Lézer--anyag kölcsönhatások nagy Lézer energiájú és nagy intenzitású lézerekkel
Földes István MTA Wigner Fizikai Kutatóközpont RMI MAFIHE téli iskola, Szeged, 2012. február 2.
1
Kis lézertörténelem Első lézer (rubin): Maiman, 1960 Q-kapcsolás (Kerr (Kerr--cellával) Hellwarth, 1961 1961-- ns Módusszinkronizálás 19641964-65 - ps tartomány Csörpölt impulzusok erősítése: Strickland, Mourou, 1985 - femtoszekundumok Rövid impulzusok további kiszélesítése és összenyomása 5 fsfs-ig (Svelto, Krausz) 1998 Magas harmonikusok, attoszekundum 2000 óta ELI attoszekundumos fényforrás: 2015?
2012.02.18.
2
Kis lézerplazmalézerplazma-történelem Lézerplazma levegőben rubinlézer fókuszálásakor: Maker, Terhune, Savage 1963 Lézeres termonukleáris fúzió ötlete: Basov, Krokhin 1963, de titkosan már a lézer felfedezése előtt, a mézer után (Teller, Kidder, Nuckolls)!! Első nagyobb lézerfúziós cikk: Nuckolls 1972 Röntgenlézer: Matthews, Hagelstein… 1985 Asztrofizika (Fe opacitás) daSilva, Springer 1992 Fúzió gyors begyújtással ötlet, „Fast ignitor” Tabak, 1994 Relativisztikus gyors ionok, pozitronok stb, 19951995Fúzió lökéshullámos begyújtással, 20052005-
2012.02.18.
3
A lézerenergia növekedése az elmúlt évtizedekben, amit a lézeres fúzió motivált ICF Research
1.05µ µm
10M
IFE development
Ignition Burn Facility
0.53µ µm
Reactor Driver NIF
0.35µ µm
1M
KOYO
KONGOH
ILE
LMJ Nova
100k
Omega Up-grade
Omega
LLNL
1 0M
1M
DPSSL
Shiva HALNA 10k
10k
1 00k
Terra
Gekko XII
Argus
HALNA 1k
1k Cyclops 100
Helios
High Rep. rate High Efficiency
EPOC
1 00M
1 0k
Venus
Gekko MII Janus Gekko IV Gekko II
HALNA 100
1k Mercury HALNA 10
10
1 00
Yb:S-FAP oscillator
1 1970
1980
1990
2000
2010
2020
2030
10 2040
Year 2012.02.18.
S. Nakai ábrája
4
A lézerintenzitás növekedése még imponálóbb
2012.02.18.
Az új cél: ELI = Extreme Light Infrastructure
5
A lézerplazma fizikájának alapjai A nagy lézerintenzitásokon plazma keletkezik, amelynek leírásához több folyamat ismerete szükséges szükséges:: sugárzási alapfogalmak, transzport ionizációs folyamatok hidrodinamika:: hidrodinamika lökéshullámok hővezetés atomfizika:: atomfizika állapotegyenletek ionizációs állapotok opacitás elektromágneses hullámok plazmában nemlineáris kölcsönhatások 2012.02.18.
6
Elektrodinamika plazmában Térbeli és időbeli diszperzióval rendelkező közeg elektrodinamikája Elektromos tér: külső + indukált j0, ρ0 : külső áram, töltés j, ρ :indukált áram, töltés Maxwell-egyenletek: 1 ∂E 4π (j + j0 ) + c ∂t c divB = 0 1 ∂B rotE = − c ∂t divE = 4π ( ρ + ρ 0 ) rotB =
Kontinuitás-egyenlet:
∂ρ + divj = 0 ∂t
A Lorentz erő (külső forrás elhanyagolva):
1 F = e E + (v × B ) c
Aleksandrov, Bogdankevich, Rukhadze: Plasma Electrodynamics (Springer) 7
Elektromos eltolás bevezetése j helyett: t
D(t , r ) = E(t , r ) + 4π ∫ dt ' j(t ' , r ) . −∞
Továbbra is mikroszkopikus tárgyalás (P és M nincs): 1 ∂D 4π rotB = + j0 c ∂t c divB = 0 1 ∂B rotE = − c ∂t divD = 4πρ 0
Nem zárt! Kapcsolat kell D és E vagy j és E között.
Modell: lineáris elektrodinamika: t
ji (t , r ) =
∫ dt '∫ dr'σ ij (t , t ' , r, r')E j (t ' , r' )
−∞
D i (t , r ) =
t
∫ dt '∫ dr' ε ij (t , t ' , r, r')E j (t ' , r' ) .
−∞
σés ε konkrét modellből határozható meg. Vákuumban az elektromágneses hullámok transzverzálisak, a plazmának vannak transzverzális és longitudinális sajátrezgései.
8
Longitudinális rezgések diszperziós görbéi 2 2 k v 2 ω 2 = ω 2pe 1 + 3 2Te = ω 2pe 1 + 3k 2rDe . ω pe
(
ω k
>>vTe
)
Elektronplazmahullám (Langmuir-hullám): izotrop plazma nagyfrekvenciás longitudinális rezgései.
ω 2 = k 2Z
Te M
T 1 + 3 i = k 2 vs2 . ZTe
Spektrum főleg az ionkomponenstől függ! Ionplazmahullám (kisfrekvenciás határeset) Az alsó görbe az ionhullám diszperziós relációja.
ω pe
4πe 2 N e = m
d≈
ν te k BT = = rD 2 ω pe 4πe N e
2012.02.18. 9
Transzverzális hullámok ütközésmentes, izotrop plazmában A fázissebesség nagyobb lehet a közegbeli fénysebességnél! A spektrum ezért nem függ a részecskék hőmozgásától. Az iontag elhanyagolható. Az ütközéseket elhanyagolva nincs elnyelés, ui. ε imaginárius része csak v/c>>1 esetén nem 0, ilyen gyors részecske nincs. Nem csillapodó hullám! További tulajdonságok: (ω/k) /k)2=c2/εtr, ezért ω/k>c, ha εtr<1 ω 2pe n ε ≅1− 2 =1− nc ω tr
2 4πne 2 ω pe = m
A dielektromos állandó és a törésmutató < 1 !! Köv.: A plazmagömb egy szórólencse. szórólencse.
2012.02.18. 10
Elektromágneses hullám terében mozgó elektron egyenlete d e m v = eE + v × H ≈ eE dt c (v<
A rezgés átlagos kinetikus energiája a ponderomotoros energia: e 2E 2 Up = 4mω 2 2012.02.18.
11
A relativisztikus küszöb A fényhullám leírható a vektorpotenciállal is:
{
}
Lineáris polarizáció: A0=A0ey, ψ=kr-ωt, ω=kc
A(r, t ) = Re A 0 eiψ , Az elektromos és a mágneses tér:
A mozgásegyenletet integrálva:
iω E = Re − A 0 eiψ , B = Re ik × A 0 eiψ , c
{
}
eA0 eE v = Re e y cosψ , =− mc imω eE eA0 x = Re = e y sinψ . 2 mω mcω
Bevezethető a dimenziótlan amplitudó ahol v~c:
eA0 a0 = . 2 mc
A lézerintenzitás a Poynting-vektor abszolút nagysága: I=S= 2012.02.18.
ωk 2 1 c E×B = A0 × (1 + sin 2ψ ), 4π 4π 2 12
A relativisztikus küszöb 2. Az intenzitást ebből átlagolhatjuk:
ωkλ2 2 I 0λ = A0 . 8π 2
Tehát az intenzitás kifejezhető a vektorpotenciállal vagy a0-lal:
I 0λ2 =
π 2
cA02 =
π
W P0 a02 = 1.37 × 1018 2 µm 2 a02 . 2 cm
A relativisztikus küszöböt a0=1 körül érjük el, amikor az oszcilláció sebessége v~c lenne, az amplitudó nagyobb a hullámhossznál, a mágneses tér nem hanyagolható el (v× ×B ~ eE). 1µm hullámhossz esetén ekkor I=1.37 × 1018 W/cm2 . 2012.02.18.
13
Hogyan lehet elektront gyorsítani? Már a 1018W/cm2 intenzitás is 2.7×1010V/cm-nek felel meg. De: Mivel a fény transzverzális, ezért az elektronok is (legalábbis a fenti relativisztikus küszöbig) transzverzálisan rezegnek, így nem lehet közvetlenül 10GeV nagyságrendre gyorsítani őket. A transzverzális elektromágneses hullámból longitudinális teret kell csinálni! Az elektron-plazmahullám longitudinális, azaz a térerősség párhuzamos a terjedés kp irányával (ωp=4πne2/m). Ez már gyorsíthat.
Az ábra mutatja a töltésszétválást, az elektromos teret ill. a plazmahullám fázissebességét. 2012.02.18.
14
A térerősség amplitudója (hasonlóan pl. a Raman-szórás esetéhez) a δn perturbációból a Poisson-egyenlettel határozható meg: E=4πevφδn, ahol vφ=ωp/kp, a perturbáció fázissebessége. Bevezetvén a relativisztikus βφ= vφ/c faktort, a max tér:
[(
Emax (GV / m) ~ 30 n cm
−3
)/10 ] 17
1
2
[ ]
βφ δ n n
max
.
Jelentés: 1018cm-3 esetén 1% relativisztikus perturbáció már 1GV/m elektromos teret hoz létre. Ma már 100GV/m-t is hoztak létre.
2012.02.18.
15
Az instabilitások mozgatója: a ponderomotoros erő A turbulens plazmában keltett plazmahullámok összelebegnek a fényhullámmal, ezzel az elektromos tér nyomásában változásokat okoznak. Ez a gradiens erőt kelt, az ún. ponderomotoros erőt, ami ionsűrűség-fluktuációkat okoz. Pl.: Homogén plazma válasza a nagyfrekvenciás térre:
E = E(x) sin ωt , ω ≥ ω p >> ω pi . Az elektronfolyadék válaszát E2 rendig számítjuk ki, nyomásukat elhanyagolva: ∂u e e + u e ⋅ ∇u e = − E(x) sin ωt. ∂t m E-ben legalacsonyabb rendben ue=uh, ahol ∂u h e = − E(x) sin ωt , ∂t m eE h cosωt. u = mω 2012.02.18.
16
Az elektronok gyors oszcillációira kiátlagolva: ∂ut m = −eEt − m < u h ⋅ ∇u h >t , ∂t ut =< u e >t , Et =< E >t
Behelyettesítve uh-t:
(t index: időátlagolás)
∂ut 1 e2 t m = −eE − ∇E2 ( x). 2 ∂t 4 mω
Láthatóan az elektronra olyan erő hat, ami a nagynyomású helyekről kilöki. Ez a ponderomotoros erő:
e2 2 Fp = − ∇ E ( x). 2 4mω Nemlineáris erő, a nemlineáris kölcsönhatások motorja.
2012.02.18.
17
Hogyan gyorsít a hullám? A szörföző esete: Szükség van kezdeti sebességre! Ha ui. túl lassú, β=v/c<<βφ, vagy ha a hullám nem elég intenzív, akkor a hullám megelőzi a részecskét (szörfözőt), csak kevés energiát tud nyerni. Ha túl gyors, azaz β>>βφ, akkor hasonlóan keveset gyorsul. Optimális a közbenső esetben. A hullám vonatkoztatási rendszerében a részecske kezdetben hátrafelé mozog, de mivel a fázissebességek nem sokat különböznek, az E-tér sokáig gyorsítja, csapdába esik, végül megelőzi a hullámot. Elég nagy hullám még egy kezdetben álló elektront is csapdába tud ejteni (az álló szörfözőt magával ragadja).
2012.02.18.
18
Megjegyezzük, hogy elég nagy hullám még egy kezdetben álló elektront is csapdába tud ejteni . Energianyereség és „dephasing length” (a hossz, amely alatt kiesik az elektron a gyorsító fázisból) erős hullám esetén: (1-βφ)-1/2δn/n=γδn/n>>1
∆Wmax = 4mec 2γ φ2δn / n és Ld = γ φ2λ p . A plazmahullámok forrása itt is a ponderomotoros erő:
2012.02.18.
19
A lézerplazmában történő elektrongyorsítás fő mechanizmusai 4 fő módszer: - „ébredő tér” gyorsítás (laser wake-field accelerator) - lebegő hullámú gyorsítás (laser beat-wave accelerator) - önmodulált ébredő tér gyorsítás (self-modulated laser wake-field accelerator). - buborék-gyorsítás (2002, Pukhov, Meyer-ter-Vehn) (bubble acceleration vagy blowout regime) Az első kettőt Tajima és Dawson javasolta még 1979-ben.
2012.02.18.
20
Ébredő tér gyorsítás
Az inga elvén működik: A lézerimpulzus emelkedő élén a ponderomotoros erő az elektronokat előre löki. Az impulzus megelőzi az elektronokat, majd a leszálló él az elektronokat hátra löki. A rövid impulzus nyomában egy ωp frekvenciájú rezgés keletkezik. Legjobb, ha az impulzus τ hossza a plazmarezgés periódusának a fele, akkor ez egy rezonancia-jelenség. Ehhez még kis sűrűség esetén is ultrarövid impulzus kell. Pl. az n=2×1016cm-3 esetén 400fs. A maximálisan kinyerhető energia: ∆Wmax [MeV ] = eEmaxπz R ≈ 0.8 E0 (J )λ0 (µm )τ 1−2 ( ps ). 2
Pl.: λ=1µm, E=10J, τ=100fs esetén ∆Wmax=1GeV. 2012.02.18.
21
Lebegő hullámú gyorsító Két kicsit eltérő frekvenciájú lézernyaláb keverése. ∆ω=ω1-ω2 és k=k1-k2. Eredmény ∆ω-1-gyel egymást követő impulzussorozat. Rezonancia esetén ωp=∆ω a lebegő tér ponderomotoros ereje rezonáns a plazma sajátrezgésekkel, így azok amplitudója nő. Ha τ=100ps, ezer 100 fs mikroimpulzust kelt, így ez a nagyon rezonáns folyamat igen effektív lehet homogén plazmában. Telítődés akkor lesz, ha az ionok is meg tudnak már mozdulni, és elkenik az elektronhullámokat. Pl hidrogén plazmára n=1017cm-3 esetén ωpi-1=2.4ps.
2012.02.18.
CMS szeminárium, RMKI Budapest
22
Önmodulált ébredő tér gyorsítás Az impulzus burkulójának modulációja okozza ezt az önrezonáns plazmahullám-keltést. A lézerimpulzus a plazmában
(
nR ≈ 1 − ω / ω 2 p
2
)
1
2
törésmutatót érez. Ha kis plazmahullámokat gerjeszt, azok longitudinális és transzverzális plazmagradienseket hoznak létre, amelyek megváltoztatják a törésmutatót. A transzverzális gradiensek fókuszálják ill. diffraktálják a nyalábot, míg a longitudinálisak lassítják vagy gyorsítják (vg=c/nR).
2012.02.18.
23
Ha az impulzushossz (cτ>λp),akkor az impulzus periodikus gradienst lát, ami burkolóját épp λp-vel modulálja. Az ehhez kapcsolódó ponderomotoros erő rezonánsan növeli a plazmahullámot, ami visszacsatolva ismét az impulzus modulációját növeli tovább. 1-dimenziós esetben csak longitudinális moduláció van, ami gyakorlatilag a Raman-instabilitás (ω=ωp+ωsc). Önrezonáns folyamat, ezért a plazmahullámok olyan nagyok lehetnek, hogy fellép a hullámtörés. Ekkor a hullámban lévő elektronok rezgési sebessége közel van a hullám fázissebességéhez és a hullám magával ragadja őket. Még a háttér elektronokat is gyorsítja, így nagy áramokat hozhat létre GeV energiákig. A szükséges nagy sűrűség azonban limitálja a fázissebességet, és vele az elérhető energiát. 2012.02.18.
24
Relativisztikus elektronok korai megfigyelése
C. Gahn és G.D. Tsakiris kísérletei gáz jet plazmán a 90-es években, 1J, 150fs lézerrel. Egyes, szilárdtest targeteken végzett kísérletekben csoportunk is részt vett (Rácz Ervin, Földes István). Eredmény itt és nagyobb lézerekkel: termikus spektrum több 100 MeV-ig. 2012.02.18.
25
Buborék--gyorsítás Buborék 3D PIC szimulációk (Pukhov, MeyerMeyer-terter-Vehn, 2002): lézerimpulzus félértékszélessége ≤ plazmahullám félhullámhossza Intenzitás elég nagy a hullámtöréshez az első oszcilláció után:
(
)
E wb / E0 = 2 γ p − 1
(
2 2 , ahol γ p = 1 − v g / c
)
−1 / 2
= ω0 /ω p
Relativisztikus rezsim: a plazmahullám frontja görbült, először a tengely mentén törik, mégpedig korábban, mint a síkhullám. Egy buborék alakul ki, ami csapdába ejti az elektronokat, és így felgyorsítja őket. A beeső lézerimpulzus a következő alakú: a (t , r ) = ai cos (0 .5πt / τ i ) cos (0.5πr / σ i )
ahol -τi< t < τi és r < σ. Paraméterek: τ1=6.6 fs, a1=1.7, , σ1=5λ, λ=1 µm, energia: 20 mJ, ne=3.5×1019 cm-3 2012.02.18.
26
4 mozifelvétel a plazmafront z irányú mozgásáról. Minden pont 1 elektron, színe az impulzus szerint. A lavina maga előtt nyomja a néhány MeV-es zöld elektronokat, mögötte kis ne. A zöld elektronok törnek a tengely felé. Magában a buborékban esnek csapdába a piros elektronok, amelyek nagy sebességet érnek el. Magas hatásfok, az energia 15%-a gyorsít. Eredmény: elektronok 1-50 MeV, plató szerű eloszlás, nem termikus
2012.02.18.
27
Kvázi--monoenergikus elektronok az Kvázi üregekből Ultrarelativisztikus eset, a2=10, τ2=33 fs, σ2=12 =12λ λ, ne=1019cm-3 Stabil üreg 700λ-ig. Elektronok kiszóródnak oldalra, üreg üres lesz . A csapdába esett piros elektronok egy kis térrészben lesznek, ez szűk energiatartománynak, kvázi-monokromatikus nyalábnak felel meg. 300±30 MeV 3.5×1010 elektron 15% energia
2012.02.18.
28
2012.02.18.
29
Kísérleti elrendezés (LOA, V. Malka)
Scheme of principle
Experimental set up
2012.02.18.
LOA
IAMPI06, Szeged, HUNGARY October 1-5 (2006)
30
30
Kísérleti megvalósítás 2004, 3 csoport: Rutherford, Palaiseau, Berkeley Lab.: A legnagyobb energia a 170 MeVMeV-os elektronnyaláb (Faure et al), 0.5± 0.5 ±0.2 nC, 100 mJ energia, lézer energia 10%10%-a. 100 GeV/m ?! Monoenergetikus nyaláb optimalizálása a gázsűrűséggel és a fókuszálási paraméterekkel.
2012.02.18.
31
GeV electrons from a centimeter accelerator driven by a relativistic laser 310-µm-diameter channel capillary
P = 40 TW density 4.3×1018 cm−3. Leemans et al., Nature Physics, September 2006 (following monoenergetic LWFA acceleration demo by Faure; Geddes; Mangles’ seminal papers (2004))
2012.02.18.
( Tajima, a slide given by S. Karsch; emphasis by him)
32
2012.02.18.
CMS szeminárium, RMKI Budapest
33
33
2012.02.18.
CMS szeminárium, RMKI Budapest
34
34
E-167: Energy Doubling with a Plasma Wakefield Accelerator in the FFTB Az ébredő hullám gyorsítás demonstrálása. Plazmában, lézer nélkül az elektronnyaláb egy része gyorsul a keltett ponderomotoros erő következtében.
Linac running all out to deliver compressed 42GeV Electron Bunches to the plasma Record Energy Gain Highest Energy Electrons Ever Produced @ SLAC Some electrons double their energy in 84cm! Nature Feb.15 2007 2012.02.18.
(C. Joshi)
35
Laser driven collider concept
a TeV collider
2012.02.18.
Leemans and Esarey (Phys. Today, 09)
36
2012.02.18.
CMS szeminárium, RMKI Budapest
37
37
Pozitronkeltés asztali méretű lézerrel
Az elektron egy atommagnál nagy energiájú fékezési sugárzás fotonokat kelt, amelyek egy másik magnál párokat keltenek.
Trident folyamat. Az MeV elektron egy maggal direkt módon virtuális fotonokat cserél ki. (E>2mc2).
Az MPQ-ban asztali méretű lézerrel 107 e+ másodpercenkénti detektálása sikerült. Új lehetőség pozitrongyártásra és anyagtudományi alkalmazásokra. 2012.02.18.
38
AZ ELI egyéb potenciális alkalmazásai: 1. Attoszekundumos fényforrás (ALS) (ld. Varjú K. ea.) ALS: 5J / 5fs, 100100-1000Hz. Előállítás: PlazmaPlazma-harmonikusokkal - nemlineáris optika a röntgenröntgen-tartományban, nagy attoszekundumos teljesítmény, pumpapumpa-próba kísérletek. - atomon belüli folyamatok, biomolekulák, klaszterdinamika, nanostruktúrák dinamikája.
A néhány ciklusú impulzust lefókuszálva érünk a λ3 tartományba, ekkora térfogatba koncentált energia egyes attoszekundumos impulzusokat ad szűrő nélkül is, és elektronnyalábot. 39
2. ProtonProton- és iongyorsítás A gyors elektronok a target hátoldalán kilépve elektromos kettősréteget hoznak létre amely az ott lévő protonokat, ionokat gyorsítja. Kísérlet: Több 10MeV protonokat, és MeVMeV-es, monokromatikus ionokat detektáltak.
A számítások szerint 30fs PW lézerrel 70-200MeV monokromatikus protonnyaláb állítható elő. Tumorterápia!
40
3. Nagyenergiájú fizika 1010-100PW lézeres gyorsítással 1kJ, 15 fs, 1023W/cm2 lézer n=1022cm-3 H-plazma. (Pukhov,Habs)
Protongyorsítás 11-10 GeV GeV--ig. A szimulációk 1012 protont jósolnak az 55-6GeV tartományban. NehézionNehézion-ütközésekben akár 1millió esemény is lehet lövésenként. Nagyenergiájú fizika: A végenergia még nem éri el a lineáris gyorsítókkal elérhető TeV energiákat, de jóval kompaktabbak. Az ELI alapot ad egy esetleges TeVTeV-es gyorsító építéséhez. A gyors elektronokat atomokkal ütköztetve intenzív pozitronforrás. Pionkeltés: 1023W/cm2 → 5GeV protonok → pionok mπ0~140MeV, τ=20ns. Elbomlanak müonná és neutrinóvá, mielőtt gyorsulnának. Prompt gyorsítás 1mm1mm-en → mπ=100mπ0. Kollimált müon és neutrinónyaláb! 41
4. Röntgenforrás Ultrarövid röntgenfelvillanások (pl. az attoszekundum): kollimált, koherens, kompakt. 10 fs elektronnyaláb betatronbetatron-oszcillációi a lézertengely, lézerwiggler mentén: nagyfényességű ultrarövid röntgenforrás. Ez már működik ma is! Elektronnyaláb → TT TT--XFEL, azaz asztali szabadszabad-elektron lézer.
42
5. Magfizika 1022W/cm2: Elektron ponderomotoros energia: ~10MeV, Belső konverzióban mérhető. 1024W/cm2 : Elektron ponderomotoros energia: ~500MeV. Atommag teljesen csupasz, belső konverzió megszünik. 1026W/cm2 : Direkt magkölcsönhatások. Proton energiát kap (100eV) a lézertérből, a magnívók eltolódnak, a γ-sugárzás kibocsájtása módosul. Magpolarizációs effektusok már alacsonyabb intenzitásokon.
43
6. Exotikus fizika: FotonFoton-foton szórás A QED megengedi a fotonfoton-foton szórást virtuális elektronelektronpozitron párokon keresztül, kis valószínűséggel.
Delbrück-szórás magon
Fotonhasítás mágneses térben
Direkt kölcsönhatás kvantum vákuummal Rugalmas foton-foton szórás 1022W/cm2 felett
44
7. Exotikus fizika: Mi van a vákuumban? Lézer és elektronnyaláb λ3 kölcsönhatása: kékeltolt γforrás. Már a γ+n γ’→e++eBreit--Wigner folyamat is Breit párkeltő.
Vákuum-fluktuációkon is lehet Vákuumharmonikust kelteni.
A Schwinger-limit: E~mc2/λc~1029W/cm2 , ahol λc a Compton-hullámhossz, a virtuális elektron-pozitron párok elszakadnak egymástól, megszületnek. A vákuum teljesen 45 nemlineárissá válik, a fizika új ajtaja nyílik meg.
8. KvantumKvantum-gravitáció? Hawking, 1974: A fekete lyukak sugároznak, így energiát vesztenek, csak klasszikus értelemben feketék. A HawkingHawking-sugárzás hőmérséklete az eseményhorizont felületi gravitációjával arányos, ami túl hideg, nehezen detektálható.
Unruh, 1976: Ha a gyorsulás és a gravitáció ekvivalensek, akkor az állandóan gyorsuló megfigyelő nem 0 vákuum-hőmérsékletet lát. A gyorsuló rendszer vákuum-energiája megváltozik. Termalizálódáskor emittál. Ehhez a>1024g gyorsulás kell! 46
8. Egy elképzelt UnruhUnruh-kísérlet
Ha a nagy gyorsulást elérik, a sugárzás detektálható lesz, mert frekvenciája és iránya is különbözik a háttérháttér-zajtól, és a Larmor--sugárzástól. Larmor A fotonpár maximálisan összefonódott (entangled), megvalósít egy EinsteinEinsteinPodolski--Rosen (EPR) Podolski állapotot. (Benedict ea.)
47
