Черные дыры (стр. 3 из 4)
ТЕРМОДИНАМИКА И ИНФОРМАЦИЯ.
ИНФОРМАЦИООНЫЙ ПОДХОД К ТЕРМОДИНАМИКЕ.
Мы уже видели, насколько важно для возникновения тепловых свойств черной дыры существование горизонта событий, отделяющего область пространства, информация о которой не доходит до внешнего наблюдателя. Было показано, как можно прийти к эффекту Хокинга и термодинамике черных дыр с помощью простых термодинамических соображений, без проведения динамических расчетов рождения пар в поле черной дыры. Оказывается возможным сделать и следующий шаг - связать тепловые свойства черной дыры прямо с самим фактом существования у нее горизонта событий.
Эта возможность основана на информационном подходе к термодинамике, который восходит к классикам теории теплоты, был сформулирован Л. Сциллардом и развивался многими физиками и математиками. Суть этого подхода состоит в утверждении, что существует прямая связь между недостатком информации о физической системе и величиной ее энтропии.
Будучи приложен к физике черных дыр, информационный подход прямо указывает на существование у них отличной от нуля энтропии и температуры, позволяя осуществить непосредственный переход от утверждения «внешний наблюдатель лишен информации о внутренней части черной дыры» к утверждению «такой наблюдатель увидит черную дыру как горячее тело».
С другой стороны, физика черных дыр подкрепила информационный подход, подтвердив, что недостаток информации о системе, с чем бы он ни был связан, действительно проявляется в возникновении у нее тепловых свойств. Сегодня, после открытия эффекта Хокинга и других эффектов такого же рода, нам известно уже несколько механизмов потери информации и соответственно несколько механизмов появления тепловых свойств у динамической системы.
ЭНТРОПИЯ И ИНФОРМАЦИЯ.
Прежде чем давать количественную формулировку информационного подхода к термодинамике, напомним обычную картину перехода динамической системы в состояние термодинамического равновесия. В процессе такого перехода система быстро « забывает » свое начальное состояние, что происходит вследствие « запутывания » (стохастизации) движения составляющих ее частиц. Это вызывается динамическими неустойчивостями в системе, которые ведут к усилению неизбежно присутствующих малых неопределенностей начальных значений динамических переменных. В результате возникает быстрое перемешивание состояний частиц и равномерное заполнение всей доступной этой системе области значений динамических переменных.
Такое состояние системы, отвечающее равновероятности всех возможных микроскопических состояний составляющих ее частиц, описывается так называемым микроканоническим распределением. Из него автоматически следует, что любая достаточно большая часть системы описывается формулой Гиббса.
Поскольку равновесная система «забывает» свое начальное состояние, она характеризуется существенно меньшим числом параметров (энергией или температурой, давлением или объемом и т.п.), чем полное число ее степеней свободы. Поэтому состояние термодинамического равновесия вырождено: каждому набору только что перечисленных макроскопических параметров отвечает огромное число Nразличных микросостояний системы, реализующих этот набор. Мерой этого вырождения и служит энтропия системы S=klnN.
Равновероятность различных микросостояний термодинамически равновесной системы означает, что никакое из них нельзя предпочесть другому. Поэтому чем больше величина N, тем меньшим объемом сведений о микроструктуре системы мы располагаем, и энтропию можно считать мерой неполноты информации об истинной микроскопической структуре равновесной системы.
Мы подошли, таким образом, к информационному определению энтропии. Чтобы дать его точную формулировку, нужно ввести следующее простейшее определение изменения количества информации ∆І при некотором процессе. Если сначала имелось Pравновероятных ответов на вопрос, касающийся какого-либо предмета или явления, а в конце их число стало p, то изменение информации об этом предмете или явлении есть
∆І=kln (P/p).
ЕслиP>p, мы имеем дело с приростом информации (наши сведения стали более определенными), в обратном случае – с ее убылью.
Применим сказанное к процессу перехода динамической системы в состояние термодинамического равновесия (рис.2).Рис. 2. Пример, иллюстрирующий справедливость соотношения ∆І=–∆S – необратимое расширение газа в пустоту.
Первоначально газ занимает левую половину устройства – объем v0 (вверху). После поднятия заслонки газ расширяется, заполняя вдвое больший объем. В результате неопределенность в положении молекул газа (и число ответов на соответствующий вопрос) также увеличивается вдвое: P/p=1/2. Соответственно убыль информации о положении молекул будет определяться соотношением ∆I=–kln 2. Из термодинамики известно, что прирост энтропии (на одну молекулу) при таком процессе есть ∆S=kln 2, что точно соответствует равенству ∆S=-∆I.
Вначале система была чисто динамической, ее энтропия равнялась нулю, и мы точно знали ответ на вопрос о ее микросостоянии: P=1. В конце ее энтропия увеличилась на ∆S, а число ответов на указанный вопрос выросло до значения N.Поэтому ∆I=-klnN, и мы приходим к важному соотношению:∆S= - ∆I.
Уменьшение количества информации о физической системе соответствует увеличению ее энтропии1. Более того, если эта потеря информации такова, что отражает равновероятность всех допустимых микросостояний, то наша система описывается микроканоническим распределением, а ее подсистемы – формулой Гиббса. Поскольку в приведенных рассуждениях никак не фигурировал конкретный механизм потери информации, сказанное в равной степени относится и к обычному горячему телу, и к черной дыре. Можно добавить, что наши утверждения не противоречат обычному представлению о том, что тепло отвечает хаотическому состоянию вещества. Ведь хаос в самом широком смысле – это и есть равновероятность различных микросостояний, когда ни одно из них нельзя предпочесть другому. Одновременно это и отсутствие информации о внутренней структуре системы.
Важно подчеркнуть, что, говоря о неполноте и потере информации, мы имели в виду, конечно, объективную невозможность получить информацию о состоянии системы – невозможность, характерихующую саму систему, а не субъекта-наблюдателя. Последний мог бы просто отказаться от получения полной информации, не используя, например, всех возможностей измерительной техники. Разумеется, к такой ситуации сказанное выше ни в малейшей мере не относится. Достаточно вспомнить рассмотренный выше пример рождения пар в электрическом поле, когда отказ регистрировать позитронную компоненту излучения хотя и означает потерю информации, однако не приводит к термодинамической формуле Гиббса. В то же время рождение пар в поле тяготения, когда есть горизонт событий и потеря информации имеет объективный, неустранимый характер, ведет именно к этой формуле.
ЧЕРНЫЕ ДЫРЫ И ВРЕМЯ.
ЭФФЕКТ ЗАМЕДЛЕНИЯ ВРЕМЕНИ НА ПОВЕРХНОСТИ ЧЕРНОЙ ДЫРЫ.
Плотное тело большой массы не только изменяет геометрические свойства пространства вокруг себя, но и влияет на темп течения времени и скорости, протекающих вблизи процессов.
Пусть ∆t– интервал времени между двумя событиями, которые происходят на расстоянии r от центра тела (r=Rтела), таким образом, события происходят на поверхности тела. Значит, t – собственное время, время, измеренное наблюдателем на поверхности тела.
Пусть ∆τ – промежуток времени между этими же событиями, который будет фиксировать наблюдатель, удаленный от этого тела «на бесконечность» (так называемое координатное время).
Из теории относительности следует, что оба эти интервала связаны между собой соотношением ([4],с.334):
∆τ= ∆t/√(1-Rg/r)= ∆t/√(1-2GM/rc2)
Видно, что если r >> Rg, то ∆τ= ∆t – на больших расстояниях от гравитирующей массы координатное время совпадает с собствееным, т.е. где бы мы не находились на поверхности этого тела или много дальше от него время будет одно и то же. Но если r→ Rg, то при любом интервале собственного времени∆t имеем ∆τ→ ∞, то есть, если наблюдатель находится на большом расстоянии от черной дыры, то ему кажется, что время между событиями изменяется слишком медленно, а наблюдатель находящийся на поверхности черной дыры скажет, что время между событиями практически не заметно.
Под интервалом времени ∆t можно подразумевать и период электромагнитной волны T=1/ν=λ/c, таким образом λ=λ0/√(1-Rg/r).
Отсюда следует, что длина волны λ, регистрируемая наблюдателем, будет больше длины волны λ0, испускаемой атоиои на расстоянии r от центра конфигурации, и при r→ Rg, λ→ ∞.
Этот эффект замедления времени – эффект красного смещения длин волн вблизи гравитирующей массы (необходимо учитывать при изучении сжатия ядра звезды большой на конечном этапе эволюции).
После того, как поверхностные слои звезды пересекут сферу Шварцшильда, испускаемые ими лучи света уже не могут выйти к удаленному наблюдателю. Поэтому сфера Шварцшильда именуется еще горизонтом событий, а сжатие звезды за нее – гравитационным самозамыканием.
Представим себе, что наблюдатель «выгодно» устроился на верхнем слое сжимающегося ядра. Он фиксирует свое собственное время. Он обнаружил, что от начала движения с расстояния r =10Rg до r =Rg прошло несколько секунд. Скорость движения увеличилась до скорости света. Переход через поверхность сферы Шварцшильда для него длился мгновение.