108806 (765290), страница 2

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 2)

То же самое относится и к другому эффекту – сокращению длин.

,

(3.2)

Сокращается не длина предмета, а деформируется шкала линейки. Ведь предмет не станет длиннее или короче, если измерять его не в метрах, а в сантиметрах или километрах.

Метрика массивных систем отсчета

Определим структуру пространства вокруг массивных тел. Пусть заданы два тела, с которыми связаны МСО и

, снабженные соответствующими измерительными приборами. Введем обобщенные координаты

и образуем метрику

(4.1)

где

Для простоты расчета будем считать, что тела имеют шарообразную форму и движутся относительно друг друга с некоторой скоростью. Выберем сферическую систему координат с началом в центре тела

,

Второе тело , будем считать малым и в качестве его метрики выберем метрику Минковского

с сигнатурой (1,1,1,-1). Полагая

, и учитывая (3.1) и (3.2), находим

;

, (4.2)

, (4.3)

следовательно,

, (4.4)

Это- метрика Шварцшильда, но с несколько иной структурой пространства-времени. Для удобства сравнения перенесем начало отсчета от в пустое пространство. Тогда в первом (классическом) приближении

, (4.5)

где - относительное изменение энергии сигнала при переходе из

в

. Изменение вызывается двумя причинами: участием сигнала в относительном движении МСО и взаимодействием с массивными телами и частицами среды. Если системы неподвижны и взаимодействие только гравитационное, то первый член в правой части (4.5) исчезает и метрика (4.4) автоматически переходит в метрику Шварцшильда. Если же системы движутся то возникает ряд новых эффектов, связанных с взаимодействием светового сигнала с инерционным полем. Покажем это на частном примере

Имея в виду, что , преобразуем (4.5)

(4.6)

Первый член соответствует метрике Минковского, последний – Шварцшильда. Остальные два показывают, что пространство вокруг массивных тел не только искривлено, но и закручено. Оно имеет спиральную структуру и ведет себя по отношению светового сигнала как среда с показателем преломления

(4.7)

где - единичный вектор в направлении распространения луча. Он является главным индикатором структуры пространства. Задавая его для разных сред мы всегда можем определить структуру пространства данной среды.

5. Эффекты Доплера, Эйнштейна и Шапиро

Пусть отдаленная звезда посылает на Землю

сигнал в виде плоской монохроматической волны. Земной наблюдатель, принимая сигнал звезды, измеряет его частоту

и сравнивая с частотой своего собственного (невозмущенного) сигнала

, обнаруживает, что он отличается на величину

. Изменение обусловлено участием сигнала в относительном движении

,

и взаимодействием с массивными телами и частицами среды.

Установим связь между этими частотами. Воспользуясь группой (2.10) и учитывая, что импульс преобразуется как , находим

, (5.1)

Заменив и

их значениями из (4.6) и (4.7) получим целый набор значений для продольных и поперечных сдвигов частоты светового сигнала звезды. В приближении (4.6) первый член выражает эффект Доплера, последний – Эйнштейна, остальные два предсказывают наличие аксиального смещения спектра о котором шла речь в первой статье \5\.. Существуют и другие причины, приводящие к сдвигу спектра, поэтому наблюдаемое космологическое красное смещение спектра звезд нельзя однозначно интерпретировать как расширение пространства.

Рассмотрим эффект Шапиро. Пусть из Земли посылается радиолокационный импульс на какую-нибудь планету, скажем Меркурий Один раз в тот момент, когда Солнце находится далеко от прямой, соединяющей Землю с планетой, а другой раз, когда оно находится в непосредственной близости. В первом случае влияние Солнца слабое (пространство плоское) и время перехода сигнала туда и обратно равно . Во втором - оно велико (пространство искривлено), поэтому геометрический путь

мы должны заменить оптическим

, тогда

(5.2)

где - угол между направлением движения планеты и светового импульса. Задержка импульса, определяемая этим равенством, несколько больше той, которая предсказывает ОТО По мнению ряда специалистов, и реальная задержка гораздо больше, но идет явная «подгонка под ОТО». Как справедливо замечает Д. Шама, «если бы астрономы не знали, какую величину они должны получить, то опубликованные результаты отличались бы намного больше» /8/.

6. Энергия и импульс релятивистской частицы в инерционном поле

При определении полного импульса мы исходили из классического представления скорости. Такое определение не корректно так как скорость не образует 4-вектор. Релятивистский импульс должен строится на основе группы (2.10). Воспользуясь этим, имеем

, (6.1)

где ,

,

, (6.2)

,

, (6.3)

Скорость в этом представлении образует 4-вектор и умножением на массу частицы

, формирует релятивистский импульс. Обратим однако, внимание на закон изменения массы (6.2). Он обобщает соответствующую формулу СТО и показывает, что масса зависит не только от скорости, но и является функцией энергии взаимодействия вообще. В частности, в покоящейся системе

, (6.4)

Как следует из (6.4), всякое структурное изменение положения частиц, приводит к изменению потенциальной энергии и как следствие, к дефекту массы. Не с этим ли связано многообразие элементарных частиц? Обнаруживая одну и ту же частицу в разных энергетических состояниях принимаем ее за разные? Для электромагнитных взаимодействий дефект составляет величину порядка =

, где

- постоянная тонкой структуры, что очень мал, но для сильных взаимодействий он может стать значительным.

Определим полную энергию релятивистской частицы. Полагая находим

,

, (6.5)

(6.6)

- энергия покоя частицы в потенциальном поле

. Она определяет энергию связи и показывает, что дефект массы вызван изменением потенциальной энергии частицы.

Эти формулы обобщают соответствующие формулы СТО и в обширных комментариях не нуждаются.

7. Квантовая инерцодинамика – основа единой теории поля

При выводе уравнений инерцодинамики мы никаких ограничений на выбор зарядов и их полей не делали. Поэтому уравнения инерцодинамики включают в себя все известные поля и их можно рассматривать как систему уравнений единого поля. Проблема состоит в их квантовании. На первый взгляд, тут никаких проблем нет. Из определения полного импульса следует уравнение Клейна – Гордона -

Фока

(7.1)

Оно общековариантно и поскольку уравнения инерцодинамики образованы из этого импульса и его производных, то достаточно заменить импульс оператором

и воздействовать волновой функцией

и уравнения будут квантованным. Однако это не так. Уравнение (7.1) квадратично, а уравнение движения должно быть первого порядка поскольку при возведении всякой функции в квадрат часть информации теряется. В данном случае теряется информация, касающаяся внутренних степеней свободы частицы, такие как спин, поляризация, четность, странность и др.

Чтобы избежать этих потерь, умножая на операторы

, образуем функционал первого порядка

, (7.2)

Определим таким образом, чтобы из (7.2) в пределе получилось (7.1). Для этого необходимо потребовать, чтобы

были антикоммутирующими

(7.3)

Явный вид этих операторов, напоминающих операторы Дирака, нам пока не потребуется, так как природа частицы не конкретизируется. Воздействуя на (7.2) сопряженным функционалом, имеем

, (7.4)

где ,

, (7.5)

Уравнение (7.4) отличается от (7.1) последним членом. Он обращается в нуль, если вещественны. Вводя оператор ковариантного дифференцирования

, (7.6)

образуем «тензор напряженности инерционного поля»

, (7.7)

с компонентами ,

,

,

, (7.8)

,

,

Диференцируя по

, представим систему уравнений инерцодинамики (7.9) – (7.11)

(7.9)

,

,

,

(7.10)

где ,

, (7.11)

,

в четырехмерной форме

, (7.12)

,

,

(Запятая перед индексами означает ковариантное дифференцирование). Воздействием на волновую функцию (7.2) преобразуется в систему нелинейных квантомеханических уравнений поля. Если в

сохранить только

, а в

только

, то она трансформируется в обыкновенные дифференциальные уравнения в частных производных с потенциалом типа потенциала поля Янга-Миллса

(7.13)

Переход от лагранжиана к гамильтониану осуществляется по стандартной схеме

(7.14)

где

Во всех этих уравнениях определяющим является - импульс. Он зависит от многих факторов и в общей форме не определяется. Его можно задавать только для конкретной модели. Один из возможных вариантов состоит в разложении

по группам симметрии Ли /9/. Генераторы групп составляются из величин, характеризующих заряд данного мультиплета, а параметры – из полей, связывающие эти заряды. Генератор

Характеристики

Список файлов статьи