Четыре градиента

редактировать

В дифференциальной геометрии четыре градиента (или 4 -градиент ) ∂ {\ displaystyle \ mathbf {\ partial}}\ mathbf {\ partial} - четырехвекторный аналог градиента ∇ → {\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {\ nabla}}}}{\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {\ nabla}}}} из векторного исчисления.

В специальной теории относительности и в квантовой механике, четырехкратный градиент используется для определения свойств и отношений между различными физическими четырехвекторами и тензорами.

Содержание

  • 1 Обозначение
  • 2 Определение
  • 3 Использование
    • 3.1 Как 4-дивергенция и источник законов сохранения
    • 3.2 Как матрица Якоби для метрического тензора С.Р. Минковского
    • 3.3 Как способ определения преобразований Лоренца
    • 3.4 Как часть полной производной по собственному времени
    • 3.5 Как способ определения тензора электромагнитного поля Фарадея и вывода уравнений Максвелла
    • 3.6 Как способ определения 4-волнового вектора
    • 3.7 Как d 'Алембертовский оператор
    • 3.8 Как компонент 4D теоремы Гаусса / теоремы Стокса / теоремы о расходимости
    • 3.9 Как компонент SR уравнения Гамильтона – Якоби в релятивистской аналитической механике
    • 3.10 Как компонент Соотношения Шредингера в квантовой механике
    • 3.11 Как компонент ковариантной формы квантового коммутационного соотношения
    • 3.12 Как компонент волновых уравнений и токов вероятности в релятивистской квантовой механике
    • 3.13 Как ключевой компонент при получении квантовой механика и релятивистские квантовые волновые уравнения из специальной теории относительности
    • 3.14 В качестве компонента ковариантной производной RQM (внутренние пространства частиц)
  • 4 Вывод
  • 5 См. также
  • 6 Замечания по ссылкам
  • 7 Ссылки
  • 8 Дополнительная литература

Обозначение

В этой статье используется метрическая подпись (+ - - -) .

SR и GR являются сокращениями для специальной теории относительности и ОТО соответственно.

(c {\ displaystyle c}c) указывает скорость света в вакууме.

η μ ν знак равно диаг ⁡ [1, - 1, - 1, - 1] {\ displaystyle \ eta _ {\ mu \ nu} = \ operatorname {diag} [1, -1, -1, -1 ]}{\displaystyle \eta _{\mu \nu }=\operatorname {diag} [1,-1,-1,-1]}- плоское пространство-время метрика SR.

В физике есть альтернативные способы написания четырехвекторных выражений:

A ⋅ B {\ displaystyle \ mathbf {A} \ cdot \ mathbf {B}}{\ displaystyle \ mathbf {A} \ cdot \ mathbf {B}} - это стиль с четырьмя векторами, который обычно является более компактным и может использовать векторную нотацию (например, внутренний продукт «точка»), всегда используя жирный верхний регистр для представления четырехвектора, и жирный нижний регистр для представления 3-пространственных векторов, например a → ⋅ b → {\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {a}}} \ cdot {\ vec {\ mathbf {b}}}}{\displaystyle {\vec {\mathbf {a} }}\cdot {\vec {\mathbf {b} }}}. Большинство правил векторов в трех пространствах имеют аналоги в четырехвекторной математике.
A μ η μ ν B ν {\ displaystyle A ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu} B ^ {\ nu} }{\ displaystyle A ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu} B ^ {\ nu}} - это стиль исчисления Риччи, который использует нотацию тензорного индекса и полезен для более сложных выражений, особенно тех, которые включают тензоры с несколькими индексами, например F μ ν знак равно ∂ μ A ν - ∂ ν A μ {\ Displaystyle F ^ {\ mu \ nu} = \ partial ^ {\ mu} A ^ {\ nu} - \ partial ^ {\ nu} A ^ {\ mu}}{\ displaystyle F ^ {\ mu \ nu} = \ partial ^ {\ mu} A ^ {\ nu} - \ partial ^ {\ nu} A ^ { \ mu}} .

Латинский тензорный индекс находится в диапазоне {1, 2, 3} и представляет собой вектор с тремя пространствами, например A я = (a 1, a 2, a 3) = a → {\ displaystyle A ^ {i} = (a ^ {1}, a ^ {2}, a ^ {3}) = {\ vec {\ mathbf {a}}}}{\ displaystyle A ^ {i} = (a ^ {1}, a ^ {2}, a ^ {3}) = {\ vec {\ mathbf {a}}}} .

Греческий тензорный индекс находится в диапазоне {0, 1, 2, 3} и представляет 4-вектор, например A μ = (a 0, a 1, a 2, a 3) = A {\ displaystyle A ^ {\ mu} = (a ^ {0}, a ^ {1}, a ^ {2}, a ^ {3}) = \ mathbf {A}}{\ displaystyle A ^ {\ mu} = (a ^ {0}, a ^ {1}, a ^ {2}, a ^ {3 }) = \ mathbf {A}} .

В физике СТО обычно используется краткая смесь, например A = (a 0, a →) {\ displaystyle \ mathbf {A} = (a ^ {0}, {\ vec {\ mathbf {a}}})}{\displaystyle \mathbf {A} =(a^{0},{\vec {\mathbf {a} }})}, где a 0 {\ displaystyle a ^ {0}}{\displaystyle a^{0}}представляет временную составляющую, а a → {\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {a}}}}{\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {a}}}} представляет собой пространственную 3-компонентную.

Тензорное сжатие, используемое в метрике Минковского, может идти в любую сторону (см. нотация Эйнштейна ):

A ⋅ B = A μ η μ ν B ν = A ν B ν знак равно A μ B μ знак равно ∑ μ = 0 3 a μ b μ = a 0 b 0 - ∑ i = 1 3 aibi = a 0 b 0 - a → ⋅ b → {\ displaystyle \ mathbf {A} \ cdot \ mathbf {B} = A ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu} B ^ {\ nu} = A _ {\ nu} B ^ {\ nu} = A ^ {\ mu} B _ {\ mu} = \ sum _ {\ mu = 0} ^ {3} a ^ {\ mu} b _ {\ mu} = a ^ {0} b ^ {0} - \ sum _ {i = 1} ^ {3} a ^ {i} b ^ {i} = a ^ {0} b ^ {0} - {\ vec {\ mathbf {a}}} \ cdot {\ vec {\ mathbf {b}}}}{\ displaystyle \ mathbf {A} \ cdot \ mathbf {B} = A ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu} B ^ {\ nu} = A _ {\ nu } B ^ {\ nu} = A ^ {\ mu} B _ {\ mu} = \ sum _ {\ mu = 0} ^ {3} a ^ {\ mu} b _ {\ mu} = a ^ {0} b ^ {0} - \ sum _ {i = 1} ^ {3} a ^ {i} b ^ {i} = a ^ {0} b ^ {0} - {\ vec {\ mathbf {a}}} \ cdot {\ vec {\ mathbf {b}}}}

Определение

Ковариантные компоненты с 4 градиентами, компактно записанные в обозначениях четырехвекторного и исчисления Риччи :

∂ ∂ X μ = (∂ 0, ∂ 1, ∂ 2, ∂ 3) = (∂ 0, ∂ i) = (1 c ∂ ∂ t, ∇ →) = (∂ tc, ∇ →) = (∂ tc, ∂ x, ∂ y, ∂ z) = ∂ μ знак равно, μ {\ Displaystyle {\ dfrac {\ partial} {\ partial X ^ {\ mu}}} = \ left (\ partial _ {0}, \ partial _ {1}, \ partial _ {2}, \ partial _ {3} \ right) = \ left (\ partial _ {0}, \ partial _ {i} \ right) = \ left ({\ frac {1} {c}} {\ frac {\ partial} {\ partial t}}, {\ vec {\ nabla }} \ right) = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, {\ vec {\ nabla}} \ right) = \ left ({\ frac {\ partial _ {t} } {c}}, \ partial _ {x}, \ partial _ {y}, \ partial _ {z} \ right) = \ partial _ {\ mu} = {} _ {, \ mu}}{\displaystyle {\dfrac {\partial }{\partial X^{\mu }}}=\left(\partial _{0},\partial _{1},\partial _{2},\partial _{3}\right)=\left(\partial _{0},\partial _{i}\right)=\left({\frac {1}{c}}{\frac {\partial }{\partial t}},{\vec {\nabla }}\right)=\left({\frac {\partial _{t}}{c}},{\vec {\nabla }}\right)=\left({\frac {\partial _{t}}{c}},\partial _{x},\partial _{y},\partial _{z}\right)=\partial _{\mu }={}_{,\mu }}

Запятая в последней части выше , μ {\ displaystyle {} _ {, \ mu}}{\ displaystyle {} _ {, \ mu}} подразумевает частичное дифференцирование по отношению к 4-позиционному X μ {\ displaystyle X ^ {\ mu}}X ^ {\ mu} .

Контравариантные компоненты:

∂ = ∂ α = η α β ∂ β = (∂ 0, ∂ 1, ∂ 2, ∂ 3) = (∂ 0, ∂ я) знак равно (1 с ∂ ∂ T, - ∇ →) = (∂ tc, - ∇ →) = (∂ tc, - ∂ x, - ∂ y, - ∂ z) {\ Displaystyle \ mathbf {\ partial } = \ partial ^ {\ alpha} = \ eta ^ {\ alpha \ beta} \ partial _ {\ beta} = \ left (\ partial ^ {0}, \ partial ^ {1}, \ partial ^ {2}, \ partial ^ {3} \ right) = \ left (\ partial ^ {0}, \ partial ^ {i} \ right) = \ left ({\ frac {1} {c}} {\ frac {\ partial } {\ partial t}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right) = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right) = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - \ partial _ {x}, - \ partial _ {y}, - \ partial _ {z} \ right)}{\displaystyle \mathbf {\partial } =\partial ^{\alpha }=\eta ^{\alpha \beta }\partial _{\beta }=\left(\partial ^{0},\partial ^{1},\partial ^{2},\partial ^{3}\right)=\left(\partial ^{0},\partial ^{i}\right)=\left({\frac {1}{c}}{\frac {\p artial }{\partial t}},-{\vec {\nabla }}\right)=\left({\frac {\partial _{t}}{c}},-{\vec {\nabla }}\right)=\left({\frac {\partial _{t}}{c}},-\partial _{x},-\partial _{y},-\partial _{z}\right)}

Альтернативы символами ∂ α {\ displaystyle \ partial _ {\ alpha}}\partial _{\alpha }являются ◻ {\ displaystyle \ Box}\ Box и D (хотя ◻ { \ displaystyle \ Box}\ Box также может обозначать ∂ μ ∂ μ {\ displaystyle \ partial ^ {\ mu} \ partial _ {\ mu}}{\ displaystyle \ partial ^ {\ mu} \ partial _ {\ mu}} , Оператор Даламбера ).

В ОТО необходимо использовать более общий метрический тензор g α β {\ displaystyle g ^ {\ alpha \ beta}}g^{\alpha \beta}и тензор ковариантная производная ∇ μ =; μ {\ displaystyle \ nabla _ {\ mu} = {} _ {; \ mu}}{\displaystyle \nabla _{\mu }={}_{;\mu }}, (не путать с векторным 3-градиентом ∇ → {\ displaystyle {\ vec {\ nabla}}}{\ vec {\ nabla}} ).

Ковариантная производная ∇ ν {\ displaystyle \ nabla _ {\ nu}}\ nabla _ { {\ nu}} включает 4-градиент ∂ ν {\ displaystyle \ partial _ {\ nu }}{\ displaystyle \ partial _ {\ nu}} плюс пространство-время кривизна эффекты с помощью символов Кристоффеля Γ μ σ ν {\ displaystyle \ Gamma ^ {\ mu } {} _ {\ sigma \ nu}}{\ displaystyle \ Gamma ^ {\ mu} {} _ {\ sigma \ nu}}

Принцип строгой эквивалентности можно сформулировать как:

«Любой физический закон, который может быть выражен в тензорной нотации в SR, точно та же форма в локально инерциальной системе отсчета искривленного пространства-времени ». 4-градиентные запятые (,) в SR просто заменяются на ковариантные производные точки с запятой (;) в GR, при этом связь между ними осуществляется с помощью символов Кристоффеля. Это известно в физике относительности как «правило от запятой к точке с запятой».

Так, например, если T μ ν, μ = 0 {\ displaystyle T ^ {\ mu \ nu} {} _ {, \ mu} = 0}{\displaystyle T^{\mu \nu }{}_{,\mu }=0}в SR тогда T μ ν; μ = 0 {\ displaystyle T ^ {\ mu \ nu} {} _ {; \ mu} = 0}{\ displaystyle T ^ {\ mu \ nu} {} _ {; \ mu} = 0} в GR.

Для (1,0) -тензора или 4-вектора это будет:

∇ β V α = ∂ β V α + V μ Γ α μ β {\ displaystyle \ nabla _ {\ бета} V ^ {\ alpha} = \ partial _ {\ beta} V ^ {\ alpha} + V ^ {\ mu} \ Gamma ^ {\ alpha} {} _ {\ mu \ beta}}{\ displaystyle \ nabla _ {\ beta} V ^ {\ alpha} = \ partial _ {\ beta} V ^ {\ alpha} + V ^ {\ mu} \ Gamma ^ {\ alpha} {} _ {\ mu \ beta }}
V α; β знак равно В α, β + В μ Γ α μ β {\ Displaystyle V ^ {\ alpha} {} _ {; \ beta} = V ^ {\ alpha} {} _ {, \ beta} + V ^ {\ mu} \ Gamma ^ {\ alpha} {} _ {\ mu \ beta}}{\displaystyle V^{\alpha }{}_{;\beta }=V^{\alpha }{}_{,\beta }+V^{\mu }\Gamma ^{\alpha }{}_{\mu \beta }}

На (2,0) -тензоре это будет:

∇ ν T μ ν = ∂ ν T μ ν + Γ μ σ ν T σ ν + Γ ν σ ν T μ σ {\ displaystyle \ nabla _ {\ nu} T ^ {\ mu \ nu} = \ partial _ {\ nu} T ^ {\ mu \ nu} + \ Gamma ^ {\ mu} {} _ {\ sigma \ nu} T ^ {\ sigma \ nu} + \ Gamma ^ {\ nu} {} _ {\ sigma \ nu} T ^ {\ mu \ sigma}}{\displaystyle \nabla _{\nu }T^{\mu \nu }=\partial _{\nu }T^{\mu \nu }+\Gamma ^{\mu }{}_{\sigma \nu }T^{\sigma \nu }+\Gamma ^{\nu }{}_{\sigma \nu }T^{\mu \sigma }}
T μ ν; ν знак равно T μ ν, ν + Γ μ σ ν T σ ν + Γ ν σ ν T μ σ {\ displaystyle T ^ {\ mu \ nu} {} _ {; \ nu} = T ^ {\ mu \ nu } {} _ {, \ nu} + \ Gamma ^ {\ mu} {} _ {\ sigma \ nu} T ^ {\ sigma \ nu} + \ Gamma ^ {\ nu} {} _ {\ sigma \ nu } T ^ {\ mu \ sigma}}{\ displaystyle T ^ {\ mu \ nu} {} _ {; \ nu} = T ^ {\ mu \ nu} {} _ {, \ nu} + \ Gamma ^ {\ mu} {} _ {\ sigma \ nu} T ^ {\ sigma \ nu} + \ Gamma ^ {\ nu} {} _ {\ sigma \ nu} T ^ {\ mu \ sigma}}

Использование

4-градиент используется по-разному в специальной теории относительности (SR):

В этой статье все формулы верны для плоского пространства-времени координаты Минковского SR, но должны быть изменены для более общих криволинейных пространственных координат общей теории относительности (GR).

Как 4-дивергенция и источник законов сохранения

Дивергенция - это векторный оператор, который создает скалярное поле со знаком, дающее величину векторного поля источник в каждой точке.

4-дивергенция 4-позиции X μ = (ct, x →) {\ displaystyle X ^ {\ mu} = (ct, {\ vec { \ mathbf {x}}})}{\ displaystyle X ^ {\ mu} = (ct, {\ vec {\ mathbf {x}}})} дает измерение пространства-времени :

∂ ⋅ X = ∂ μ η μ ν X ν = ∂ ν X ν = ( ∂ tc, - ∇ →) ⋅ (ct, x →) = ∂ tc (ct) + ∇ → ⋅ x → = (∂ tt) + (∂ xx + ∂ yy + ∂ zz) = (1) + (3) Знак равно 4 {\ Displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {X} = \ partial ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu} X ^ {\ nu} = \ partial _ {\ nu} X ^ {\ nu} = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right) \ cdot (ct, {\ vec {x}}) = {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} (ct) + {\ vec {\ nabla}} \ cdot {\ vec {x}} = (\ partial _ {t} t) + (\ partial _ {x} x + \ partial _ {y} y + \ partial _ {z} z) = (1) + (3) = 4}{\ displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {X} = \ partial ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu} X ^ {\ nu} = \ partial _ {\ nu} X ^ {\ nu} = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right) \ cdot (ct, { \ vec {x}}) = {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} (ct) + {\ vec {\ nabla}} \ cdot {\ vec {x}} = (\ partial _ { t} t) + (\ partial _ {x} x + \ partial _ {y} y + \ partial _ {z} z) = (1) + (3) = 4}

4-дивергенция 4-плотности тока J μ знак равно (ρ c, j →) = ρ о U μ = ρ o γ (c, u →) = (ρ c, ρ u →) {\ displaystyle J ^ {\ mu} = (\ rho c, {\ vec {\ mathbf {j}}}) = \ rho _ {o} U ^ {\ mu} = \ rho _ {o} \ gamma (c, {\ vec {\ mathbf {u}}) }) = (\ rho c, \ rho {\ vec {\ mathbf {u}}})}{\ displaystyle J ^ {\ mu} = (\ rho c, {\ vec {\ mathbf {j}}}) = \ rho _ {o} U ^ {\ mu} = \ rho _ {o} \ gamma (c, { \ vec {\ mathbf {u}}}) = (\ rho c, \ rho {\ vec {\ mathbf {u}}})} дает консерватизм по закону - сохранение заряда :

∂ ⋅ J = ∂ μ η μ ν J ν = ∂ ν J ν = (∂ tc, - ∇ →) ⋅ (ρ c, j →) = ∂ tc (ρ c) + ∇ → ⋅ j → знак равно ∂ t ρ + ∇ → ⋅ j → знак равно 0 {\ displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {J} = \ partial ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu} J ^ {\ nu} = \ partial _ {\ nu} J ^ {\ nu} = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right) \ cdot (\ rho c, {\ vec {j}}) = {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} (\ rho c) + {\ vec { \ nabla}} \ cdot {\ vec {j}} = \ partial _ {t} \ rho + {\ vec {\ nabla}} \ cdot {\ vec {j}} = 0}{\ displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {J} = \ partial ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu} J ^ {\ nu} = \ partial _ {\ nu} J ^ {\ nu} = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right) \ cdot (\ rho c, {\ vec {j}}) = {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} (\ rho c) + {\ vec {\ nabla}} \ cdot {\ vec {j}} = \ partial _ {t} \ rho + {\ vec {\ nabla}} \ cdot {\ vec {j}} = 0}

Это означает, что скорость изменения плотности заряда должна равняться отрицательной пространственной дивергенции плотности тока ∂ t ρ = - ∇ → ⋅ j → {\ displaystyle \ partial _ {t} \ rho = - {\ vec {\ nabla }} \ cdot {\ vec {j}}}\ partial _ {t} \ rho = - {\ vec {\ nabla}} \ cdot {\ vec {j}} .

Другими словами, заряд внутри ящика не может изменяться произвольно, он должен входить в ящик и выходить из него через ток. Это уравнение неразрывности.

4-дивергенция (4-пыль) N μ = (nc, n →) = no U μ = no γ (c, u →) = (nc, ню →) {\ displaystyle N ^ {\ mu} = (nc, {\ vec {\ mathbf {n}}}) = n_ {o} U ^ {\ mu} = n_ {o} \ gamma (c, {\ vec {\ mathbf {u}}}) = (nc, n {\ vec {\ mathbf {u}}})}{\ displaystyle N ^ {\ mu} = (nc, {\ vec {\ mathbf {n}}}) = n_ {o} U ^ {\ mu} = n_ {o} \ gamma (c, {\ vec {\ mathbf {u}}}) = (nc, n {\ vec {\ mathbf {u}}})} используется при сохранении частиц:

∂ ⋅ N = ∂ μ η μ ν N ν = ∂ ν N ν = (∂ tc, - ∇ →) ⋅ (nc, nu →) = ∂ tc (nc) + ∇ → ⋅ nu → = ∂ tn + ∇ → ⋅ nu → = 0 {\ Displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {N} = \ partial ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu} N ^ {\ nu} = \ partial _ {\ nu} N ^ { \ nu} = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right) \ cdot \ left (nc, n {\ vec {\ mathbf { u}}} \ right) = {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} \ left (nc \ right) + {\ vec {\ nabla}} \ cdot n {\ vec {\ mathbf {u }}} = \ partial _ {t} n + {\ vec {\ nabla}} \ cdot n {\ vec {\ mathbf {u}}} = 0}{\ Displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {N} = \ partial ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu} N ^ {\ nu} = \ partial _ {\ nu} N ^ {\ nu} = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right) \ cdot \ left (nc, n {\ vec {\ mathbf {u}}} \ right) = {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} \ left (nc \ right) + {\ vec {\ nabla}} \ cdot n { \ vec {\ mathbf {u}}} = \ partial _ {t} n + {\ vec {\ nabla}} \ cdot n {\ vec {\ mathbf {u}}} = 0}

Это закон сохранения для плотности числа частиц, как правило, что-то вроде плотности числа барионов.

4-дивергенция электромагнитного 4-потенциала A μ = (ϕ c, a →) {\ displaystyle A ^ {\ mu} = \ left ({\ frac {\ phi} {c}}, {\ vec {\ mathbf {a}}} \ right)}{\ displaystyle A ^ {\ mu} = \ left ({\ frac {\ phi} {c}}, {\ vec {\ mathbf {a}} } \ right)} используется в условии калибровки Лоренца :

∂ ⋅ A = ∂ μ η μ ν A ν = ∂ ν A ν = (∂ tc, - ∇ →) ⋅ (ϕ c, a →) = ∂ tc (ϕ c) + ∇ → ⋅ a → = ∂ t ϕ c 2 + ∇ → ⋅ a → знак равно 0 {\ displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {A} = \ partial ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu} A ^ {\ nu} = \ partial _ {\ nu } A ^ {\ nu} = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right) \ cdot \ left ({\ frac {\ phi } {c}}, {\ vec {a}} \ right) = {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} \ left ({\ frac {\ phi} {c}} \ right) + {\ vec {\ nabla}} \ cdot {\ vec {a}} = {\ frac {\ partial _ {t} \ phi} {c ^ {2}}} + {\ vec {\ nabla}} \ cdot {\ vec {a}} = 0}{\displaystyle \mathbf {\partial } \cdot \mathbf {A} =\partial ^{\mu }\eta _{\mu \nu }A^{\nu }=\partial _{\nu }A^{\nu }=\left({\frac {\partial _{t}}{c}},-{\vec {\nabla }}\right)\cdot \left({\frac {\phi }{c}},{\vec {a}}\right)={\frac {\partial _{t}}{c}}\left({\frac {\phi }{c}}\right)+{\vec {\nabla }}\cdot {\vec {a}}={\frac {\partial _{t}\phi }{c^{2}}}+{\vec {\nabla }}\cdot {\vec {a}}=0}

Это эквивалент закона сохранения для EM 4-потенциала.

4-дивергенция поперечного бесследового 2-тензора h TT μ ν {\ displaystyle h_ {TT} ^ {\ mu \ nu}}{\displaystyle h_{TT}^{\mu \nu }}, представляющая гравитационное излучение в предел слабого поля (т.е. свободно распространяющийся вдали от источника).

∂ ⋅ час TT μ ν = ∂ μ час TT μ ν знак равно 0 {\ Displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot h_ {TT} ^ {\ mu \ nu} = \ partial _ {\ mu} h_ { TT} ^ {\ mu \ nu} = 0}{\ displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot h_ {TT} ^ {\ mu \ nu} = \ partial _ {\ mu} h_ {TT} ^ {\ mu \ nu} = 0} : Поперечное условие

эквивалентно уравнению сохранения для свободно распространяющихся гравитационных волн.

4-дивергенция тензора энергии-напряжения T μ ν {\ displaystyle T ^ {\ mu \ nu}}T ^ {\ mu \ nu} , сохраняющееся ток Нётер, связанный с пространственно-временным переводами, дает четыре закона сохранения в SR:

сохранение энергии (временное направление) и сохранения количества движения (3 отдельных пространственных направления).

∂ ⋅ T μ ν = ∂ ν T μ ν = T μ ν, ν = 0 μ = (0, 0, 0, 0) {\ displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot T ^ {\ mu \ nu} = \ partial _ {\ nu} T ^ {\ mu \ nu} = T ^ {\ mu \ nu} {} _ {, \ nu} = 0 ^ {\ mu} = (0,0,0, 0)}{ \ Displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot T ^ {\ mu \ nu} = \ partial _ {\ nu} T ^ {\ mu \ nu} = T ^ {\ mu \ nu} {} _ {, \ nu } = 0 ^ {\ mu} = (0,0,0,0)}

Его часто записывают как:

∂ ν T μ ν = T μ ν, ν = 0 {\ displaystyle \ partial _ {\ nu} T ^ {\ mu \ nu} = T ^ { \ mu \ nu} {} _ {, \ nu} = 0}{\displaystyle \partial _{\nu }T^{\mu \nu }=T^{\mu \nu }{}_{,\nu }=0}

где подразумевается, что единственный ноль на самом деле является 4-векторным нулем 0 μ = (0, 0, 0, 0 {\ displaystyle 0 ^ {\ mu} = (0,0,0,0}{\ displaystyle 0 ^ {\ mu} = (0,0,0,0} ).

При сохранении тензора энергии-напряжения (∂ ν T μ ν = 0 μ {\ displaystyle \ partial _ {\ nu} T ^ {\ mu \ nu} = 0 ^ {\ mu}}{\ displaystyle \ partial _ {\ nu} T ^ {\ mu \ nu} = 0 ^ {\ mu}} ) для идеальной жидкости сочетается с сохранением плотности числа частиц (∂ ⋅ N = 0 {\ displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {N} = 0}{\displaystyle \mathbf {\partial } \cdot \mathbf {N} =0}), оба используют 4-градиент, можно получить релятивистские уравнения Эйлера, которые в механике жидкости и астрофизике являются обобщением уравнений Эйлера t Это объясняет эффекты специальной теории относительности. Эти уравнения сводятся к классическим уравнениям Эйлера, если трехмерная скорость жидкости намного меньше скорости света, давление намного меньше, чем плотность энергии, а последняя равна преобладает плотность покоя.

В плоском пространстве-времени и с использованием декартовых координат, если объединить это с симметрией тензора энергии-импульса, можно показать, что угловой момент (релятивистский угловой момент ) также сохраняется:

∂ ν (x α T μ ν - x μ T α ν) = (x α T μ ν - x μ T α ν), ν = 0 α μ {\ displaystyle \ partial _ { \ nu} (x ^ {\ alpha} T ^ {\ mu \ nu} -x ^ {\ mu} T ^ {\ alpha \ nu}) = (x ^ {\ alpha} T ^ {\ mu \ nu} -x ^ {\ mu} T ^ {\ alpha \ nu}) _ {, \ nu} = 0 ^ {\ alpha \ mu}}{\displaystyle \partial _{\nu }(x^{\alpha }T^{\mu \nu }-x^{\mu }T^{\alpha \nu })=(x^{\alpha }T^{\mu \nu }-x^{\mu }T^{\alpha \nu })_{,\nu }=0^{\alpha \mu }}

где этот ноль на самом деле является (2,0) -тензорным нулем.

Как матрица Якоби для метрического тензора С.Р. Минковского

Матрица Якоби - это матрица всех частных производных первого порядка векторной функции .

4-градиент ∂ μ {\ displaystyle \ partial ^ {\ mu}}\ partial ^ {\ mu} , действующий на 4-позицию X ν {\ displaystyle X ^ {\ nu}}X^{\nu }дает SR пространство Минковского метрику η μ ν {\ displaystyle \ eta ^ {\ mu \ nu}}\ eta ^ {\ mu \ nu} :

∂ [X] = ∂ μ [X ν] = X ν, μ = (∂ tc, - ∇ →) [(ct, x →)] = (∂ tc, - ∂ x, - ∂ Y, - ∂ Z) [(ct, x, y, z)], {\ displaystyle \ mathbf {\ partial} [\ mathbf {X}] = \ partial ^ {\ mu} [X ^ {\ nu }] = X ^ {\ nu _ {,} \ mu} = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right) [(ct, {\ vec {x}})] = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - \ partial _ {x}, - \ partial _ {y}, - \ partial _ {z} \ right) [(ct, x, y, z)],}{\ displaystyle \ mathbf {\ partial} [\ mathbf {X}] = \ partial ^ {\ mu} [X ^ {\ nu}] = X ^ {\ nu _ {,} \ mu} = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right) [(ct, {\ vec {x}})] = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - \ partial _ {x}, - \ partial _ {y}, - \ partial _ {z} \ right) [( ct, x, y, z)],}
= [∂ tcct ∂ tcx ∂ tcy ∂ tcz - ∂ xct - ∂ xx - ∂ xy - ∂ xz - ∂ yct - ∂ yx - ∂ yy - ∂ yz - ∂ zct - ∂ zx - ∂ zy - ∂ zz] = [1 0 0 0 0 - 1 0 0 0 0 - 1 0 0 0 0 - 1] = диаг [1, - 1, - 1, - 1] {\ displaystyle = {\ begin {bmatrix} {\ frac { \ partial _ {t}} {c}} ct {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} x {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} y {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} z \\ - \ partial _ {x} ct - \ partial _ {x} x - \ partial _ {x} y - \ partial _ {x} z \\ - \ partial _ {y} ct - \ partial _ {y} x - \ partial _ {y} y - \ partial _ {y} z \\ - \ partial _ {z} ct - \ partial _ {z} x - \ partial _ {z} y - \ partial _ {z} z \ end {bmatrix}} = {\ begin {bmatrix} 1 0 0 0 \\ 0 -1 0 0 \\ 0 0 -1 0 \\ 0 0 0 -1 \ end {bmatrix}} = \ operatorname {diag} [1, -1, -1, -1]}{\ displaystyle = {\ begin {bmatrix} {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} ct {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} x {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} y {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} z \\ - \ partial _ {x} ct - \ partial _ {x} x - \ partial _ {x} y - \ partial _ {x} z \\ - \ partial _ {y} ct - \ partial _ {y} x - \ partial _ {y} y - \ partial _ {y } z \\ - \ partial _ {z} ct - \ partial _ {z} x - \ partial _ {z} y - \ partial _ {z} z \ end {bmatrix}} = {\ begin {bmatrix} 1 0 0 0 \\ 0 -1 0 0 \\ 0 0 -1 0 \\ 0 0 0 -1 \ end {bmatrix}} = \ operatorname {diag} [1, -1, -1, -1]}
∂ [X] = η μ ν. {\ displaystyle \ mathbf {\ partial} [\ mathbf {X}] = \ eta ^ {\ mu \ nu}.}{\displaystyle \mathbf {\partial } [\mathbf {X} ]=\eta ^{\mu \nu }.}

Для метрики Минковского компоненты [η μ μ] = 1 / [ η μ μ] {\ displaystyle [\ eta ^ {\ mu \ mu}] = 1 / [\ eta _ {\ mu \ mu}]}{\displaystyle [\eta ^{\mu \mu }]=1/[\eta _{\mu \mu }]}{μ {\ displaystyle \ mu}\mu не summed}, все недиагональные компоненты равны нулю.

Для декартовой метрики Минковского это дает η μ ν = η μ ν = diag ⁡ [1, - 1, - 1, - 1] {\ displaystyle \ eta ^ {\ mu \ nu } = \ eta _ {\ mu \ nu} = \ operatorname {diag} [1, -1, -1, -1]}{\ displaystyle \ eta ^ {\ mu \ nu} = \ eta _ {\ mu \ nu} = \ operatorname {diag} [1, -1, -1, -1]} .

Обычно η μ ν = δ μ ν = diag ⁡ [1, 1, 1, 1] {\ displaystyle \ eta _ {\ mu} ^ {\ nu} = \ delta _ {\ mu} ^ {\ nu} = \ operatorname {diag} [1,1,1,1] }{\ displaystyle \ eta _ {\ mu} ^ {\ nu} = \ delta _ {\ mu} ^ {\ nu} = \ operatorname {diag} [1,1,1, 1]} , где δ μ ν {\ displaystyle \ delta _ {\ mu} ^ {\ nu}}{\ displaystyle \ delta _ {\ mu} ^ {\nu }}- 4D дельта Кронекера.

Как способ определения преобразований Лоренца

Преобразование Лоренца записывается в тензорной форме как

X μ ′ = Λ ν μ ′ X ν {\ displaystyle X ^ {\ mu '} = \ Lambda _ {\ nu} ^ {\ mu '} X ^ {\ nu}}{\displaystyle X^{\mu '}=\Lambda _{\nu }^{\mu '}X^{\nu }}

и поскольку Λ ν μ ′ {\ displaystyle \ Lambda _ {\ nu} ^ {\ mu'}}{\displaystyle \Lambda _{\nu }^{\mu '}}являются просто константами, тогда

∂ X μ ′ / ∂ X ν = Λ ν μ ′ {\ displaystyle \ partial X ^ {\ mu '} / \ partial X ^ {\ nu} = \ Lambda _ {\ nu} ^ {\ mu '}}{\displaystyle \partial X^{\mu '}/\partial X^{\nu }=\Lambda _{\nu }^{\mu '}}

Таким образом, по определению 4-градиента

∂ ν [X μ ′] = (∂ / ∂ X ν) [X μ ′] = ∂ X μ ′ / ∂ X ν знак равно Λ ν μ '{\ Displaystyle \ парти al _ {\ nu} [X ^ {\ mu '}] = (\ partial / \ partial X ^ {\ nu}) [X ^ {\ mu'}] = \ partial X ^ {\ mu '} / \ частичный X ^ {\ nu} = \ Lambda _ {\ nu} ^ {\ mu '}}{\displaystyle \partial _{\nu }[X^{\mu '}]=(\partial /\partial X^{\nu })[X^{\mu '}]=\partial X^{\mu '}/\partial X^{\nu }=\Lambda _{\nu }^{\mu '}}

Это тождество является фундаментальным. Компоненты 4-градиента преобразуются согласно обратным компонентам 4-векторов. Итак, 4-градиент - это «архетипическая» единичная форма.

Как часть полной производной по собственному времени

Скалярное произведение 4- скорости U μ {\ displaystyle U ^ {\ mu}}U ^ {\ mu} с 4-градиентом дает полную производную по собственному времени dd τ {\ displaystyle {\ frac {d} {d \ tau}} }{\frac {d}{d\tau }}:

U ⋅ ∂ = U μ η μ ν ∂ ν = γ (c, u →) ⋅ (∂ tc, - ∇ →) = γ (c ∂ tc + u → ⋅ ∇ →) = γ (∂ t + dxdt ∂ x + dydt ∂ y + dzdt ∂ z) = γ ddt = dd τ {\ displaystyle \ mathbf {U} \ cdot \ mathbf {\ partial} = U ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu } \ partial ^ {\ nu} = \ gamma (c, {\ vec {u}}) \ cdot \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ nabla }} \ right) = \ gamma \ left (c {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} + {\ vec {u}} \ cdot {\ vec {\ nabla}} \ right) = \ гамма \ left (\ partial _ {t} + {\ frac {dx} {dt}} \ partial _ {x} + {\ frac {dy} {dt}} \ partial _ {y} + {\ frac {dz } {dt}} \ partial _ {z} \ right) = \ gamma {\ frac {d} {dt}} = {\ frac {d} {d \ tau}}}{\ displaystyle \ mathbf {U} \ cdot \ mathbf {\ partial} = U ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu} \ partial ^ {\ nu} = \ gamma (c, {\ vec {u}}) \ cdot \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right) = \ gamma \ left (c {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} + {\ vec {u}} \ cdot {\ vec {\ nabla}} \ right) = \ gamma \ left (\ partial _ {t} + {\ frac {dx} {dt}} \ partial _ {x} + {\ frac {dy} {dt}} \ partial _ {y} + {\ frac {dz} {dt}} \ partial _ {z} \ right) = \ gamma {\ frac {d} {dt}} = {\ frac {d} {d \ tau}}}
dd τ = d X μ d Икс μ dd τ знак равно d X μ d τ dd X μ = U μ ∂ μ = U ⋅ ∂ {\ displaystyle {\ frac {d} {d \ tau}} = {\ frac {dX ^ {\ m u}} {dX ^ {\ mu}}} {\ frac {d} {d \ tau}} = {\ frac {dX ^ {\ mu}} {d \ tau}} {\ frac {d} {dX ^ {\ mu}}} = U ^ {\ mu} \ partial _ {\ mu} = \ mathbf {U} \ cdot \ mathbf {\ partial}}{\ displaystyle {\ frac {d} {d \ tau}} = {\ frac {dX ^ {\ mu}} {dX ^ {\ mu}}} {\ frac {d} {d \ tau}} = {\ frac {dX ^ {\ mu}} {d \ tau}} {\ frac {d} {dX ^ {\ mu}}} = U ^ {\ mu} \ partial _ {\ mu} = \ mathbf {U} \ cdot \ mathbf {\ partial}}

Тот факт, что U ⋅ ∂ {\ displaystyle \ mathbf {U} \ cdot \ mathbf {\ partial}}{\ displaystyle \ mathbf {U} \ cdot \ mathbf {\ partial } } показывает, что полная производная по собственному времени dd τ {\ displaystyle {\ frac {d} {d \ tau}}}{\frac {d}{d\tau }}также является скалярным инвариантом Лоренца.

Так, например, 4- скорость U μ {\ displaystyle U ^ {\ mu}}U ^ {\ mu} является производной от 4-позиция X μ {\ displaystyle X ^ {\ mu}}X ^ {\ mu} относительно собственного времени:

dd τ X = (U ⋅ ∂) X = U ⋅ ∂ [X] знак равно U α ⋅ η μ ν знак равно U α η α ν η μ ν = U α δ α μ = U μ = U {\ Displaystyle {\ frac {d} {d \ tau}} \ mathbf {X} = (\ mathbf {U} \ cdot \ mathbf {\ partial}) \ mathbf {X} = \ mathbf {U} \ cdot \ mathbf {\ partial} [\ mathbf {X}] = U ^ {\ alpha} \ cdot \ eta ^ {\ mu \ nu} = U ^ {\ alpha} \ eta _ {\ alpha \ nu} \ eta ^ {\ mu \ nu} = U ^ {\ alpha} \ delta _ {\ alpha} ^ {\ mu} = U ^ {\ mu} = \ mathbf {U}}{\frac {d}{d\tau }}\mathbf {X} =(\mathbf {U} \cdot \mathbf {\partial })\mathbf {X} =\mathbf {U} \cdot \mathbf {\partial } [\mathbf {X} ]=U^{\alpha }\cdot \eta ^{\mu \nu }=U^{\alpha }\eta _{\alpha \nu }\eta ^{\mu \nu }=U^{\alpha }\delta _{\alpha }^{\mu }=U^{\mu }=\mathbf {U}

или

dd τ X = γ ddt X = γ ddt (ct, x →) = γ (ddtct, ddtx →) = γ (c, u →) знак равно U {\ Displaystyle {\ frac {d} {d \ tau}} \ mathbf {X} = \ gamma {\ frac {d} {dt}} \ mathbf {X} = \ gamma {\ frac {d} {dt}} (ct, {\ vec {x}}) = \ gamma \ left ({\ frac {d} {dt}} ct, {\ frac {d} {dt}} { \ vec {x}} \ right) = \ gamma (c, {\ vec {u}}) = \ mathbf {U}}{\displaystyle {\frac {d}{d\tau }}\mathbf {X} =\gamma {\frac {d}{dt}}\mathbf {X} =\gamma {\frac {d}{dt}}(ct,{\vec {x}})=\gamma \left({\frac {d}{dt}}ct,{\frac {d}{dt}}{\vec {x}}\right)=\gamma (c,{\vec {u}})=\mathbf {U} }

Другой пример, 4-acceleration A μ {\ displaystyl e A ^ {\ mu}}A ^ {\ mu} - производная по собственному времени от 4-скорости U μ {\ displaystyle U ^ {\ mu}}U ^ {\ mu} :

dd τ U знак равно (U ⋅ ∂) U знак равно U ⋅ ∂ [U] = U α η α μ ∂ μ [U ν] {\ displaystyle {\ frac {d} {d \ tau}} \ mathbf {U} = ( \ mathbf {U} \ cdot \ mathbf {\ partial}) \ mathbf {U} = \ mathbf {U} \ cdot \ mathbf {\ partial} [\ mathbf {U}] = U ^ {\ alpha} \ eta _ {\ alpha \ mu} \ partial ^ {\ mu} [U ^ {\ nu}]}{\frac {d}{d\tau }}\mathbf {U} =(\mathbf {U} \cdot \mathbf {\partial })\mathbf {U} =\mathbf {U} \cdot \mathbf {\partial } [\mathbf {U} ]=U^{\alpha }\eta _{\alpha \mu }\partial ^{\mu }[U^{\nu }]
= U α η α μ [∂ tc γ c ∂ tc γ u → - ∇ → γ c - ∇ → γ u →] = U α [∂ tc γ c 0 0 ∇ → γ u →] {\ displaystyle = U ^ {\ alpha} \ eta _ {\ alpha \ mu} {\ begin {bmatrix} {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} \ gamma c {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} \ gamma {\ vec {u}} \\ - {\ vec {\ nabla}} \ gamma c - {\ vec {\ nabla}} \ gamma {\ vec {u}} \ end {bmatrix}} = U ^ {\ alpha} {\ begin {bmatrix} \ {\ frac {\ partial _ {t}} { c}} \ gamma c 0 \\ 0 {\ vec {\ nabla}} \ gamma {\ vec {u}} \ end {bmatrix}}}= U ^ {\ alpha} \ eta _ {\ alpha \ mu} {\ begin {bmatrix} {\ frac {\ partial _ {t}} {c }} \ gamma c {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} \ gamma {\ vec {u}} \\ - {\ vec {\ nabla}} \ gamma c - {\ vec {\ nabla }} \ gamma {\ vec {u}} \ end {bmatrix}} = U ^ {\ alpha} {\ begin {bmatrix} \ {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} \ gamma c 0 \ \ 0 {\ vec {\ nabla}} \ gamma {\ vec {u}} \ end {bmatrix}}
= γ (c ∂ tc γ c, u → ⋅ ∇ γ u →) знак равно γ (c ∂ T γ, ddt [γ u →]) = γ (c γ ˙, γ ˙ u → + γ u → ˙) = A {\ displaystyle = \ gamma \ left (c {\ frac {\ partial _ {t}} {c}} \ gamma c, {\ vec {u}} \ cdot \ nabla \ gamma {\ vec {u}} \ right) = \ gamma \ left (c \ partial _ {t} \ gamma, {\ frac {d} {dt}} [\ gamma {\ vec {u}}] \ right) = \ gamma (c {\ dot {\ gamma}}, {\ dot {\ gamma}} {\ vec {u}} + \ gamma {\ dot { \ vec {u}}}) = \ mathbf {A}}{\displaystyle =\gamma \left(c{\frac {\partial _{t}}{c}}\gamma c,{\vec {u}}\cdot \nabla \gamma {\vec {u}}\right)=\gamma \left(c\partial _{t}\gamma,{\frac {d}{dt}}[\gamma {\vec {u}}]\right)=\gamma (c{\dot {\gamma }},{\dot {\gamma }}{\vec {u}}+\gamma {\dot {\vec {u}}})=\mathbf {A} }

или

dd τ U = γ ddt (γ c, γ u →) = γ (ddt [γ c], ddt [γ u → ]) знак равно γ (с γ ˙, γ ˙ u → + γ u → ˙) = A {\ displaystyle {\ frac {d} {d \ tau}} \ mathbf {U} = \ gamma {\ frac {d} {dt}} (\ gamma c, \ gamma {\ vec {u}}) = \ gamma \ left ({\ frac {d} {dt}} [\ gamma c], {\ frac {d} {dt} } [\ gamma {\ vec {u}}] \ right) = \ gamma (c {\ dot {\ gamma}}, {\ dot {\ gamma}} {\ vec {u}} + \ gamma {\ dot {\ vec {u}}}) = \ mathbf {A}}{\ displaystyle {\ frac {d} {d \ tau}} \ mathbf {U} = \ gamma {\ frac {d} {dt}} (\ gamma c, \ gamma {\ vec {u}}) = \ gamma \ left ({\ frac {d} {dt}} [\ gamma c], {\ frac {d } {dt}} [\ gamma {\ vec {u}}] \ right) = \ gamma (c {\ dot {\ gamma}}, {\ dot {\ gamma}} {\ vec {u}} + \ гамма {\ точка {\ vec {u}}}) = \ mathbf {A}}

Как способ определения тензора электромагнитного поля Фарадея и вывода уравнений Максвелла

Тензор электромагнитного поля Фарадея F μ ν {\ displaystyle F ^ {\ mu \ nu}}F^{\mu\nu}- математический объект, описывающий электромагнитное поле в пространстве-времени физической системы.

Применяя 4-градиент для создания антисимметричного тензора, получаем:

F μ ν = ∂ μ A ν - ∂ ν A μ = [0 - E x / c - E y / c - E z / c E x / c 0 - B z B y E y / c B z 0 - В Икс Е Z / С - В Y В Икс 0] {\ Displaystyle F ^ {\ mu \ nu} = \ partial ^ {\ mu} A ^ {\ nu} - \ partial ^ {\ nu} A ^ { \ mu} = {\ begin {bmatrix} 0 -E_ {x} / c -E_ {y} / c -E_ {z} / c \\ E_ {x} / c 0 -B_ {z} B_ {y} \ \ E_ {y} / c B_ {z} 0 -B_ {x} \\ E_ {z} / c -B_ {y} B_ {x} 0 \ end {bmatrix}}}{\displaystyle F^{\mu \nu }=\partial ^{\mu }A^{\nu }-\partial ^{\nu }A^{\mu }={\begin{bmatrix}0-E_{x}/c-E_{y}/c-E_{z}/c\\E_{x}/c0-B_{z}B_{y}\\E_{y}/cB_{z}0-B_{x}\\E_{z}/c-B_{y}B_{x}0\end{bmatrix}}}

где:

Электромагнитный 4-потенциал A μ = A = (ϕ c, a →) {\ displaystyle A ^ {\ mu} = \ mathbf {A} = \ left ({\ frac {\ phi} {c} }, {\ vec {\ mathbf {a}}} \ right)}{\ displaystyle A ^ {\ mu} = \ mathbf {A} = \ left ({\ frac {\ phi} {c}}, {\ vec {\ mathbf {a}}) } \ right)} , не путать с 4- ускорением A = γ (c γ ˙, γ ˙ U → + γ U → ˙) {\ Displaystyle \ mathbf {A} = \ gamma (c {\ dot {\ gamma}}, {\ dot {\ gamma}} {\ vec {u}} + \ gamma {\ dot {\ vec {u}}})}{\ displaystyle \ mathbf {A} = \ gamma (c { \ dot {\ gamma}}, {\ dot {\ gamma}} {\ vec {u}} + \ gamma {\ dot {\ vec {u}}})}

ϕ {\ displaystyle \ phi}\ phi - это электрический скалярный потенциал, а a → {\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {a}}}}{\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {a}}}} - это магнитный 3-пространственный векторный потенциал.

Применяя 4-градиент снова и определяя 4-токовый де nsity как J β = J = (c ρ, j →) {\ displaystyle J ^ {\ beta} = \ mathbf {J} = (c \ rho, {\ vec {\ mathbf {j}) }})}{\ displaystyle J ^ {\ beta} = \ mathbf {J} = (c \ rho, {\ vec {\ mathbf {j}}})} можно вывести тензорную форму уравнений Максвелла :

∂ α F α β = μ o J β {\ displaystyle \ partial _ {\ alpha} F ^ {\ альфа \ бета} = \ му _ {о} J ^ {\ beta}}{\ displaystyle \ partial _ {\ alpha} F ^ {\ alpha \ beta} = \ mu _ {o} J ^ {\ beta}}
∂ γ F α β + ∂ α F β γ + ∂ β F γ α = 0 α β γ {\ displaystyle \ partial _ { \ gamma} F _ {\ alpha \ beta} + \ partial _ {\ alpha} F _ {\ beta \ gamma} + \ partial _ {\ beta} F _ {\ gamma \ alpha} = 0 _ {\ alpha \ beta \ gamma} }{\displaystyle \partial _{\gamma }F_{\alpha \beta }+\partial _{\alpha }F_{\beta \gamma }+\partial _{\beta }F_{\gamma \alpha }=0_{\alpha \beta \gamma }}

, где вторая строка - это версия идентичности Бианки (идентичности Якоби ).

Как способ определения 4-волнового вектора

A волновой вектор - это вектор, который помогает описать волну . Как и любой вектор, он имеет величину и направление, оба из которых важны: его величина является либо волновым числом, либо угловым волновым числом волны (обратно пропорционально до длины волны ), и его направление обычно является направлением распространения волны

4-волновой вектор K μ {\ displaystyle K ^ {\ mu }}{\ displaystyle K ^ {\ mu}} - 4-градиент отрицательной фазы Φ {\ displaystyle \ Phi}\Phi (или отрицательный 4-градиент фазы) волны в пространстве Минковского. :

К μ знак равно К = (ω с, К →) = ∂ [- Φ] = - ∂ [Φ] {\ displaystyle K ^ {\ mu} = \ mathbf {K} = \ left ({\ frac {\ omega} {c}}, {\ vec {\ mathbf {k}}} \ right) = \ mathbf {\ partial} [- \ Phi] = - \ mathbf {\ partial} [\ Phi]}{\displaystyle K^{\mu }=\mathbf {K} =\left({\frac {\omega }{c}},{\vec {\mathbf {k} }}\right)=\mathbf {\partial } [-\Phi ]=-\mathbf {\partial } [\Phi ]}

Это математически эквивалентно определению фазы волны (или, более конкретно, плоской волны ):

K ⋅ X = ω t - К → ⋅ Икс → = - Φ {\ Displaystyle \ mathbf {K} \ cdot \ mathbf {X} = \ omega t - {\ vec {\ mathbf {k}}} \ cdot {\ vec {\ mathbf {x}}} = - \ Phi}{\ displaystyle \ mathbf {K} \ cdot \ mathbf {X} = \ omega t - {\ vec {\ mathbf {k}}} \ cdot {\ vec { \ mathbf {x}}} = - \ Phi}

где 4 позиции X = (ct, x →) {\ displaystyle \ mathbf {X} = (ct, {\ vec {\ mathbf {x}}})}\mathbf {X} =(ct,{\vec {\mathbf {x} }}), ω {\ displaystyle \ omega}\ omega - временная угловая частота, k → {\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {k}}}}{\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {k}}}} - пространственный трехмерный волновой вектор, а Φ {\ displaystyle \ Phi}\Phi - фаза, инвариантная скалярно Лоренца.

∂ [K ⋅ X] = ∂ [ω t - k → ⋅ x →] = (∂ tc, - ∇) [ω t - k → ⋅ x →] = (∂ tc [ω t - k → ⋅ Икс →], - ∇ [ω T - К → ⋅ Икс →]) = (∂ Tc [ω T], - ∇ [- К → ⋅ Икс →]) = (ω C, К →) = К {\ Displaystyle \ partial [\ mathbf {K} \ cdot \ mathbf {X}] = \ partial [\ omega t - {\ vec {\ mathbf {k}}} \ cdot {\ vec {\ mathbf {x}}}] = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - \ nabla \ right) [\ omega t - {\ vec {\ mathbf {k}}} \ cdot {\ vec {\ mathbf { x}}}] = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}} [\ omega t - {\ vec {\ mathbf {k}}} \ cdot {\ vec {\ mathbf {x }}}], - \ nabla [\ omega t - {\ vec {\ mathbf {k}}} \ cdot {\ vec {\ mathbf {x}}}] \ right) = \ left ({\ frac {\ частичный _ {t}} {c}} [\ omega t], - \ nabla [- {\ vec {\ mathbf {k}}} \ cdot {\ vec {\ mathbf {x}}}] \ right) = \ left ({\ frac {\ omega} {c}}, {\ vec {\ mathbf {k}}} \ right) = \ mathbf {K}}{\displaystyle \partial [\mathbf {K} \cdot \mathbf {X} ]=\partial [\omega t-{\vec {\mathbf {k} }}\cdot {\vec {\mathbf {x} }}]=\left({\frac {\partial _{t}}{c}},-\nabla \right)[\omega t-{\vec {\mathbf {k} }}\cdot {\vec {\mathbf {x} }}]=\left({\frac {\partial _{t}}{c}}[\omega t-{\vec {\mathbf {k} }}\cdot {\vec {\mathbf {x} }}],-\nabla [\omega t-{\vec {\mathbf {k} }}\cdot { \vec {\mathbf {x} }}]\right)=\left({\frac {\partial _{t}}{c}}[\omega t],-\nabla [-{\vec {\mathbf {k} }}\cdot {\vec {\mathbf {x} }}]\right)=\left({\frac {\omega }{c}},{\vec {\mathbf {k} }}\right)=\mathbf {K} }

с предположением, что плоская волна ω {\ displaystyle \ omega}\ omega и k → {\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {k}}}}{\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {k}}}} не являются явными функциями от t {\ displaystyle t}t или x → {\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {x}}}}{\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {x}}}}

Явная форма плоской волны SR Ψ n (X) {\ displaystyle \ Psi _ {n} (\ mathbf {X })}{\ displaystyle \ Psi _ {n} (\ mathbf { X})} можно записать как:

Ψ n (X) = A ne - i (K n ⋅ X) = A nei (Φ n) {\ displaystyle \ Psi _ {n} ( \ mathbf {X}) = A_ {n} e ^ {- i (\ mathbf {K_ {n}} \ cdot \ mathbf {X})} = A_ {n} e ^ {i (\ Phi _ {n})}}{\ displaystyle \ Psi _ {n} (\ mathbf {X}) = A_ {n} e ^ {- i (\ mathbf {K_ {n}} \ cdot \ mathbf {X})} = A_ {n} e ^ {i (\ Phi _ {n})}} где A n {\ displaystyle A_ {n}}A_ {n} - амплитуда (возможно, комплексная ).

Общая волна Ψ (X) {\ displaystyle \ Psi (\ mathbf {X})}{\displaystyle \Psi (\mathbf {X})}будет суперпозицией нескольких плоских волн:

Ψ (X) = ∑ n [Ψ N (X)] знак равно ∑ N [A ne - я (К N ⋅ X)] = ∑ N [A nei (Φ n)] {\ Displaystyle \ Psi (\ mathbf {X}) = \ сумма _ { n} [\ Psi _ {n} (\ mathbf {X})] = \ sum _ {n} [A_ {n} e ^ {- i (\ mathbf {K_ {n}} \ cdot \ mathbf {X}))}] = \ sum _ {n} [A_ {n} e ^ {i (\ Phi _ {n})}]}{\ displaystyle \ Psi (\ mathbf {X}) = \ sum _ {n} [\ Psi _ {n} (\ mathbf {X})] = \ sum _ {n} [A_ {n} e ^ {- i (\ mathbf {K_ {n}} \ cdot \ mathbf {X})}] = \ sum _ {n} [A_ {n} e ^ {я (\ Phi _ {n})}]}

Снова используя 4-градиент,

∂ [Ψ (X)] Знак равно ∂ [A е - я (К ⋅ Икс)] = - я К [A е - я (К ⋅ Икс)] = - я К [Ψ (X)] {\ Displaystyle \ partial [\ Psi (\ mathbf { ИКС})] = \ partial [Ae ^ {- i (\ mathbf {K} \ cdot \ mathbf {X})}] = - i \ mathbf {K} [Ae ^ {- i (\ mathbf {K} \ cdot \ mathbf {X})}] = - я \ mathbf {K} [\ Psi (\ mathbf {X})]}{\displaystyle \partial [\Psi (\mathbf {X})]=\partial [Ae^{-i(\mathbf {K} \cdot \mathbf {X})}]=-i\mathbf {K} [Ae^{-i(\mathbf {K} \cdot \mathbf {X})}]=-i\mathbf {K} [\Psi (\mathbf {X})]}

или

∂ = - я K {\ displaystyle \ mathbf {\ partial} = - i \ mathbf {K}}{\ displaystyle \ mathbf {\ partial} = -i \ mathbf {K}} , который представляет собой 4-градиентную версию комплексных плоских волн

Как оператор Даламбера

В специальной теории относительности, электромагнетизме и теории волн оператор Даламбера, также называемый даламбертовским или волновым оператором, является оператором Лапласа пространства Минковского. Оператор назван в честь французского математика и физика Жана ле Ронда Даламбера.

Квадрат ∂ {\ displaystyle \ mathbf {\ partial}}\ mathbf {\ partial} - это 4- лапласиан, который называется d ' Оператор Аламбера :

∂ ⋅ ∂ = ∂ μ ⋅ ∂ ν = ∂ μ η μ ν ∂ ν = ∂ ν ∂ ν = 1 c 2 ∂ 2 ∂ t 2 - ∇ → 2 = (∂ tc) 2 - ∇ → 2 {\ Displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {\ partial} = \ partial ^ {\ mu} \ cdot \ partial ^ {\ nu} = \ partial ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu } \ partial ^ {\ nu} = \ partial _ {\ nu} \ partial ^ {\ nu} = {\ frac {1} {c ^ {2}}} {\ frac {\ partial ^ {2}} { \ partial t ^ {2}}} - {\ vec {\ nabla}} ^ {2} = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}} \ right) ^ {2} - { \ vec {\ nabla}} ^ {2}}{\ displaystyle \ mathbf {\ partial } \ cdot \ mathbf {\ partial} = \ partial ^ {\ mu} \ cdot \ partial ^ {\ nu} = \ partial ^ {\ mu} \ eta _ {\ mu \ nu} \ partial ^ {\ nu} = \ partial _ {\ nu} \ partial ^ {\ nu} = {\ frac {1} {c ^ {2}}} {\ frac {\ partial ^ {2}} {\ partial t ^ {2}} } - {\ vec {\ nabla}} ^ {2} = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}} \ right) ^ {2} - {\ vec {\ nabla}} ^ {2}} .

Поскольку это скалярное произведение двух 4-векторов, даламбертиан является инвариантом Лоренца скаляром.

Иногда, по аналогии с трехмерным обозначением, символы ◻ {\ displaystyle \ Box}\ Box и ◻ 2 {\ displaystyle \ Box ^ {2} }\Box ^{2}используются для 4-го градиента и даламбертиана соответственно. Однако чаще всего символ ◻ {\ displaystyle \ Box}\ Box зарезервирован для Даламбертиана.

Ниже приведены некоторые примеры 4-градиента, используемого в даламбертиане:

В релятивистском квантовом волновом уравнении Клейна – Гордона для частиц со спином 0 (например,. бозон Хиггса ):

[(∂ ⋅ ∂) + (m 0 c ℏ) 2] ψ = [(∂ t 2 c 2 - ∇ → 2) + (m 0 c ℏ) 2] ψ знак равно 0 {\ Displaystyle [(\ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {\ partial}) + \ left ({\ frac {m_ {0} c} {\ hbar}} \ right) ^ {2 }]\psi =[\left({\frac {\partial _{t}^{2}}{c^{2}}}-{\vec {\nabla }}^{2}\right)+\ left({\frac {m_{0}c}{\hbar }}\right)^{2}]\psi =0}{\displaystyle [(\mathbf {\partial } \cdot \mathbf {\partial })+\left({\frac {m_{0}c}{\hbar }} \right)^{2}]\psi =[\left({\frac {\partial _{t}^{2}}{c^{2}}}-{\vec {\nabla }}^{2 }\right)+\left({\frac {m_{0}c}{\hbar }}\right)^{2}]\psi =0}

In the wave equation for the electromagnetic field { using Lorenz gauge ( ∂ ⋅ A) = ( ∂ μ A μ) = 0 {\displaystyle (\mathbf {\partial } \cdot \mathbf {A})=( \partial _{\mu }A^{\mu })=0}{\displaystyle (\mathbf {\partial } \cdot \mathbf {A})=(\partial _{\mu }A^{\mu })=0}}:

( ∂ ⋅ ∂) A = 0 {\displaystyle (\mathbf {\partial } \cdot \mathbf {\partial })\mathbf {A} =\mathbf {0} }{\ displaystyle (\ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {\ partial}) \ mathbf {A} = \ mathbf {0}} {in vacuum}
( ∂ ⋅ ∂) A = μ 0 J {\displaystyle (\mathbf {\partial } \cdot \mathbf {\partial })\mathbf {A} =\mu _{0 }\mathbf {J} }{\ displaystyle (\ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {\ partial}) \ mathbf {A} = \ mu _ {0} \ mathbf {J}} {with a 4-current source, not including the effects of spin}
( ∂ ⋅ ∂) A μ = e ψ ¯ γ μ ψ {\displaystyle (\mathbf {\partial } \cdot \mathbf {\partial })A^{\mu }=e{\bar {\psi }}\gamma ^{\mu }\psi }{\displaystyle (\mathbf {\partial } \cdot \mathbf {\partial })A^{\mu }=e{\bar {\psi }}\gamma ^{\mu }\ psi }{with quantum electrodynamics source, including effects of spin}

where:

Electromagnetic 4-potential A = A α = ( ϕ c, a →) {\displaystyle \mathbf {A} =A^{\alpha }=\left({\frac {\phi }{c}},\mathbf {\vec {a}} \right)}{\displaystyle \mathbf {A} =A^{\alpha }=\left({\frac {\phi }{c}},\mathbf {\vec {a}} \right)}is an electromagnetic vector potential
4-current density J = J α = ( ρ c, j →) {\displaystyle \mathbf {J} =J^{\alpha }=(\rho c,\mathbf {\vec {j}})}{\displaystyle \mathbf {J} =J^{\alpha }=(\rho c,\mathbf {\vec {j}})}is an electromagnetic current density
Dirac Gamma matrices γ α = ( γ 0, γ 1, γ 2, γ 3) {\displaystyle \gamma ^{\alpha }=(\gamma ^{0},\gamma ^{1},\gamma ^{2},\gamma ^{3})}{\ displaystyle \ gamma ^ {\ alpha } = (\ гамма ^ {0}, \ гамма ^ {1}, \ гамма ^ {2}, \ гамма ^ {3})} provide the effects of spin

In the wave equation of a gravitational wave { using a similar L orenz gauge ( ∂ μ h T T μ ν) = 0 {\displaystyle (\partial _{\mu }h_{TT}^{\mu \nu })=0}{\ displaystyle (\ partial _ {\ mu} h_ {TT} ^ {\ mu \ nu}) = 0} }

( ∂ ⋅ ∂) h T T μ ν = 0 {\displaystyle (\mathbf {\partial } \cdot \mathbf {\partial })h_{TT}^{\mu \nu }=0}{\displaystyle (\mathbf {\partial } \cdot \mathbf {\partial })h_{TT}^{\mu \nu }=0}

where h T T μ ν {\displaystyle h_{TT}^{\mu \nu }}{\displaystyle h_{TT}^{\mu \nu }}is the transverse traceless 2-tensor representing gravitational radiation in the weak-field limit (i.e. freely propagating far from the source).

Further conditions on h T T μ ν {\displaystyle h_{TT}^{\mu \nu }}{\displaystyle h_{TT}^{\mu \nu }}are:

U ⋅ h T T μ ν = h T T 0 ν = 0 {\displaystyle \mathbf {U} \cdot h_{TT}^{\mu \nu }=h_{TT}^{0\nu }=0}{\ displaystyle \ mathbf {U} \ cdot h_ {TT} ^ {\ mu \ nu} = h_ {TT} ^ {0 \ nu} = 0} :Purely spatial
η μ ν h T T μ ν = h T T ν ν = 0 {\displaystyle \eta _{\mu \nu }h_{TT}^{\mu \nu }=h_{TT\nu }^{\nu }=0}{\ displaystyle \ eta _ {\ mu \ nu} h_ {TT} ^ {\ mu \ nu} = h_ {TT \ nu} ^ {\ nu} = 0} :Traceless
∂ ⋅ h T T μ ν = ∂ μ h T T μ ν = 0 {\displaystyle \mathbf {\partial } \cdot h_{TT}^{\mu \nu }=\partial _{\mu }h_{TT}^{\mu \nu }=0}{\ displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot h_ {TT} ^ {\ mu \ nu} = \ partial _ {\ mu} h_ {TT} ^ {\ mu \ nu} = 0} :Transverse

In the 4-dimensional version of Green's function :

( ∂ ⋅ ∂) G [ X − X ′ ] = δ ( 4) [ X − X ′ ] {\displaystyle (\mathbf {\partial } \cdot \mathbf {\partial })G[\mathbf {X} -\mathbf {X'} ]=\delta ^{(4)}[\mathbf {X} -\mathbf {X'} ]}{\displaystyle (\mathbf {\partial } \cdot \mathbf {\partial })G[\mathbf {X} -\mathbf {X'} ]=\delta ^{(4)}[\mathbf {X} -\mathbf {X'} ]}

where the 4D Delta function is:

δ ( 4) [ X ] = 1 ( 2 π) 4 ∫ d 4 K e − i ( K ⋅ X) {\displaystyle \delta ^{(4)}[\mathbf {X} ]={\frac {1}{(2\pi)^{4}}}\int d^{4}\mathbf {K} e^{-i(\mathbf {K} \cdot \mathbf {X})}}{\displaystyle \delta ^{(4)}[\mathbf {X} ]={\frac {1}{(2\pi)^{4}}}\int d^{4}\mathbf {K} e^{-i(\mathbf {K} \cdot \mathbf {X})}}

As a compo nent of the 4D Gauss' Theorem / Stokes' Theorem / Divergence Theorem

In vector calculus, the divergence theorem, also known as Gauss's theorem or Ostrogradsky's theorem, is a result that relates the flow (that is, flux ) of a vector field through a surface to the behavior of the vector field inside the surface. More precisely, the divergence theorem states that the outward flux of a vector field through a closed surface is equal to the volume integral of the divergence over the region inside the surface. Интуитивно он утверждает, что сумма всех источников минус сумма всех стоков дает чистый поток из региона. In vector calculus, and more generally differential geometry, Stokes' theorem (also called the generalized Stokes' theorem) is a statement about the integration of differential forms on manifolds, which both simplifies and generalizes several theorems from vector calculus.

∫ Ω d 4 X ( ∂ μ V μ) = ∮ ∂ Ω d S ( V μ N μ) {\displaystyle \int _{\Omega }d^{4}X(\partial _{\mu }V^{\mu })=\oint _{\partial \Omega }dS(V^{\mu }N_{\mu })}{\displaystyle \int _{\Omega }d^{4}X(\partial _{\mu }V^{\mu })=\oint _{\partial \Omega }dS(V^{\mu }N_{\mu })}

or

∫ Ω d 4 X ( ∂ ⋅ V) = ∮ ∂ Ω ⁡ d S ( V ⋅ N) {\displaystyle \int _{\Omega }d^{4}X(\mathbf {\partial } \cdot \mathbf {V})=\oint _{\partial \Omega }dS(\mathbf {V} \cdot \mathbf {N})}{\ displaystyle \ int _ {\ Omega} d ^ {4} X (\ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {V}) = \ oint _ {\ partial \ Omega} dS (\ mathbf {V} \ cdot \ mathbf {N})}

where

V = V μ {\displaystyle \mathbf {V} =V^{\mu }}{\displaystyle \mathbf {V} =V^{\mu }}is a 4-vector field defined in Ω {\displaystyle \Omega }\Omega
∂ ⋅ V = ∂ μ V μ {\displaystyle \mathbf {\partial } \cdot \mathbf {V} =\partial _{\mu }V^{\mu }}{\displaystyle \mathbf {\partial } \cdot \mathbf {V} =\partial _{\mu }V^{\mu }}is the 4-divergence of V {\displaystyle V}V
V ⋅ N = V μ N μ {\displaystyle \mathbf {V} \cdot \mathbf {N} =V^{\mu }N_{\mu }}{\ displaystyle \ mathbf {V} \ cdot \ mathbf {N} = V ^ {\ mu} N _ {\ mu} } is the component of V {\displaystyle V}V along direction N {\displaystyle N}N
Ω {\displaystyle \Omega }\Omega is a 4D simply connected region of Minkowski spacetime
∂ Ω = S {\displaystyle \partial \Omega =S}{\ displaystyle \ partial \ Omega = S} is its 3D boundary with its own 3D volume element d S {\displaystyle dS}dS
N = N μ {\ displaystyle \ mathbf {N} = N ^ {\ mu}}{\displaystyle \mathbf {N} =N^{\mu }}- направленная наружу нормаль
d 4 X = (cdt) (d 3 Икс) = (CDT) (dxdydz) {\ Displaystyle d ^ {4} Х = (с \, dt) (d ^ {3} х) = (с \, dt) (dx \, dy \, dz)}{\ displaystyle d ^ {4} X = (c \, dt) (d ^ {3} x) = (c \, dt) (dx \, dy \, dz)} - элемент дифференциального объема 4D

Как компонент SR уравнения Гамильтона – Якоби в релятивистской аналитической механике

Уравнение Гамильтона – Якоби (HJE) имеет вид формулировка классической механики, эквивалентная другим формулировкам, таким как законы движения Ньютона, лагранжева механика и гамильтонова механика. Уравнение Гамильтона – Якоби особенно полезно для определения сохраняющихся величин для механических систем, что может быть возможным даже тогда, когда сама механическая проблема не может быть решена полностью. HJE также является единственной формулировкой механики, в которой движение частицы может быть представлено как волна. В этом смысле HJE выполнил давнюю цель теоретической физики (восходящую, по крайней мере, к Иоганну Бернулли в 18 веке) - найти аналогию между распространением света и движением частицы

Обобщенный релятивистский импульс PT {\ displaystyle \ mathbf {P_ {T}}}{\displaystyle \mathbf {P_{T}} }частицы можно записать как

PT = P + q A {\ displaystyle \ mathbf {P_ {T} } = \ mathbf {P} + q \ mathbf {A}}{\displaystyle \mathbf {P_{T}} =\mathbf {P} +q\mathbf {A} }

где P = (E c, p →) {\ displaystyle \ mathbf {P} = \ left ({\ frac {E} { c}}, {\ vec {\ mathbf {p}}} \ right)}{\ displaystyle \ mathbf {P} = \ слева ({\ frac {E} {c}}, {\ vec {\ mathbf {p}) }} \ right)} и A = (ϕ c, a →) {\ displaystyle \ mathbf {A} = \ left ( {\ frac {\ phi} {c}}, {\ vec {\ mathbf {a}}} \ right)}{\displaystyle \mathbf {A} =\left({\frac {\phi }{c}},{\vec {\mathbf {a} }}\right)}

По сути, это 4-полный импульс PT = (ET c, p T →) {\ displaystyle \ mathbf {P_ {T}} = \ left ({\ frac {E_ {T}} {c}}, {\ vec {\ mathbf {p_ {T}}}} \ right)}{\displaystyle \mathbf {P_{T}} =\left({\frac {E_{T}}{c}},{\vec {\mathbf {p_{T}} } }\right)}системы; тестовая частица в поле с использованием правила минимальной связи. Есть собственный импульс частицы P {\ displaystyle \ mathbf {P}}\ mathbf {P} плюс импульс, обусловленный взаимодействием с 4-векторным ЭМ-потенциалом A {\ displaystyle \ mathbf { A}}\ mathbf {A} через заряд частицы q {\ displaystyle q}q .

Релятивистское уравнение Гамильтона – Якоби получается, если установить полный импульс равным отрицательному 4- градиент действия S {\ displaystyle S}S .

PT = - ∂ [S] {\ displaystyle \ mathbf {P_ {T}} = - \ mathbf {\ partial} [S ]}{\ displaystyle \ mathbf {P_ {T}} = - \ mathbf {\ partial} [S]}
PT = (ET c, p T →) = (H c, p T →) = - ∂ [S] = - (∂ tc, - ∇ →) [S] {\ displaystyle \ mathbf {P_ {T}} = \ left ({\ frac {E_ {T}} {c}}, {\ vec {\ mathbf {p_ {T}}}}} \ right) = \ left ({\ frac {H} { c}}, {\ vec {\ mathbf {p_ {T}}}} \ right) = - \ mathbf {\ partial} [S] = - \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c }}, - {\ vec {\ mathbf {\ nabla}}} \ right) [S]}{\displaystyle \mathbf {P_{T}} =\left({\frac {E_{T}}{c}},{\vec {\mathbf {p_{T}} }}\right)=\left({\frac {H}{c}},{\vec {\mathbf {p_{T}} }}\right)=-\mathbf {\partial } [S]=-\left({\frac {\partial _{t}}{c}},-{\vec {\mathbf {\nabla } }}\right)[S]}

Временной компонент дает: ET = H = - ∂ t [S] {\ displaystyle E_ {T } = H = - \ partial _ {t} [S]}{\displaystyle E_{T}=H=-\partial _{t}[S]}

Пространственные компоненты дают: p T → = ∇ → [S ] {\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {p_ {T}}}} = {\ vec {\ mathbf {\ nabla}}} [S]}{\ displaystyle {\ vec {\ mathbf {p_ {T}}}} = {\ vec {\ mathbf {\ nabla}}} [S]}

где H {\ displaystyle H}H- гамильтониан.

Это фактически связано с тем, что 4-волновой вектор равен отрицательному 4-му градиенту фазы сверху. К μ знак равно К знак равно (ω с, К →) = - ∂ [Φ] {\ Displaystyle K ^ {\ mu} = \ mathbf {K} = \ left ({\ frac {\ omega} {c} }, {\ vec {\ mathbf {k}}} \ right) = - \ mathbf {\ partial} [\ Phi]}{\ displaystyle K ^ {\ mu} = \ mathbf {K} = \ left ({\ frac {\ omega} { c}}, {\ vec {\ mathbf {k}}} \ right) = - \ mathbf {\ partial} [\ Phi]}

Чтобы получить HJE, сначала используется правило скалярного инварианта Лоренца для 4-импульса :

P ⋅ P = (m 0 c) 2 {\ displaystyle \ mathbf {P} \ cdot \ mathbf {P} = (m_ {0} c) ^ {2}}{\ displaystyle \ mathbf {P} \ cdot \ mathbf {P} = (m_ {0} c) ^ { 2}}

Но из правило минимальной связи :

P = PT - q A {\ displaystyle \ mathbf {P} = \ mathbf {P_ {T}} -q \ mathbf {A}}{\displaystyle \mathbf {P} =\mathbf {P_{T}} -q\mathbf {A} }

Итак:

(PT - q A) ⋅ (PT - q A) знак равно (m 0 c) 2 {\ displaystyle (\ mathbf {P_ {T}} -q \ mathbf {A}) \ cdot (\ mathbf {P_ {T}) } -q \ mathbf {A}) = (m_ {0} c) ^ {2}}{\displaystyle (\mathbf {P_{T}} -q\mathbf {A})\cdot (\mathbf {P_{T}} -q\mathbf {A})=(m_{0}c)^{2}}
(PT - q A) 2 = (m 0 c) 2 {\ displaystyle (\ mathbf {P_ {T}) } -q \ mathbf {A}) ^ {2} = (m_ {0} c) ^ {2}}{\displaystyle (\mathbf {P_{T}} -q\mathbf {A})^{2}=(m_{0}c)^{2} }
(- ∂ [S] - q A) 2 = (m 0 c) 2 {\ displaystyle (- \ mathbf {\ partial} [S] -q \ mathbf {A}) ^ {2} = (m_ {0} c) ^ {2}}{\displaystyle (-\mathbf {\partial } [S]-q\mathbf {A})^{2}=(m_{0}c)^{2}}

Разбивка на временную и пространственную составляющие:

(- ∂ T [S] / c - q ϕ / c) 2 - (∇ [S] - qa) 2 = (m 0 c) 2 {\ displaystyle (- \ partial _ {t} [S] / cq \ phi / c) ^ {2} - (\ mathbf {\ nabla} [S] -q \ mathbf {a}) ^ {2} = (m_ {0} c) ^ {2}}{\displaystyle (-\partial _{t}[S]/c-q\phi /c)^{2}-(\mathbf {\nabla } [S]-q\mathbf {a})^{2}=(m_{0}c)^{2}}
(∇ [S] - qa) 2 - (1 / c) 2 (- ∂ t [S] - q ϕ) 2 + (m 0 c) 2 = 0 {\ displaystyle (\ mathbf {\ nabla}) [S] -q \ mathbf {a}) ^ {2} - (1 / c) ^ {2} (- \ partial _ {t} [S] -q \ phi) ^ {2} + (m_ {0 } c) ^ {2} = 0}{\ displaystyle ( \ mathbf {\ nabla} [S] -q \ mathbf {a}) ^ {2} - (1 / c) ^ {2} (- \ partial _ {t} [S] -q \ phi) ^ {2 } + (m_ {0} c) ^ {2} = 0}
(∇ [S] - qa) 2 - (1 / c) 2 (∂ t [S] + q ϕ) 2 + (m 0 c) 2 = 0 { \ Displaystyle (\ mathbf {\ nabla} [S] -q \ mathbf {a}) ^ {2} - (1 / c) ^ {2} (\ partial _ {t} [S] + q \ phi) ^ {2} + (m_ {0} c) ^ {2} = 0}{\displaystyle (\mathbf {\nabla } [S]-q\mathbf {a})^{2}-(1/c)^{2}(\partial _{t}[S]+q\phi)^{2}+(m_{0}c)^{2}=0}

где финал - релятивистское уравнение Гамильтона – Якоби.

Как компонент соотношений Шредингера в квантовой механике

4-градиент связан с квантовой механикой.

Отношение между 4-импульсом P {\ displaystyle \ mathbf {P}}\ mathbf {P} а 4-градиент ∂ {\ displaystyle \ mathbf {\ partial}}\ mathbf {\ partial} дает отношения КМ Шредингера.

P = (E c, p →) = i ℏ ∂ = я ℏ (∂ tc, - ∇ →) {\ displaystyle \ mathbf {P} = \ left ({\ frac {E} {c}}, {\ vec {p}} \ right) = i \ hb ar \ mathbf {\ partial} = i \ hbar \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right)}\ mathbf {P} = \ left ({\ frac {E} {c}}, { \ vec {p}} \ right) = i \ hbar \ mathbf {\ partial} = i \ hbar \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ nabla} } \ right)

Временная составляющая дает : E = я ℏ ∂ T {\ displaystyle E = i \ hbar \ partial _ {t}}E=i\hbar \partial _{t}

Пространственные компоненты дают: p → = - i ℏ ∇ → {\ displaystyle {\ vec {p}} = - i \ hbar {\ vec {\ nabla}}}{\ vec {p}} = - я \ hbar {\ vec {\ nabla}}

Фактически это может состоять из двух отдельных шагов.

Первый:

P = (E c, p →) = ℏ K = ℏ (ω c, k →) {\ displaystyle \ mathbf {P} = \ left ({\ frac {E} {c}}, {\ vec {p}} \ right) = \ hbar \ mathbf {K} = \ hbar \ left ({\ frac {\ omega} {c}}, {\ vec {k}} \ right)}{\ displaystyle \ mathbf {P} = \ left ({\ frac {E} {c}}, {\ vec {p}} \ right) = \ hbar \ mathbf {K} = \ hbar \ left ({\ frac {\ omega} {c}}, {\ vec {k }} \ right)} , которая является полной 4-векторной версией:

(временной компонент) отношения Планка – Эйнштейна E = ℏ ω {\ displaystyle E = \ hbar \ omega}E = \ hbar \ omega

(пространственные компоненты) де Бройля волна материи отношение p → = ℏ k → {\ displaystyle {\ vec {p}} = \ HBAR {\ vec {k}}}\ vec {p} = \ hbar \ vec {k}

Второй:

K = (ω c, k →) = i ∂ = i (∂ tc, - ∇ →) {\ displaystyle \ mathbf {K} = \ left ({\ frac {\ omega} {c}}, {\ vec {k}} \ right) = i \ mathbf {\ partial} = i \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} { c}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right)}{\displaystyle \mathbf {K} =\left({\frac {\omega }{c}},{\vec {k}}\right)=i\mathbf {\partial } =i\left({\frac {\partial _{t}}{c}},-{\vec {\nabla }}\right)}который является всего лишь 4-градиентной версией волнового уравнения для комплексного значения плоские волны

Временная составляющая дает: ω = i ∂ t {\ displaystyle \ omega = i \ partial _ {t}}{\displaystyle \omega =i\partial _{t}}

Пространственные компоненты дают: k → = - я ∇ → {\ Displaystyle {\ vec {k}} = - i {\ vec {\ nabla}}}{\displaystyle {\vec {k}}=-i{\vec {\nabla }}}

Как компонент ковариантной формы квантового коммутационного отношения

В квантовой механике (физике) каноническое коммутационное отношение - это фундаментальное отношение между каноническими сопряженными величинами (количествами, которые связаны по определению таким образом, что одно является преобразованием Фурье другого).

[п μ, X ν] = я ℏ [∂ μ, X ν] = я ℏ ∂ μ [X ν] = я ℏ η μ ν {\ displaystyle [P ^ {\ mu}, X ^ {\ nu}] = i \ hbar [\ partial ^ {\ mu}, X ^ {\ nu}] = i \ hbar \ partial ^ {\ mu} [X ^ {\ nu}] = i \ hbar \ eta ^ { \ mu \ nu}}{\displaystyle [P^{\mu },X^{\nu }]=i\hbar [\partial ^{\mu },X^{\nu }]=i\hbar \partial ^{\mu }[X^{\nu }]=i\hbar \eta ^{\mu \nu }}
[pj, xk] = i ℏ η jk {\ displaystyle [p ^ {j}, x ^ {k}] = i \ hbar \ eta ^ {jk}}{\ displaystyle [p ^ {j}, x ^ {k}] = i \ hbar \ eta ^ {jk}} : Принимая пространственные компоненты:
[pj, xk] = - i ℏ δ jk {\ displaystyle [p ^ {j}, x ^ {k}] = - i \ hbar \ delta ^ {jk}}{\ displaystyle [p ^ {j}, x ^ {k}] = - i \ hbar \ delta ^ {jk}} : поскольку η μ ν = диаг ⁡ [1, - 1, - 1, - 1] {\ displaystyle \ eta ^ {\ mu \ nu} = \ operatorname {diag} [1, -1, -1, -1]}{\displaystyle \eta ^{\mu \nu }=\operatorname {diag} [1,-1,-1,-1]}
[xk, pj] = я ℏ δ kj {\ displaystyle [x ^ {k}, p ^ {j}] = i \ hbar \ delta ^ {kj}}{\ displaystyle [x ^ {k}, p ^ {j}] = i \ hbar \ delta ^ {kj}} : потому что [a, b] = - [b, a] {\ displaystyle [a, b] = - [b, a]}{\ displaystyle [a, b] = - [b, a]}
[xj, pk] = i ℏ δ jk {\ displaystyle [x ^ {j}, p ^ {k}] = i \ hbar \ delta ^ {jk}}{ \ displaystyle [х ^ {j}, p ^ {k}] = я \ hbar \ delta ^ {jk}} : перемаркировка индексов дает обычные правила квантовой коммутации

В качестве компонента волновых уравнений и вероятностных токов в релятивистской квантовой механике

4-градиент является составной частью нескольких релятивистские волновые уравнения:

В релятивистском квантовом волновом уравнении Клейна – Гордона для частиц со спином 0 (напр. бозон Хиггса ):

[(∂ μ ∂ μ) + (m 0 c ℏ) 2] ψ = 0 {\ displaystyle [(\ partial ^ {\ mu} \ partial _ {\ mu}) + \ left ({\ frac {m_ {0} c} {\ hbar}} \ right) ^ {2}] \ psi = 0}{\ displaystyle [(\ partial ^ {\ mu} \ partial _ {\ mu}) + \ left ({\ frac {m_ {0} c} {\ hbar}} \ right) ^ {2}] \ psi = 0}

В релятивистском квантовом волновом уравнении Дирака для спина-1 / 2 частицы (например, электроны ):

[i γ μ ∂ μ - m 0 c ℏ] ψ = 0 {\ displaystyle [i \ gamma ^ {\ mu} \ partial _ {\ mu} - {\ frac {m_ {0} c} {\ hbar}}] \ psi = 0}{\ displaystyle [я \ гамма ^ {\ mu} \ partial _ {\ mu} - {\ frac {m_ {0} c} {\ hbar}}] \ psi = 0}

где γ μ {\ displaystyle \ gamma ^ {\ mu}}\gamma ^{\mu }- дираковский гамма-матрицы и ψ {\ displaystyle \ psi}\ psi - релятивистская волновая функция.

ψ {\ displaystyle \ psi}\ psi is Скаляр Лоренца для уравнения Клейна – Гордона и спинор для уравнения Дирака.

Приятно, что сами гамма-матрицы относятся к фундаментальному аспекту СТО, Метрика Минковского:

{γ μ, γ ν} = γ μ γ ν + γ ν γ μ = 2 η μ ν I 4 {\ displaystyle \ {\ gamma ^ {\ mu}, \ gamma ^ {\ nu} \} = \ gamma ^ {\ mu} \ gamma ^ {\ nu} + \ gamma ^ {\ nu} \ gamma ^ {\ mu} = 2 \ eta ^ {\ mu \ nu } I_ {4} \,}{\displaystyle \{\gamma ^{\mu },\gamma ^{\nu }\}=\gamma ^{\mu }\gamma ^{\nu }+\gamma ^{\nu }\gamma ^{\mu }=2\eta ^{\mu \nu }I_{4}\,}

Сохранение плотности тока с 4-вероятностью следует из уравнения неразрывности:

∂ ⋅ J = ∂ t ρ + ∇ → ⋅ j → = 0 {\ displaystyle \ mathbf {\ partial } \ cdot \ mathbf {J} = \ partial _ {t} \ rho + {\ vec {\ mathbf {\ nabla}}} \ cdot {\ vec {\ mathbf {j}}} = 0}{\displaystyle \mathbf {\partial } \cdot \mathbf {J} =\partial _{t}\rho +{\vec {\mathbf {\nabla } }}\cdot {\vec {\mathbf {j} }}=0}

4-вероятностная плотность тока имеет релятивистски ковариантное выражение:

J prob μ = i ℏ 2 m 0 (ψ ∗ ∂ μ ψ - ψ ∂ μ ψ ∗) {\ displaystyle J_ {prob} ^ {\ mu} = {\ frac {i \ hbar} {2m_ {0}}} (\ psi ^ {*} \ partial ^ {\ mu} \ psi - \ psi \ partial ^ {\ mu} \ psi ^ { *})}{\displaystyle J_{prob}^{\mu }={\frac {i\hbar }{2m_{0}}}(\psi ^{*}\partial ^{\mu }\psi -\psi \partial ^{\mu }\psi ^{*})}

Это просто заряд (q), умноженный на 4-вероятностную плотность тока:

Дж заряд μ = i ℏ q 2 m 0 (ψ ∗ ∂ μ ψ - ψ ∂ μ ψ ∗) { \ displaystyle J_ {charge} ^ {\ mu} = {\ frac {i \ hbar q} {2m_ {0}}} (\ psi ^ {*} \ partial ^ {\ mu} \ psi - \ psi \ partial ^ {\ mu} \ psi ^ {*})}{\displaystyle J_{charge}^{\mu }={\frac {i\hbar q}{2m_{0}}}(\psi ^{*}\partial ^{\mu }\psi -\psi \partial ^{\mu }\psi ^{*})}

В качестве ключевого компонента при выводе квантовой механики и релятивистских квантовых волновых уравнений из специальной теории относительности

релятивистские волновые уравнения используют 4-векторы для обеспечения ковариантности.

Пуск со стандартными 4-векторами SR:

4-позиционный X = (ct, x →) {\ displaystyle \ mathbf {X} = (ct, {\ vec {\ mathbf {x}}) })}{\ displaystyle \ mathbf {X} = (ct, {\ vec {\ mathbf {x}) }})}
4- скорость U = γ (c, u →) {\ displaystyle \ mathbf {U} = \ gamma (c, {\ vec {\ mathbf {u}}}) }{\ displaystyle \ mathbf {U} = \ gamma (c, {\ vec {\ mathbf {u}}})}
4-момент P = (E c, p →) {\ displaystyle \ mathbf {P} = \ left ({\ frac {E} {c}}, {\ vec {\ mathbf {p}}} \ right)}{\ displaystyle \ mathbf {P} = \ слева ({\ frac {E} {c}}, {\ vec {\ mathbf {p}) }} \ right)}
4-волновой вектор K = (ω c, k →) {\ displaystyle \ mathbf {K} = \ left ({\ frac {\ omega} {c}}, {\ vec {\ mathbf {k}}} \ right)}{\ displaystyle \ mathbf {K} = \ left ({\ frac {\ omega} {c}}, {\ vec {\ mathbf {k}}} \ right)}
4-градиент ∂ = (∂ tc, - ∇ →) {\ displaystyle \ mathbf {\ partial} = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ mathbf {\ nabla}}} \ right)}{\ displaystyle \ mathbf {\ partial} = \ left ({\ frac {\ partial _ {t}} {c}}, - {\ vec {\ mathbf {\ nabla }}} \ right)}

Обратите внимание на следующие простые соотношения из предыдущих разделов, где каждый 4-вектор связан с другим скаляром Лоренца :

U = dd τ X {\ displaystyle \ mathbf {U} = {\ frac {d} {d \ tau}} \ mathbf {X}}{\ displaystyle \ mathbf {U } = {\ frac {d} {d \ tau}} \ mathbf {X}} , где τ {\ displaystyle \ tau}\ tau - это собственное время
P = m 0 U {\ displaystyle \ mathbf {P} = m_ {0 } \ mathbf {U}}{\ displaystyle \ mathbf {P} = m_ {0} \ mathbf {U}} , где m 0 {\ displaystyle m_ {0}}m_{0}- масса покоя
K = (1 / ℏ) P {\ displaystyle \ mathbf {K} = (1 / \ hbar) \ mathbf {P}}{\displaystyle \mathbf {K} =(1/\hbar)\mathbf {P} }, который является 4-векторной версией соотношения Планка – Эйнштейна и de Бройль волна материи отношение
∂ = - i K {\ displaystyle \ mathbf {\ partial} = -i \ mathbf {K}}{\ displaystyle \ mathbf {\ partial} = -i \ mathbf {K}} , что является 4 -градиентная версия сложных плоских волн

Теперь просто примените стандартное правило скалярного произведения Лоренца к каждой из них:

U ⋅ U = (c) 2 {\ displaystyle \ mathbf {U} \ cdot \ mathbf {U} = (c) ^ {2}}{\displaystyle \mathbf {U} \cdot \mathbf {U} =(c)^{2}}
P ⋅ P = (m 0 c) 2 {\ displaystyle \ mathbf {P} \ cdot \ mathbf {P} = ( m_ {0} c) ^ {2}}{\ displaystyle \ mathbf {P} \ cdot \ mathbf {P} = (m_ {0} c) ^ { 2}}
К ⋅ K = (m 0 c ℏ) 2 {\ displaystyle \ mathbf {K} \ cdot \ mathbf {K} = \ left ({\ frac {m_ { 0} c} {\ hbar}} \ right) ^ {2}}{\displaystyle \mathbf {K} \cdot \mathbf {K} =\left({\frac {m_{0}c}{\hbar }}\right)^{2}}
∂ ⋅ ∂ = (- im 0 c ℏ) 2 = - (m 0 c ℏ) 2 {\ displaystyle \ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {\ partial} = \ left ({\ frac {-im_ {0} c} {\ hbar}} \ right) ^ {2} = - \ left ({\ frac {m_ {0} c} {\ hbar}} \ right) ^ {2}}{\displaystyle \mathbf {\partial } \cdot \mathbf {\partial } =\left({\frac {-im_{0}c}{\hbar }}\right)^{2}=-\left({\frac {m_{0}c}{\hbar }}\right)^{2}}

Последнее уравнение (с 4-градиентным скалярным произведением) является фундаментальным квантовым соотношением.

При применении к скалярному полю Лоренца ψ {\ displaystyle \ psi}\ psi мы получаем уравнение Клейна – Гордона, самое основное из квантовых релятивистских волновых уравнений :

[∂ ⋅ ∂ + (м 0 с ℏ) 2] ψ = 0 {\ displaystyle [\ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {\ partial} + \ left ({\ frac {m_ {0} c } {\ hbar}} \ right) ^ {2}] \ psi = 0}{\ displaystyle [\ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {\ partial} + \ left ({\ frac {m_ {0} c} {\ hbar}} \ right) ^ {2}] \ psi = 0}

Уравнение Шредингера является предельным случаем низкой скорости {| v | << c} of the Уравнение Клейна – Гордона.

Если квантовое соотношение применяется к 4-векторному полю A μ {\ displaystyle A ^ {\ mu}}A ^ {\ mu} вместо скалярного поля Лоренца ψ {\ displaystyle \ psi}\ psi , тогда получается уравнение Прока :

[∂ ⋅ ∂ + (m 0 c ℏ) 2] A μ = 0 μ {\ displaystyle [ \ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {\ partial} + \ left ({\ frac {m_ {0} c} {\ hbar}} \ right) ^ {2}] A ^ {\ mu} = 0 ^ {\ mu}}{\ displaystyle [\ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {\ partial} + \ left ({\ frac {m_ {0}) c} {\ hbar}} \ right) ^ {2}] A ^ {\ mu} = 0 ^ {\ mu}}

Если параметр массы покоя равен нулю (светоподобные частицы), то это дает бесплатное уравнение Максвелла :

[∂ ⋅ ∂] A μ = 0 μ {\ displaystyle [\ mathbf {\ partial} \ cdot \ mathbf {\ partial}] A ^ {\ mu} = 0 ^ {\ mu}}{\displaystyle [ \mathbf {\partial } \cdot \mathbf {\partial } ]A^{\mu }=0^{\mu }}

Более сложные формы и взаимодействия могут быть получены с помощью минимальной связи правило:

Как компонент ковариантной производной RQM (внутренние пространства частиц)

В современной элементарной физике элементарных частиц можно определить калибровочная ковариантная производная, которая использует дополнительные поля RQM (внутренние пространства частиц) n о существовании которых известно.

Версия, известная из классической ЭМ (в натуральных единицах):

D μ = ∂ μ - ig A μ {\ displaystyle D ^ {\ mu} = \ partial ^ {\ mu} -igA ^ {\ mu}}{\ displaystyle D ^ {\ mu} = \ partial ^ {\ mu} -igA ^ {\ mu}}

Полная ковариантная производная для фундаментальных взаимодействий Стандартной модели, о которых мы в настоящее время знаем (в натуральных единицах ) является:

D μ = ∂ μ - ig 1 (Y / 2) B μ - ig 2 (τ i / 2) ⋅ W i μ - ig 3 (λ a / 2) ⋅ G a μ {\ displaystyle D ^ {\ mu} = \ partial ^ {\ mu} -ig_ {1} (Y / 2) B ^ {\ mu} -ig_ {2} (\ tau _ {i} / 2) \ cdot W_ {i} ^ {\ mu} -ig_ {3} (\ lambda _ {a} / 2) \ cdot G_ {a} ^ {\ mu}}{\ displaystyle D ^ {\ mu} = \ partial ^ {\ mu} -ig_ {1} (Y / 2) B ^ {\ mu} -ig_ {2} (\ tau _ {i} / 2) \ cdot W_ { я} ^ {\ mu} -ig_ {3} (\ lambda _ {a} / 2) \ cdot G_ {a} ^ {\ mu}}

или

D = ∂ - ig 1 (Y / 2) В - ig 2 (τ я / 2) ⋅ W я - ig 3 (λ a / 2) ⋅ G a {\ displaystyle \ mathbf {D} = \ mathbf {\ partial} -ig_ {1} (Y / 2) \ mathbf {B} -ig_ {2} (\ mathbf {\ tau _ {i}} / 2) \ cdot \ mathbf {W_ {i}} -ig_ {3} (\ mathbf {\ lambda _ {a}} / 2) \ cdot \ mathbf {G_ {a}}}{\ displaystyle \ mathbf {D} = \ mathbf {\ partial} -ig_ {1} (Y / 2) \ mathbf {B} -ig_ {2} (\ mathbf {\ тау _ {я}} / 2) \ cdot \ mathb е {W_ {i}} -ig_ {3} (\ mathbf {\ lambda _ {a}} / 2) \ cdot \ mathbf {G_ {a}}}

где:

суммы скалярных произведений (⋅ {\ displaystyle \ cdot}\ cdot ) здесь относятся к внутренним пространствам, а не тензорные индексы
B μ {\ displaystyle B ^ {\ mu}}{\ displaystyle B ^ {\ mu}} соответствует U (1) инвариантность = (1) электромагнитная сила калибровочный бозон
W i μ {\ displaystyle W_ { i} ^ {\ mu}}{\ displaystyle W_ {i} ^ {\ mu}} соответствует SU (2) инвариантность = (3) слабая сила калибровочных бозонов (i = 1,..., 3)
G a μ {\ displaystyle G_ {a} ^ {\ mu}}G_{a}^{\mu }соответствует SU (3) инвариантность = (8) цветовая сила калибровочные бозоны (a = 1,..., 8)

константы связи (g 1, g 2, g 3) {\ displaystyle (g_ {1}, g_ {2}, g_ {3})}(g_{1},g_{ 2},g_{3})- произвольные числа, которые должны быть обнаружены экспериментально. Стоит подчеркнуть, что для неабелевых преобразований, когда g i {\ displaystyle g_ {i}}g_{i}фиксированы для одного представления, они известны для всех представлений.

Эти внутренние пространства частиц были обнаружены эмпирически.

Деривация

В трех измерениях оператор градиента отображает скалярное поле в векторное поле так, что линейный интеграл между любыми две точки в векторном поле равно разнице между скалярным полем в этих двух точках. Исходя из этого, может показаться неверным, что естественное расширение градиента до четырех измерений должно быть:

∂ α =? Знак равно (∂ ∂ T, ∇ →) {\ Displaystyle \ partial ^ {\ alpha} \ =? = \ Left ({\ frac {\ partial} {\ partial t}}, {\ vec {\ nabla}} \ right)}{\ displaystyle \ partial ^ {\ alpha} \ =? = \ left ({\ frac {\ partial} {\ partial t}}, {\ vec {\ nabla}} \ right)} неверно

Однако линейный интеграл включает в себя применение векторного скалярного произведения, и когда это расширяется до 4-мерного пространства-времени, изменение знака вносится либо в пространственные координаты, либо во время координаты в зависимости от используемого соглашения. Это связано с неевклидовой природой пространства-времени. В этой статье мы ставим знак минус на пространственные координаты (условное обозначение положительной по времени метрики η μ ν = diag ⁡ [1, - 1, - 1, - 1] {\ displaystyle \ eta ^ {\ mu \ nu} = \ operatorname {diag} [1, -1, -1, -1]}{\displaystyle \eta ^{\mu \nu }=\operatorname {diag} [1,-1,-1,-1]}). Коэффициент (1 / c) предназначен для сохранения правильной единичной размерности {1 / [длина]} для всех компонентов 4-вектора, а (-1) - для сохранения 4-градиента Ковариант Лоренца. Добавление этих двух исправлений к приведенному выше выражению дает правильное определение 4-градиента:

∂ α = (1 c ∂ ∂ t, - ∇ →) {\ displaystyle \ partial ^ {\ alpha} \ = \ left ({ \ frac {1} {c}} {\ frac {\ partial} {\ partial t}}, - {\ vec {\ nabla}} \ right)}\partial ^{\alpha }\ =\left({\frac {1}{c}}{\frac {\partial }{\partial t}},-{\vec {\nabla }}\right)правильно

См. также

Примечание о ссылках

Что касается использования скаляров, 4-векторов и тензоров в физике, разные авторы используют несколько разные обозначения одних и тех же уравнений. Например, некоторые используют m {\ displaystyle m}m для инвариантной массы покоя, другие используют m 0 {\ displaystyle m_ {0}}m_{0}для инвариантной массы покоя. и используйте m {\ displaystyle m}m для релятивистской массы. Многие авторы устанавливают коэффициенты c {\ displaystyle c}cи ℏ {\ displaystyle \ hbar}\ hbar и G {\ displaystyle G}Gдо безразмерной единицы. Другие показывают некоторые или все константы. Некоторые авторы используют v {\ displaystyle v}v для скорости, другие используют u {\ displaystyle u}u . Некоторые используют K {\ displaystyle K}Kв качестве 4-волнового вектора (чтобы выбрать произвольный пример). Другие используют k {\ displaystyle k}k или K {\ displaystyle \ mathbf {K}}\ mathbf {K} или k μ {\ displaystyle k ^ {\ mu}}{\displaystyle k^{\mu }}или k μ {\ displaystyle k _ {\ mu}}{\ displaystyle k _ {\ mu}} или K ν {\ displaystyle K ^ {\ nu}}{\displaystyle K^{\nu }}или N {\ displaystyle N}N и т. Д. Некоторые пишут 4-волновой вектор как (ω c, k) {\ displaystyle ({\ frac {\ omega} {c }}, \ mathbf {k})}{\displaystyle ({\frac {\omega }{c}},\mathbf {k})}, некоторые как (k, ω c) {\ displaystyle (\ mathbf {k}, {\ frac {\ omega} {c}}) }{\ displaystyle (\ mathbf {k}, {\ frac {\ omega} {c}})} или (k 0, k) {\ displaystyle (k ^ {0}, \ mathbf {k})}{\displaystyle (k^{0},\mathbf {k})}или (k 0, k 1, k 2, k 3) {\ displaystyle (k ^ {0}, k ^ {1}, k ^ {2}, k ^ {3})}{\displaystyle (k^{0},k^{1},k^{2},k^{3})}или (k 1, k 2, k 3, k 4) {\ displaystyle (k ^ {1}, k ^ {2}, k ^ {3}, k ^ {4})}{\ displaystyle (k ^ {1}, k ^ {2}, k ^ {3}, k ^ {4})} или (kt, kx, ky, kz) {\ displaystyle (k_ {t}, k_ {x}, k_ {y}, k_ {z})}{\ displaystyle (k_ {t}, k_ {x}, k_ {y}, k_ {z})} или (k 1, k 2, k 3, ik 4) {\ displaystyle (k ^ {1}, k ^ {2}, k ^ {3}, ik ^ {4})}{\ displaystyle (k ^ {1}, k ^ {2}, k ^ {3}, ik ^ {4})} . Некоторые будут следить за тем, чтобы размерные единицы совпадали по 4-вектору, другие - нет. Некоторые относятся к временному компоненту в имени 4-вектора, другие относятся к пространственному компоненту в имени 4-вектора. Некоторые смешивают это на протяжении всей книги, иногда используют одно, а потом - другое. Некоторые используют метрику (+ - - -), другие используют метрику (- + + +). Некоторые не используют 4-векторы, но делают все как старый стиль E и 3-пространственный вектор p . Дело в том, что это всего лишь стили обозначений, некоторые из которых более четкие и лаконичные, чем другие. Физика остается той же, пока используется единый стиль на протяжении всего процесса.

Ссылки

Дополнительная литература

  • S. Хильдебрандт, «Анализ II» (Исчисление II), ISBN 3-540-43970-6, 2003
  • L.C. Эванс, "Уравнения с частными производными", A.M.Society, Grad.Studies Vol.19, 1988
  • J.D. Джексон, «Классическая электродинамика», глава 11, Wiley ISBN 0-471-30932-X
Последняя правка сделана 2021-05-20 12:42:53
Содержание доступно по лицензии CC BY-SA 3.0 (если не указано иное).
Обратная связь: support@alphapedia.ru
Соглашение
О проекте