تأثير أونرو

تأثير أونرو (المعروف أيضًا بتأثير فولينغ-ديفيز-أونرو ) هو تنبؤ افتراضي لنظرية الحقل الكمومي ، يعتمد على المُلاحِظ، مفاده أن مُلاحِظًا يتسارع بانتظام عبر الفضاء الفارغ (فراغ مينكوفسكي) سيُدرك وجود حمام حراري . هذا يعني أنه حتى في غياب أي مصادر حرارة خارجية، سيكتشف المُلاحِظ المُتسارع الجسيمات ويشعر بدرجة حرارة. في المقابل، لن يلاحظ مُلاحِظ قصوري في نفس منطقة الزمكان أي جسيمات ولن يشعر بأي درجة حرارة. ^{[ 1 ]}

بمعنى آخر، تبدو الخلفية دافئة من إطار مرجعي متسارع . بعبارة أخرى، سيسجل مقياس حرارة متسارع في الفضاء الفارغ (كأن يُحرّك)، دون أي تأثير آخر على درجة حرارته، درجة حرارة غير صفرية، نتيجةً لتسارعه فقط. وبالنظر إلى الأمر بشكل مبسط، بالنسبة لمراقب متسارع بانتظام، تُعتبر الحالة الأرضية لمراقب قصوري حالةً مختلطة في حالة توازن ديناميكي حراري مع حمام حراري ذي درجة حرارة غير صفرية.

وُصِفَ تأثير أونرو لأول مرة من قِبَل ستيفن فولينغ عام 1973، وبول ديفيز عام 1975، و دبليو جي أونرو عام 1976. ^{[ 2 ] [ 3 ] [ 4 ]} ولا يزال من غير الواضح ما إذا كان تأثير أونرو قد رُصِدَ بالفعل، إذ إن الملاحظات المزعومة محل خلاف. كما يُثار بعض الشك حول ما إذا كان تأثير أونرو يستلزم وجود إشعاع أونرو .

تم اشتقاق درجة حرارة أونرو، والتي تُسمى أحيانًا درجة حرارة ديفيز-أونرو، [5] بشكل منفصل من قبل بول ديفيز [ 3 ] ^{وويليام أونرو [ 4 ] ،} وهي ^{درجة الحرارة الفعالة} التي يتعرض لها كاشف متسارع بشكل منتظم في مجال فراغي . ويتم التعبير عنها بالمعادلة ^{[ 6 ].}

${\displaystyle T={\frac {\hbar a}{2\pi ck_{\mathrm {B} }}}\approx 4.06\times 10^{-21}\,\mathrm {K{\cdot }s^{2}{\cdot }m^{-1}} \times a,}$

حيث ħ هو ثابت بلانك المختزل ، _و a هو التسارع المنتظم الذاتي، و c هي سرعة الضوء ، و kB هو ثابت بولتزمان . وبالتالي، على سبيل المثال، يكون التسارع الذاتي لـ2.47 × 10²⁰ ^م ⋅ ث⁻² يتوافق تقريبًا ^مع  درجة حرارة تبلغ1  كيلوجول . وعلى العكس من ذلك، فإن تسارعًا مقداره1  م ⋅ ث ⁻² يقابل درجة حرارة4.06 × 10 ⁻²¹  كلفن .

تتخذ درجة حرارة أونرو نفس شكل درجة حرارة هوكينغ T _H = ⁠ ħg / 2π ck _B ⁠ حيث g ترمز إلى جاذبية سطح الثقب الأسود ، والتي اشتقها ستيفن هوكينغ عام 1974. ^{[ 7 ]} في ضوء مبدأ التكافؤ ، تُسمى أحيانًا درجة حرارة هوكينغ-أونرو. ^{[ 8 ]}

وبحل معادلة درجة حرارة أونرو للتسارع المنتظم، يمكن التعبير عنها على النحو التالي:

${\displaystyle a={\frac {2\pi ck_{\mathrm {B} }}{\hbar }}T=2\pi a_{\mathrm {P} }{\frac {T}{T_{\mathrm {P} }}}}$،

أين${\displaystyle a_{\mathrm {P} }}$تسارع بلانك و${\displaystyle T_{\mathrm {P} }}$درجة حرارة بلانك .

أثبت أونرو نظرياً أن مفهوم الفراغ يعتمد على مسار الراصد عبر الزمكان . فمن وجهة نظر الراصد المتسارع، سيبدو فراغ الراصد العطالي كحالة تحتوي على العديد من الجسيمات في حالة توازن حراري - غاز دافئ. ^{[ 9 ]}

لا يظهر تأثير أونرو إلا لمراقب متسارع. ورغم أن تأثير أونرو قد يبدو في البداية منافيًا للمنطق، إلا أنه يصبح منطقيًا إذا فُسِّر مصطلح " الفراغ " على النحو التالي: في نظرية الحقل الكمومي ، لا يُرادف مفهوم " الفراغ " مفهوم "الفضاء الخالي": فالفضاء مليء بالحقول الكمومية التي تُكوِّن الكون . والفراغ هو ببساطة أدنى حالة طاقة ممكنة لهذه الحقول.

تُحدد حالات الطاقة لأي حقل كمومي بواسطة الهاميلتوني ، بناءً على الشروط المحلية، بما في ذلك الإحداثي الزمني. ووفقًا للنسبية الخاصة ، يجب على مراقبين يتحركان بالنسبة لبعضهما البعض استخدام إحداثيات زمنية مختلفة. إذا كان هذان المراقبان يتسارعان، فقد لا يكون هناك نظام إحداثيات مشترك. وبالتالي، سيرى المراقبان حالات كمومية مختلفة، ومن ثم فراغات مختلفة.

في بعض الحالات، لا يقع فراغ أحد المراقبين ضمن فضاء الحالات الكمومية للمراقب الآخر. من الناحية التقنية، ينشأ هذا لأن الفراغين يؤديان إلى تمثيلات غير متكافئة وحدويًا لعلاقات التبادل الكنسي للحقل الكمومي . ويعود ذلك إلى أن مراقبين متسارعين قد لا يتمكنان من إيجاد تحويل إحداثيات مُعرَّف عالميًا يربط بين اختياراتهما الإحداثية.

سيلاحظ مراقب متسارع تشكل أفق حدث ظاهري (انظر زمكان ريندل ). يمكن ربط وجود إشعاع أونرو بأفق الحدث الظاهري هذا، مما يضعه في نفس الإطار المفاهيمي لإشعاع هوكينغ . من ناحية أخرى، تشرح نظرية تأثير أونرو أن تعريف ما يشكل "جسيمًا" يعتمد على حالة حركة المراقب.

يجب تحليل الحقل الحر إلى مركبات ترددية موجبة وسالبة قبل تعريف مُعاملي الإنشاء والإفناء . ولا يمكن القيام بذلك إلا في الزمكانات التي تحتوي على حقل متجه كيلينغ زمني . ويختلف هذا التحليل في الإحداثيات الديكارتية وإحداثيات ريندل (على الرغم من ارتباطهما بتحويل بوغوليوبوف ). وهذا يفسر سبب اختلاف "أعداد الجسيمات"، المُعرَّفة بدلالة مُعاملي الإنشاء والإفناء، في كلا الإحداثيين.

يمتلك فضاء ريندل أفقًا، وأي أفق ثقب أسود غير متطرف محليًا هو أفق ريندل. لذا، يُعطي فضاء ريندل الخصائص المحلية للثقوب السوداء والآفاق الكونية . من الممكن إعادة ترتيب المقياس المقيد بهذه المناطق للحصول على مقياس ريندل. ^{[ 10 ]} عندئذٍ، يكون تأثير أونرو هو الشكل القريب من الأفق لإشعاع هوكينغ .

ومن المتوقع أيضًا أن يكون تأثير أونرو موجودًا في فضاء دي سيتر . ^{[ 11 ]}

من الجدير بالذكر أن تأثير أونرو لا يُشير إلا إلى أن حالة الفراغ، وفقًا للمراقبين ذوي التسارع المنتظم، هي حالة حرارية تُحددها درجة حرارتها، وينبغي تجنب المبالغة في تفسير الحالة الحرارية أو الوسط الحراري. فليس بالضرورة أن تكون الحالات الحرارية أو الأوساط الحرارية المختلفة عند نفس درجة الحرارة متساوية، لأنها تعتمد على الهاميلتوني الذي يصف النظام. وعلى وجه الخصوص، فإن الوسط الحراري الذي يراه المراقبون المتسارعون في حالة الفراغ لحقل كمومي ليس هو نفسه الحالة الحرارية لنفس الحقل عند نفس درجة الحرارة وفقًا للمراقبين العطاليين. علاوة على ذلك، يمكن أن يكون للمراقبين المتسارعين بشكل منتظم، الساكنين بالنسبة لبعضهم البعض، تسارعات ذاتية مختلفة (a) (تبعًا للمسافة بينهم)، وهو نتيجة مباشرة لتأثيرات الانزياح الأحمر النسبي. وهذا ما يجعل درجة حرارة أونرو غير متجانسة مكانيًا عبر الإطار المتسارع بشكل منتظم. ^{[ 12 ]}

في النسبية الخاصة ، يمكن وصف مراقب يتحرك بتسارع ذاتي منتظم a عبر فضاء مينكوفسكي بشكل ملائم باستخدام إحداثيات ريندل ، والتي ترتبط بإحداثيات مينكوفسكي القياسية ( الديكرية ) من خلال

${\displaystyle {\begin{aligned}x&=\rho \cosh(\sigma )\\t&=\rho \sinh(\sigma ).\end{aligned}}}$

عنصر الخط في إحداثيات ريندل، أي في فضاء ريندل، هو

${\displaystyle \mathrm {d} s^{2}=-\rho ^{2}\,\mathrm {d} \sigma ^{2}+\mathrm {d} \rho ^{2},}$

حيث ρ = 1 / a ، و σ = aτ/c ، حيث τ هو الوقت المناسب.

يرسم مراقب يتحرك بسرعة ثابتة ρ مسارًا زائدًا في فضاء مينكوفسكي، ولذلك يُطلق على هذا النوع من الحركة اسم الحركة الزائدية .${\displaystyle \rho }$يرتبط بالإحداثي الكروي شوارزشيلد${\displaystyle r_{S}}$بحسب العلاقة ^{[ 13 ]}

${\displaystyle \rho =\int _{r_{S}}^{r}{\frac {dr^{\prime }}{\sqrt {1-r_{S}/r^{\prime }}}}.}$

يتحرك مراقب على طول مسار ذي كثافة ثابتة ρ ويتسارع بشكل منتظم، ويرتبط بأنماط مجال لها تردد ثابت محدد كدالة لـ σ . وتتعرض هذه الأنماط لانزياح دوبلر مستمر بالنسبة لزمن مينكوفسكي العادي مع تسارع الكاشف، وتتغير تردداتها بمعاملات هائلة، حتى بعد فترة زمنية قصيرة فقط.

يُعدّ الانتقال في σ تناظرًا في فضاء مينكوفسكي: إذ يُمكن إثبات أنه يُقابل رفعًا في الإحداثيات x و t حول نقطة الأصل. أي انتقال زمني في ميكانيكا الكمّ ينتج عن مؤثر هاميلتوني. بالنسبة لكاشف مُقترن بأنماط ذات تردد مُحدد في σ ، يُمكننا اعتبار σ بمثابة "زمن"، ويكون مؤثر الرفع حينها هو الهاميلتوني المُقابل. في نظرية الحقل الإقليدي، حيث تُحوّل الإشارة السالبة أمام الزمن في مقياس ريندل إلى إشارة موجبة بالضرب${\displaystyle i}$بالنسبة لزمن ريندل، أي دوران ويك أو الزمن التخيلي ، يتحول مقياس ريندل إلى مقياس يشبه الإحداثيات القطبية. لذلك، يجب أن تغلق أي دورانات نفسها بعد 2π في المقياس الإقليدي لتجنب أن تكون شاذة.

${\displaystyle e^{2\pi iH}=Id.}$

التكامل المساري ذو الإحداثيات الزمنية الحقيقية هو ثنائي لدالة التوزيع الحراري، ويرتبطان بدوران ويك . الدورية${\displaystyle \beta }$يتوافق زمن تخيلي مع درجة حرارة${\displaystyle \beta =1/T}$في نظرية الحقل الكمومي الحراري . لاحظ أن التكامل المساري لهذا الهاميلتوني مغلق بدورة 2π . هذا يعني أن أنماط H مشغولة حراريًا بدرجة حرارة 1 / 2π . هذه ليست درجة حرارة فعلية، لأن H عديم الأبعاد. وهي مترافقة مع الزاوية القطبية الزمنية σ ، وهي أيضًا عديمة الأبعاد. لاستعادة بُعد الطول، لاحظ أن نمطًا بتردد ثابت f في σ عند الموضع ρ له تردد يُحدد بالجذر التربيعي للمقياس (القيمة المطلقة) عند ρ ، وهو عامل الانزياح الأحمر . يمكن ملاحظة ذلك بتحويل الإحداثي الزمني لمراقب ريندل عند ρ ثابتة إلى مراقب قصوري متحرك يراقب زمنًا خاصًا . من عنصر خط ريندل المذكور أعلاه، هذا هو ρ . وبالتالي، فإن مقلوب درجة الحرارة الفعلي عند هذه النقطة هو

${\displaystyle \beta =2\pi \rho .}$

يمكن إثبات أن تسارع مسار عند قيمة ρ ثابتة في إحداثيات ريندل يساوي 1 / ρ ، وبالتالي فإن درجة الحرارة العكسية الفعلية الملاحظة هي

${\displaystyle \beta ={\frac {2\pi }{a}}.}$

استعادة الوحدات تنتج

${\displaystyle k_{\text{B}}T={\frac {\hbar a}{2\pi c}}.}$

درجة حرارة الفراغ، كما يراها مراقب معزول يتسارع بتسارع جاذبية الأرض g =9.81  م/ث ⁻² ، هو فقط4 × 10⁻²⁰ كلفن  . لإجراء اختبار تجريبي لتأثير أونرو، من المخطط استخدام تسارعات تصل ^إلى10 ²⁶  م/ث ⁻² ، مما يعطي درجة حرارة تبلغ حوالي400000 ألف  . ^{[ 14 ] [ 15 ]}​

إن اشتقاق ريندل لتأثير أونرو غير مُرضٍ للبعض ، لأن مسار الكاشف مُحدد بشكل فائق . وقد طوّر أونرو لاحقًا نموذج كاشف الجسيمات أونرو-ديويت لتجاوز هذا الاعتراض.

سيؤدي تأثير أونرو أيضًا إلى اختلاف معدل اضمحلال الجسيمات المتسارعة عن الجسيمات الخاملة. قد تمتلك الجسيمات المستقرة، مثل الإلكترون، معدلات انتقال غير صفرية إلى حالات ذات كتلة أعلى عند تسارعها بمعدل عالٍ بما فيه الكفاية. ^{[ 16 ] [ 17 ] [ 18 ]}

على الرغم من أن تنبؤ أونرو بأن الكاشف المتسارع سيرى حمامًا حراريًا ليس مثيرًا للجدل، إلا أن تفسير التحولات في الكاشف في الإطار غير المتسارع هو كذلك.

يُعتقد على نطاق واسع، وإن لم يكن عالميًا، أن كل انتقال في الكاشف مصحوب بانبعاث جسيم، وأن هذا الجسيم سينتشر إلى ما لا نهاية ويُرى كإشعاع أونرو . ويزعم سموليانينوف أنه قد رُصد بالفعل، ^{[ 19 ]} بينما يزعم أوكونيل وفورد أنه لا ينبعث على الإطلاق. ^{[ 20 ]} وبينما يُقرّ هؤلاء المتشككون بأن الجسم المتسارع يصل إلى درجة حرارة أونرو، فإنهم لا يعتقدون أن هذا يؤدي إلى انبعاث فوتونات، بحجة أن معدلات انبعاث وامتصاص الجسيم المتسارع متوازنة.

يزعم الباحثون أن التجارب التي نجحت في رصد تأثير سوكولوف-تيرنوف ^{[ 21 ]} قد ترصد أيضاً تأثير أونرو في ظل ظروف معينة. ^{[ 22 ]}

تشير الدراسات النظرية التي أجريت في عام 2011 إلى إمكانية استخدام أجهزة الكشف المتسارعة للكشف المباشر عن تأثير أونرو باستخدام التكنولوجيا الحالية. ^{[ 23 ]}

ربما تم رصد تأثير أونرو لأول مرة في عام 2019 في إشعاع التوجيه عالي الطاقة الذي استكشفته تجربة NA63 في CERN . ^{[ 24 ]}

• تأثير كازيمير الديناميكي
• إشعاع الخلفية الكونية
• إشعاع هوكينج
• الديناميكا الحرارية للثقوب السوداء
• إنتاج الأزواج
• المعلومات الكمومية
• سوبرراديانس
• جسيم افتراضي

• ثورن، ك.ب. (1995). "تتبخر الثقوب السوداء". الثقوب السوداء والتشوهات الزمنية (  طبعة مُعاد طباعتها). دبليو دبليو نورتون وشركاه . صندوق 12.5، صفحة 444. ISBN 0-393-31276-3.
• والد، آر إم (1994). نظرية الحقل الكمومي في الزمكان المنحني وديناميكا حرارة الثقوب السوداء . مطبعة جامعة شيكاغو . الفصل 5. ISBN 0-226-87027-8.
• كريسبينو، إل سي بي؛ هيغوتشي، أ.؛ ماتساس، جي إي إيه (2008). "تأثير أونرو وتطبيقاته". مراجعات الفيزياء الحديثة . 80 (3): 787-838 . arXiv : 0710.5373 . Bibcode : 2008RvMP...80..787C . doi : 10.1103/RevModPhys.80.787 . S2CID 119223632 . 

• ستيفن فولينغ وجورج ماتساس (محرران). "تأثير أونرو" . سكولاربيديا .