формула внутренней массы черной дыры". Европейский физический журнал C. 74 (5): 2887. arXiv:1310.7126. Bibcode:2014EPJC ... 74.2887P. Дои:10.1140 / epjc / s10052-014-2887-2.
24. Чарльз Миснер, Кип С. Торн, Джон. А. Уиллер: Гравитация, страницы 877 и 908
25. Бхат, Манджири; Дхурандхар, Санджив; Дадхич, Нареш (1985). «Энергетика черной дыры Керра – Ньюмана по процессу Пенроуза». Журнал астрофизики и астрономии. 6 (2): 85–100. Дои:10.1007 / BF02715080.
26. Cebeci, Hakan; и другие. «Движение заряженных пробных частиц в пространстве-времени Керра – Ньюмана – Тауба – NUT и аналитические решения».
27. Хакманн, Ева; Сюй, Хунсяо (2013). «Движение заряженных частиц в пространстве-времени Керра – Ньюмана». Физический обзор D. 87 (12): 4. arXiv:1304.2142. Bibcode:2013ПхРвД..87л4030Н. Дои:10.1103 / PhysRevD.87.124030.

Библиография

• Вальд, Роберт М. (1984). Общая теория относительности. Чикаго: Издательство Чикагского университета. С. 312–324. ISBN  978-0-226-87032-8.

внешняя ссылка

• Адамо, Тим; Ньюман, Эзра (2014). «Метрика Керра – Ньюмана». Scholarpedia. 9 (10): 31791. Дои:10.4249 / scholarpedia.31791. в соавторстве с Эзра Т. Ньюман сам
• SR Made Easy, глава 11: Заряженные и вращающиеся черные дыры и их термодинамика