带有电荷、磁荷的一类任意加速黑洞的熵

对带有电荷、磁荷的任意加速黑洞,得到它的局部视界面方程. 由于这种黑洞是动态和非轴对称的,它的熵很难计算.引进一个新的坐标系,使得其中的00在视界面上正好是零.在此新坐标系下利用膜模型计算了该黑洞的熵. 计算结果表明:和稳态黑洞一样,动态黑洞的熵也是正比于它的视界面积.     

一种研究动态非球对称黑洞熵的普适方法

从统计物理的角度研究动态黑洞的熵是十分困难的.前不久我们在t Hooft砖墙模型的基础上提出薄层模型,解决了动态球对称黑洞熵的计算问题[1-2].最近我们找到了一个用薄层模型计算动态非球对称黑洞熵的有效方法,此方法原则上可用于任何黑洞,不论是动态的还是稳态的,球对称的还是非球对称的.下面我们以变加速直线运动黑洞为例来介绍这一方法.与球对称黑洞不同,加速黑洞视界面上的不同点可能具有不同的温度[3].由于时空的轴对称性以及视界面上各点温度的不同,我们首先计算视界面每一点的熵密度,再对视界面积分得到总熵[4].     

用新乌龟坐标计算任意直线加速带电黑洞的熵

利用新乌龟坐标计算了任意直线加速带电黑洞的熵,简化了截断因子,并得到了黑洞熵与黑洞视界面积成正比的结论.而且截断因子与稳态黑洞的相同,都为90β.     

广义不确定原理对一般静态黑洞熵的影响

把广义不确定原理引入黑洞熵的计算,采用薄膜brick-wall模型,对一般静态黑洞外部标量场的熵进行了计算,得到了熵计算公式.应用该公式结果表明,可以得到已知所有静态黑洞的Bekenstein-Hawking熵.作为比较和进一步研究,对视界面上的二维膜的熵进行计算,可以更方便和一般性地得到熵与视界面积成正比的结论,该讨论可直接表明黑洞熵就是其视界面上的量子态的熵.与原始brick-wall模型不同的是,这一结论是有限的,计算中无需引入截断,且小质量近似也可以避免.     

Vaidya-Bonner时空中Klein-Gordon粒子的统计熵

通过坐标变换得到了带电球对称蒸发黑洞的视界面位置和视界温度;利用改进的brick-wall方法--薄膜模型计算了这类黑洞的自由能和熵,发现这种黑洞的熵等于它外视界面积的1/4;探讨了黑洞熵与Hawking辐射的关系.     

均匀直线加速观测者Rindler视界的熵

选取超前爱丁顿坐标，采用薄层模型brick-wall方法，计算均匀直线加速观测者Rindler视界单位面积上的熵，可以得到与洞熵面积定理相符的结论，这一结果表明，熵与视界面积成正比的结论，不仅适用于整个视界，也适用于视界面上的局部，推广这一方法，便可以计算界面上各点温度不同的加速黑洞（M≠0）的熵。     

用brick-wall方法计算黑洞熵的再讨论

在薄层模型brick-wall方法的基础上，进一步研究了黑洞熵的计算，发现黑洞熵来源于其视界面上每一个面元的贡献，熵与视界面积正正比，不但适用于整个黑洞，也适用于黑洞视界的局部，这一思想不但可以用于计算表面各点温度不同的动态黑洞的熵，而且使得人们对黑洞熵与视界面积关系的认识更加深入了一步。     

动态黑洞视界面附近的熵密度

利用带有电荷与磁荷的直线加速动态黑洞的熵密度,得到了任一时刻黑洞视界面附近沿某一方位角的熵密度总是正比于该处视界温度的三次方的结论.发现直线加速动态黑洞视界面附近的熵密度不仅与时间有关,而且与方位角有关.     

非热平衡Reissner-NOrdstrOm-deSitter黑洞的熵

从Ｒｅｉｓｓｎｅｔ－Ｎｏｒｄｓｔｒｏｍ－ｄｅ Ｓｉｔｔｅｒ时空背影下的Ｋｌｅｉｎ－Ｇｏｒｄｏｎ方程出发,利用ｂｒｉｃｋ－ｗａｌｌ方法计算了黑洞的自由能和熵,结果表明,这种黑洞的熵为它的外视界和宇宙视界面积之和的１／４,与人们预期的结果相符。由此可见,渐近ｄｅ Ｓｉｔｔｅｒ时空中的黑洞熵除了黑洞视界面的贡献之外,还应包括宇宙视界面的贡献,这从一定程度上揭示了黑洞熵与视界面积之间的内在联系,也更进一步     

测不准关系与Schwarzschild-de Sitter黑洞熵

采用由广义测不准关系得到的新的态密度方程 ,研究了在Schwarzschild deSitter时空背景下黑洞的熵 .利用新的态密度方程后 ,不通过截断可以消除brick wall模型中出现的发散 ,进而得到了黑洞熵与它的视界面积成正比的结果 .Schwarzschild deSitter时空的总熵与黑洞视界面积和宇宙视界面积之和成正比的结果 ,揭示了黑洞熵与视界面积的内在联系 ,进一步表明了黑洞熵是视界面上量子态的熵 ,是一种量子效应 .广义测不准关系的引入对视界面附近态密度发散的消除 ,还表明brick wall方法与引力场量子化有关     

Vaidya黑洞的熵

把广义不确定关系引入黑洞熵的计算，采用WKB近似方法，对Vaidya黑洞视界面上的标量场的熵进行了直接计算，得到了熵与视界面积成正比的结论；与brick-wall模型不同的是，我们得到的结果是有限的，无需任何截断．     

静态球对称精质包围的Reissner—Nordstrom黑洞的熵

从标量粒子满足的克莱因-高登方程出发，利用薄膜模型方法计算精质包围的Reissner—Nordstrom（R—N）黑洞的熵。薄膜模型的应用，克服了原始砖墙模型中的小质量近似和对数项忽略等不自然的操作。计算结果表明，该黑洞的熵是黑洞视界面积和宇宙视界面积之和的1／4。可见，精质包围的Reissner—Nordstrom黑...     

动态黑洞的熵

黑洞熵来源于视界附近量子场的贡献,按照这一想法,在局部热平衡的条件下,计算了Ｖａｉｄｙａ黑洞的熵。结果比通常的稳态黑洞的熵稍小。     

变加速直线运动带电黑洞的熵

由零曲面方程得到变加速直线运动带电黑洞的视界。从Klein-Gordon方程出发，利用薄膜brick-wall模型，给出了变加速直线运动带电黑洞的熵，得到的熵正好是视界面积的1／4。     

Schwarzschild-anti-de Sitter背景标量场的熵

应用Schwarzschild-anti-de Sitter时空背景下的Klein-Gordon方程,采用薄层模型方法,计算了黑洞的自由能和熵,得到了黑洞熵为它的事件视界和宇宙视界面积之和的1/4,与前人预期的结果相符,这在一定程度上揭示了黑洞熵的统计起源.     

静态球对称黑洞引力自旋场的辐出度

利用静态球对称黑洞引力自旋场的统计熵,导出静态球对称黑洞引力自旋场的辐出度,得到了黑洞的辐出度与黑洞视界温度的四次方成正比的结论.发现Stefan—Boltzmann系数不同于平直时空的值,并且在不同时空度规中该系数有不同的值.     

Gibbons-Maeda黑洞背景下自旋场的量子熵

用brick-wall模型研究了Gibbons-Maeda黑洞背景下自旋场的量子熵.结果表明量子熵可分为两部分,即时空几何依赖部分和场的自旋依赖部分.时空几何依赖部分的线性发散项可化为正比于事件视界面积的形式,对数发散项与黑洞本身的性质有关;自旋依赖部分除了与黑洞本身的性质有关外还与与自旋场的自旋有关,不同的自旋场对黑洞熵的影响是不同的.