Bu maddede birçok sorun bulunmaktadır. Lütfen sayfayı geliştirin veya bu sorunlar konusunda tartışma sayfasında bir yorum yapın. Vikipedi'nin kalite standartlarına ulaşabilmesi için, bu maddenin veya bir bölümündeki ansiklopedik olmayan içeriğin temizlenmesi gerekmektedir. Görüşlerinizi lütfen tartışma sayfasında belirtiniz. (Nisan 2017) Bu maddenin içeriğinin Türkçeleştirilmesi veya Türkçe dilbilgisi ve kuralları doğrultusunda düzeltilmesi gerekmektedir. Bu maddedeki yazım ve noktalama yanlışları ya da anlatım bozuklukları giderilmelidir. (Yabancı sözcükler yerine Türkçe karşılıklarının kullanılması, karakter hatalarının düzeltilmesi, dilbilgisi hatalarının düzeltilmesi vs.) Düzenleme yapıldıktan sonra bu şablon kaldırılmalıdır. Bu maddedeki üslubun, ansiklopedik bir yazıdan beklenen resmî ve ciddi üsluba uygun olmadığı düşünülmektedir. Maddeyi geliştirerek ya da konuyla ilgili tartışmaya katılarak Vikipedi'ye katkıda bulunabilirsiniz.

Genel görelilik

Genel bakış Tarihçe Matematik Kaynaklar Testler Einstein denklemleri Eşdeğerlik ilkesi FLRW çözümü Kesin çözümler Kara delik Kerr çözümü Kuantum yer çekimi Kütleçekimsel dalga Kütleçekimsel mercek Olay ufku Schwarzschild çözümü Tekillik

İlgili başlıklar

Albert Einstein Astrofizik Einstein-Cartan teorisi Kozmoloji Kütleçekim Özel görelilik Riemann geometrisi Stephen Hawking

düzenle

Genel görelilikte, Van Stockum tozu Einstein alan denklemlerinin silindirik simetri ekseni etrafında dönen tozun oluşturduğu yer çekimi alanı için kesin sonucudur. Tozun yoğunluğu eksenin uzaklığıyla beraber arttığı için çözüm oldukça yapay olmakla kalmaz, aynı zamanda genel görelilikteki bilinen en basit çözümlerden olmakla beraber aynı zamanda Pedagojik olarak önemli örneklerden biri olarak gösterilir.

Bu çözüm ismini Willem Jacob Van Stockum'dan almıştır, kendisi 1937 yılında, Cornelius Lanczos'un 1924 yılında keşfettiği olayın bağımsızlığını yeniden keşfetti.

Türetme[değiştir | kaynağı değiştir]

Bu çözümü elde etme yollarından biri de katı rotasyon içindeki silindirik olarak harika simetriye bakmaktır (akışkan çözümleri). Dünya hatları ile zamansal uyumlu sıvı parçacıkların sıfırdan farklı girdap olan ancak genişleme ve kesme kaybolan formunda olduğunu kabul ediyoruz. (İşin aslı toz parçacıkları kuvvet hissetmedikleri için, bunun bir zamansal jeodezik uyum olduğu ortaya çıkacak ama bunu ileri işlemlerde böyle kabul etmemize gerek yoktur).

Tahmin yürüterek yaptığımız basit hesaplamalar aşağıdaki sisteme ihtiyaç duyar, bu da iki tane belirlenmemiş ${\displaystyle r}$ ye bağlı fonksiyonu içerir:

${\displaystyle {\vec {e}}_{0}=\partial _{t},\;{\vec {e}}_{1}=f(r)\,\partial _{z},\;{\vec {e}}_{2}=f(r)\,\partial _{r},\;{\vec {e}}_{3}={\frac {1}{r}}\,\partial _{\phi }-h(r)\,\partial _{t}}$

Yanlış anlaşılmalardan kaçınmak için, aşağıdaki işlemi uygulamalıyız:

${\displaystyle \sigma ^{0}=-dt+h(r)r\,d\phi ,\;\sigma ^{1}={\frac {1}{f(r)}}\,dz,\;\sigma ^{2}={\frac {1}{f(r)}}\,dr,\;\sigma ^{3}=rd\phi }$

Böylece metrik tensörü iki tanımlanmayan faktör cinsinden verir:

${\displaystyle g=-\sigma ^{0}\otimes \sigma ^{0}+\sigma ^{1}\otimes \sigma ^{1}+\sigma ^{2}\otimes \sigma ^{2}+\sigma ^{3}\otimes \sigma ^{3}}$

Verilerimizi çarparsak

${\displaystyle ds^{2}=-dt^{2}-2h(r)r\,dt\,d\phi +(1-h(r)^{2})r^{2}\,d\phi ^{2}+{\frac {dz^{2}+dr^{2}}{f(r)^{2}}}}$

${\displaystyle -\infty <t,z<\infty ,\;0<r<\infty ,\;-\pi <\phi <\pi }$

Bu sisteme göre iki tanımlanmayan fonksiyon cinsinden Einstein tensörünü bulmuş oluruz ve akışkan çözümlerinin sonucundan zaman benzeri birim vektör ${\displaystyle {\vec {e}}_{0}}$ oluştururuz sıvı parçacığına tanjant çizgisi olan her yer için. Böylece şu sonuca ulaşırız:

${\displaystyle G^{{\hat {m}}{\hat {n}}}=8\pi \mu \,\operatorname {diag} (1,0,0,0)+8\pi p\,\operatorname {diag} (0,1,1,1)}$

Bu aşağıdaki koşulları vermektedir:

${\displaystyle f^{\prime \prime }={\frac {(f^{\prime })^{2}}{f}}+{\frac {f^{\prime }}{r}},\;(h^{\prime })^{2}+{\frac {2h^{\prime }h}{r}}+{\frac {h^{2}}{r^{2}}}={\frac {4f^{\prime }}{r\,f}}}$

${\displaystyle f}$ yi çözüp ${\displaystyle h}$ değeri için uygun sistemler Van Stockum çözümünü tanımlamaktadır:

${\displaystyle {\vec {e}}_{0}=\partial _{t},\;{\vec {e}}_{1}=\exp(a^{2}r^{2}/2)\,\partial _{z},\;{\vec {e}}_{2}=\exp(a^{2}r^{2}/2)\,\partial _{r},\;{\vec {e}}_{3}={\frac {1}{r}}\,\partial _{\phi }-ar\,\partial _{t}}$

Bu sistemin sadece ${\displaystyle r>0}$ da tanımlı olduğu unutulmamalıdır.

Özellik[değiştir | kaynağı değiştir]

Bizim çerçeveye göre Einstein tensör Computing aslında basınç kaybolur gösterir, bu yüzden bir toz çözümümüz var. Toz kütle yoğunluğu bek çıkıyor

${\displaystyle \mu ={\frac {a^{2}}{2\pi }}\,\exp(a^{2}r^{2})}$

${\displaystyle r=0}$ simetri ekseninde bu sonludur, ama yoğunluk yarıçap ile beraber artar ama maalesef bu astrofiziğin sınırladığı özelliklerden biridir.

Gösterilen Killing denklemlerini çözersek aşağıdakiler tarafından oluşturulan

${\displaystyle {\vec {\xi }}_{1}=\partial _{t},\;{\vec {\xi }}_{2}=\partial _{z},\;{\vec {\xi }}_{3}=\partial _{\phi }}$

Burada, ${\displaystyle {\vec {\xi }}_{1}}$ sıfırdan farklı girdap vardır, bu yüzden, hem de bu eksen etrafında silindirik simetri ve dönme ekseni boyunca çeviri altında toz partiküllerinin dünya çizgisinde çeviri altında sabit bir uzay-değişmeyen var.

Gödel toz çözeltisi aksine, van Stockum toz parçacıkları geometrik seçkin eksen etrafında dönen vardır toz unutmayın.

Denildiği gibi ${\displaystyle {\vec {e}}_{0}}$ bileşeni kaybolur ama vorticity vektörü şu şekildedir.

${\displaystyle {\vec {\Omega }}=-a\,\exp(a^{2}r^{2}/2)\,{\vec {e}}_{1}}$

Bu hatta Comoving grafikte da toz partiküllerinin dünya hatları aslında parçacıklar simetri ekseni etrafında döndürülür toz olarak birbirinden yaklaşık büküm vardır, dikey çizgiler olarak görünür olduğu anlamına gelir. Toza bir küçük top yap evrimi takip. Başka bir deyişle, bunun kendi ekseni çevresinde döner (${\displaystyle r=0}$ a parallel) ancak diğer kesme veya genişletmek değildir. İkincisi özellikle biz sert dönme ile ne demek tanımlar. Çevri vektörünün büyüklüğü sadece bir olur eksen kendisini dikkat edin ${\displaystyle a}$.

Tidal tensörü;

${\displaystyle E_{{\hat {m}}{\hat {n}}}=a^{2}\,\exp(a^{2}r^{2})\,\operatorname {diag} (0,1,1)}$

bu toz parçacıkları üzerinde sürme gözlemci dönme düzlemi içinde izotropik gelgit gerilme geçirmektedir göstermektedir. Magnetogravitic tensör olduğunu

${\displaystyle B_{{\hat {m}}{\hat {n}}}=-a^{3}\,\exp(a^{2}r^{2})\,\left[{\begin{matrix}0&1&0\\1&0&0\\0&0&0\end{matrix}}\right]}$

Aşikar paradox[değiştir | kaynağı değiştir]

Bu alt başlığın geliştirilmesi gerekiyor.

Gerçek Paradoks[değiştir | kaynağı değiştir]

Dışa doğru gittiğimizde, görüyoruz ki daha büyük radii'li horizontal yuvarlaklar kapalı zamanımsı (zaman benzeri) eğridirler (curve) (yani büyük radiili horizanlar yuvarlaklar – kapalı zamanımsı eğri). Bu CTC lerin paradoksal yapısına ilk olarak van Stockum dikkat çekmişti: World lineları kapalı zamanımsı eğri oluşturan gözlemciler rahatça kendi geçmişlerini ziyaret edebilirler veya etkileyebilirler. Daha da kötüsü, böyle bir gözlemciyi, üçüncü hayatında (lifetime) örneğin hızlanmayı durdurmaya karar vermesini engelleyebilecek hiçbir şey yoktur ve bu durum ona bir den fazla biyografi verir

Kapalı zamansı (timelike) kıvrımlar genel göreliliğin birçok çözümünde ortaya çıkabilirler ve ortak ortaya çıkışları/görünüşleri bu teoriye en sorunsal teorik itirazlardan biridir. Ancak çok az fizikçi böyle itirazların temelinde tamamen genel göreliliği kullanmayı reddederler. Tercihen çoğu pragmatik tutum alarak her ne zaman onunla (genel görelilik) kurtulmak isterse teorinin birçok astrofiziksel durumda göreceli basitliği ve iyi kurulmuş güvenilirliği sayesinde göreceli olarak mantıklı gelir. Bu birçok fizikçinin her gün Newton Fiziği'ni kullanmasına benzer değildir, öyle olsa bile onlar bunun Galilei kinematiklerinin görelilik kinematikleri tarafından "yıkıldığının" çok iyi farkındalar

Ayrıca bakınız[değiştir | kaynağı değiştir]

Kaynakça[değiştir | kaynağı değiştir]