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l µ l µ l 0 (1, x r, y r, z r ) 1 r (1, x r, y r, z r ) l µ g µν η µν 2ml µ l ν 1 2m r 2mx r 2 2my r 2 2mz r 2 2mx r 2 1 2mx2 2mxy 2mxz 2my r 2mz 2 r

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(1)

カー解の導出 2∼ボイヤー・リンキスト座標∼

「カー解の導出 1」で出てきた (7a)(7b) λ = −i(∇w × ∇w ) + [∇w + ∇w] 1 +∇w∗· ∇w l20= Re(γ) = α を使うので最初に載せておきます。この二つの式をここでも (7a)(7b) とします。  長い代数計算によって導かれた解くべき方程式は 2γ = 0 , (∇w)2= 1 , w = 1 γ (1) 計量の lµ, λjは γ によって l20= Re(γ) = α , λ = ∇w + ∇w − i(∇w × ∇w) 1 +∇w · ∇w∗ このように決定されることがわかりました。よって、γ がラプラス方程式に従うことが分かっているので、ラプラ ス方程式の球対称な解である γ = 1 w = 1 r = [x 2+ y2+ z2]−1/2 これを使うことにします。これはアイコナール方程式 (∇w)2=x 2+ y2+ z2 w2 = 1 もちゃんと満たします。そしてこれは γ = α + iβ の β = 0 になります。これによって計量の関数 l2 0とベクトル λi は「カー解の導出 1」での (7a)(7b) から l20= Re(γ) = 1 r λ = ∇w + ∇w − i(∇w × ∇w) 1 +∇w · ∇w∗ ∇w = (x w, y w, z w),∇w = (x w, y w, z w) λ1= 2wx − i(wyz2 zy w2) 1 + 1 = x w = x r λ2= y r λ3= z r

(2)

よって lµlµ= l0(1, x r, y r, z r) = 1 r(1, x r, y r, z r) このように求まります。そうすると計量の lµが何なのかわかったことになるので gµν = ηµν− 2mlµlν =       1−2m r    2mx r2    2my r2     2mz r2 −2mx r2  − 1 − 2mx2 r3   2mxy r3     2mxz r3 −2my r2    2mxy r3  − 1 − 2my2 r3    2myz r3 −2mz r2    2mxz r3    2myz r3   − 1 − 2mz2 r3       となりこれは、最初に出てきたエディントン形式でのシュバルツシルト解での結果と同じになります ds2= (dx0)2− (dx)2−2m r (dx 0+xdx + ydy + zdz r ) 2 これから任意定数 m をシュバルツシルト解との対応から源の幾何学的質量として同一視できます。このようにシュ バルツシルト解が出てくるのは、シュバルツシルト解が球対称であることから見ればまっすぐな結果だと思えます。  この結果を踏まえて γ をもう少し一般化して γ = 1 r = [(x− a1) 2+ (y− a 2)2+ (z− a3)2]−1/2 ai = const これはラプラス方程式とアイコナール方程式 (1) をちゃんと満たします。この a が実数ならば、この解は原点を動 かした場合でのシュバルツシルト解でしかないので新しい発見は特にないです。しかし、a が虚数であるとすれば 新しい物理的な解を得ることが出来ます。γ を虚数に移動させた γ = 1 r = [x 2+ y2+ (z− ia)2]−1/2 これによってカー解を得ることになります。虚数への移動という発想がでてくるのも γ が複素関数であるためで す。この γ から計量の関数 l02と λiを (7a)(7b) から求めてやります。まず、w を実部と虚部にわけて

w = ρ + iσ = [x2+ y2+ (z− ia)2]1/2= (r2− a2− 2iaz)1/2 (2)

r2= x2+ y2+ z2

(3)

• 実部

(ρ + iσ)2= ρ2− σ2+ 2iρσ = r2− a2− 2iaz

⇒ ρ2− σ2 = r2− a2 • 虚部 σ =−az ρ この関係から ρ4− ρ2(r2− a2)− a2z2= 0 これを ρ2について解の公式より ρ2 = r 2− a2±(r2− a2)2+ 4a2z2 2 = r 2− a2 2 ± ( (r2− a2)2 4 + a 2z2)1/2 ± の符号は + を選び、そうして r ≫ a にすると ρ2 r 2 2 + r2 2 = r 2 となり、ρ は漸近的に r に等しくなっていることがわかります。これは (2) で同じように ρ≫ a としたときに ρ + iσ = (r2− a2− 2iaz)1/2 ⇒ ρ ≃ r になっているためです。l20というのは γ から簡単に求められ γ = 1 ρ + iσ = ρ− iσ (ρ + iσ)(ρ− iσ) = ρ ρ2+ σ2 ρ2+ σ2 より l20= Re(γ) = ρ ρ2+ σ2 = ρ ρ2+a2z2 ρ2 = ρ 3 ρ4+ a2z2

(4)

そして (7a) から λ を得るために、∇w を計算してやります。∇w は (2) より

∇w = ∇(r2− a2− 2iaz)1/2

=(x(r2− a2− 2iaz)−1/2 , y(r2− a2− 2iaz)−1/2 , (z− ia)(r2− a2− 2iaz)−1/2)

=r− iak w ∇w∗=r + iak w∗ rは r = (x, y, z)、k は k = (0, 0, 1) という z 軸の単位ベクトルを表します。これから (7a) は ∇w · ∇w∗= r2+ a2 ww∗ = r2+ a2 |w|2 , ∇w × ∇w = (2iya |w|2, −2ixa |w|2 , 0) λ = ∇w + ∇w − i(∇w × ∇w) 1 +∇w · ∇w∗ = w

(r− iak) + w(r + iak) + 2a(r × k)

|w|2+ r2+ a2

= − iσ)(r − iak) + (ρ + iσ)(r + iak) + 2a(r × k)

|w|2+ r2+ a2 = 2[ρr− aσk + a(r × k)] |w|2+ r2+ a2 wの絶対値は |w|2 = (r2− a2− 2iaz)1/2(r2− a2+ 2iaz)1/2= ((r2− a2)2+ 4a2z2)1/2 = ((ρ2− σ2)2+ 4σ2ρ2)1/2 = ((ρ2+ σ2)2)1/2 = 2− r2− a2+ 2a2 これによって λ は λ = 2[ρr− aσk + a(r × k)] |w|2+ r2+ a2 = [ρr + ak az ρ + a(r× k)] 2+ a2) = ρ ρ2+ a2[r + a2z ρ2 k + a ρ(r× k)] λの成分ごとに書き出すと

(5)

λ1 = ρx + ay ρ2+ a2 λ2 = ρy− ax ρ2+ a2 λ3 = ρ ρ2+ a2[z + a2z ρ2 ] = z ρ これとシュバルツシルト解とを比べると、r ≫ a のときに漸近的に同じになります。そのため源から遠くでは、 シュバルツシルト解と同じに振る舞いをすることがわかります。  計量に必要なものがそろって、全部書き出すと = l0(1, ρx + ay ρ2+ a2, ρy− ax ρ2+ a2, z ρ) , l 2 0= ρ3 ρ4+ a2z2 gµν = ηµν− 2mlµlν g00= 1− 2m ρ3 ρ4+ a2z2 , g11=−1 − 2m ρ3 ρ4+ a2z2( ρx + ay ρ2+ a2) 2 g22=−1 − 2m ρ3 ρ4+ a2z2( ρy− ax ρ2+ a2) 2, g 33=−1 − 2m ρ3 ρ4+ a2z2( z ρ) 2 g01=−2m ρ3 ρ4+ a2z2 ρx + ay ρ2+ a2 , g02=−2m ρ3 ρ4+ a2z2 ρy− ax ρ2+ a2 g03=−2m ρ3 ρ4+ a2z2 z ρ , g12=−2m ρ3 ρ4+ a2z2 (ρx + ay)(ρy− ax) 2+ a2)2 g13=−2m ρ3 ρ4+ a2z2 z(ρx + ay) ρ(ρ2+ a2) , g23=−2m ρ3 ρ4+ a2z2 z(ρy− ax) ρ(ρ2+ a2) これより線素 ds2は ds2= (dx0)2− dx2 2mρ 3 ρ4+ a2z2[(dx 0)2+ (ρx + ay ρ2+ a2) 2dx2+ (ρy− ax ρ2+ a2) 2dy2+ (z ρ) 2dz2 +2(ρx + ay) ρ2+ a2 dx 0dx + 2(ρy− ax) ρ2+ a2 dx 0dy +2z ρdx 0dz +2(ρx + ay)(ρy− ax) 2+ a2)2 dxdy + 2z(ρx + ay) ρ(ρ2+ a2) dxdz + 2z(ρy− ax) ρ(ρ2+ a2) dydz] この式の 2mρ3/(ρ4+ a2z2)で囲まれているものは

(a + b + c + d)2= a2+ b2+ c2+ d2+ 2ab + 2ac + 2ad + 2bc + 2cd + 2bd

(6)

ds2 = (dx0)2− dx2 2mρ 3 ρ4+ a2z2 [ dx0+ρx + ay ρ2+ a2dx + ρy− ax ρ2+ a2dy + z ρdz ]2 = (dx0)2− dx2 2mρ 3 ρ4+ a2z2 [ dx0+ρ(xdx + ydy) ρ2+ a2 + a(ydx− xdy) ρ2+ a2 + z ρdz ]2 (3) これがカー (Kerr) 解になります。この解が見つかったのは 1963 年というわりかし最近のことで、レンスとティリ ングによる近似的な解は 1918 年なので厳密解を見つけるまでにかなりの時間を要したみたいです。  しかし、今求められた形では物理的にどのようになっているのか不鮮明であるので違う座標系に書き換えてや ります。動径座標としては ρ を選んでやり、そうして角度座標 θ を通常の極座標のように定義してやります cos θ = z ρ 次にもう一つの角度座標 φ は複素数の関係を使って

x + iy = (ρ sin θ) cos φ + i(ρ sin θ) sin φ = ρ sin θ(cos φ + i sin φ) = (ρ sin θ)eiφ

これを ρ− ia として

(ρ− ia) sin θeiφ= x + iy

のように φ を定義します。そして最後に時間座標を u = x0+ ρ これらを使って (3) を新しい座標に変えるために、必要なものを計算していきます • dz2 dz2= (cos θdρ− ρ sin θdθ)2 • dx2+ dy2 dx2+ dy2=|d(x + iy)|2

=[sin θeiφdρ + (ρ− ia) cos θeiφdθ + i(ρ− ia) sin θeiφdφ] × [sin θe−iφdρ + (ρ + ia) cos θe−iφ− i(ρ + ia) sin θe−iφdφ]

= sin2θdρ2+ ρ2cos2θdθ2+ a2cos2θdθ2+ ρ2sin2θdφ2+ a2sin2θdφ2

+ 2ρ sin θ cos θdρdθ + 2a sin2θdρdφ

(7)

同様に他のものも計算していくと • xdx + ydy xdx + ydy = 1 2(2xdx + 2ydy) = 1 2d(x 2+ y2) = 1 2d|x + iy| 2 = 1 2d[(ρ 2+ a2) sin2θ]

= ρ sin2θdρ + (ρ2+ a2) sin θ cos θdθ

• xdy − ydx

xdy− ydx = −Im[(x + iy)d(x − iy)]

= −Im[(ρ − ia)eiφsin θd{(ρ + ia)e−iφsin θ}]

= −Im[(ρ − ia)eiφsin θ{sin θe−iφdρ + (ρ + ia)e−iφcos θdθ− i(ρ + ia)e−iφsin θdφ}] = −Im[(ρ − ia) sin2θdρ− i(ρ2+ a2) sin2θdφ + (ρ2+ a2) sin θ cos θdθ]

= 2+ a2) sin2θdφ + a sin2θdρ

• zdz

zdz = ρ cos θ(cos θdρ− ρ sin θdθ)

= ρ cos2θdρ− ρ2cos θ sin θdθ

xdy− ydx は虚部を取り出して計算しています。また 2mρ3 ρ4+ a2z2 = 2mρ3 ρ4+ a2ρ2cos2θ = 2mρ ρ2+ a2cos2θ dx0= du− dρ これらを使ってやると (x の符号を反転させた形で行います)

(8)

ds2=(dx0)2− dx2 2mρ 3 ρ4+ a2z2 [ dx0+ρ(xdx + ydy) ρ2+ a2 + a(xdy− ydx) ρ2+ a2 + z ρdz ]2 =(du2+ dρ2− 2dudρ)

− [(sin θdρ + ρ cos θdθ + a sin θdφ)2+ (ρ sin θdφ− a cos θdθ)2+ (cos θdρ− ρ sin θdθ)2]

2mρ ρ2+ a2cos2θ [ du− dρ +ρ(ρ sin 2θdρ + (ρ2+ a2) sin θ cos θdθ) ρ2+ a2 +a{(ρ 2+ a2) sin2 θdφ + a sin2θdρ} ρ2+ a2 +

ρ cos2θdρ− ρ2cos θ sin θdθ

ρ

]2

=(du2+ dρ2− 2dudρ) − (dρ2+ ρ22+ (a2+ ρ2) sin2θdφ2+ 2a sin2θdρdφ + a2cos2θdθ2)

2mρ

ρ2+ a2cos2θ

[

du− dρ + dρ + a sin2θdφ]2

=(du2− 2dudρ) − (ρ22+ (a2+ ρ2) sin2θdφ2+ 2a sin2θdρdφ + a2cos2θdθ2)

2mρ

ρ2+ a2cos2θ[du

2+ a2sin4θdφ2+ 2a sin2θdφdu]

=(1 2mρ

ρ2+ a2cos2θ)du

2− (ρ2+ a2cos2θ)dθ2− [(a2+ ρ2) sin2θ + 2mρa 2sin4θ

ρ2+ a2cos2θ]dφ 2

− 2dudρ − 4mρa sin2θ

ρ2+ a2cos2θdφdu− 2a sin

2θdρdφ (4) 見て分かるように線素は角度座標 φ に依存していないので (4) は明らかに軸対称になっていることがわかります。  ここからさらに変換していきます。どのような座標系に変換するのかというと、平坦な空間での角速度 ω で回 転する座標系と対応させられるようなものです。まず、平坦な空間での回転している座標での線素は ds2= (c2− ω2r2)dt2− (dr2+ r22+ 2ωr2dφdt + dz2) のようになっています。これを見てみると対角成分でない項としては dφdt のみになっていることがわかります。 なので、(4) での dρdφ, dudρ の項を除去するような座標変換を導入してやります。そのために線素 ds2= g00du2+ g222+ g332+ 2g03dudφ + 2g01dudρ + 2g13dρdφ (5) に対して座標変換として cˆt = u− A(ρ) , du = cdˆt+ A′dρ ˆ φ = φ− B(ρ) , dφ = d ˆφ + B′dρ このようなものをほどこします。A と B は ρ のみの関数、′は ρ による微分を表しています。これを (11) にいれる

(9)

ds2=g00du2+ g222+ g332+ 2g03dudφ + 2g01dudρ + 2g13dρdφ =g00(cdˆt + A′dρ)2+ g222+ g33(d ˆφ + B′dρ)2+ 2g03(cdˆt + A′dρ)(d ˆφ + B′dρ) + 2g01(cdˆt + A′dρ)dρ + 2g13(d ˆφ + B′dρ)dρ =g00[(cdˆt)2+ A′2dρ2+ 2A′cdˆtdρ] + g222+ g33(d ˆφ2+ B′2dρ2+ 2B′d ˆφdρ) + 2g03(cdˆtd ˆφ + A′dρd ˆφ + A′B′dρ2+ B′cdˆtdρ) + 2g01(cdˆt + A′dρ)dρ + 2g13(d ˆφ + B′dρ)dρ =g00(cdˆt)2+ (g00A′2+ g33B′2+ 2g03A′B′+ 2g01A′+ 2g13B′)dρ2 + g222+ g33d ˆφ2+ 2g03cdˆtd ˆφ + 2(g33B′+ g03A′+ g13)d ˆφdρ + 2(g00A′+ g03B′+ g01)cdˆtdρ (6) 今は d ˆφdρ, cdˆtdρの係数が 0 になるように決めるので、A′と B′の方程式として g33B′+ g03A′+ g13= 0 g00A′+ g03B′+ g01= 0 { A′ =−g03B′+g01 g00 B′=−g03A′+g13 g33 より B′= g13g00− g03g01 g2 03− g00g33 A′ =g01g33− g03g13 g2 03− g33g00 gµνの成分を代入してやります。  まず、A′の分母は g00g33 = −(1 − 2mρ ρ2+ a2cos2θ)[(a

2+ ρ2) sin2θ + 2mρa2sin 4θ

ρ2+ a2cos2θ]

= −(a2+ ρ2) sin2θ− 2mρa

2sin4θ ρ2+ a2cos2θ + (a 2+ ρ2) sin2θ 2mρ ρ2+ a2cos2θ+ (2mρ)2a2sin4θ 2+ a2cos2θ)2 g203= (2mρa sin 2θ)2 2+ a2cos2θ)2

(10)

なので g032 − g00g33 = (a2+ ρ2) sin2θ + 2mρa 2sin4 θ ρ2+ a2cos2θ− (a 2+ ρ2) sin2θ 2mρ ρ2+ a2cos2θ (2mρ)2a2sin4θ 2+ a2cos2θ)2+ (2mρa sin2θ)2 2+ a2cos2θ)2 = (a

2+ ρ2)(ρ2+ a2cos2θ) sin2θ + 2mρa2sin4θ− 2mρ(a2+ ρ2) sin2θ

ρ2+ a2cos2θ 次に A′の分子は g33g01= [(a2+ ρ2) sin2θ + 2mρa2sin4θ ρ2+ a2cos2θ] g03g13= a sin2θ 2mρa sin2θ ρ2+ a2cos2θ なので g33g01− g03g13 =

(a2+ ρ2)(ρ2+ a2cos2θ) sin2θ + 2mρa2sin4θ− 2mρa2sin4θ

ρ2+ a2cos2θ = (a 2+ ρ2)(ρ2+ a2cos2θ) sin2θ ρ2+ a2cos2θ よって A′A′ = (a 2+ ρ2)(ρ2+ a2cos2θ) sin2θ

(a2+ ρ2)(ρ2+ a2cos2θ) sin2θ + 2mρa2sin4θ− 2mρ(a2+ ρ2) sin2θ

= (a

2+ ρ2)(ρ2+ a2cos2θ)

(a2+ ρ2)(ρ2+ a2cos2θ) + 2mρa2(1− cos2θ)− 2mρ(a2+ ρ2)

= (a

2+ ρ2)(ρ2+ a2cos2θ)

2+ a2cos2θ)[(a2+ ρ2)− 2mρ(ρ2+ a2cos2θ)/(ρ2+ a2cos2θ)]

= a 2+ ρ2 a2+ ρ2− 2mρ 同様に B′の分子は g00g13=−a sin2θ(1− 2mρ ρ2+ a2cos2θ) g03g01= 2mρa sin2θ ρ2+ a2cos2θ

(11)

から g00g13− g03g01= −a(ρ 2+ a2cos2θ) sin2θ ρ2+ a2cos2θ なので B′ = −a(ρ 2+ a2cos2θ) sin2θ (a2+ ρ2)(ρ2+ a2cos2θ) sin2 θ + 2mρa2sin4 θ− 2mρ(a2+ ρ2) sin2 θ = −a(ρ 2+ a2cos2θ)

(a2+ ρ2)(ρ2+ a2cos2θ) + 2mρa2(1− cos2θ)− 2mρ(a2+ ρ2)

= −a a2+ ρ2− 2mρ そして、(6) の dρ2の係数というのは少し変形させて g00A′2+ g33B′2+ 2g03A′B′+ 2g01A′+ 2g13B′ = A′(g00A′+ g03B′+ g01) + B′(g03A′+ g33B′+ g13) + g01A′+ g13B′ これと d ˆφdρ, cdˆtdρの係数を比べると ( ) の中は 0 になっていることがわかるので、dρ2の部分は g01A′+ g13B′ よって求められた A′と B′と (4) の計量を (6) に代入すると g01A′= a2+ ρ2 a2+ ρ2− 2mρ , g13B = a2sin2θ a2+ ρ2− 2mρ = a2− a2cos2θ a2+ ρ2− 2mρ より ds2=g00(cdˆt)2+ (g01A′+ g13B′)dρ2+ g222+ g33d ˆφ2+ 2g03cdˆtd ˆφ =(1 2mρ ρ2+ a2cos2θ)(cdˆt) 2 ρ 2+ a2cos2θ a2+ ρ2− 2mρdρ 2− (ρ2+ a2cos2θ)dθ2

− [(a2+ ρ2) sin2θ + 2mρa2sin 4θ ρ2+ a2cos2θ]d ˆφ 2− 2 2mρa sin 2θ ρ2+ a2cos2θcdˆtd ˆφ この座標をボイヤー・リンキスト (Boyer-Lindquist) 座標と呼び、カー解といえば普通はこの形を指すことになり ます。これはよく見るシュバルツシルト解と似ていることがすぐにわかります。a = 0 だとしてしまえばシュバル ツシルト解に一致します。このことはライスナー・ノルトシュトレームでの e = 0 でシュバルツシルト解と一致す るのと同じようなものです。

(12)

 そして、軸対称であることは前に言ったとおりで、この場合 dˆtd ˆφとなっているために時間の符号だけを反転さ せたのでは不変になりません。dˆt, d ˆφ両方の符号を変える必要があります。このことは時間が逆向きに進めば回転 は逆回転をするということです。なので、カー解というのは静的でなく定常的になっています。 そして回転する平面空間での線素のように非対角な項として dˆtd ˆφだけを含んでいます。  またよくされる表記として (これ以降ハットは省きます) ds2=∆− a 2sin2θ Σ (cdt) 2 Σ ∆ 2 −(ρ2+ a2)2− a2∆ sin 2θ Σ sin 2θdφ2− Σdθ2− 22mρa sin 2θ Σ cdtdφ ( Σ = ρ2+ a2cos2θ ∆ = ρ2+ a2− 2mρ この形のほうが見やすい上に計算を進めていきやすいです。

参照

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