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En el artículo técnico What would a binary black hole merger look like?  se simula, mediante técnicas de ray tracing, como vería un observador externo el merge de dos agujeros negros (del artículo y del sitio web de los autores están sacadas prácticamente todas las imágenes).

Si estamos mirando hacia algún sitio, digamos:

ClockTower-400x300

y pasa un agujero negro frente a nosotros, lo primero que se nos viene a la cabeza es la siguiente imagen:

ClockTower-400x300b

ya que como de un agujero negro no puede escapar nada, ni la luz, pensamos que veríamos una simple esfera negra tapando un trozo de nuestra visión. Sin embargo, una imagen mas realista de lo que veríamos es:

ClockTower_BH-400x300debido a la curvatura que experimentan los rayos de luz por la curvatura del espacio-tiempo que genera el agujero negro: efecto de lente gravitacional.

Colocando una imagen de fondo más métrica, así es como se verían los espacios de Minkowski, Schwarzschild y Kerr.

analyticSpacetimesSi en lugar de un agujero negro tenemos un sistema binario de agujeros negros de igual masa, entonces tendríamos:

bbhSystem

Finalmente, una animación del merge:

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Tenemos:

  1. \bar{r} := \frac{r}{r+a}
  2. \Delta := \frac{(1-\bar{r})^4}{a^2} \partial_{\bar{r}\bar{r}} + \frac{(1-\bar{r})^4}{a^2}\frac{2}{\bar{r}} \partial_{\bar{r}}
  3. \Delta \Theta_X = 6 \pi [ \frac{(1-\bar{r})^2}{a} \partial_{\bar{r}} S^*_{\bar{r}} + \frac{1 - \bar{r}}{a} \frac{2}{\bar{r}} S^*_{\bar{r}} + \frac{1-\bar{r}}{a} \frac{\cot \theta}{\bar{r}} S^*_{\theta}]
  4. \Delta X^{\bar{r}} = 8 \pi S^*_{\bar{r}} - \frac{1}{3} \frac{(1-\bar{r})^2}{a} \partial_{\bar{r}} \Theta_X
  5. \hat{A}^{\bar{r}\bar{r}} = \frac{4}{3}\frac{(1-\bar{r})^2}{a} \partial_{\bar{r}} X^{\bar{r}} - \frac{2}{3}2\frac{1-\bar{r}}{a}\frac{1}{\bar{r}} X^{\bar{r}}
  6. \Delta \Theta_\beta = \frac{3}{2}[\frac{(1-\bar{r})^4}{a^2} \partial_{\bar{r}\bar{r}}u + \frac{(1-\bar{r})^3(2-\bar{r})}{2a^2} \frac{4}{\bar{r}}u + \frac{(1-\bar{r})^2}{a^2} \frac{2}{\bar{r}^2}u]

con:

u:=\alpha \psi^{-6} \hat{A}^{\bar{r}\bar{r}}

y:

\{\frac{2 (\bar{r}_i - 1)^4 (\bar{r_i} - (\bar{r}_{i+1} - \bar{r}_i))}{a^2 (\bar{r}_i - \bar{r}_{i-1}) \bar{r_i} (\bar{r}_{i+1} - \bar{r}_{i-1} )},

\frac{(\bar{r}_i - 1)^2 (\frac{-2}{h_\theta^2 \bar{r}_i^2} + \frac{(\bar{r}_i - 1)^2 ((r_{i+1}-r_i)-(r_i-r_{i-1})-2)}{(r_{i+1}-r_i)(r_i - r_{i-1})} + \frac{-2 \csc^2 \theta_i}{h_\varphi^2 \bar{r}_i^2})}{a^2},

\frac{2 (\bar{r}_i - 1)^4 ((\bar{r}_{i} - \bar{r}_{i-1}) + \bar{r_i})}{a^2 (\bar{r}_{i+1} - \bar{r}_i) \bar{r}_i (\bar{r}_{i+1} - \bar{r}_{i-1} )} \}

Una de las consecuencias mas asombrosas de la relatividad general de Einstein son los agujeros negros: soluciones de éstas en las que la curvatura del espacio-tiempo es tan extrema que incluso los rayos de luz quedan atrapados. Se cree que los agujeros negros se forman durante la muerte de estrellas con suficiente masa cuando ésta colapsa hacia dentro. Aunque no se pueden ver, las evidencias gravitacionales observadas consistentes con las predicciones avalan su existencia.

La definición mas intuitiva para la singularidad espacio-temporal es la de punto con curvatura infinita (aunque la mas apropiada técnicamente tiene que ver con cierto tipo de geodésicas incompletas).

 

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