Coordonnées de Kruskal-Szekeres

En décembre 1915, Karl Schwarzschild décrit la première solution exacte des équations d'Einstein, qui fait apparaitre une singularité inattendue, le rayon de Schwarzschild, dont la nature reste longtemps mal comprise.

En 1924, Arthur Eddington ébauche le premier système de coordonnées non singulier à ce fameux rayon[7]. En 1938, Georges Lemaître élabore une métrique synchrone (métrique de Lemaître) ; David Finkelstein (en) en découvre une autre, non-synchrone, en 1958[8], et nommée aujourd'hui métrique d'Eddington-Finkelstein. Synge démontrera que cette dernière métrique ne recouvre qu'une partie de la géométrie de l'espace-temps de Schwarzschild[9], tout comme celle de Lemaître : ces métriques ne permettent pas d'envisager tous les cas dynamiques d'un corps dans l'environnement d'un trou noir de Schwarzschild. Elles ont toutefois montré que ce rayon n'est pas une singularité réelle, physique, mais seulement pour la métrique choisie par Schwarzschild.

En 1960, Martin Kruskal et George Szekeres construisent une nouvelle métrique permettant d'étudier tous les types de mouvements d'un corps à l'extérieur et sous le rayon de Schwarzschild[10].

Convention : la signature de la métrique est (– + + +).

Kruskal et Szekeres utilisent des coordonnées sans dimension, ${\displaystyle u}$ pour la coordonnée radiale et ${\displaystyle v}$ pour la coordonnée temporelle, définies dans le but d'éliminer le terme ${\displaystyle (1-\textstyle {\frac {R_{s}}{r}})}$ dans la nouvelle métrique. Elles reconstruisent ${\displaystyle r(u,v),t(u,v)}$ par des fonctions transcendantes.

Les variables ${\displaystyle u}$ et ${\displaystyle v}$ sont définies par :

• ${\displaystyle u^{2}-v^{2}=(\textstyle {\frac {r}{R_{s}}}-1)e^{\textstyle {\frac {r}{R_{s}}}}}$
• ${\displaystyle \textstyle {\frac {u+v}{u-v}}=e^{\textstyle {\frac {ct}{R_{s}}}}}$

On distingue deux cas pour le temps :

• si ${\displaystyle r(u,v)>R_{s}}$ alors ${\displaystyle \tanh {\frac {ct}{2R_{s}}}={\frac {v}{u}}}$ ;
• si ${\displaystyle r(u,v)<R_{s}}$ alors ${\displaystyle \tanh {\frac {ct}{2R_{s}}}={\frac {u}{v}}}$.

On obtient la métrique diagonale :

${\displaystyle ds^{2}={\frac {4.R_{s}^{3}}{r}}e^{-\textstyle {\frac {r}{R_{s}}}}(du^{2}-dv^{2})+r^{2}(d\theta ^{2}+sin^{2}\theta d\phi ^{2})}$

qui est définie pour tout ${\displaystyle r(u,v)>0}$. Le temps t est par contre infini au rayon de Schwarzschild (${\displaystyle u=\pm v}$).

Représentation en coordonnées de Kruskal-Szekeres.

À la pathologie singulière de la métrique de Schwarzschild à ${\displaystyle r=0}$ est substituée la relation ${\displaystyle v^{2}-u^{2}=1}$.

On a donc maintenant deux singularités : ${\displaystyle {\begin{cases}u={\sqrt {v^{2}-1}}\\u=-{\sqrt {v^{2}-1}}\end{cases}}}$.

Les droites ${\displaystyle r=Cste}$ en coordonnées de Schwarzschild sont les hyperboles ${\displaystyle u^{2}-v^{2}=Cste}$ en coordonnées de Kruskal. Leurs asymptotes sont les bissectrices ${\displaystyle u=v}$ et ${\displaystyle u=-v}$. Les droites ${\displaystyle t=Cste}$ en coordonnées de Schwarzschild sont les droites ${\displaystyle v/u=Cste}$ passant par l'origine en coordonnées de Kruskal. Les singularités sont représentées par les frontières des zones hyperboliques grises sur le dessin ci-contre.

Les géodésiques de type lumière sont les lignes orientées à 45°. Il est facile de vérifier que pour ${\displaystyle ds=0}$ , on a ${\displaystyle du^{2}=dv^{2}}$.

La métrique de Schwarzschild différencie deux régions de l'espace-temps délimitées par l'horizon des événements. La région ${\displaystyle r>2M}$ est segmentée en deux avec la métrique de Kruskal-Szekeres.

La condition ${\displaystyle r>R_{s}}$ correspond ${\displaystyle u^{2}>v^{2}}$ à ${\displaystyle {\begin{cases}u>|v|\\u<-|v|\end{cases}}}$.

La totalité de la géométrie de Schwarzschild est donc représentée par quatre régions différentes en coordonnées de Kruskal.