kot metrično teorijo, saj vpelje gravitacijsko silo samo na ta način, da spremenimetriko v prostoru. To je, razdalja med točkami v prostoru, kot med dogodki v časuje lahko drugačna od tiste, ki jo pričakujemo po klasični evklidski geometriji in lekadar je drugačna je v resnici prisotno gravitacijsko polje.Z Lagranževo funkcijo (D.22) ali (D.25) smo dobili dobrega kandidata za opisgravitacijske sile. To je ekvivalent enačbe (D.14) za elektromagnetno silo. Potrebujemoše enačbe gravitacijskega polja kot ekvivalent (D.6). Z ozirom na veliko številogravitacijskih potencialov pa prav lahko pričakujemo še kakšen umeritveni pogoj kot(D.4) v elektromagnetni teoriji. Ključno vprašanje pa je seveda, kaj je izvor gravitacijskegapolja. Po analogiji z vektorsko elektromagnetno teorijo, ki ima vektorskiizvor (tok), pričakujemo, da mora imeti izvor gravitacijskega polja tenzorski značajin seveda mora biti sorazmeren masi. Vodilo pri sklepanju bomo našli ob natančnianalizi strukture elektromagnetnih enačb. Preden pa se lotimo teh problemov, jevredno pogledati strukturo gibalnih enačb (D.24). Predvsem nas mora zanimati,kako se zapišejo v limiti majhnih hitrosti in šibkih polj. Če naj bodo enačbe (D.24)resen kandidat za enačbe gibanja v gravitacijskem polju, se morajo v limiti majhnihhitrosti in šibkih polj zelo dobro skladati z Newtonovimi gibalnimi in gravitacijskimienačbami, saj vemo, da je mogoče z njimi izredno natančno napovedati položajeplanetov. Samo Merkur, ki se giblje od vseh planetov najhitreje in je Soncu najbliže,torej v najmočnejšem polju, kaže v nekaj letih komaj merljivo odstopanje (šibko poljepomeni majhne vrednosti komponent h µν , saj z direktno geometrijsko meritvijo šenismo uspeli izmeriti, da bi se te komponente zaznavno razlikovale od η µν ).V limiti majhnih hitrosti je ẋ 0 ≃ c in v i ≪ c. Če so vse komponente tenzorjah med seboj primerljive in majhne, lahko v (D.24) zanemarimo vse komponentehitrosti v primerjavi z ẋ 0 vse člene, kjer bi h nastopal v kvadratu. Vzemimo še, daopazujemo statično gravitacijsko polje, tako da je h µν , 0 = 0 za vse µ in ν. Od štirihenačb (D.24) izberimo najprej tisto z µ = 0. Z upoštevanjem gornjih zanemaritev seta zapiše:cẗ = 0(D.27)Drugi odvod časa po lastnem času je nič - torej lastni čas je sorazmeren času, kiga merim v laboratoriju, to je prav tako kot smo navajeni v Newtonovi mehaniki.Napišimo še krajevne komponente enačb (D.24). Zopet zanemarimo majhne hitrostiin kvadrate gravitacijskih potencialov in dobimo za komponente pospeška (i = 1, 2, 3):ẍ i = 1 2 c2∂h 00(D.28)∂x iTudi ta enačba je povsem ekvivalentna gradientnemu zapisu Newtonovega gravitacijskegazakona, če identificiramo Newtonov gravitacijski potencial z − 1 2 c2 h 00 . Od28
množice desetih gravitacijskih potencialov je v navadnem življenju pomembna le enasama samcata ”00”komponenta. Zato je tako težko spoznati, da je v drugačnih pogojihteorija gravitacije precej bolj komplicirana. Zanimivo je izračunati tudi velikosth 00 v normalnih laboratorijskih razmerah. Npr. na površini Zemlje je gravitacijskipotencial Zemlje enak:h 00 = − 2 c 2Φ Zem = 2G M Zemc 2 R Zem= 2gc 2 ×R Zem ≈20ms−2 ×7000km =9 · 10 16 m 2 1.5×10−9/s2 (D.29)Majhnost brezdimenzijskega gravitacijskega potenciala je še dodaten razlog za to, daso nam metrične lastnosti prostora ostale tako dolgo skrite.Naloga D.8: Izračunaj vrednost h 00 , ki ga povzroča Sonce tam, kjer je Zemlja,na Merkurjevi orbiti in na površini Sonca.5 Umeritvena invariantnost gravitacijske teorijePovedali smo, da je teorija gravitacijske sile, kot jo vpelje Lagranževa funkcija(D.25), metrična teorija. Gravitacijsko silo smo vpeljali samo kot posledico spremenjenihmetričnih relacij med ”točkami” oziroma dogodki v 4-razsežnem prostoru.Seveda pa se zdi nevzdržno, da bi bila gravitacijska sila odvisna samo od tega,kako smo izvolili imenovati točke v prostoru. Ilustrirajmo ta pomislek na primeru.Vzemimo, da smo v prostoru vpeljali sferne koordinate r, θ, ϕ. Kartezične koordinatex, y , z se izražajo z novimi koordinatami takole:⎛ ⎞ ⎛ ⎞x⎝y⎠ =zr sin θ cosϕ⎝r sin θ sin ϕ⎠r cosθ(E.1)Tako je:⎛ ⎞dx⎝dy⎠ =dz⎛⎞dr sin θ cosϕ + rdθ cosθ cosϕ − r sin θdϕ sin ϕ⎝dr sin θ sin ϕ + rdθ cosθ sin ϕ + r sin θdϕ cosϕ⎠dr cos θ − rdθ sin θ(E.2)Odtod pa lahko izračunamo, da je:dx 2 + dy 2 + dz 2 = dr 2 + r 2 (dθ 2 + sin 2 θdϕ 2 )(E.3)29
- Page 2 and 3: Kazalo1 Newtonov zakon gibanja in n
- Page 4 and 5: UvodEinsteinova splošna teorija re
- Page 6 and 7: Še ena pomembna lastnost enačb (A
- Page 8 and 9: Na prvi pogled izgleda kot bi se (A
- Page 10 and 11: inφ ′= φ − ∂ψ∂t(B.6)nata
- Page 12 and 13: Komponente R µ ν matrike R imajo
- Page 14 and 15: Poiskati hočemo transformacijo pot
- Page 16 and 17: (A.6) zapišemo tudi v obliki:S NR
- Page 18 and 19: Iz teh dveh zahtev je mogoče izpel
- Page 20 and 21: gibalnih količin elektrona in foto
- Page 22 and 23: Poglejmo kako je sila na delec real
- Page 24 and 25: gostoto tega toka pa lahko formalno
- Page 26 and 27: Če pomnožimo gornje enačbe z ẋ
- Page 30 and 31: Lagranževa funkcija prostega delca
- Page 32 and 33: incot θ = |l +|l ϕsin (ϕ − ϕ
- Page 34 and 35: =∫ τ2τ 1√Slika 2:−(η µν
- Page 37: Naloga F.1: Pokaži, da preide (F.5
- Page 40 and 41: Ko primerjamo s (F.1), ugotovimo, d
- Page 42 and 43: Sedaj smo pripravljeni razmišljati
- Page 44 and 45: azločevanje nima smisla, zato defi
- Page 46 and 47: Upoštevali smo, da je ρ, µ u µ
- Page 48 and 49: komponentah 2 . Upoštevamo, da ima
- Page 50 and 51: Krajevne komponente polja so s tem
- Page 52 and 53: Zadnji izraz je zapisan kot baromet
- Page 54 and 55: poglavju smo se zanimali za plin in
- Page 56 and 57: 7.4 Napetostni tenzor gravitacijske
- Page 58 and 59: dinamičen in so njegove lastnosti
- Page 60 and 61: v splošnem 10-4=6 neodvisnih konst
- Page 62 and 63: Naloga G.5.3: Pokaži, da sta izraz
- Page 64 and 65: je s komponentami 0i, ki v prvem pr
- Page 66 and 67: Vpeljemo celotno maso sistema M = m
- Page 68 and 69: Vrtilna količina pa ima komponente
- Page 70 and 71: Pokazalo se bo namreč, da je u 0 p
- Page 72 and 73: Razmerje ( lm) 2nadomestimo z r 0 i
- Page 74 and 75: [ ] 21−4učlenom u − u 1 0 1−
- Page 76 and 77: oziroma v: (2u0 γ 2)2 + u 0 γ 2 =
- Page 78 and 79:
Opazovalec v točki ℘ 1 pa izmeri
- Page 80 and 81:
Časovni interval ∆t dobimo tako,
- Page 82 and 83:
saj je zakasnitev komaj večja od
- Page 84 and 85:
neba, angleškemu astronomu Davidu
- Page 86 and 87:
zvezni odvedljivosti funkcij f, g i
- Page 88 and 89:
pa, da je mogoče v 81 dimenzionaln
- Page 90 and 91:
Za β ≪ α dobimo iz gornjega:a
- Page 92 and 93:
nostni faktor, to je:(αa) • (αb
- Page 94 and 95:
Ena od navigacijskih naprav v podmo
- Page 96 and 97:
poti med imenovanimi točkami ( to
- Page 98 and 99:
glede na Poincaréjevo grupo kot na
- Page 100 and 101:
hitrost ima komponente ( ˙ξ i (λ
- Page 102 and 103:
Ker mora biti rešitev tega sistema
- Page 104 and 105:
potem se v koordinatni bazi η i (x
- Page 106 and 107:
1( ∂η ∂ξ=− ∂η ∂ξ+ ∂
- Page 108 and 109:
Računanja ploščine poljubno orie
- Page 110 and 111:
10.3.3 O 3-formahV 3-razsežnih mno
- Page 112 and 113:
Če sta f in h r-formi, veljaP (n)
- Page 114 and 115:
kot 1-forme invariantni operatorji,
- Page 116 and 117:
10.7 Transformacijske grupe, Lie-je
- Page 118 and 119:
τ(P,s)σ(τ(P,s),∆t)Pw(P)w(P')P'
- Page 120 and 121:
Najbolj preprosto je zapisati Lijev
- Page 122 and 123:
g je gotovo bogatejša od množice
- Page 124 and 125:
potem je vektorsko polje w levo inv
- Page 126 and 127:
Grupa G ima enoparametrične podgru