Ультрабуст в пространстве (2+1)

6 марта 2011 года, 10:34

В прошлый раз, говоря о (2+1)-мерной гравитации, мы нашли метрику точечной массы:

$$ds^2=-c^2dt^2+d\rho^2+\alpha^2\rho^2d\varphi^2,\quad\alpha=1-4Gm/c^2.$$(1)

Теперь попробуем вывести метрику ультрарелятивистской частицы, пролетающей мимо наблюдателя с околосветовой скоростью. Сначала мы найдем метрику движущейся материальной точки, а затем применим операцию, называемую ультрабустом. Она заключается в одновременном устремлении скорости частицы к скорости света и массы к нулю, чтобы энергия оставалась конечной.

Лоренцев буст

Временно будем считать, что скорость света с = 1.

Для плоской метрики пространства Минковского переход в другую ИСО выполняется при помощи матрицы Лоренца Λ (такое преобразование оставляет метрику инвариантной):

$$g(v)=\Lambda^Tg\Lambda.$$(2)

Эту формулу можно применять не только к плоскому пространству, но и, например, к решению Шварцшильда. Действительно, метрика Шварцшильда асимптотически плоская, поэтому, формально проделав над ней такое преобразование, мы получим на бесконечности преобразования Лоренца из СТО. Следовательно, (2) описывает переход из системы отсчета покоя в систему, движущуюся относительно тела с постоянной скоростью.

Однако метрика (1) не является асимптотически плоской, поэтому обоснование возможности применить (2) в случае пространства (2+1) сложнее.

Для начала заменим переменные:

$$\left\{ \begin{array}{rl} x\!\!\!\!&=r\cos\varphi,\\ y\!\!\!\!&=r\sin\varphi,\\ \varepsilon\!\!\!\!&=1-\alpha^2. \end{array} $$(3)

В этих обозначениях метрика (1) принимает вид

$$g=\left[ \begin{array}{ccc} -1&0&0 \\ 0&1-{\dfrac {\varepsilon\,{y}^{2}}{{x}^{2}+{y}^{2}}}&{\dfrac {\varepsilon\,xy}{{x}^{2}+{y}^{2}}} \\ 0&{\dfrac {\varepsilon\,xy}{{x}^{2}+{y}^{2}}}&1-{\dfrac {\varepsilon\,{x}^{2}}{{x}^{2}+{y}^{2}}} \end{array} \right] .$$

Отсюда и из (1) видно, что ε → 0, когда → 0. Когда мы уменьшаем массу точки до нуля, пространство переходит в плоское. Результат цепочки преобразований: уменьшение массы до нуля — лоренцев буст — увеличение массы до первоначального значения совпадет с результатом от простого применения формулы (2). Этим и обосновывается возможность ее применения.

Матрица Лоренца есть

$$\Lambda=\left[ \begin {array}{ccc} {\cfrac {1}{\sqrt {1-v^{2}}}}&-{\cfrac {v}{\sqrt {1-v^{2}}}}&0 \\ -{\cfrac{v}{\sqrt {1-{v}^{2}}}}&{\cfrac {1}{\sqrt {1-v^{2}}}}&0 \\ 0&0&1\end {array} \right] .$$

Несложные, но объемные вычисления, которые лучше всего поручить компьютеру, дают

$$\Lambda^Tg\Lambda=\left[\begin{array}{ccc} -1-{v^2\over 1-v^2}{\varepsilon y^2\over x^2+y^2}&{v\over 1-v^2}{\varepsilon y^2\over x^2+y^2}&-{v\over\sqrt{1-v^2}}{\varepsilon xy \over x^2+y^2}}\\ \noalign{\medskip}{v\over 1-v^2}{\varepsilon y^2\over x^2+y^2}&1-{1\over 1-v^2}{\varepsilon y^2\over x^2+y^2}&{1\over\sqrt{1-v^2}}{\varepsilon xy \over x^2+y^2}}\\ \noalign{\medskip}-{v\over\sqrt{1-v^2}}{\varepsilon xy \over x^2+y^2}}&{1\over\sqrt{1-v^2}}{\varepsilon xy \over x^2+y^2}}&1-{\varepsilon x^2 \over x^2+y^2}\end {array}\right].$$

В этом выражении x — координата в сопутствующей системе отсчета. Она связана с координатой x1 в нашей системе отсчета преобразованием Лоренца

$$x = {x_1-vt \over \sqrt{1-v^2}}.$$

Подставим ее в предыдущее выражение и получим

$$g(v)=\left[\begin{array}{ccc}-1-{v^2\varepsilon y^2\over\left(x_1-vt\right)^2+y^2\left(1-v^2\right)}&{v\varepsilon y^2\over\left(x_1-vt\right)^2+y^2\left( 1-v^2 \right)}&-{v\varepsilon\left(x_1-vt\right)y\over\left(x_1-vt\right)^2+y^2\left(1-v^2\right)}\\ \noalign{\medskip}{v\varepsilon y^2\over \left(x_1-vt\right)^2+y^2\left( 1-v^2 \right)}&1-{\varepsilon y^2\over\left(x_1-vt\right)^2+y^2\left(1-v^2\right)}&{\varepsilon\left( x_1-vt\right)y\over\left(x_1-vt\right)^2+y^2\left(1-v^2\right)}\\ \noalign{\medskip}-{v\varepsilon\left( x_1-vt \right) y\over\left(x_1-vt\right)^2+y^2\left(1-v^2\right)}&{\varepsilon\left(x_1-vt\right)y\over\left(x_1-vt\right)^2+y^2\left(1-v^2\right)}&1-{\varepsilon\left(x_1-vt\right)^2\over\left(x_1-vt\right)^2+y^2\left(1-v^2\right)}\end{array}\right].$$

Ультрабуст

Используем результат, полученный выше, для вывода метрики материальной точки с нулевой массой, движущейся со скоростью света.

Будем переходить к пределу  c, → 0 таким образом, чтобы энергия

$$E={mc^2 \over \sqrt{1-\dfrac{v^2}{c^2}}}$$

материальной точки оставалась конечной. С учетом (1) и (3) легко найти, что

$$\varepsilon={8GE \over {c^4}}\sqrt {1-\dfrac{v^2}{c^2}}-{16G^2E^2 \over c^8}\left( {1-\dfrac{v^2}{c^2}} \right).$$

Кроме того, нам понадобится известное соотношение

$$\lim \limits_{a\to +0} \dfrac{a}{z^2+a^2}=\pi \delta (z).$$

В конечном итоге мы получим

$$g(c ) =\left[\begin{array}{ccc} {-c^2-\dfrac{8\pi G}{c^2}E\left| y \right|\delta \left( {x_1 -ct} \right)}& {\dfrac{8\pi G}{c^3}E\left| y \right|\delta \left( {x_1 -ct} \right)}& 0\\{\dfrac{8\pi G}{c^3}E\left| y \right|\delta \left( {x_1 -ct} \right)}& {1-\dfrac{8\pi G}{c^4}E\left| y \right|\delta \left( {x_1 -ct} \right)}& 0 \\ 0& 0& 1\\ \end{array}\right] .$$

В переменных u = x1 − ct, x1 + ct интервал принимает вид

$$ds^2=-du\,dv+dy^2-\dfrac{8\pi G}{c^4}E\,\delta (u) \left| y \right|du^2.$$

Полезно сравнить этот ответ с ультрабустом в (3+1) [1]:

$$ds^2=-du\,dv+dr^2+r^2 d\theta ^2-8GE\,\delta (u) \ln r du^2.$$

Результаты отличаются функцией от перпендикулярного расстояния, входящей в коэффициент перед du2. В двумерном случае это линейная функция, а в трехмерном — логарифм. Эти функции являются функциями Грина уравнения Лапласа размерности на 2 меньше, чем размерность соответствующего пространства-времени. Как видим, результаты получились похожими.

Ссылки

[1] P. C. Aichelburg, R. U. Sexl (Vienna U.). «On the Gravitational field of a massless particle». May 1970. Published in Gen.Rel.Grav.2:303-312,1971.

[2] S. Deser, Alan R. Steif (Brandeis U.). «Gravity theories with lightlike sources in D = 3.» Published in Class.Quant.Grav.9:L153-L160,1992.

Ключевые слова: гравитация

Гравитация в пространстве (2+1) Ctrl Парадокс Фейнмана, или потоки энергии в постоянных электромагнитных полях

Читайте также

Гравитация в пространстве (2+1)
Мы рассмотрим некоторые особенности гравитации в трехмерном пространстве-времени (две пространственных координаты плюс время). Оказывается, такое пространство в присутствии масс локально не искривляется, однако в нем появляются глобальные топологические эффекты.
2011
Скрытый импульс
Недавно на гиктаймсе писали про невозможный двигатель на электромагнитной тяге. Для появления такой тяги физических оснований нет, обсуждать его мы не будем.
2015
Торможение реликтовым излучением
На втором курсе за неделю перед досрочным экзаменом по теоретической физике Семен Соломонович Герштейн задал мне две задачи.
2014

Комментарии

#1. 8 марта 2011 года, 12:43. Михаил Гойхман пишет:
Рома, а что тебя смущает в применении Лоренца к произвольной метрике? Ясно, что в силу общей ковариантности мы всегда можем сделать замену координат, если, конечно, якобиан этой замены ненулевой. Т.е. любой обратимый диффеоморфизм всегда можно осуществить. И преобразование Лоренца — частный тому пример.
#2. 8 марта 2011 года, 13:26. пишет:
Да, конечно, можно сделать почти любую замену координат, в том числе и замену (2). Вопрос в том, будет ли новая метрика соответствовать телу, движущемуся равномерно относительно удаленного наблюдателя.

Ясно, что если метрика (пространство-время) на бесконечности плоская, то преобразования Лоренца обеспечат необходимую замену. В (2+1) это не очевидно, так как имеется глобальный топологический дефект.
#3. 8 марта 2011 года, 13:41. Михаил Гойхман пишет:
Тем не менее я как-то не вижу, чтобы твоя аргументация с устремлением массы к нулю, бустом и восстановлением массы как-то демонстрировала, что у нас на бесконечности метрика соответсвует движущемуся с пост. скоростью относительно исходной СО наблюдателю. (Ну то есть ты просто провел некую проверку состоятельности теории; ясно что в случае нулевой массы (и заряда) многие (не все) метрики становятся плоскими.) Локально этот факт работает всегда, ибо любая метрика локально плоская, и совершение локального Лоренца означает переход между разными локальными ИСО.
#4. 8 марта 2011 года, 13:52. пишет:
Однако в свое время меня эта аргументация убеждала, видимо, потому что я сам тогда ее придумал :)

В любом случае, мы всё равно уменьшаем массу тела до нуля, так что глобально метрика всё больше и больше приближается к плоской.

В свою очередь меня никак не убеждают аргументы с существованием локально инерциальных СО в контексте данной задачи. Эти локальные СО просто связаны со свободно падающими наблюдателями, и переходы между ними меня не очень интересуют. Моя задача — узнать, что будет, когда мимо меня проносится безмассовая неполяризованная частица (тогда ультрабуст дает точный ответ) или тело на околосветовой скорости (здесь получится приближение).
#5. 8 марта 2011 года, 14:32. Михаил Гойхман пишет:
Ну комментарий касательно ЛИСО просто к слову был, я и не планировал с его помощью что-то доказать касательно удаленного наблюдателся. Хотя теперь можно попробовать. Нас интересует метрика, создаваемая частицей массы m, движущейся со скоростью v (причем потом устремляем m к нулю, а v к скорости света), в некоторой точке O. В этой точке есть наблюдатель, СО, в которой он покоится, пусть будет СО-1. Рассмотрим СО-2, в которой наша частица покоится. Мы знаем, что можно перейти в такую ЛИСО, в которой метрика в точке О плоская. Такой переход обладает Лоренцевой симметрией, которая, как известно, соответсвует свободно падающим наболюдателям в О, но падающим с разными скоростями. Ну так вот, в эту ЛИСО можно попасть как переходом из СО-1, так и переходом из СО-2. В каждом случае делаем переход так, чтобы частица и наблюдатель соответственно оставались в покое. Т.е., скажем, когда переходим из СО-1 в СО-1', то в СО-1' наблюдатель в О по-прежнему в покое, а когда переходим из СО-2 в СО-2', то частица по-прежнему в покое. При этом в системах СО-1' и СО-2' метрика в О плоская. Ясно однако, что так как указанные состояния покоя не изменились, то переход из СО-1' в CО-2', так же как переход из CО-1 в СО-2, есть переход между двумя СО, движущимися относительно друг друга со скоростью v. Постолько поскольку метрика локально плоская в точке О в системах СО-1' и CО-2', то ясно, что переход осуществляется Лоренцевским бустом с параметром v. Однако, он обложен переходами в ЛИСО, как видно.
#6. 8 марта 2011 года, 14:53. пишет:
Ты мог бы новый пост написать, а не комментарий :)

Получается, я обосновывал, что можно опустить матрицы перехода в ЛИСО. Возможно, так можно делать, если пространство на бесконечности асимптотически плоское?

С точки зрения техники вычислений нам нужно понять, что после преобразования $$\Lambda^T\! g \Lambda$$ у нас не получится какая-то фигня. Например, если я возьму преобразование сферической координаты в пустом пространстве $$r' = \gamma(r-\beta t)$$, по форме напоминающее преобразование Лоренца, я получу ерунду.

Если метрика на бесконечности обращается в метрику Минковского diag(-1, 1, 1, 1), то к ней можно применять обычные преобразования Лоренца из СТО.
#7. 8 марта 2011 года, 15:01. Михаил Гойхман пишет:
Если пространство-время асимпотически плоское, то махинацию с переходом можно осуществить через нашу точку О, взятую на бесконечности. Действительно, вообще говоря матрица перехода имеет вид

$$\frac{\partial x_1}{\partial x_1'}\Lambda\frac{\partial x_2'}{\partial x_2}$$

где 1 и 2 соответсвует обозначениям СО из пред. коммента, а Л есть матрица буста. Так что если взять точку О на бесконечности, то останется только Л.
#8. 8 марта 2011 года, 15:03. Михаил Гойхман пишет:
Насчет преобразования сферической координаты в пустом пространстве — в сферических координатах метрика пустого пространства не является метрикой Минковского, поэтому подобного рода «преобразования Лоренца» не явояются ее симметрией.
#9. 8 марта 2011 года, 15:06. пишет:
В том-то и дело. Мне просто нужно было понять, какую матрицу $$\Lambda$$ взять.

Оставьте свой комментарий


Формулы на латехе: $$f(x) = x^2-\sqrt{x}$$ превратится в $$f(x) = x^2-\sqrt{x}$$.
Выделение текста: [i]курсивом[/i] или [b]жирным[/b].
Цитату оформляйте так: [q = имя автора]цитата[/q] или [q]еще цитата[/q].
Других команд или HTML-тегов здесь нет.