Öppna huvudmenyn

Den speciella relativitetsteorin är en fysikalisk teori publicerad[1][2] 1905 av Albert Einstein. Den beskriver rummets och tidens egenskaper när man kan bortse från tyngdkraftens – gravitationens – inverkan. En mycket omtalad ekvation som utgör en hörnsten i teorin är E = mc², där E är energi, m är massa och c² ljushastigheten i vakuum i kvadrat.

Einsteins speciella relativitetsteori kom att ersätta de föreställningar om rum och tid som finns i Newtons fysik, samtidigt som den beskrev elektromagnetismen på samma sätt som Maxwells elektromagnetiska ekvationer. Anledningen till att den kallas speciell (även kallad "särskild" i skolböcker) är inte att den är mer omfattande eller svårförståelig än den allmänna relativitetsteorin, som Einstein kom att lägga fram tio år senare, utan att den begränsar sig till att "endast" beskriva förhållanden i så kallade inertialsystem, där gravitationen kan lämnas utanför. I den allmänna relativitetsteorin som Einstein förevisade år 1915, utvidgade han teorin, så att den kom att omfatta även gravitationen.

Enligt den speciella relativitetsteorin bildar rummet (med de tre dimensionerna djup, höjd och bredd) och tiden tillsammans ett 4-dimensionellt system, den så kallade rumtiden, där mätningar av tid och avstånd beror av observatörens rörelse. Det finns inga absoluta rörelser eller tidsförlopp, utan dessa är relativa och ett föremåls hastighet kan bara anges i förhållande till andra föremål. Teorin anger också att det finns en högsta hastighet, nämligen ljusets hastighet i vakuum och att denna hastighet är konstant och lika för alla observatörer. De fysikaliska lagarna är desamma för alla observatörer. Föremål som rör sig i förhållande till observatören förkortas i rörelseriktningen (enligt observatörens mätningar i denna riktning, någon lokal kontraktion av objektet förekommer ej) och klockor i rörelse går långsammare än klockor i vila. Teorin anger också att massa är en form av energi.

Bakgrund och motivering till den speciella relativitetsteorinRedigera

 
Albert Einstein omkring 1905, året för hans Annus Mirabilis publiceringar – vilka inkluderade Zur Elektrodynamik bewegter Körper

Redan innan den speciella relativitetsteorin formulerades, hade bland annat Hendrik Lorentz och George Francis FitzGerald observerat att elektromagnetiska krafter varierar beroende på hur de observeras. Exempelvis beror det magnetiska fältet på observatörens rörelsetillstånd. En observatör i vila i förhållande till det elektromagnetiska fältet uppfattar inget magnetiskt fält och endast en observatör i relativ rörelse kan registrera ett magnetiskt fält. FitzGerald, Lorentz och Woldemar Voigt föreslog oberoende av varandra (1892, 1895 respektive 1887) teorier innebärande att objekt som rör sig i förhållande till en stationär observatör genomgår en fysisk förkortning, så kallad längdkontraktion (Lorentzkontraktion eller Lorentz-FitzGerald-kontraktion). Lorentz inkorporerade i sin teori också idén att tiden gick långsammare, så kallad tidsdilatation, för det rörliga objektet och konstruerade formler som beskrev denna, den så kallade Lorentztransformationen utan att känna till Voigts arbeten. Han tänkte sig att universum genomsyrades av en osynlig eter och att rörelse genom detta medium påverkade kropparna. Dessa teorier tycktes lösa den konflikt som uppstått mellan elektromagnetism och klassisk Newtonsk fysik genom att Lorentz formler sammanföll med Newtons rörelselagar vid hastigheter som var små i förhållande till ljusets hastighet. Lorentz eter-teori blev dock kritiserad (även av honom själv) för sin delvis godtyckliga natur.

Även om det var Voigt som först formulerade de grundläggande sambanden, lyckades Einstein härleda Lorentz variant av dessa ur en mer grundläggande teori. Han utgick från att fysikens lagar borde vara lika – invarianta – för alla observatörer, och härledde bland annat Lorentztransformationen som en konsekvens.

Den speciella relativitetsteorin beskriver vanligtvis observatörer och kroppar som befinner sig i vila, eller rör sig med konstant hastighet, i förhållande till varandra. En vanlig missuppfattning är att teorin inte hanterar fall då rörelsen är accelererande. Den speciella relativitetsteorin kan dock på ett korrekt sätt beskriva hur accelererande kroppar beter sig i ett konstant gravitationsfält eller i roterande referenssystem. Exempel på detta är tvillingparadoxen eller när en raket accelererar till höga hastigheter. Den speciella relativitetsteorin kan däremot inte beskriva rörelser i varierande gravitationsfält.

Den speciella relativitetsteorins statusRedigera

Speciella relativitetsteorin är numera universellt accepterad av det vetenskapliga samfundet. Den är experimentellt mycket väl bekräftad[3] och inga avvikelser från de resultat teorin förutsäger har observerats. Det har dock funnits och finns än i dag forskare som har föreslagit alternativ. En sådan alternativ teori är den dubbelt speciella relativitetsteorin, där inte bara ljusets hastighet är konstant utan även en viss (mycket liten) längd uppfattas lika av alla observatörer.

Einsteins postulatRedigera

Albert Einsteins två postulat ligger till grund för speciell relativitetsteori.

Ljushastighetens konstansRedigera

  • Den speciella relativitetsteorin postulerar att ljusets hastighet i vakuum är konstant lika med   för alla observatörer i likformig relativ rörelse.

Även om två observatörer rör sig relativt varandra kommer båda att hålla hastigheten   relativt ljus i vakuum. Notera att ljusets hastighet i ett medium är lägre än i vakuum.

Avsaknad av ett absolut referenssystemRedigera

  • Alla system, där observatörer rör sig med konstant hastighet, inertialsystem, är likvärdiga och därför måste fysikens lagar ge samma resultat för dem alla.

Den speciella relativitetsteorin avvisar föreställningen om att det existerar ett överordnat referenssystem för mätning av tid och rum. Postulatet kan ses redan hos Galilei, och är en del av den Newtonska fysiken. Men i slutet av 1800-talet förespråkades idén att universum är fylld av osynlig substans, den så kallade etern, genom vilken elektromagnetiska vågor fortplantade sig likt ljudvågor genom luften. Etern utgjorde ett absolut referenssystem mot vilket rörelse och hastigheter kunde mätas, och samtidigt som vågrörelser i den kunde växelverka med materia, antogs den inte bjuda något motstånd mot föremål som passerar genom den. Olika tester som kulminerade med Michelson–Morleys experiment år 1887, visade att antingen stod jorden stilla, eller så måste föreställningen om etern och ett absolut referenssystem överges.

Inertialsystem och LorentztransformationenRedigera

InertialsystemRedigera

Ett inertialsystem är koordinatsystem där Newtons första lag, tröghetslagen, gäller. Det betyder att krafter och accelerationer som eventuellt uppträder i beräkningar måste behandlas för sig. Alla inertialsystem är ekvivalenta och mekanikens lagar gäller i samtliga. Begreppet inertialsystem användes första gången av Ludwig Lange1885.

 
Inertialsystemet med primmade koordinater rör sig med hastighet   längs den positiva  -axeln. Sett från det systemet kommer det oprimmade inertialsystemet att röra sig med hastigheten   längs  -axeln.

Inertialsystem spelar en avgörande roll i relativitetsteorin. Termen inertialsystem som används här är ett system i rummet som inte är accelererat, från vilken en position kan mätas längs 3 rumsdimensioner. Dessutom kan ett inertialsystem mäta tiden för en händelse med hjälp av en ”klocka” som kan vara vilken som helst om den har definierad referensriktning och med enhetlig periodicitet.

En händelse är en förekomst som kan tilldelas en enda unik tid och plats i rummet relativt ett inertialsystem: det är en "punkt" i den så kallade rumtiden. Eftersom ljusets hastighet är konstant i alla inertialsystem kan ljuspulser användas för att entydigt mäta avstånd och således definiera den tid (sträcka/hastighet) som händelserna inträffade. Position och tid för en händelse fås alltså genom att man avläser den närmaste längdmarkering och klocka i inertialsystemet.

Exempelvis kan explosionen av ett fyrverkeri vara en "händelse". Vi kan fullständigt beskriva händelsen med sina fyra rumtidskoordinater: tidpunkten för förekomsten och dess tredimensionella position i rummet definierar en referenspunkt. Låt oss kalla det inertialsystemet  .

Inom relativitetsteorin vill vi ofta kunna växla mellan att beskriva positionen för en punkt i ett specifikt inertialsystem till ett annat. Eftersom det inte finns något absolut inertialsystem inom relativitetsteori är begreppet "rörelse" inte strikt, eftersom allt alltid rör sig med avseende på något annat inertialsystem. Antag att vi har ett andra inertialsystem  , vars rumskoordinater och klocka exakt sammanfaller med   vid tiden noll, men som rör sig med konstant hastighet   med relativt  :s  -axel som i figuren till höger, systemen sägs vara i Standardkonfiguration.

LorentztransformationenRedigera

 
Lorentzfaktorn  som funktion av  .
Huvudartikel: Lorentztransformation

Lorentztransformationen relaterar rumtidskoordinaterna i två olika inertialsystem   och  , som rör sig i förhållande till varandra. Antag att   rör sig med hastigheten   längs  -axeln och att en händelse äger rum vid tiden   och koordinaterna   i systemet   och vid   och   i systemet  . Då ges   och   enligt Lorentztransformationen av[4]

 
 
 
 

där   är ljushastigheten i vakuum och

 

är Lorentzfaktorn, som alltid är större än eller lika med 1. Om   blir Lorentzfaktorn imaginär, vilket skulle ge imaginära värden för   och  . Det enda rimliga är då att ingenting kan ha en hastighet högre än ljusets hastighet,  .

Koordinaterna i   fås genom att inse att   håller hastigheten   relativt  -axeln i inertialsystemet  .

 
 
 
 

Hastighets- och accelerationssambanden mellan S och S' presenteras i Lorentztransformationens huvudartikel.

Konsekvenser från LorentztransformationenRedigera

Speciella relativitetsteorins postulat om konstant ljushastighet och avsaknad av absoluta referenssystem har flera konsekvenser som intuitivt kan uppfattas som bisarra.

SamtidighetRedigera

Huvudartikel: Samtidighet

Två händelser som tycks ske samtidigt (men på olika platser) ur en observatörs synpunkt, kan uppfattas ske vid olika tidpunkter och i godtycklig ordning av andra observatörer som är i rörelse relativt den första observatören.

TidsdilatationRedigera

Huvudartikel: Tidsdilatation

Tidsskillnaden mellan två händelser är inte något objektivt, utan beror på observatörers rörelse i förhållande till varandra. En observatör O mäter tiden till att gå snabbare med en faktor   i sitt eget inertialsystem, jämfört med vad O mäter tiden till att gå för en observatör O' som rör sig med en hastighet   relativt O. Om O mäter ett tidsintervall i inertialsystemet där O' är stationär till att vara  , mäter O tidsintervallet i sitt eget inertialsystem till att vara

 .

Det omvända gäller också, alltså ser O' det som att dess tid går snabbare med en faktor   än vad tiden går för O. Detta har gett upphov till tvillingparadoxen, där misstaget begås att blanda ihop inertialsystem med referenssystem.

LängdkontraktionRedigera

Huvudartikel: Längdkontraktion

Ett föremåls observerade storlek beror på observatörens relativa hastighet. Om en stav med längd L rör sig med hastigheten   relativt en observatör, kommer staven att uppfattas som kortare i dess färdriktning med en faktor   enligt observatören. Om staven har längden   i vila är stavens längd enligt observatören

 .

Observera att längdkontraktionen är symmetrisk och uppfattas på samma sätt från båda observatörernas håll. Om de båda observatörerna har varsin stav, kommer båda två att tycka att den andra observatörens stav är kortare än den egna.

Dessa fenomen uppfattas inte vid vardagliga hastigheter utan blir väsentliga först vid hastigheter av ungefär 10% av ljusets hastighet i vakuum. Ekvationerna ger till exempel att ett föremål som färdas i 90% av ljusets hastighet är endast 44% av sin längd i rörelseriktningen, jämfört med när föremålet är i vila. Tidsdilatationen har observerats experimentellt, till exempel hos myoner i kosmisk strålning som har för kort livslängd för att kunna nå jordytan om inte tidsdilatationen existerade.

Rumtidens geometriRedigera

Den speciella relativitetsteorin använder ett 'platt' 4-dimensionellt så kallat Minkowski-rum, normalt kallat rumtiden. Denna rymd är tämligen likt ett 3-dimensionellt Euklidiskt rum, vilket gör det relativt åskådligt.

Avståndsdifferentialen,  , i ett 3-dimensionellt linjärt rum definieras som

 

där   och   är differentialerna i respektive dimension. Inom klassisk fysik är avståndet   samma vid byte av inertialsystem enligt Galileitransformationen. Detta gäller dock inte inom speciell relativitetsteori där Lorentztransformationen används istället, i Minkowskirummet är istället intervallsdifferentialen   bevarad vid Lorentztransformationen enligt

 .

Här läggs tiden till som en fjärde dimension, som oftast tas som den nollte dimensionen. Enligt konvention väljs att sätta minustecken framför rumskoordinaterna och plustecken framför tiden. Det omvända förekommer också, framförallt i den allmänna relativitetsteorin.

För att lättare kunna åskådliggöra rumtiden i 3 dimensioner kan man ta bort en av rumsdimensionerna, så att man har två rumsdimensioner och en tidsdimension:

 .

Ett föremål som rör sig med konstant hastighet genom rymden kan beskrivas som en rät linje genom rumtiden. Andra typer av rörelser ger andra typer av kurvor. En sådan kurva brukar kallas föremålets världslinje (eng. World line).

Ljusstrålar som anländer till eller utgår från en given punkt vid en given tid kan åskådliggöras med en dubbelkon kring punktens rumtid-koordinat – en så kallad ljuskon som beskrivs av ekvationen

  eller  
 
Ljuskon – (den 3-dimensionella) ytan av alla möjliga ljusstrålar som går till eller ifrån en punkt i rumtiden, här reducerat till 2 dimensioner.

Ofta brukar man anpassa enheterna så att   och ljuskonen bildar en 45-graders vinkel så som på bilden till höger.

Denna dubbelkon delar in rumtiden i tre områden.

  1. Punkter i området innanför den övre konen, till exempel B, representerar framtiden för den ursprungliga händelsen, och punkter innanför den undre konen representerar det förflutna. Kurvor som förbinder observatören i A med punkter inom konerna kallas tidslika och representerar världslinjer för föremål som rör sig med hastigheter lägre än ljusets. Det är hypotetiskt möjligt för materia att förflytta sig från A till B. Om händelsen A inträffar före B, så gör den det i alla inertialsystem.
  2. Punkter på konerna representerar nuet och utgörs av händelser som kan nås av ljus. Världslinjer på denna yta kallas ljuslika och representerar ljusstrålar eller partiklar som hela tiden rör sig med ljusets hastighet. När vi observerar stjärnhimlen är det i princip denna del av rumtiden vi ser.
  3. Punkter utanför konerna, till exempel C, representerar händelser som inte är observerbara. Kurvor som förbinder observatören i A med den givna punkten C kallas rumslika och kan representera rumsdimensioner så som längd och bredd, snarare än vara världslinjer för ett föremål. Det är inte möjligt för materia eller ljus (eller information) att förflytta sig från A till C. Eftersom ingenting kan överföras från A till C, så kan det inte finnas någon orsakspåverkan mellan dem. Dessutom kan händelsen A inträffa före C i vissa inertialsystem, ske samtidigt i andra, och inträffa efter C i ytterligare andra.

Massa, rörelsemängd och energiRedigera

För att lagen om energins bevarande ska hålla vid höga hastigheter, krävs en generalisering av formlerna för rörelseenergi och rörelsemängd som används i den klassiska fysiken. För ett föremål med massan   som rör sig med hastigheten   ges totalenergin  , rörelseenergin   och rörelsemängden   av

 
 

respektive

 

där Lorentzfaktorn   ges av

 

där   är föremålets fart och   är ljusets hastighet. Lorentzfaktorn erhålls ur ekvationerna i Lorentz- eller Voigttransformationen.

I avsnittet Exempel på 4-vektorer och Lorentzprodukter nedan framgår att relationen mellan totalenergin och rörelsemängden ges av formeln

 .

Om   är mycket liten i förhållande till   fås genom Taylorutveckling av   i formlerna för   och  att

 

och

 

vilket överensstämmer med de klassiska formlerna.

För ett föremål i vila (  och därmed  ), ger ovanstående formel för energi inte energivärdet noll, utan den reduceras till den berömda formeln

 .

Det vill säga att även när ett föremål med massa är i vila så återstår ändå en viss mängd energi. Formeln visar att massa, ur relativistisk synvinkel, är proportionell mot eller ekvivalent med energi. Detta demonstreras tydligt av att stora mängder energi – om än svarande mot obetydlig massa – kan frigöras vid kärnreaktioner.

När   närmar sig  , går nämnaren i  mot noll och därmed går energin mot oändligheten. Det vill säga att när ett föremåls hastighet närmar sig ljusets, går den energimängd som behövts för att accelerera det mot oändligheten, vilket gör det omöjligt för föremål med massa att nå ljusets hastighet. Endast partiklar som saknar massa, såsom fotoner, kan nå ljushastigheten. Partiklar som saknar massa kan heller inte röra sig långsammare än med ljusfart, utan de måste i alla inertialsystem röra sig med ljusets hastighet. Namnet tachyoner har använts för hypotetiska partiklar som skulle kunna röra sig fortare än ljuset, men hittills har existensen av sådana partiklar inte kunnat påvisas experimentellt och därmed motbevisa speciell relativitetsteori.

Vilomassa och relativistisk massaRedigera

Det sägs ibland inom den speciella relativitetsteorin att ett föremåls massa ökar, när hastigheten ökar. Emellertid används då två olika definitioner av begreppet massa. I formlerna ovan står   för föremålets vilomassa, vilken förblir konstant och är lika i alla inertialsystem. Ett annat begrepp är föremålets relativistiska massa   som ges av

 

där   är samma Lorentzfaktor som i formlerna för energi och rörelsemängd. Eftersom   ökar med hastigheten, gör också den relativistiska massan det. Om hastigheten är noll är   och den relativistiska massan lika med vilomassan.

Man kan skriva

 
 

och

 .

Rumtid med 4-dimensionell notationRedigera

Lorentztransformation med 4-vektorerRedigera

Den 4-dimensionella rumtiden beskrivs bäst genom att använda 4-dimensionella vektorer. Det finns två typer av 4-vektorer, kontravarianta vektorer med index uppe och kovarianta vektorer med index nere. En allmän kontravariant 4-vektor

 ,

som specificeras med indexen  , transformerar till en annan kontravariant 4-vektor

 ,

genom Lorentztransformation. Om   tillhör ett referenssystem   och   tillhör ett referenssystem   där de två referenssystemen är i så kallad standardkonfiguration (figuren ovan i Inertialsystem) så kan transformationen skrivas på matrisform enligt

 

I komponentform kan en allmän Lorentztransformation skrivas mer kompakt som

 

där symbolerna   utgör elementen i  , som är Lorentztransformen på matrisform. Här är   ett exempel på ett summationsindex. Det uppträder på två ställen på samma sida av en sådan transformationslikhet. Man kan lika väl ge det ett annat namn, till exempel  . När man ser samma index uppe och nere, vet man att det ska summeras över dem. Man kan därför helt utelämna summationstecknet och skriva transformationen ännu mer kompakt som

 

Detta kallas Einsteins summakonvention och förenklar i hög grad alla matematiska uttryck som används i relativitetsteorin.

Om en vektor med fyra komponenter transformerar som

 

under en Lorentztransformation, så är de en kontravariant 4-vektor. Införs den inversa Lorentztransformationen  , som tillfredsställer

 

där   är en 4×4 enhetsmatris, så gäller på komponentform

 

Den inversa transformationen   har matriselement som tillfredsställer

 

där   är Kroneckers delta, som definierar komponenterna i en 4×4 enhetsmatris.

Minkowski-metrikenRedigera

Geometrin i rumtiden beskrivs av Minkowskimetriken (se mer på Minkowskimetriken )

 

Detta ger att intervallet kan skrivas med indexnotation enligt   (Jämför vanlig rumtid där ett avstånd beskrivs av  ) Då   är Lorentzinvariant så följer att även   är Lorentzinvariant, det vill säga   Alltså

 

Eftersom detta uttryck skall gälla för alla  så följer att

 

Uttrycket ovan visar också hur kovarianta tensorer (vilket inkluderar vektorer) transformeras. Det gäller även att   Av invariansen följer att index kan höjas eller sänkas enligt

 

LorentzproduktRedigera

Uttrycket   är en så kallad Lorentzprodukt där   och   är två 4-vektorer. Lorentzprodukten är en skalär som är Lorentzinvariant, det vill säga att den har samma värde i alla inertialsystem. Om   och   gäller alltså att  .

Görs en Lorentztransformation på   till  och på   till   kommer de transformerade 4-vektorernas Lorentzprodukt   att ta samma värde som innan Lorentztransformationen, alltså  . Detta gäller för alla 4-vektorer och alla Lorentztransformationer.

En Lorentzprodukt innehållande två identiska 4-vektorer brukar kallas för en Lorentzkvadrat enligt

 .

4-vektorer vars Lorentzkvadrat är   är tidslika,   är ljuslika och   är rumslika, analogt med Rumtidens geometri ovan.

Ibland definieras istället   som

 

då gäller att  .

4-gradientRedigera

4-gradienten är en deriveringsoperator som verkar på varje komponent i en 4-vektor och definieras enligt

 

Dynamik med 4-dimensionell notationRedigera

4-lägesvektorRedigera

Den mest grundläggande 4-vektorn inom speciell relativitetsteori är  , som beskriver läget i rumtiden.

Lorentzkvadraten av differentialen för 4-lägesvektorn är

 ,

vilket är lika med   där   är intervallsdifferentialen enligt avsnittet Rumtidens geometri ovan. Alltså är intervallet bevarat vid Lorentztransformation.

4-hastighetRedigera

Ett annat exempel på en 4-vektor är 4-hastigheten. Den definieras som derivatan av 4-vektorn för lägeskoordinaterna   med avseende på egentiden  , där egentiden är den tid som en observatör mäter för sitt eget inertialsystem. 4-hastigheten är alltså

 

med Lorentzfaktorn enligt

 

Lorentzkvadraten av 4-hastigheten är identiskt lika med

 

i alla inertialsystem. Detta på grund av att   i inertialsystemet där partikeln i fråga är i vila. Därför gäller det också i alla andra inertialsystem. Då   betyder det att man inte kan sitta still i rumtiden, detta på grund av att tiden alltid går framåt.

4-rörelsemängdRedigera

4-rörelsemängden för en partikel med massa   är dess massa multiplicerat med dess 4-hastighet. Den relativistiska energin för en partikel är   och dess relativistiska rörelsemängd är  . Därför kan 4-rörelsemängden skrivas som

 

Lorentzkvadraten av 4-rörelsemängden är

 

i ett godtyckligt inertialsystem. I det inertialsystem där partikeln i fråga är i vila gäller det att  , därför är Lorentzkvadraten av 4-rörelsemängden där

 

Uttrycken i de två ovanstående ekvationerna måste vara lika på grund av Lorentzproduktens Lorentzinvarians. Alltså gäller att

 

4-accelerationRedigera

4-accelerationen definieras som egentidsderivatan av 4-hastigheten enligt

 

där   är tidsderivatan av Lorentzfaktorn.

För Lorentzprodukten mellan 4-hastigheten och 4-accelerationen gäller att

 

i alla inertialsystem. Detta gäller eftersom   och   i inertialsystemet där partikeln i fråga är i vila, vilket på grund av Lorentzproduktens Lorentzinvarians medför att det stämmer i alla inertialsystem. Alltså är 4-hastigheten och 4-accelerationen alltid ortogonala.

4-kraftRedigera

4-kraften definieras som egentidsderivatan av 4-rörelsemängden enligt

 

Definitionen är passande eftersom den är Lorentzinvariant ( i och med att   är Lorentzinvariant) samt att dess rumskomponenter (även kallat relativistiska 3-kraften) reduceras till Newtons andra lag enligt

 

när  .

För en partikel med invariant massa gäller  . Det innebär att 4-kraften kan skrivas

 .

Eftersom   i alla inertialsystem medför det att

 

för en massbevarande kraft. Det gäller allmänt, för massor som inte behöver vara invarianta, att

  .

Om kraften ska vara massbevarande gäller därmed

  .

Den slutgiltiga massbevarande 4-kraften kan således formuleras

 

Elektromagnetism med 4-dimensionell notationRedigera

Speciella relativitetsteorin spelar en viktig roll inom den moderna teorin om klassisk elektromagnetism och motiverar bland annat en kompakt formulering för elektromagnetismens lagar, nämligen Manifest Lorentzinvariant tensorform, vilket är ett annat namn för den fyrdimensionella notationen som använts ovan. Dessa uttryck gör det enkelt att bevisa att de klassiska elektromagnetismens lagar har samma form i alla inertialsystem och ger också ett sätt att översätta fälten och krafterna från ett system till ett annat.

Elektromagnetiska fälttensornRedigera

Den elektromagnetiska fälttensorn   är kombinationen av elektriska- och magnetiska fältet vilken bildar en kovariant antisymmetrisk tensor var element är fältens komponenter.[5]

 .

Indexen kan höjas genom att multiplicera med metriken från både höger och vänster

 

där   är det elektriska fältet,   magnetiska fältet och   ljushastigheten.

Lorentzkvadraten av elektromagnetiska fälttensorn är Lorentzinvariant och uppfyller

 

vilket är en skalär.

4-strömmenRedigera

4-strömmen   är den kontravarianta 4-vektorn som beskriver elektrisk laddningstäthet   och elektrisk strömtäthet J

 

4-potentialenRedigera

Den elektromagnetiska 4-potentialen   är en kontravariant 4-vektor innehållande den elektriska potentialen (även kallad skalär potential)   och den magnetiska vektorpotentialen   som följer.

 

Det visar sig att den elektromagnetiska fälttensorn kan formuleras i termer av 4-potentialen enligt[6]

 

LorentzkraftenRedigera

Huvudartikel: Lorentzkraft
 
Lorentzkraften   på en partikel med laddning   i rörelse med momentan hastighet  .  - och  -fältet kan variera i tiden och rummet.

Elektromagnetiska fält påverkar rörelsen för elektriskt laddad materia på grund av Lorentzkraften. Kraften   verkar på en partikel med laddningen   med den momentana hastigheten  , beroende på ett externt elektriskt fält   och ett magnetiskt fält  , ges av

 

I manifest Lorentzinvariant tensorform beskrivs Lorentzkraften med hjälp av den elektromagnetiska fälttensorn enligt

 

där   är 4-rörelsemängden,   laddningen, och   är 4-lägesvektorn.

KontinuitetsekvationenRedigera

Inom elektromagnetism är kontinuitetsekvationen en empirisk lag som lokalt beskriver laddningskonservering. Matematiskt följder den ut Maxwells ekvationer, dock är laddningskonservering mer fundamentalt än Maxwells ekvationer. Kontinuitetsekvationen säger att divergensen av strömtätheten   (ampere per kvadratmeter) är lika med den negativa förändringen av laddningsfördelningen   (coulomb per kvadratmeter).

 

Ström är förflyttning av laddning. Kontinuitetsekvationen säger att om laddning förflyttas från en infinitesimal volym (det vill säga divergensen av strömtätheten är positiv) kommer mängden laddning inuti den volymen att minska, alltså är förändringen av laddningstäthet negativ. Därmed uttrycker kontinuitetsekvationen laddningskonservering.

I manifest Lorentzinvariant tensorform beskrivs kontinuitetsekvationen med hjälp av 4-strömmen   enligt[6]

 

vilket alltså uttrycker laddningskonservering.

Maxwells ekvationer i vakuumRedigera

Huvudartikel: Maxwells ekvationer

I vakuum kan Maxwells ekvationer skrivas på manifest Lorentzinvariant tensorform i två ekvationer. De två inhomogena ekvationerna, Gauss lag och Ampères lag kan uttryckas enligt följande[6]

 

medan de homogena ekvationerna - Faradays induktionslag och avsaknaden av magnetiska monopoler kan uttryckas enligt

 

där   är den elektromagnetiska fälttensorn,   4-strömmen och indexeringen följer Einsteins summakonvention. Notera att Lorentz–Heaviside-enheter används i ekvationerna.

Det går att kontrollera att dessa ekvationer stämmer överens med Maxwells ekvationer på tredimensionell form genom att sätta in olika värden på index. Genom att fixera   i den första ekvationen och låta   löpa över 0,1,2,3 genereras Gauss lag på tredimensionell form.

 

Fixeras istället   i den första ekvationen och man på samma sätt låter   löpa över 0,1,2,3 genereras  -komponenterna av Ampères lag.

 
 - och  -komponenterna fås genom att sätta   respektive  .

Genom att i den andra ekvationen   och   fås avsaknaden av magnetiska monopoler enligt följande.

 

Till sist kan vi i den andra ekvationen sätta   och   för att generera  -komponenterna i Faradays induktionslag enligt

 

För att återskapa  - och  -komponenterna kan vi sätta   och   respektive   och  .

Vi har alltså sett att den 4-dimensionella notationen ger en betydligt med kompakt notation för att hantera elektromagnetism.

Tester av speciella relativitetsteorins postulatRedigera

Några grundläggande tester av speciella relativitetsteorin är:[7]

Samlingar av diverse tester på speciella relativitetsteorin finns hos Jakob Laub,[8] Zhang,[9] Mattingly,[10] Will,[11] och Roberts/Schleif.[12]

Enhetsanalys av E=mc² i Internationella måttenhetssystemet (SI)Redigera

I ekvationen E=mc² har vänsterledet i SI-enheten Joule (J) och högerledet har enheten kg·(m/s)², där kg, m och s är grundenheter. J definieras som newtonmeter, Nm, och N är in sin tur definierat som kg·m/s². Slår vi ihop detta får alltså att

J = Nm = kg·a·m = kg·m/s²·m = kg·m²/s²

Högerledet faktoriserar sen som kg·(m/s)² = kg·(m/s)·(m/s) = kg·m²/s², så vänster- och högerleden har samma dimensioner.

Detta kan vara ett sätt att försöka förstå hur massa och energi kan anses vara ekvivalenta. Det är dock inte ett bevis för sambandet, det visar bara att   har samma enhet som  . Man kan jämföra med den traditionella formeln för rörelseenergi  .

Exempel på tillämpningarRedigera

SatellitnavigeringRedigera

De atomur som används i satellitnavigeringssystem som exempelvis GPS påverkas både av effekter från den speciella och den allmänna relativitetsteorin, och tar också hänsyn till dessa.

Kosmisk strålningRedigera

Ett exempel på "klockor" som rör sig med hög hastighet relativt oss är de fenomen i form av sekundärstrålning som inträffar när kosmisk strålning träffar de övre skikten i jordens atmosfär. En del av sekundärstrålningens partiklar är instabila och sönderfaller med en bestämd halveringstid, det vill säga efter en viss tid är antalet kvarvarande partiklar reducerat till hälften. På grund av tidsdilatationen kommer partiklarna att tränga mycket längre ned i atmosfären än vad som motsvarar halveringstiderna mätta med jorden som referenssystem och möjliggör observationer av vissa partiklar vid jordytan vilka skulle vara praktiskt sett mycket svåra att observera om tidsdilatation ej förekom.

Addition av hastigheterRedigera

Huvudartikel: Lorentztransformation

Hastighetstransformationen som följer av Lorentztransformationen kan användas för att addera hastigheter. Vid låga hastigheter handlar det om en försumbar korrektion, men vid höga hastigheter blir skillnaden mot det klassiska fallet stor. Om partikel 1 håller hastigheten   relativt en observatör och partikel 2 håller hastigheten   relativt partikel 1, kommer partikel 2 även att hålla hastigheten   relativt observatören.

Se ävenRedigera

ReferenserRedigera

  1. ^ Einstein, Albert (14 september 1905). ”Zur Elektrodynamik bewegter Körper” (PDF, tyska). Annalen der Physik. http://www.physik.uni-augsburg.de/annalen/history/einstein-papers/1905_17_891-921.pdf. 
  2. ^ Einstein, Albert (14 september 1905). ”On the Electrodynamics of Moving Bodies” (PDF, engelsk översättning). Annalen der Physik. http://www.fourmilab.ch/etexts/einstein/specrel/specrel.pdf. 
  3. ^ Experimental basis of SR översikt av Tom Roberts (2007).
  4. ^ Nordling, C. & Österman, J. (2006). Physics Handbook for Science and Engineering. (sid. 179). Lund: Studentlitteratur.
  5. ^ Vanderlinde, Jack (2004), classical electromagnetic theory, Springer, s. 313–328, ISBN 9781402026997, https://books.google.com/books?id=HWrMET9_VpUC&pg=PA316&dq=electromagnetic+field+tensor+vanderlinde 
  6. ^ [a b c] Classical Electrodynamics by Jackson, 3rd Edition, Chapter 11 Special Theory of Relativity
  7. ^ Robertson, H. P. (1949). ”Postulate versus Observation in the Special Theory of Relativity”. Reviews of Modern Physics 21 (3): sid. 378–382. doi:10.1103/RevModPhys.21.378. 
  8. ^ Laub, Jakob (1910). "Über die experimentellen Grundlagen des Relativitätsprinzips". Jahrbuch der Radioaktivität und Elektronik 7: 405–463.
  9. ^ Zhang, Yuan Zhong (1997). Special Relativity and Its Experimental Foundations. World Scientific. ISBN 978-981-02-2749-4.
  10. ^ Mattingly, David (7 september 2005). ”Modern Tests of Lorentz Invariance” (pdf). Living Reviews in Relativity 8 (5). https://link.springer.com/content/pdf/10.12942%2Flrr-2005-5.pdf. Läst 17 juli 2019. 
  11. ^ Will, Clifford M. (2006). T. Damour, O. Darrigol, B. Duplantier and V. Rivasseau. red. Special Relativity: A Centenary Perspective (Poincare Seminar 2005). Basel: Birkhauser. sid. 33–58. https://arxiv.org/abs/gr-qc/0504085. Läst 17 juli 2019 
  12. ^ Roberts, T; Schleif, S; Dlugosz, JM (ed.) (2007). "What is the experimental basis of Special Relativity?". Usenet Physics FAQ. University of California, Riverside. Kollad 2012-06-30.

LitteraturRedigera

  • Einstein, Albert (1997) [1917] (pocket). Den speciella och den allmänna relativitetsteorin (2. uppl.). Göteborg: Daidalos. Libris 7615223. ISBN 9789171730862 
  • Taylor, E F, Wheeler J A Spacetime Physics. Introduction to Special Relativity, 1992

Externa länkarRedigera

  • Einstein Online En introduktion till relativitetsteorin från Max Planck-institutet för gravitationsfysik.