Przejdź do zawartości

Ogólna teoria względności/Zasada wariacyjna w ogólnej teorii względności

Z Wikibooks, biblioteki wolnych podręczników.
Ogólna teoria względności
Ogólna teoria względności
Zasada wariacyjna w ogólnej teorii względności

Licencja
Autor: Mirosław Makowiecki
Absolwent UMCS Fizyki Komputerowej Uniwersytetu Marii Curie-Skłodowskiej w Lublinie
Email: miroslaw(kropka)makowiecki(małpa)gmail(kropka)pl
Dotyczy: książki, do której należy ta strona, oraz w niej zawartych stron i w nich podstron, a także w nich kolumn, wraz z zawartościami.
Użytkownika książki, do której należy ta strona, oraz w niej zawartych stron i w nich podstron, a także w nich kolumn, wraz z zawartościami nie zwalnia z odpowiedzialności prawnoautorskiej nieprzeczytanie warunków licencjonowania.
Umowa prawna: Creative Commons: uznanie autorstwa, na tych samych warunkach, z możliwością obowiązywania dodatkowych ograniczeń.
Autor tej książki dołożył wszelką staranność, aby informacje zawarte w książce były poprawne i najwyższej jakości, jednakże nie udzielana jest żadna gwarancja, czy też rękojma. Autor nie jest odpowiedzialny za wykorzystanie informacji zawarte w książce, nawet jeśli wywołaby jakąś szkodę, straty w zyskach, zastoju w prowadzeniu firmy, przedsiębiorstwa lub spółki bądź utraty informacji, niezależnie czy autor (a nawet Wikibooks) został powiadomiony o możliwości wystąpienie szkód. Informacje zawarte w książce mogą być wykorzystane tylko na własną odpowiedzialność.


Ogólna teoria względności według Hilberta polega na całce działania Eulera-Lagrange, która przyjmuje najmniejszą wartość i w oparciu o rachunek wariacyjny wyprowadzimy równania grawitacji Einsteina-Hilberta. Również wyprowadzimy wedle tej samej zasady lokalną zasadę zachowania energii, a także wyprowadzimy równanie linii geodezyjnej z odpowiedniej definicji funkcji Langrange'a.

Równania grawitacji Einsteina-Hilberta[edytuj]

Całka działania w przestrzeni Minkowskiego jest to całka, w której funkcją podcałkową jest gęstość Lagrangianu liczoną względem infinitezymalnej objętości w przestrzeni czterowymiarowej.

(5.1)

Możemy uwzględnić policzoną na liczbach ogólnych objętość elementarną w lokalnie płaskim układzie współrzędnym względem tej samej objętości w krzywoliniowym układzie współrzędnej wedle sposobu (4.9) podstawiając go do całki Lagrange'a (5.1):

(5.2)

Aby powyższa całka przyjmowała najmniejszą wartość, to należy napisać równanie Eulera-Lagranga, którego postać względem parametru φ i ∂μφ jest.

(5.3)

Gęstość lagrangianu można rozpisać jako sumę na dwie jego części, tzn.: na część przestrzenną i masową jako sumę tychże wielkości:

(5.4)

Rozważmy teraz część przestrzenną Lagrangianu (5.4) rozwijając go w szereg Taylora względem skalaru krzywizny, co można go przestawić:

(5.5)

Wprowadźmy wstępne oznaczenia na stałe "a" i "b" poprzez stałą kosmologiczną Λ i przez stałą κ występującego w prawie grawitacji Einsteina (1.63).

(5.6)
(5.7)
  • Znak w (5.6) i (5.7) jest dla znaku na górze dla przyciągania grawitacyjnego, a ujemna na dole dla odpychania grawitacyjnego. Tzn. gdy chcermy opisywać przyciąganie grawitacyjne, to stała jest dodatnia, a jeśli odpychanie, to zamiast wstawiamy , a ta stała w nim jest dodatnia, a więc tak mozna przejść od przyciągania do odpychania we stałych (5.6) i (5.7), tzn. zamieniając w nich na , i dlatego tam piszemy dla obu rodzajów oddziaływań grawitacyjnych .

Część przestrzenna Lagrangianu (5.5) wedle oznaczeń (5.6) i (5.7) po dokonanych podstawieniach za "a" i "b", przy którym dalsze współczynniki przyjmujemy za równe zero, przyjmuje postać.

(5.8)

Można udowodnić, że dla czasoprzestrzeni zakrzywionej mamy g<0, a zatem całkę działania (5.2), wykorzystując przy tym wzór na całkowity Lagrangian (5.4), która jest sumą Lagrangianu przestrzennego (5.8) i masowego, jest napisana wzorem:

(5.9)
  • gdzie:

Ale jest to Jakobian, który pozwala przejść do układu krzywoliniowej w ogólnej teorii względności z układu lokalnie płaskiego Minkowskiego.

Nowa gęstość lagrangianu zdefiniowana na podstawie punktu (5.9) w stosunku do (5.4) jest zdefiniowana:

(5.10)

Równanie Eulera Einsteina (5.3) względem nowego Lagrangianu , jest iloczynem gęstości Lagrangianu tego starego przez pierwiastek z wyznacznika macierzy metrycznej wziętej z minusem, zatem jeśli przyjmować będziemy przy (5.3), to równanie Eulera-Lagrange przyjmuje wtedy postać:

(5.11)

Jeśli Lagrangian nie zależy od pochodnych elementów tensora metrycznych względem współrzędnych xμ w przestrzeni nieuklidesowej, to pierwszy wyraz w (5.11) zapisujemy:

(5.12)

A zatem równanie Eulera Einsteina po uwzględnieniu powyższej tożsamości (5.12), czyli pierwszy wyraz w (5.11) znika, zatem dostajemy z omawianego równania:

(5.13)

Jeśli skorzystamy z twierdzenia o pochodnej iloczynu względem jakieś zmiennej ściśle określonej oraz wykorzystujemy wzór (4.18), wtedy mamy:

(5.14)

Całkowity Lagrangian po podstawieniu (5.8) do (5.4) przyjmuje postać:

(5.15)

Ostatnie równanie, które wynika z równania Eulera-Lagrangian (5.14) ma się po podstawieniu do niej za całkowitą gęstość lagrangianu (5.15):

(5.16)

Po podzieleniu obustronnie równości (5.16) przez pierwiastek wyznacznika macierzy tensora metrycznego wziętej z minusem, czyli :

(5.17)

Jeśli wiadomo,że zachodzi wzór na skalar Ricciego , i tensor Ricciego , a także na podstawie powyższej równości (5.17) mamy:

(5.18)

Następnie podzielmy ostatnią równość, czyli zapisaną w punkcie (5.18), przez , otrzymujemy dla sygnatury dodatniej:

(5.19)
  • Powyższe równanie jest dla sygnatury dodatniej.

Ponieważ przyjęliśmy że definicja tensora Einsteina jest wedle (1.41), a rozszerzony tensor Einsteina jest w postaci (1.44), a tensor gęstości energii-pędu przyjmuje postać według naszych rozważań według (5.19) dla sygnatury dodatniej (dla sygnatury ujemnej tensor gęstości energii-pędu różni się od tego samego dla sygnatury dodatniej minusem, bo zamieniamy w tym tensorze na , tzn. formalnie, by dla obu sygnator względem siebie ten tensor miał przeciwną, tylko formalnie, postać), pierwsza dla sygnatury dodatniej, a druga dla ujemnej, przechodząc z sygnatury dodatniej do ujemnej, a te tensory kolejno mamy:

(5.20)
(5.21)

Wiąząc sygnaturę tensora Minkowskiego z przyciąganiem lub odpychaniem, to ostatecznie równanie grawitacji wyprowadzonej przez Hilberta z zasady wariacyjnej, ze stałą kosmologiczną dla sygnatury dodatniej i ujemnej są kolejno przedstawione:

(5.22)
(5.23)

Wyprowadzając równanie (5.19) (przy stałej proporcjalności przy z plusem) mając gęstość lagrangianu przestrzennego (5.8), biorąc przy nim z tylko z jednym znakiem, tzn. z plusem, - a więc trochę inaczej - to wtedy wychodzą wzory (5.20) (który jest dla przyciągania grawitacyjnego - sygnatura dodatnia) i (5.21) (który jest dla odpychania grawitacyjnego - sygnatura ujemna), a ten pierwszy wzór jest dla sygnatury dodatniej, a drugi dla ujemnej, co na tej podstawie wychodząc wzory: (5.22) i (5.23), a teraz weźmy znak przy tej stałej z minusem w (5.19), wtedy otrzymujemy równanie o takiej samej postaci co (5.22), a tam tensor gęstości energii-pędu jest wtedy o sygnaturze ujemnej, a dla drugiej sygnatury otrzymujemy równanie (5.23), a tam tensor gęstości energii-pędu jest dla sygnatury dodatniej, a teraz znak przy przyjmijmy taki: , to wtedy dla jej znaku minus w równaniu (5.19), to wtedy tensor gęstości energii-pędu jest dla sygnatury ujemnej w równaniu o postaci (5.22), a dla jej znaku dodatniego też dla sygnatury ujemnej w równaniu (5.21). Sygnaturę tensora gęstości energii-pędu: (5.20) i (5.21) można zmienić na przeciwną, jeżeli dokonamy podstawienia w tym tensorze według: . Do powyższych tych wniosków dośliśmy z dokładnością, co do znaku przy stałej kosmologicznej . Ten same tensory gęstości energii-pędu, co przedstawiony w punktach: (5.20) i (5.21), ale później udowodnimy go z zasady wariacyjnej, ale jeszcze dodatkowo wspomniemy o własności lokalnej zasady zachowania tensora gęstości energii-pędu dla układu lokalnie płaskiego, tzn.: Tμν=0, mając (1.59), co później można udowodnić lokalną zasadę zachowania tensora gęstości energii-pędu ogólnie dla układu zakrzywionego (1.60) na podstawie (3.34) z rachunku tensorowego, nie wariacyjnego (według zasady wariacyjnej to samo wychodzi, co z rachunku tensorowego, tzn. lokalną zachowawczość gęstości tensora energii-pędu).

Lokalna zachowawczość tensora gęstości energii-pędu[edytuj]

Będziemy tutaj wyprowadzać lokalną zachowawczość dla wszystkich rodzajów układów i pokażemy, że ogólna teoria względności jest spełniona dla układów lokalnie płaskich i zakrzywionych.

Lokalna zachowawczość (przypadek ogólny)[edytuj]

Określmy gęstość lagranianu w czasoprzestrzeni lokalnie płaskiej, który jest funkcją współrzędnych uogólnionych i ich pierwszych pochodnych względem współrzędnych czasoprzestrzennych xα, i jego miano jest takie J/m3, ale aby policzyć właściwy Lagrangian należy gęstość Lagrangianu przecałkować po całej przestrzeni trójwymiarowej, wtedy możemy określić jego całkę działania, wiedząc, że dla układów lokalnie płaskich i zakrzywionych ( tylko zależy od zmiennych ), , i są zmiennymi niezależnymi względem siebie, zapisaną wedle sposobu w układzie lokalnie płaskim:

(5.24)
  • Oznaczając przy tym dτ=dVd(ct)=dx0dx1dx2dx3 jako elementarna gęstość w przestrzeni czterowymiarowej (czasoprzestrzeni)
  • gdzie dx0=cdt jest to różniczka współrzędnej czasowej liczonych w metrach, który jest jako iloczyn prędkości światła i różniczki czasu znanej z codziennego życia, który jest mierzony w sekundach,
  • xi to są współrzędne przestrzenne liczone są w tylko metrach.

Po powyższych przekształceniach wiedząc na oznaczenie w elementarnej infinitezymalnej objętości, wtedy całkę działania (5.24) można przedstawić wedle sposobu:

(5.25)

W powyższym wzorze oznaczeniem qμ oznaczyliśmy współrzędne uogólnione, które opisują układ zanurzony w kartezjańskim układzie współrzędnych. Znając całkę działania (5.25) możemy napisać równanie Eulera-Lagrange'a, pamiętając o niezależności pewnych zmiennych względem siebie, wedle sposobu:

(5.26)

Rozpiszmy teraz z definicji różniczki zupełnej pochodną cząstkową Lagrangianu względem współrzędnej kontrawariantnej qβ w przestrzeni Minkowskiego na wyrażenie zapisaną za pomocą pochodnej tego samego lagrangianu względem współrzędnej uogólnionej xμ i względem pochodnej wspomnianej współrzędnej względem współrzędnej uogólnionej qα, czyli xμ:

(5.27)

Z zasady wariacyjnej (5.26) można napisać tak by po przenoszeniu drugiego wyrazu na prawą stronę i odwracając stronami, po tej operacji dostajemy:

(5.28)

Podstawiamy równanie (5.28) do pierwszego wyrazu z prawej strony równania (5.27) i dokonując zwinięcia pewnych wyrazów, w której wystepują pod pochodną względem jakieś współrzędnej:

(5.29)

Wiemy jednak, z definicji delty Kroneckera możemy zapisać pochodną lagrangianu względem zmiennej qβ troszkę w innej postaci przy pomocy ostatnio wspomnianego obiektu.

(5.30)

Równanie (5.29) możemy napisać po podstawieniu do niego udowodnionej tożsamości (5.30), wtedy otrzymujemy równanie wyłączając operator pochodnej cząstkowej względem xα, zatem:

(5.31)

Równanie (5.31) mnożymy przez g;βγ, otrzymujemy:

(5.32)

Udowodnijmy tensor gęstości energii-pędu (5.20) wychodząc z przedstawienia (5.32) pod nawiasem, zatem przekształcajmy pierwszy wyraz pod pochodną w (5.32) wiedząc, że tensor metryczny podwójnie kontrawariantny jest zapisany jako gεξ=qε,νqξ, otrzymujemy:

(5.33)

A więc na podstawie obliczeń na liczbach ogólnych tożsamość (5.33) podstawiamy to wzoru (5.32), wtedy:

(5.34)

Równanie (5.34) jest słuszne dla układów lokalnie płaskich i układów zakrzywionych.

Przypadek układów lokalnie płaskich z gęstością lagrangianu masowego oraz przypadek układów zakrzywionych z gęstością całkowitego lagrangianu[edytuj]

Dla tych układów na podstawie (5.34) tensor gęstości energii podwójnie kowariantny możemy przedstawić względem lagrangianu oraz tensora metrycznego prostego i odwrotnego dla sygnatury tensora metrycznego Minkowskiego dodatniej i ujemnej, mamy koleno:

(5.35)
(5.36)

Wtedy zachowawczość w układach lokalnie płaskich jest w postaci:

(5.37)

Zachowawczość tensora gęstości energii-pędu w układach zakrzywionych[edytuj]

Dla układów zakrzywionych równość (5.34) przedstawimy wiedząc, że zachodzi (5.4) i wzór na gęstość lagrangianu przestrzennego (5.8), i znając wzór na tensor gęstości energii-pędu dla układów zakrzywionych (5.20) (sygnatura dodatnia) i (5.21) (sygnatura ujemna), a więc dla postaci równania dla przyciągania i odpychania grawitacyjnego oraz uwzględniając znaki przy stałej (ono jest dodatnie), są cztery ogólne możliwości, weźmy sygnaturę dodatnią tego tensora, wtedy znak przy w równaniu Hilberta-Einsteina przjmujemy wtedy z plusem, a dla sygnatury ujemnej jest wtedy znak przy tej stałej z minusem w tym samym równaniu, czyli dla sygnatury dodatniej jest wtedy przyciąganie grawitacyjne opisane tensorowym równaniem (5.22) przy definicji tensora gęstości energii-pędu (5.20), a dla jej, ale ujemnej, równaniem (5.23) przy tym tensorze, ale według (5.21), jest wtedy odpychanie grawitacyjne. A to wszystko można udowodnić w obliczeniach:


(5.38)

Powyżej udowodniliśmy, że dla sygnatury dodatniej i ujemnej są kolejno: przyciąganie i odpychanie grawitacyjne, weźmy w obliczeniach (5.38) zamiast (ta stała jest dodatnia) inną stałą proporcjalności, tzn.: (stała w nim jest dodatnia, a z minusem ujemna), co wtedy udowodnimy, że dla sygnatury dodatniej i ujemnej są kolejno: odpychanie i przyciąganie grawitacyjne. Czyli dwoma sygnaturami są opisane dwa rodzaje oddziaływań grawitacyjnych. Zachowawczość tensora gęstości energii Tγω przy jego definicji: (5.20) i (5.21), na podstawie tożsamości różniczkowej (5.38), przedstawia się dla obu sygnatur:

(5.39)

Równanie (5.39) dla sygnatury ujemnej jest takie samo jak on dla sygnatury dodatniej, co do postaci, tylko jest troszkę inna definicja tensora gęstości energii-pędu, tzn.: (5.20) - sygnatura dodatnia, i (5.21) - sygnatura ujemna. Równanie (5.39)Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. wyprowadziliśmy z równości Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. korzystając z definicji gęstości całkowitego lagrangianu Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. będącej sumą gęstości lagrangianu masowego i przestrzennego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., czyli otrzymaliśmy lokalną zachowawczość tensora gęstości energii-pędu, gdzie definicja tego tensora jest napisana w punkcie Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. dla sygnatury dodatniej i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. dla sygnatury ujemnej. Lokalną zachowawczość tensora gęstości energii-pędu z przecinkiem otrzymaliśmy ze szczególnej teorii względności napisaną w punkcie Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., pisząc je dla obu sygnatur, z gęstością tensora siły zewnętrznej dla tego pierwszego równej zero, by te oba równania były równoważne, co dla układów zakrzywionych po transformacji do nich przecinek zastępujemy średnikiem i otrzymujemy równość Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów..

Lokalna zasada zachowania energii-pędu[edytuj]

Lokalną zasadę zachowania możemy napisać wychodząc ze szczególnej teorii względności z uwzględnieniem gęstości lagrangianu masowego z równania Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. patrząc na równość Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., tylko zamiast tensora gęstości energii-pędu kinematycznego jest tensor gęstości energii-pędu masowy: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Gdzie w Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. jest w nim tensor gęstości energii-pędu zdefiniowany wzorem Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. dla sygnatury dodatniej lub Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. dla sygnatury ujemnej.

Dowód równania Hilberta-Einsteina grawitacji nie z teorii lagrangianowej[edytuj]

Równania Hilberta-Einsteina grawitacji Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. - przyciąganie grawitacyjne, Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. - odpychanie grawitacyjne, wykorzystując wzór na lokalną zachowawczość gęstości tensora energii-pędu Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. wymnażając obie strony przez stałą Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., która w układach lokalnie płaskich jest wersorem lokalnie stałym, oraz całkując obustronnie względem całki objętościowej w czasoprzestrzeni zakrzywionej wykorzystując, że zachodzi własność dla rozszerzonego tensora Einsteina Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., tzn.: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., i doprowadzając obustronnie całkę z układów zakrzywionych do lokalnie płaskich, co później wykorzystując twierdzenie Ostrogradskiego-Gaussa otrzymując w tym układzie całkę powierzchniową w układzie lokalnie płaskim, dalej z twierdzenia transformacji doprowadzamy całkę powierzchniową do układów zakrzywionych, otrzymujemy: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Równanie ostatnie w Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. jest spełnione dla dowolnych powierzchni zamkniętych Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i wersorów Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. w bazie, wtedy z tego równania dochodzimy do równości tensorowej, którym jest równaniem, które chcemy otrzymać, pisząc bez nadkreśleń: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Końcowe równanie w Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. wyprowadzone jest z zachowawczości tensora gęstości energii-pędu Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., jeżeli od zewnątrz nie działają na układ żadne siły zewnętrzne.

Szczególne postacie gęstości Lagrangianu[edytuj]

Wiedząc jaka jest gęstość lagrangianu przedstawionego w punkcie Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. w zerowym polu elektromagnetycznym, wtedy przepisując to dla tego przypadku i dokonując przekształceń, wtedy otrzymamy wzór taki sam jak w punkcie Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. dla sygnatury dodatniej i ujemnej (pojawia się tutaj dodatkowy minus) tensora metrycznego Minkowskiego przedstawiamy kolejno dla pierwszej sygnatury: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Dla drugiej (zamiast Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. wstawiamy tensor Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. do gęstości lagrangianu kinematycznego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.): Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. We wzorze Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. sumowanie jest tylko po Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., a względem Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. już nie. W przypadku wzoru na gęstości lagrangianu: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. zakładamy, że jest on również słuszny dla układów zakrzywionych, wtedy możemy napisać lagrangian masowy na podstawie Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. w układach ogólnie zakrzywionych, biorąc gęstość lagrangianu z punktu Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., nazywając ją według procedury Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., a także pisząc Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., wtedy też piszemy inne zastąpienie Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., zatem: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Widzimy, że we wzorze Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. gęstość lagrangianu masowego przechodzi w formułę Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., (w gęstość lagrangianu), dla Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów..

Najważniejsze wnioski w odpowiednich klasach układów z lokalnie stałymi jakimiś wielkościami[edytuj]

Jest spełniona równość w odpowiednich klasach układów lokalnie spoczynkowych: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Jest spełniona równość w odpowiednich klasach układów lokalnie stałym tensorze prędkości: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Jest spełniona równość dla odpowiednich klasach układów z lokalnie stałą gęstością spoczynkową: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Jest również spełniona równość dla ciśnienia w odpowiednich klasach układów z lokalnie stałym ciśnieniem: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Wniosek Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. są spełnione ogólnie dla układów lokalnie płaskich lokalnie spoczynkowych z lokalną stałością tensorów prędkości, gęstości masy spoczynkowej i ciśnienia, co taką klasę układów można użyć też do częściowego udowodnienia ogólnej teorii względności, np. do dowodu lokalnej zachowawczości tensora gęstości energii-pędu, jak w szczególnej teorii względności w Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., lub mając ten sam układ biorąc zamiast Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. warunek lokalności Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., wtedy mamy taką samą klasę układów współrzędnych z różnicą, że te układy nie są lokalnie spoczynkowymi, tylko lokalnie ze stałym tensorem prędkości, które można wykorzystać też do takiej samej teorii, ale dla układów lokalnie płaskich.

Tensor gęstości energii-pędu dla układów ogólnie zakrzywionych[edytuj]

Wykorzystajmy gęstość langrangianu masowego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. (ostatnia równość) dla układów lokalnie płaskich zamieniając w nim według formuły: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., co wynika z definicji transformacji tensorów, wtedy otrzymamy gęstość lagrangianu masowego dla układów zakrzywionych dla sygnatury dodatniej tensora metrycznego Minkowskiego w postaci: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Dla drugiej (tutaj widzimy, że się pojawia dodatkowy minus przy gęstości lagrangianu masowego i minus przy tensorze metrycznym - drugie przedstawienie jego, przedstawienie względem Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.): Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. W takiem razie tensor gęstości energii-pędu z jego definicji Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. za pomocą lagrangianu masowego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. jest ona napisana dokładnie dla pierwszej sygnatury: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Dla drugiej (tutaj widzimy, że pojawia się minus przy tensorze metrycznym układu zakrzywionego) względem Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Co otrzymaliśmy taki sam tensor gęstości energii-pędu w Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. - sygnatura dodatnia, i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. - sygnatura ujemna, co kolejno w punktach Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.. Są to tensory gęstości energii-pędu, które możemy wykorzystać w lokalnej zachowawczości tensora gęstości energii-pędu Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i w równaniu Hilberta-Einsteina w Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. dla sygnatury dodatniej i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. dla sygnatury ujemnej. A jeżeli zastosujemy silną zasadę równoważności, to równości: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., powinny być równoważne z tym tensorem, w szczególnej teorii względności, jako: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., które otrzymujemy z analogicznych sposobów jak kolejno z Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. do Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., a dla szczególnej teorii względności mamy kolejno z Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. do Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., tylko zamiast tensora metrycznego Minkowskiego jest tensor metryczny układu ogólnie zakrzywionego, dla obu kolejno sygnatur.

Linie geodezyjne, a zasady równoważności[edytuj]

Wyprowadzimy tutaj równania geodezyjne dla układów punktowych i rozciągłych, a także z równań dla układów rozciągłych udowodnimy równanie dla układów punktowych, że sa one co do siebie równoważne, a także udowodnimy słabą i silną zasadę równoważności.

Przypadek linii geodezyjnych, tzn.: w pierwszym sposobie wyprowadzania, a silna zasada równoważności (dowód)[edytuj]

Wyprowdzimy tutaj z drugiej zasady Lagrange'a prawa ruchu ogólnej teorii względności dla układów punktowych i rozciągłych.

Układy punktowe[edytuj]

Weźmy lagrangian układu zakrzywionego, pisząc go dla obu sugnatur korzystając z definicji jedynki z Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., co na tej podstawie możemy lagrangian kinematyczny tensorowy przekształcić do postaci: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Całkę działania dla lagrangianu kinematycznego dla układu zakrzywionego piszemy jako całkę po interwale czasoprzestrzennym z lagrangianu kinematycznego: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Napiszmy równanie na drugą zasad Lagrange'a mając lagrangian i ogólniony tensor siły, wiedząc, że całka działania Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. wtedy przyjmuje wartość najmniejszą: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Teraz policzmy kolejne wyrazy występujące w wyrażeniu Lagrange'a Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., ale najpierw przejdźmy do drugiego składnika występujący w naszym wspomnianym wyrażeniu, czyli policzmy wyrażenie z dokładnością z dokładnością do czynników stałych jako pochodną cząstkową lagrangianu kinematycznego względem uogólnionego położenia: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Wyraz występujący pod pochodną zupełną po interwale czasoprzetrzennym pochodnej różniczkowej względem prędkości uogólnionej, który występuje w równaniu Eulera-Lagrange'a Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., możemy przekształcić z dokładnością do czynników stałych do: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Wyznaczmy pochodną zupełną względem interwału czasoprzestrzennego wuyrażenia obliczonego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., dzięki któremu napiszmy: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Połączmy wyrażenia Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., oraz podstawmy je odpowiednio do wzoru Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., w takim przypadku napiszmy równość do przekształcenia matematycznego: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Ale mamy z definicji tensora metrycznego prostego i odwrotnego mamy dwie tożsamości, które przestawimy poniżej w postaci dwóch tożsamości, które wynikają z własności ogólnie tensora metrycznego.

Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.

Z przemienności wskaźników tensora metrycznego wynikającego z jego definicji, tzn. drugi wyraz w tożsamości Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., możemy napisać: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Symbole Christoffela możemy przedstawić wedle jej definicji występującego w równaniu tensorowym Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Pomnóżmy równość Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. przez element Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., dalej wykorzystajmy obliczenia na liczbach ogólnych Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i wykorzystując definicję symboli Christoffela Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. z rachunku tensorowego, wtedy: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Ale definicja uogólnionego tensora siły jest w drugiej zasadzie Lagrange'a dla układów punktowych dla obu sygnatur taka: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Wykorzystajmy definicję Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. na definicję uogólnionego tensora siły do równości Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Równość Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. dla układów lokalnie płaskich możemy przepisać z rachunku tensorowego z praw transformacji tensorowej: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Końcowe równanie jest takie same jak równość na drugą zasadę dynamiki Einsteina, czyli silna zasada równoważności dla układów punktowych jest spełniona.

Układy rozciągłe[edytuj]

Będziemy tutaj wyprowadzać linie geodezyjne dla wszystkich rodzajów układów rozciągłych i pokażemy, że ogólna teoria względności jest spełniona dla układów lokalnie płaskich i zakrzywionych. Napiszmy lagrangian w układach rozciągłych płaskich i zakrzywionych, wiedząc, że Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. są zmiennymi niezależnymi względem siebie, wtedy w układzie zakrzywionym napiszmy całkowity lagrangian, z którego wyznaczymy gęstość lagrangianu kinematycznego tensorowego dla obu sygnatur tensora metrycznego, wychodząc od układu lokalnie płaskiego (opisywana przez szczególną teorię względności) do układu współrzędnych opisującego przestrzeń zakrzywioną (opisywaną przez ogólną teorię względności): Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.

  • We wzorze Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. znak u góry to sygnatura dodatnia, a u dołu ujemna, tensora metrycznego.

Zakładamy, że mamy pewną metrykę z definiowaną przez tensory metryczne gαν i obliczamy jaka jest najmniejsza linia między punktami A i B w czasoprzestrzeni Einsteina (ogólnie w n-wymiarowej czasoprzestrzeni, nie musi być cztery tak jak w czasoprzestrzeni Einsteina), po której cząstka ma się poruszać, czyli policzmy wariację wyrażenia Lagrangianu Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.

  • Gdzie: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. jest to obiętość ukłądów płaskich, a Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. zakrzywionych.

Napiszmy wzór na drugą zasadę Lagrange'a dla układów zakrzywionych mając gęstość lagrangianu kinematycznego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i gęstość uogólnionego tensora siły w układzie zaskrzywionym: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Teraz policzmy kolejne wyrazy występujące w równaniu Lagrange'a Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., ale najpierw przejdźmy do drugiego składnika występujący w naszym wspomnianym wyrażeniu: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Wyraz występujący pod pochodną zupełną czasową, który występuje wyrażeniu Eulera-Lagrange'a Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., możemy przekształcić do: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Następnie wyznaczmy pochodną wyrażenia Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. względem pewnego parametru Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. (interwał czasoprzestrzenny), czyli pierwszy wyraz w Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., który jest liczony względem s, który jest dla nas długością linii światła, czyli musimy policzyć pochodną zupełną policzonego wyrażenia Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.. Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. A więc nasze równanie Lagrangianu Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., której części są przedstawione i policzone w punktach Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., czyli równanie Eulera-Lagrange'a dla naszego przypadku przy zdefiniowanym gęstości lagrangianu Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., przedstawia się po podzieleniu przez Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. obustronnie: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Podzielmy na dwie grupy wyrazów w Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., jednej z lewej strony równania, a drugie z prawej, wtedy: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Obierzmy cechowanie zerując prawą stronę równości Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., bo ona w układzie lokalnie płaskim o lokalnie stałych parametrach jest równa zero, by na podstawie jej otrzymać poprawne równanie ruchu (geodezyjne): Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Przy cechowaniu Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. wzór na linie geodezyjne Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. przyjmuje postać: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Pomnóżmy teraz równanie Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. przez jakiś element tensora metrycznego w czasoprzestrzeni Einsteina, czyli przez element Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Wykorzystajmy obliczenia w punktach Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., napiszmy równanie ruchu: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Wykorzystajmy dfinicję symboli Christoffela, a zatem nasze równanie Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., na podstawie definicji symboli Christoffela Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., przedstawia się: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Udowodniliśmy w ten sposób że równanie Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. wyprowadzone z zasad czysto geometrycznych jest takie samo jak z twierdzenia Eulera-Lagrange'a Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. policzonego za pomocą rachunku wariacyjnego, gdy siły zewnętrzne niegrawitacyjne się zerują. Przedstawmy równanie końcowe Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. w układzie zakrzywionym, mając definicję ogólnionego tensora siły Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., ale tym razem dla różniczek, a nie dla wielkości skończonych, wtedy: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. To równanie, tzn. Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. przypiszmy w postaci, przekształcając je do układów lokalnie płaskich zamieniając je na układy lokalnie płaskie, w których panuje teoria dla układów płaskich: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Na podstawie otrzymanej równości Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. można udowodnić silną zasadę równoważności dla układów rozciągłych, tzn. prawa w układzie lokalnie płaskim, wtedy tam jest spełniona szczególna teoria względności, mając je dla układów zakrzywionych, mają taką samą postać, co dla układów lokalnie płaskich, tylko zamiast tensora metrycznego Minkowskiego jest tensor metryczny czasoprzestrzeni zakrzywionej, a zamiast przecinka jest średnik.

Słaba zasada równoważności (dowód)[edytuj]

W układach inercjalnych rozciągłych panują prawa szczególnej teorii względności Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. (z którego możemy policzyć tensor siły działający na rozciągłe ciało), a jeśli mamy obserwatora w poruszającej się w windzie, w inercjalnym układzie odniesienia (układ lokalnie płaski), poruszający się z przyśpieszeniem Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., to on porusza się wraz z windą, a on sam odczuwa siłę bezwładności do dołu windy w układzie nieinercjalnym poruszający się wraz z windą względem tego układu ostatniego, rozważając inaczej, weźmy inercjalny układ odniesienia poruszający się wraz z windą, wtedy pojawiają się tensory metryczne, które są jakimiś funkcjami, nierówne tensorowi metrycznemu Minkowskiego, i pojawia się wtedy tensor siły grawitacji pochodzący od tego układu opisany w równaniu dla układu dyskretnego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. (z którego możemy policzyć tensor siły działający na ciało) lub rozciągłego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. (z którego możemy policzyć gęstość tensora siły grawitacji), stąd obserwator nie może rozróżnić tego układu inercjalnego od nieinercjalnego, bo opisywać można też ten sam ruch tak samo w układzie inercjalnym i nieinercjalnym, stąd prawa sformułowane tensorowo w układzie inercjalnym w szczególnej teorii względności są słuszne również w układzie nieinercjalnym po zamienieniu w układzie inercjalnym tensora metrycznego Minkowskiego tensorem metrycznym tego układu nieinercjalnego, a przecinki średnikami, co wtedy otrzymujemy prawa ruchu dla układów nieinercjalnych, co można też to udowodnić z teorii transformacji przechodząc z układu inercjalnego do nieinercjalnego. A więc to dowodzi słabą zasadę równoważności Alberta Einsteina.

Gęstość lagrangianu i równanie Eulera-Lagrange'a, a paradoks niespełnienia zasady najmniejszego działania[edytuj]

Weźmy wzór na gęstość lagrangianu całkowitego w ogólnej teorii względności, na podstawie definicji ogólnej gęstości lagrangianu całkowitego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i definicji gęstości lagrangianu przestrzennego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., w postaci Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.. Wykorzystajmy wzór na jedynkę Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., którą wstawiamy do Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., wtedy są cztery jego postacie, co:

Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.

A trzecia i czwarta postać lagrangianu całkowitego:

Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.

Gęstości lagrangianu całkowitego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. są niefizyczne, a Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. jest opcjonalnie fizyczny. Wykorzystując z definicji równania Eulera-Lagrange'a Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. w ogólnej teorii względności dla Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., wtedy weźmy Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. (inna postać gęstości całkowitej lagrangianu Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.), dochodzimy do wniosku: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Wykorzystując z definicji równania Eulera-Lagrange'a Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. w ogólnej teorii względności dla Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., wtedy weźmy Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. (inna postać gęstości całkowitej lagrangianu Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.), dochodzimy do wniosku: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Wykorzystując z definicji równania Eulera-Lagrange'a Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. w ogólnej teorii względności dla Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., wtedy weźmy Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. (inna postać gęstości całkowitej lagrangianu Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.), dochodzimy do wniosku: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Wykorzystując z definicji równania Eulera-Lagrange'a Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. w ogólnej teorii względności dla Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., wtedy weźmy Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. (inna postać gęstości całkowitej lagrangianu Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.), dochodzimy do wniosku: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Ale zachodzi dla gęstości lagrangianu całkowitego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. równanie Eulera-Lagrange'a Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.. Wykorzystując wniosek Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. będący równaniem Eulera-Lagrange'a dla gęstości lagrangianu całkowitego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., co na tej podstawie Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. i Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. dla gęstości lagrangianu całkowitego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. wynika, że stała kosmologiczna Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., skalar krzywizny Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., gęstości lagrangianu masowego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., i gęstości lagrangianu całkowitego Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. są ogólnie różne od zera wykorzystując wniosek końcowy z Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów.. Skonstrułujmy gęstość lagrangianu dodając do niej zero i wykorzystując Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów., mamy: Upłynął czas przewidziany do wykonywania skryptów. Czyli jeżeli będziemy dodawać do całkowitego lagrangianu jedynki i zero, to wychodzą, że układy są globalnie (lokalnie) płaskie matematyczne, które badaliśmy w książce opisującą szczególną teorię względności, a więc ta zasada najmniejszego działania jest spełniona tylko dla układów globalnie (lokalnie) płaskich matematycznych, a nie zakrzywionych, bo dadawaliśmy tam jedynki i zera, stąd do całki działania nie można dodawać zer i jedynek, by zastosować go do układów zakrzywionych, by z rachunku wariacyjnego wyszły poprawne równania fizyki dla układów zakrzywionych.