Μετασχηματισμοί Γαλιλαίου

Από τη Βικιπαίδεια, την ελεύθερη εγκυκλοπαίδεια
Μετάβαση σε: πλοήγηση, αναζήτηση

Οι Μετασχηματισμοί του Γαλιλαίου είναι εξισώσεις που μετασχηματίζουν την κίνηση ενός σώματος όπως αυτή γίνεται σε ένα αδρανειακό σύστημα αναφοράς Ο έτσι ώστε να περιγράφεται όπως αυτή γίνεται σε ένα άλλο αδρανειακό σύστημα αναφοράς Ο' κινούμενο ως προς το αρχικό (με σταθερή ταχύτητα).

Μαθηματική Περιγραφή[Επεξεργασία | επεξεργασία κώδικα]

Συμβάσεις[Επεξεργασία | επεξεργασία κώδικα]

Οι ελληνικοί δείκτες στο εξής θα παίρνουν τιμές: 0,1,2,3. Οι αγγλικοί δε, θα παίρνουν τιμές 1,2,3.
Επίσης θα χρησιμοποιείται η αθροιστική σύμβαση του Einstein κατά την οποία όταν ένας δείκτης εμφανίζεται δύο φορές σε ένα γινόμενο, μία με ανταλλοίωτη (xi) μορφή και μία με συναλλοίωτη (xi) μορφή τότε υποννοείται άθροιση σε αυτόν τον δείκτη, δηλαδή: x^iy_i=\sum_{i} x_iy_i

Χρονικές και Χωρικές Μεταθέσεις[Επεξεργασία | επεξεργασία κώδικα]

Έστω ότι έχουμε δύο αδρανειακά συστήματα αναφοράς (Ο και Ο') των οποίων οι άξονες είναι παράλληλοι. Και έστω ότι και τα δύο έχουν ίδιες μονάδες μέτρησης μήκους και χρόνου. Αν τη στιγμή που το ρολόι του Ο' δείχνει t'=0, το ρολόι του Ο δείχνει t=τ και επίσης ο Ο' έχει χωρικές συντεταγμένες (b1,b2,b3) ως προς τον Ο, τότε η χωροχρονική θέση ενός γεγονότος στον Ο (Χ), όπως περιγράφεται στο σύστημα του Ο' (Χ') είναι:

X'=X-\begin{bmatrix}
b^0 \equiv \tau \\ 
b^1\\ 
b^2\\ 
b^3
\end{bmatrix} ή με συμβολισμό δεικτών: x'^\alpha=x^\alpha-b^\alpha.

Στροφές[Επεξεργασία | επεξεργασία κώδικα]

Έστω δύο αδρανειακά συστήματα αναφοράς με μηδενική σχετική ταχύτητα το ένα ως προς το άλλο. Έστω επίσης ότι έχουν κοινή αρχή και τα ρολόγια των παρατηρητών τους δείχνουν την ίδια ώρα (t'=t ή x'0=x0), δηλαδή έστω ότι b^\alpha=0 και έστω ότι οι άξονές τους έχουν τυχαίο προσανατολισμό. Ο μετασχηματιμός των συντεταγμένων μπορεί να γραφεί ως x'^\alpha=G^\alpha{}_\gamma x^\gamma.
Συνεπώς αν στην σχέση x'^\alpha=G^\alpha{}_\gamma x^\gamma θέσουμε όπου α=0, θα πάρουμε το εξής: x'^0=x^0=G^0{}_\gamma=G^0{}_0 x^0+G^0{}_1 x^1+G^0{}_2 x^2+G^0{}_3 x^3, επομένως έχουμε ότι: G^0{}_0=1 και G^0{}_i=0.
Επίσης γνωρίζουμε ότι το χωρικό κομμάτι του: x'^\alpha, δηλαδή το: x'^i μετασχηματίζεται σε στροφή κατά τον εξής τρόπο: x'^i=R^i{}_j x^j, όπου R είναι πίνακας (τανυστής) στροφής. Άρα έχουμε ότι: x^i=R^i{}_j x^j=G^i{}_\gamma x^\gamma=G^i{}_0 x^0+G^i{}_j x^j και συνεπώς ισχύει ότι: G^i{}_0=0 και G^i{}_j=R^i{}_j.
Τελικά καταλήγουμε στο ότι για στροφές ο πίνακας G παίρνει τη μορφή: G=\begin{bmatrix}
1 & 0 \\ 
0 & R
\end{bmatrix}.

Προωθήσεις[Επεξεργασία | επεξεργασία κώδικα]

Έστω ότι έχουμε και πάλι δύο αδρανειακά συστήματα αναφοράς με κοινή ώρα και κοινή αρχή και παράλληλους άξονες. Έστω επίσης ότι το Ο' κινείται με ταχύτητα \vec{u}=(u^1,u^2,u^3).
Σε αυτήν την περίπτωση οι μετασχηματισμοί είναι ο εξής:

\left.\begin{matrix}
x'^0=x^0\\ 
x'^i=x^i-u^i x^0
\end{matrix}\right\} ή σε μορφή πινάκων: X'=GX, όπου: G=\begin{bmatrix}
1 & 0\\ 
-u & I
\end{bmatrix}=\begin{bmatrix}
1 & 0  & 0  & 0 \\ 
-u^1 & 1  & 0  & 0 \\ 
-u^2 & 0 & 1 & 0\\ 
-u^3 & 0 & 0 & 1
\end{bmatrix}.

Γενικός Μετασχηματισμός Γαλιλαίου[Επεξεργασία | επεξεργασία κώδικα]

Ο γενικός μετασχηματισμός μετασχηματίζει τις εξισώσεις σε ένα σύστημα που έχει προώθηση, στρέφεται και εμφανίζει χρονική και χωρική μετάθεση.
Ο μετασχηματισμός τότε παίρνει τη μορφή: X'=GX+b, όπου: G=\begin{bmatrix}
1 & 0\\ 
-u & R
\end{bmatrix} και b=\begin{bmatrix}
b^0 \equiv \tau \\ 
b^1\\ 
b^2\\ 
b^3
\end{bmatrix}.

Ομάδα Γαλιλαίου[Επεξεργασία | επεξεργασία κώδικα]

Αν έχουμε τρία αδρανειακά συστήματα αναφοράς Ο1, Ο2, Ο3, τότε οι μετασχηματισμοί του Γαλιλαίου από το ένα σύστημα στο άλλο και συγκεκριμένα από το Ο1 στο Ο2 και από το Ο2 στο Ο3 είναι: X_2=G_1X_1+b_1 και X_3=G_2X_2+b_2 αντιστοίχως.
Αντικαθιστώντας το Χ2 στην τελεταία, έχουμε: G_2G_1X_1+G_2b_1+b_2. Μπορούμε να δείξουμε ότι και αυτός ο τελευταίο μετασχηματισμός που εκφράσει έναν άμεσο μετασχηματισμό από το Ο1 στο Ο3 είναι μετασχηματισμός Γαλιλαίου.
Πιο συγκεκριμένα θα δείξουμε ότι το σύνολο των γενικών μετασχηματισμών του Γαλιλαίου με την πράξη g_1(G_1,b1)*g_2(G_2,b2)=g(G_2G_1,G_2b_1+b_2), όπου g1, g2: Γαλιλαϊκοί(g) μετασχηματισμοί, αποτελεί ομάδα.

Απόδειξη[Επεξεργασία | επεξεργασία κώδικα]

  • Κλειστότητα.

Έχουμε: g_1(G_1,b1)*g_2(G_2,b2)=(G_2G_1,G_2b_1+b_2). Θέτουμε G=G_2G_1 και b=G_2b_1+b_2. Οπότε ο μετασχηματισμό γίνεται: (G_2G_1,G_2b_1+b_2)=g(G,b) που είναι Γαλιλαϊκός άρα πράγματι το σύνολο των Γαλιλαϊκών μετασχηματισμών με την πράξη που ορίστηκε πιο πάνω είναι κλειστό, δηλαδή η πράξη οδηγεί σε στοιχεία του ίδιου συνόλου.

  • Προσαιτεριστική ιδιότητα.

Έχουμε: (g_1*g_2)*g_3=g_{1,2}(G_2G_1,G_2b_1+b_2)*g_3(G_3,b_3)=g(G_3G_2G_1,G_3G_2b_1+G_3b_2+b_3)
και: g_1*(g_2*g_3)=g_1(G_1,b_1)*g_{2,3}(G_3G_2,G_3b_2+b_3)=g'(G_3G_2G_1,G_3G_2b_1+G_3b_2+b_3).
Παρατηρούμε ότι: g=g', άρα υπάρχει η προσεταιριστική ιδιότητα.

  • Ουδέτερο Στοιχείο.

Πρέπει να ελέγξουμε αν υπάρχει στοιχείο g0, τέτοιο ώστε: g*g_0=g.
Έχουμε: g*g_0=g \Rightarrow g(G,b)*g_0(G_0,b_0)=g(G,b)\Rightarrow (G_0G,G_0b+b_0)=(G,b).
Αυτό συμβαίνει όταν: G_0G=G \Rightarrow G_0=I και συνεπώς όταν: G_0b+b_0=b \Rightarrow Ib+b_0=b \Rightarrow b_0=0.
Άρα υπάρχει το ουδέτερο στοιχείο της πράξης (*) μεταξύ των Γαλιλαϊκών μετασχηματισμών και αυτό είναι το g_0(I,0).

  • Αντίστροφο Στοιχείο.

Πρέπει να ελέγξουμε αν υπάρχει στοιχείο g0, τέτοιο ώστε όταν πολλαπλασιαστεί με το g να μας δώσει το ουδέτερο στοιχείο της οριζόμενης πράξης: g*g_0=(I,0).
Έχουμε: g*g_0=(I,0) \Rightarrow g(G,b)*g_0(G_0,b_0)=(I,0) \Rightarrow (G_0G,G_0b+b_0)=(I,0).
Αυτό συμβαίνει όταν: G_0G=I \Rightarrow G_0=G^{-1} και όταν: G_0b+b_0=0 \Rightarrow b_0=-G^{-1}b.
Άρα υπάρχει το αντίστροφο στοιχείο του g(G,b) και αυτό είναι το: g_0(G^{-1},-G^{-1}b).

Και άρα απεδείχθη το ζητούμενο.

Μετασχηματισμός Γαλιλαίου και Κυματικός Τελεστής[Επεξεργασία | επεξεργασία κώδικα]

Ο κυματικός τελεστής ή αλλιώς τελεστής D' Alembert (υποθέτουμε διάδοση κύματος μόνο κατά τον άξονα x για διευκόλυνση): \Box^2=\frac{\partial^2}{\partial x^2}-\frac{1}{\upsilon^2}\frac{\partial^2}{\partial t^2}), δεν μένει αμετάβλητος κάτω από Γαλιλαϊκό μετασχηματισμό.

Απόδειξη[Επεξεργασία | επεξεργασία κώδικα]

Έχουμε τον Γαλιλαϊκό μετασχηματισμό:

\left.\begin{matrix}
t'=t\\ 
x'=x-ut
\end{matrix}\right\}.

Προσοχή!: Η ταχύτητα u είναι η ταχύτητα του συστήματος Ο' ως προς το Ο. Η ταχύτητα υ είναι η ταχύτητα του κύματος.
Ψάχνουμε να βρούμε την έκραση του τελεστή D' Alembert κάτω από αυτόν τον μετασχηματισμό. Έχουμε:

\frac{\partial}{\partial x}=\frac{\partial x'}{\partial x}\frac{\partial}{\partial x'}+\frac{\partial t'}{\partial x}\frac{\partial}{\partial t'}=\frac{\partial}{\partial x'} και
\frac{\partial}{\partial t}=\frac{\partial x'}{\partial t}\frac{\partial}{\partial x'}+\frac{\partial t'}{\partial t}\frac{\partial}{\partial t'}=-u\frac{\partial}{\partial x'}+\frac{\partial}{\partial t'},

ενώ για τις παραγώγους δευτέρας τάξης έχουμε:

\frac{\partial^2}{\partial x^2}=\frac{\partial^2}{\partial x'^2} και
\frac{\partial}{\partial t}\frac{\partial}{\partial t}=\left(-u\frac{\partial}{\partial x'}+\frac{\partial}{\partial t'}\right)\left(-u\frac{\partial}{\partial x'}+\frac{\partial}{\partial t'}\right)=u^2\frac{\partial^2}{\partial x'^2}-2u\frac{\partial^2}{\partial x' \partial t'}.

Συνεπώς στις νέες συντεταγμένες ο τελεστής D' Alembert γίνεται:

\Box'^2=\left(1-\left(\frac{u}{\upsilon}\right)^2\right)\frac{\partial^2}{\partial x'^2}-\frac{1}{\upsilon^2}\frac{\partial^2}{\partial t'^2}-2\frac{u}{\upsilon^2}\frac{\partial^2}{\partial x' \partial t'} που είναι διαφορετικός από ό,τι προηγουμένως.

Από την ανάγκη να βρεθεί ένας μετασχηματισμός που δε θα αλλάζει την κυματική εξίσωση και θα ικανοποιεί τα ηλεκτρομαγνητικά (Η/Μ) κύματα και το ότι τα Η/Μ κύματα έχουν ταχύτητα διάδοσης στο κενό ίση με αυτή του φωτός στο κενό ο Einstein διατύπωσε την ειδική θεωρία της σχετικότητας. Οι μετασχηματισμοί που δεν αλλάζουν τη μορφή της κυματικής εξίσωσης και είναι σύμφωνοι με την ειδική σχετικότητα είναι οι μετασχηματισμοί του Lorentz.

Εσωτερικοί Σύνδεσμοι[Επεξεργασία | επεξεργασία κώδικα]

Βιβλιογραφία[Επεξεργασία | επεξεργασία κώδικα]

  • Τσαμπαρλής Μιχαήλ, Θεωρία της Ειδικής Σχετικότητας, Μέρος Ι και Μέρος ΙΙ, Αυτοέκδοση 2004
  • Rindler Wolfgang, Εισαγωγή στην Ειδική Σχετικότητα, Leaderbooks 2001
  • Χριστοδουλάκης Θ., Κορφιάτης Ε., Σημειώσεις Ειδικής Θεωρίας της Σχετικότητος, Εκτυπωμένες σημειώσεις που εκδόθηκαν πρώτη φορά το 2003 στο τμήμα Φυσικής του Πανεπιστημίου Αθηνών
  • A.I. Borisenko, I.E. Tarapov, Vector and Tensor Analysis with Applications, Dover Publications 1979