42 © Erik Vestergaard – www.<strong>matematikfysik</strong>.dkd) Benyt c) <strong>til</strong> at argumentere for, at den samlede impuls er konstant i et isoleret partikelsystem.e) Argumenter for, hvorfor massemidtpunktet altid bevæger sig med konstant hastighedi et isoleret system.f) Vi kigger nu på partiklerne i massemidtpunktsystemet (CMS). Som systemets begyndelsespunkt(origo) vælges massemidtpunktet. Argumenter for, hvorfor stedvektoren<strong>til</strong> den i’te partikel i CMS er givet ved: r , = r − r .g) Vis at den samlede impuls i CMS er nulvektoren.Hjælp: Vis først at v , = v − v .i CMS i CMSi CMS i CMSDet følger ret nemt af g), at massemidtpunktssystemet også kan karakteriseres derved, atdet er det entydigt bestemte system, hvor den samlede impuls er nulvektor. Bemærk, ate) sikrer, at CMS er et inertialsystem! Mærkeligt nok kan begrebet massemidtpunkt ikkepå nogen hensigtsmæssig måde defineres i relativitetsteorien. Derimod giver det fintmening i relativitetsteorien at tale om det system, hvor den samlede impuls er nulvektor.Det er det system vi vil kalde CMS i relativitetsteorien. Nogle gange ser man betegnelsenzero-momentum frame på engelsk – systemet med nul impuls. Det vil føre for vidther at gå i detaljer med, hvordan det gøres i relativitetsteorien.Opgave 19 (Energi-impuls-relationen)Vi skal i denne opgave se på den meget vigtige relation mellem en partikels totale energiog dens impuls, som bliver benyttet så meget af <strong>partikelfysik</strong>ere. Den er postuleret i(2) side 7, hvilket lettere omskrevet er det samme som:2 2 2(46) ( ) 2E = m0 ⋅ c + ( p ⋅ c)Den kan huskes som en slags Pythagoras, uden at der er noget, der skal overfortolkes:Ep c ·m0· c 2Den relativistiske impuls for en partikel i et inertial-system S er ikke defineret ved udtrykketp = m0⋅ v , hvor v er partiklens hastighedsvektor i S. En sådan definition viser sig at give en modstrid med relativitetsteoriens postulater, hvis man samtidigt vil fastholde definitionen af kraft ved F = dp dt . Vi skal ikke gå i detaljer hermed. Deninteresserede læser kan fx læse side 189 og fremefter i [5]. Derimod viser følgende definitionsig at være meningsfuld og fornuftig: (47) p = γ ⋅ m0⋅ v
© Erik Vestergaard – www.<strong>matematikfysik</strong>.dk 43Med denne definition kan vi også bevare ønsket om, at hvis der er impulsbevarelse i etsystem, så er der det også i ethvert andet inertial-system. Igen udelades detaljer. På <strong>til</strong>svarendemåde kan man på fornuftig vis definere den totale energi eller bare energi Efor en partikel ved følgende udtryk:(48)E = γ ⋅ m ⋅ c02Vi er nu klar <strong>til</strong> opgaven:a) Vis at relationen (46) er rigtig ved at indsætte definitionerne af E og p fra henh.(48) og (47) i ligningen.Hjælp: Husk at vi kalder p for p og v for v. Dermed haves p = γ ⋅ m0⋅ v . Indsæt2 2 22 4udtrykkene for E og p i E − p ⋅ c og vis, at det giver m0⋅ c som ønsket. Du skalher naturligvis udnytte definitionen (9) af γ.NB! Det skal lige bemærkes, at man kan vise, at definitionen af p i (47) desuden harden ønskværdige egenskab, at når farten v af partiklen går mod 0, så vil udtrykket forden relativistiske impulsvektor nærme sig <strong>til</strong> udtrykket for den klassiske impulsvektor!Grænseværdien for totalenergien har også gode fortolkninger, når v → 0 .Opgave 20 (Energi-impuls-relationen i Minkowskis rum-tid)Den tyske matematiker Hermann Minkowski indså, at relativitetsteorien med fordel kunnebetragtes i et 4-dimensionalt rum, hvor den ene koordinat er tiden og de tre øvrige errum-koordinaterne. Derfor bærer dette rum navnet Minkowski rum-tid (på engelsk er detspace-time). I denne opgave skal vi kigge på energi-impuls-relationen i denne matematiskeramme. Der er lidt forskellige versioner i litteraturen. Vi vedtager at lade førstekoordinat indeholde tiden. Et punkt i rummet er da på formen ( c ⋅ t, x, y, z). Af symmetriårsagerer det valgt at gange konstanten givet ved lysets hastighed på tiden, så man fårsamme enhed som de øvrige koordinater, dvs. en længdeenhed. Punktet betegnes ogsåen begivenhed - noget der skete <strong>til</strong> tiden t i det rumlige punkt ( x, y, z ) . Af udtrykket forLorentz-transformationen side 21 har vi umiddelbart, at denne begivenhed i et andetinertial-system S', som bevæger sig med farten v i x-aksens positive retning, er givet vedkoordinaterne ( c ⋅ t ', x ', y ', z ') i S ' . Transformationen kan beskrives ved enten de firekoordinatudtryk nedenfor <strong>til</strong> venstre, eller ved hjælp matricen <strong>til</strong> højre. Husk betydningerneaf γ og β side 21.c ⋅ t ' = γ ⋅ ( c ⋅t − β ⋅ x)x ' = γ ⋅( x − β ⋅ c ⋅t)y ' = yz ' = z⎛ c ⋅t' ⎞ ⎛ γ −β ⋅ γ 0 0⎞⎛ c ⋅t⎞⎜x '⎟ ⎜0 0⎟⎜x⎟⎜ ⎟−β ⋅ γ γ= ⎜ ⎟⎜ ⎟⎜ y ' ⎟ ⎜ 0 0 1 0⎟⎜ y ⎟⎜ ⎟ ⎜ ⎟⎜ ⎟⎝ z ' ⎠ ⎝ 0 0 0 1⎠⎝ z ⎠Lad os for simpelheds skyld kalde rum-tid begivenheden ( c ⋅ t, x, y, z)i S for X og analogtmed X '. Lorentz-transformationen betegner vi Lv. Dermed har vi: X ' = Lv( X ) .