Kerr-Metrik

Die Kerr-Metrik ^[1] ist eine Vakuumlösung der einsteinschen Feldgleichungen für ungeladene, rotierende schwarze Löcher. Diese Lösung wird nach Roy Patrick Kerr benannt, der sie als erster berechnete. Das Linienelement lässt sich in Boyer-Lindquist-Koordinaten und SI-Einheiten wie folgt darstellen:

$ds^{2} = \left( 1 - \frac{r_{s} r}{\rho^{2}} \right) c^{2} \mathrm dt^{2} \quad + \quad \frac{2r_{s} r a \sin^{2} \theta }{\rho^{2}} \, c \, \mathrm dt \, \mathrm d\phi \quad - \quad \frac{\rho^{2}}{\Lambda^{2}} \mathrm dr^{2} \quad - \quad \rho^{2} \mathrm d\theta^{2} \quad - \quad \left( r^{2} + a^{2} + \frac{r_{s} r a^{2}}{\rho^{2}} \sin^{2} \theta \right) \sin^{2} \theta \ \mathrm d\phi^{2}$

dabei ist c die Vakuumlichtgeschwindigkeit, r_s der Schwarzschild-Radius

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

sowie

$a := \frac{J}{Mc}, \quad \rho^{2} := r^{2} + a^{2} \cos^{2} \theta, \quad \Lambda^{2} := r^{2} - r_{s} r + a^{2}$

M ist die Masse des felderzeugenden Körpers. Der Parameter a wird auch Kerrparameter genannt. Er ist gemäß Definition proportional zum Drehimpuls J der rotierenden Masse. Ist der Kerrparameter positiv, so führt der Körper der Masse M eine prograde Rotation aus. Im Fall eines negativen Kerrparameters ist die Rotation retrograd. Verschwindet der Kerrparameter, so ergibt sich als Grenzfall die Schwarzschild-Metrik. Jeweils kurz nach der Entdeckung der Schwarzschild-, bzw. Kerr-Metrik wurden auch die zugehörigen Verallgemeinerungen für den Fall von elektrisch geladenen schwarzen Löchern gefunden. Die folgende Tabelle gibt einen Überblick der verwendeten Metriken:

	statisch (J = 0)	rotierend (J ≠ 0)
ungeladen (Q = 0)	Schwarzschild-Metrik	Kerr-Metrik
geladen (Q ≠ 0)	Reissner-Nordström-Metrik	Kerr-Newman-Metrik

Dabei ist Q die Ladung des schwarzen Loches.

Gradient

Da eine Überprüfung der Kerr-Metrik nur über umfangreiche Rechnungen möglich ist, werden hier noch die kontravarianten Komponenten der Metrik mit Hilfe der kontravarianten Komponenten des Gradienten-Operators gezeigt:

$\partial^\mu \partial_\mu = g^{\mu\nu}\frac{\partial}{\partial{x^{\mu}}}\frac{\partial}{\partial{x^{\nu}}} = \frac{1}{c^{2}\Lambda^{2}}\left(r^{2} + \alpha^{2} + \frac{r_{s}r\alpha^{2}}{\rho^{2}}\sin^{2}\theta\right)\left(\frac{\partial}{\partial{t}}\right)^{2} + \frac{2r_{s}r\alpha}{c\rho^{2}\Lambda^{2}}\frac{\partial}{\partial{\phi}}\frac{\partial}{\partial{t}} \,\, -$

$\frac{1}{\Lambda^{2}\sin^{2}\theta}\left(1 - \frac{r_{s}r}{\rho^{2}}\right)\left(\frac{\partial}{\partial{\phi}}\right)^{2} - \frac{\Lambda^{2}}{\rho^{2}}\left(\frac{\partial}{\partial{r}}\right)^{2} - \frac{1}{\rho^{2}}\left(\frac{\partial}{\partial{\theta}}\right)^{2}$

Anwendungen

• Die Kerr-Metrik beschreibt den infinitesimalen Zusammenhang zwischen der Eigenzeit τ eines Testkörpers (eine Uhr, die starr mit dem Testkörper verbunden ist) im Gravitationsfeld eines rotierenden, ungeladenen, schwarzen Loches und den Parametern $t,\,r,\,\phi,\,\theta$ der Raumzeit entlang seiner Weltlinie. Durch Integration dieser infinitesimalen Eigenzeiten ds entlang einer vorgegebenen Bahn, kann berechnet werden, wie sich die Eigenzeit des Testkörpers entlang dieser Bahn verändert. Weil die Eigenzeit - wie aus der Relativitätstheorie bekannt - dabei vom Bewegungszustand des Testkörpers abhängig ist, ist diese Berechnung aber normalerweise nicht trivial. Der Einfluss der Masse des Testkörpers auf die gesamte Raumzeitstruktur wird dabei vernachlässigt.

• Wirkt auf den Testkörper entlang seiner Bahn keine äußere Kraft, kann die Form der Bahn (ausgehend von eindeutig definierten Anfangsbedingungen) prinzipiell durch Integration der Geodätengleichung berechnet werden.

Besondere Flächen

Die Kerr-Metrik wird auf mehreren Flächen singulär. Die innere Fläche des Bildes veranschaulicht den äußeren Ereignishorizont. Die äußere Fläche ist ein Rotationsellipsoid. Zwischen diesen beiden Flächen liegt die Ergosphäre. Auf jedem Punkt innerhalb dieses Bereiches wird die rein zeitliche Komponente g_tt negativ und damit zu einer raumartigen, metrischen Komponente. Um dieser Entartung der Raumzeit entgegenzuwirken müssen alle Masseteilchen, bzw. Testkörper, die sich in dieser Ergosphäre aufhalten mit der inneren, gravitierenden Masse mitrotieren.

Die Kerr-Metrik wird auf mehreren Flächen singulär. Mit Λ = 0 wird beispielsweise der Nenner der rein radialen Komponente der Kerr-Metrik g_rr Null und damit die Metrik singulär. Diese Bedingung wird genau dann erfüllt, wenn

$r_{\mbox{innen}} = \frac{r_{s} \pm \sqrt{r_{s}^{2} - 4a^{2}}}{2}.$

Für a = 0 fallen beide Werte mit dem Schwarzschild-Radius zusammen und deshalb werden diese beiden Flächen auch als innerer und äußerer Ereignishorizont bezeichnet. Obwohl bei beiden Ereignishorizonten die radiale Koordinate r einen konstanten Wert besitzt, zeigt das Krümmungsverhalten der Ereignishorizonte, dass diese eher die Eigenschaften eines Rotationsellipsoids besitzen. Da sich der innere Ereignishorizont der direkten Beobachtung aufgrund des äußeren Horizonts entzieht, besitzt der innere Horizont keine physikalische Bedeutung.

Zwei weitere singuläre Flächen ergeben sich aufgrund eines Vorzeichenwechsels der zeitartigen Komponente g_tt. Die Bedingung g_tt = 0 führt dabei ebenfalls auf eine quadratische Gleichung mit den Lösungen

$r_{\mbox{außen}} = \frac{r_{s} \pm \sqrt{r_{s}^{2} - 4a^{2} \cos^{2}\theta}}{2}.$

Diese zwei Flächen können wegen des Terms cos²θ unter der Wurzel als abgeflachte Sphären, bzw. Rotationsellipsoide dargestellt werden. Die äußere Fläche berührt dabei den äußeren Ereignishorizont an den zwei Polen, die durch die Rotationsachse definiert werden. Die beiden Pole entsprechen einem Winkel θ von 0 bzw. π.

Der Raum zwischen den zwei äußeren, singulären Flächen wird Ergosphäre genannt. Normalerweise erfährt jedes Teilchen eine positive Eigenzeit entlang seiner Weltlinie. Innerhalb der Ergosphäre ist dies jedoch erst dann möglich, wenn das Teilchen mit einer gewissen mindesten Winkelgeschwindigkeit mit der inneren Masse M mitrotiert. Es kann deshalb auch keine Teilchen geben, die sich in der entgegengesetzten Richtung wie die innere Masse drehen.

Genauso wie bei der Schwarzschild-Metrik ist die Singularität des Ereignishorizontes der Kerr-Metrik ebenfalls nur eine Koordinaten-Singularität. Durch eine andere Wahl der Koordinaten, kann die Raumzeit der Kerr-Metrik auch bis in das Innere des Ereignishorizontes stetig und ohne Singularitäten in der Metrik beschrieben werden.

Einzelnachweise

1. ↑ RP Kerr: Gravitational field of a spinning mass as an example of algebraically special metrics. In: Physical Review Letters. 11, 1963, S. 237–238.

• Boyer, R. H. and Lindquist, R. W. „Maximal Analytic Extension of the Kerr Metric.“ J. Math. Phys. 8, 265-281, 1967.

Literatur

• Charles Misner, Kip S. Thorne, John. A. Wheeler: Gravitation. W. H. Freeman, San Francisco 1973, ISBN 0-7167-0344-0
• Barrett O'Neill: The geometry of Kerr black holes. Peters, Wellesley 1995, ISBN 1-56881-019-9
• David L. Wiltshire, Matt Visser, Susan M. Scott: The Kerr spacetime. Cambridge University Press, Cambridge 2009, ISBN 0-521-88512-4

Weblinks

• Andreas Müller - Lexikon der Astrophysik - Kerr-Metrik
• GSI, http://theory.gsi.de/~vanhees/faq/gravitation/node37.html#kerrmetrik
• Matt Visser: The Kerr spacetime-A brief introduction bei arxiv