Speciális relativitáselmélet

A speciális relativitáselmélet ( SRT ) egy fizikai elmélet a mozgás a testek és mezők a térben és időben . Kiterjeszti az eredetileg a mechanikában felfedezett galilei relativitáselvet egy speciális relativitáselvre . A relativitáselmélet speciális elve szerint nemcsak a mechanika törvényei, hanem az összes fizikai törvény is azonos formában van minden inerciarendszerben . Ez vonatkozik többek között. az elektromágnesesség törvényeiért, ezért aA vákuumban a fénysebesség minden inerciarendszerben azonos. A relativitáselméletből következik, hogy a hosszúság és az időtartam a néző mozgásállapotától függ, és hogy nincs abszolút tér és abszolút idő. Ezt mutatja a Lorentz-összehúzódás és az idő dilatációja . Az SRT másik fontos következménye a tömeg és az energia egyenértékűsége .

A cikk a elektrodinamikája mozgó testek , amelyek Albert Einstein közzé után 1905 előkészítő munka Hendrik Antoon Lorentz és Henri Poincaré , az tekinthető , mint a születés a speciális relativitáselmélet . Mivel az elmélet az egymáshoz képest mozgó referenciakeretek leírásával, valamint az időtartamok és hosszúságok relativitáselméletével foglalkozik, hamarosan a "relativitáselmélet" néven ismertté vált. Einstein 1915-ben átnevezte a különleges relativitáselméletre , amikor kiadta az általános relativitáselméletet (ART). Az SRT-vel ellentétben ez magában foglalja a gravitációt is .

Az SRT elmagyarázta a Michelson-Morley kísérlet eredményét, amelyet később a Kennedy-Thorndike kísérlet és számos más teszt is megerősített .

bevezetés

A klasszikus mechanika törvényeinek megvan az a sajátos tulajdonsága, hogy minden inerciarendszerben egyformán érvényesek ( a relativitás elve ). Az inerciarendszer olyan referenciarendszer, amelyben minden erő nélküli test egyenletesen mozog egyenes vonalban, vagy nyugalmi állapotban marad. Ez a tény lehetővé teszi, még például az ICE-ben is teljes sebességgel. B. inni egy kávét anélkül, hogy a 300 km / h sebességnek bármilyen hatása lenne. Azokat a transzformációkat (konverziós képleteket), amelyeket a klasszikus mechanikában egyik inerciarendszerből a másikba konvertálnak, Galilei-transzformációknak nevezzük , és azt a tulajdonságot, hogy a törvények nem függenek az inerciarendszertől (vagyis Galileai transzformációval nem változnak), Galileusnak változatlanság . A galileai transzformáció képletei közvetlenül a háromdimenziós euklideszi tér klasszikus elképzeléséből következnek, amelyen minden esemény alapul és független (egydimenziós) idő.

A 19. század végén azonban felismerték, hogy az elektromos, mágneses és optikai jelenségeket nagyon sikeresen leíró Maxwell-egyenletek nem Galilei-invariánsak. Ez azt jelenti, hogy az egyenletek formájukban megváltoznak, amikor egy Galilei-transzformációt olyan rendszerben hajtanak végre, amely az eredeti rendszerhez képest mozog. Különösen a fénysebesség függene a referenciarendszertől, ha a Galileo-invarianciát alapvetőnek tekintenék. A Maxwell-egyenletek ezért csak egyetlen referenciarendszerben lennének érvényesek, és a fénysebesség mérésével lehetővé kell tenni a saját sebességének meghatározását ehhez a rendszerhez képest. A leghíresebb kísérlet, amely a föld sebességét próbálta mérni ezzel a kiváló rendszerrel szemben, a Michelson-Morley kísérlet . Egyetlen kísérlet sem bizonyíthatja azonban a relatív mozgást.

A probléma másik megoldása az a posztulátum, hogy a Maxwell-egyenletek változatlanok maradnak minden referenciakeretben, és ehelyett a Galileo-invariancia nem általánosan érvényes. Ezután a Lorentz-invariancia lép a Galileo- invariancia helyére . Ez a posztulátum messzemenő hatást gyakorol a tér és az idő megértésére, mert a Lorentz-transzformációk , amelyek a Maxwell-egyenleteket változatlanul hagyják, nem a tér tiszta transzformációi (mint a Galileo-transzformációk), hanem együtt változtatják meg a teret és az időt. Ugyanakkor a klasszikus mechanika alapegyenleteit is át kell fogalmazni, mert azok nem Lorentz-invariánsak. Alacsony sebesség esetén azonban a galileai és a Lorentz-transzformáció annyira hasonlít egymásra, hogy a különbségeket nem lehet mérni. A klasszikus mechanika érvényessége ezért nem mond ellent az új elméletnek alacsony sebességnél.

A speciális relativitáselmélet tehát tágabb értelmet nyújt a térben és az időben, amelynek eredményeként az elektrodinamika már nem függ a referenciarendszertől. Jóslataikat sokszor sikeresen tesztelték és nagy pontossággal megerősítették.

Lorentz-transzformációk

A fizikai törvények változhatatlansága a Lorentz-transzformációk alatt a speciális relativitáselmélet központi állítása. Ezért ebben a szakaszban világosan elmagyarázzák a Lorentz-transzformációk fizikai hatásait.

Mivel az elektrodinamika törvényei minden referenciakeretben egyformán alkalmazandók, az állandó vakuumos fénysebességre vonatkozó előrejelzésük is különösen érvényes. A fény ezért minden referenciakeretben egyformán gyors. Ez közvetlenül a Lorentz-invarianciából következik, és gyakran a Lorentz-transzformációk legfontosabb tulajdonságának tekintik, hogy változatlanul hagyják a fénysebességet.

Einstein gondolatkísérlete

A Lorentz-átalakítások különböző aspektusainak szemléltetésére egy gondolatkísérletet alkalmaznak, amely Albert Einsteinig nyúlik vissza: A vonat sebességgel halad keresztül a vasútállomáson . A peronon és a vonaton különféle megfigyelők vannak, akiknek megfigyeléseit és méréseit össze kell hasonlítani. Rendelkeznek órákkal és szabályokkal, valamint villogó fényekkel, amelyekkel fényjeleket lehet cserélni. A vonat menetirány szerinti elülső végét „vonat kezdetének”, a másikat „vonat végének” nevezzük. A vonat eleje először eléri a peron végét, amelyet „hátsónak” nevezünk. Később az "elülső" véghez érkezik. ${\ displaystyle -v}$

A vonat utasának úgy tűnik, mintha pihenne, és a peron a vonat haladási irányával ellentétes sebességgel haladna. A relativitás elvének megfelelően az ő nézőpontja ugyanolyan helyes, mint a vasútállomáson álló megfigyelőé. Mindkét referenciarendszer inerciarendszer, ezért fizikailag egyenértékű. ${\ displaystyle + v}$

Nagyon fontos megjegyezni, hogy bármely megfigyelő csak közvetlenül nyilatkozhat azokról az eseményekről, amelyek közvetlenül nála zajlanak. Ha azonban tudni akarja, hogy mikor történt egy esemény egy másik helyen, akkor csak olyan fényjelekre támaszkodhat, amelyeket erről a helyről küldtek ki. A távolság és a repülési idő alapján ezután következtethet az esemény idejére, mert a fénysebesség minden inerciarendszerben azonos.

egyidejűség

A Lorentz-transzformációk hatásainak megértésének egyik legnagyobb nehézsége az egyidejűség fogalma. Megértése érdekében ezért fontos felismerni, hogy a különböző helyszíneken zajló események egyidejűsége nincs előre meghatározva. A fénysebességet használják az egyidejűség meghatározására, mivel ez minden referenciakeretben megegyezik. Két egyidejű esemény fényjelzései különböző időpontokban jutnak el a megfigyelőhöz, ha az események a megfigyelőtől különböző távolságban fordulnak elő. Ha azonban a megfigyelő két eseménytől egyenlő távolságra van, és a tőlük érkező fényjelek egyidejűleg érik el, akkor a két eseményt önmaguk egyidejűnek nevezik .

Az egyidejűségnek ez a meghatározása egyértelműen érthetőnek tűnik, de a Lorentz-invarianciával együtt paradox hatáshoz vezet: két, különböző helyeken zajló esemény egyidejűsége a megfigyelő mozgásának állapotától függ.

Ez a tény közvetlenül az elején leírt gondolatkísérlettel érthető :

Az emelvény közepén van egy lámpa. Az emelvényen álló megfigyelő számára azonnal egyértelmű: A lámpa bekapcsolásakor a fény egyszerre éri el a peron mindkét végét: ugyanazt az utat kell lefednie mindkét irányban. Vizsgáljuk meg most a helyzetet a vonaton lévő utas szemszögéből: A peron most v állandó sebességgel halad visszafelé. A fénynek azonban mindkét irányban c sebessége is van a vonathoz képest. Az átvitel idején a platform mindkét vége egyenlő távolságra van a lámpától. Így az emelvény elülső vége a fénysugár felé esik, így az előre haladó fény rövidebb távolságot halad, amíg el nem éri a peron ezen végét. Ezzel szemben a peron hátsó vége a mögötte lévő fény irányába mozog, így az itt lévő fénynek valamivel nagyobb távolságot kell megtennie, mielőtt elérné ezt a véget. Ezért a fény a peron elülső végéhez hamarabb jut, mint a hátsó, és így a peron két vége nem érhető el egyszerre.

A peronon megfigyelő és a vonaton lévő megfigyelő ezért nem ért egyet abban a kérdésben, hogy a két esemény „a fény eléri-e a peron elülső végét” és „a fény eléri-e a peron hátsó végét” egyidejű-e. Mivel azonban mindkét megfigyelő egységesen mozog, a két rendszer egyike sem kiváló: A két megfigyelő nézőpontja tehát egyenértékű. Az egyidejűség valójában mindkét megfigyelő számára különbözik.

Az események egyidejűsége, amelynek helye csak merőlegesen változik a mozgás irányára, mindkét referenciarendszerben megegyezik: Ha a lámpa a vonat felén lóg, a fény alacsonyabb lesz mind a peronon lévő megfigyelő, mind a megfigyelő a vonaton - és érje el a vonat tetejét.

Lorentz összehúzódása

Az egyidejűség relativitása további, ugyanolyan paradox hatást eredményez:

Tegyük fel, hogy a vonat kezdete (lásd Einstein gondolatkísérletét ) fényvillanást vált ki, amikor elhalad a peron elülső végén, és a vonat vége hasonló fényvillanást vált ki, amikor elhalad a peron hátsó végén.

A peron közepén lévő megfigyelő mindkét fényvillanást egyszerre látja, amikor a vonat áthalad. Ebből a megfigyelő arra a következtetésre jut, hogy ha tudja, hogy a peron közepén van, és mi váltotta ki a két villanást, akkor a vonat és a peron azonos hosszúságú.

A vonat közepén lévő megfigyelő esetében azonban egészen más a helyzet: a vonat elejétől kezdődő fényvillanások korábban érik el, mint a vonat hátsó végétől érkező fényvillanások, mert az eleje felé halad villan, és ezzel egyidejűleg eltávolodik a hátsó villanófénytől. Mivel a „hátsó” esemény (a vonat vége elhalad a peron hátsó végén) később következik be számára, mint az „eleje” (a vonat kezdete elhalad a peron elülső végén), ezért arra a következtetésre jut, hogy a vonat hosszabb, mint a peron, mert végül is a vonat vége még mindig ott volt, soha nem érkezett meg a peronra, amikor a vonat kezdete már elhagyta azt.

Így a peron rövidebb a vonaton lévő megfigyelő számára, és a vonat hosszabb, mint a peronon lévő megfigyelő számára.

A relativitás elve azt mondja, hogy mindkettőnek igaza van: Ha a (mozgó) peron rövidül a mozdonyvezető szempontjából, akkor a (mozgó) vonatot is meg kell rövidíteni a peronfigyelő szempontjából. A Lorentz-összehúzódás csak a mozgás irányában érvényes, mivel az események egyidejűsége mindkét referenciarendszerben merőleges a mozgás irányára. Mindkét megfigyelő olyan z. B. egyetértenek a magassága a felsővezeték .

A hosszúság összehúzódásának közvetett bizonyítéka a nagy sebességgel mozgó elektromos pont töltés elektromágneses mezőjének problémájából is adódik. Ennek az objektumnak az elektromos tere egyszerűen a töltés Coulomb-mezője, amikor az eltűnik vagy lassú a fénysebességhez képest . H. egyenletes sugárirányú eloszlással. A fénysebesség növekvő megközelítésével viszont - a távolság mozgásirányú összehúzódása miatt - az elektromos mezők egyre inkább a keresztirányú mozgásirányokba koncentrálódnak . Ezenkívül az elektromos mezők mellett vannak (aszimptotikusan egyformán erős) mágneses mezők is, amelyek körbefutják a mozgás tengelyét.

Idő tágulás

Ahogyan a különbözõ inerciarendszerekben a megfigyelõk közötti távolságokat eltérõen határozzák meg, az idõtávolságok összehasonlításakor az inerciarendszerek relatív sebességét is figyelembe kell venni: A vonaton megfigyelõ (lásd Einstein gondolatkísérletét ) a vonat hátsó végén van. és a peron mindkét végén van egy óra. A peron elején lévő óra akkor indul, amikor a vonat feje elhalad rajta, és a peron hátsó részén lévő óra, amikor a vonat vége elhalad rajta. Mivel a vonat ugyanolyan hosszú a peronon lévő megfigyelő számára, mint a peron, az órákat egyszerre indítják az egyidejűség koncepciója szerint. A peron elülső végén az óra leáll, amikor a vonat hátsó vége elhalad rajta.

A vonaton lévő megfigyelő akkor kezdi el az óráját, amikor elhalad a peron hátsó végénél, vagyis egyidejűleg a helyi peron órájának kezdetével, és leállítja azt, amikor elhalad a peron elülső végén, egyidejűleg a helyi peron leállításával. óra. Az egyidejűség koncepciója szerint a peron elülső végén az óra a peron hátsó végén lévő óra előtt halad, és így az órája előtt is halad, mivel a hosszúság fogalma szerint a vonat hosszabb, mint a felület. A peron hátuljától az elülső végéig tartó utazása során mért idő rövidebb, mint az idő, amelyet az óra a peron elülső végén mutat, amikor áthalad rajta.

A peronon lévő megfigyelő az órák kijelzőiből látja, hogy a vonaton lévő megfigyelő rövidebb időtartamot mér, mint ő maga. Mivel az egyidejűség koncepciója szerint a megfigyelő órájának indulási és leállási ideje a vonaton és a peron elülső végén lévő óra az egyidejűség koncepciója szerint megegyezik, az időtartamok is azonos hosszúságúak. Tehát arra a következtetésre jut, hogy a megfigyelő órája a vonaton túl lassan fut. A vonaton lévő megfigyelő egyidejűség-koncepciója szerint azonban az órák kezdési időpontjai nem esnek egybe, ezért ezt a megfigyelést nem hajtja végre.

Ez a nézet megfordítható úgy is, hogy órát csatolnak a vonat elejére és végére, és a megfigyelő egyidejűség-koncepciója szerint a vonatot egyszerre indítják el, amikor a vonat kezdete elhalad a peron elülső végén . A vonaton lévő megfigyelő szempontjából ekkor derül ki, hogy a peronon töltött idő lassabban telik, mint a vonaton.

Megint nem lehet eldönteni, hogy a két megfigyelő közül melyiknek van igaza. Mindkét megfigyelő gyorsulatlanul mozog egymáshoz képest, ezért egyenlő. Az időtartam mindkét megfigyelő számára különbözik, és mindkét megfigyelő számára az idő halad a leggyorsabban a saját pihenőrendszerében , míg az összes viszonylag mozgó rendszerben lassabban telik. Ezt a hatást idő dilatációnak nevezzük . Azt az időt, amelyet minden megfigyelő a saját óráján olvas, megfelelő időnek nevezzük . Ez az idő, amelyet egy "hordozott órával" mérnek, mindig a lehető legrövidebb, változhatatlan értéket eredményezi az összes olyan időtartam között, amelyet két ok-okozati összefüggésű eseményre mérnek inerciális rendszerek egymáshoz képest. Ezzel szemben az összes többi érték „idővel kitágul”.

Konkrétan: A hordozott karórák gyorsabban „ketyegnek” a vonat utasai számára (vagyis hosszabb időt mutatnak), mint a hasonló állomásórák, amelyek mellett a vonat elrohan v sebességgel. Ha sebessége növekszik, akkor az állomás órája által megjelenített idő (általában nagyon kicsi) tágulása nő, míg a vonattól mért idő (a megfelelő idő) mindig ugyanaz marad. Ezzel az idődilatációval ellentétben a vonattal együtt mozgó skála, amelynek hossza a vonat utasainak szemszögéből L értékű, rövidülni látszik, ha az állomás órájáról nézzük (a hossz csökkenése , lásd fent). A hatások azonban rendkívül kicsiek: A megfelelő idő Δτ intervalluma csak kissé kisebb az állomás órája által megjelenített Δt időtartamhoz képest (pontosabban állandó relatív sebesség esetén a következőket kell alkalmazni: ahol a vonat sebessége ( például 80 km / h), a c viszont a sokkal nagyobb fénysebesség (~ 1 milliárd km / h). ${\ displaystyle \ Delta \ tau = \ Delta t \ cdot {\ sqrt {1- (v / c) ^ {2}}},}$${\ displaystyle v}$

A megfelelő idő egyébként az az invariáns, amely meghatározza a fent megadott koordinátaváltozást ( Lorentz-transzformáció → Lorentz- invariáns).

Az idő tágulásának közvetlen következménye, hogy az eltelt idő a választott úttól függ. Tegyük fel, hogy valaki felszáll a vonatra és a következő állomásra hajt. Ott átszáll egy vonatra, amely visszamegy a kiindulási ponthoz. Egy másik megfigyelő időközben ott várt a peronon. Visszatérve összehasonlítják az óráikat. Az állomáson maradt megfigyelő szempontjából az utazó időbeli kitágulást tapasztalt mind a kifelé, mind a visszaút során. Tehát az utazó órája most lassul a várakozó szemszögéből. Az utazó szemszögéből nézve azonban a várakozó személy mind az odaúton, mind a visszaúton idő dilatációt tapasztal, így első ránézésre az utazó szemszögéből követnie kell a várakozó óráját. Ez a paradoxon az úgynevezett iker -paradoxon . Valójában a helyzet ebben az esetben nem szimmetrikus, mivel az utas váltott, vagyis megváltoztatta a vele együtt mozgatott referenciarendszert. A peronon lévő megfigyelővel ellentétben az utazó nem marad egyetlen tehetetlenségi rendszerben a teljes utazás során, így az utazó órája valójában lelassul.

Ezt a paradoxont ​​valóban a relativitáselmélet speciális elméletének tesztelésével bizonyították. A Hafele-Keating kísérletben például két atomóra mért időtartamát hasonlították össze, amelyek közül az egyik repülőgépen keringett a föld körül, míg a másik az indulási és a célrepülőtéren maradt. A „lemaradó” óra enyhe, de pontosan mérhető sebességnövekedést mutatott.

A sebesség relativisztikus hozzáadása

Ha a karmester állandó sebességgel halad előre a vonaton (lásd Einstein gondolatkísérletét ), akkor a peronon lévő megfigyelő számára a klasszikus mechanika szerinti sebességet egyszerűen a menetsebesség és a vonat sebességének összegeként adják meg. A relativitáselméletben egy ilyen egyszerű összeadás nem adja meg a helyes eredményt. Az emelvényről nézve a vezető z idejét. B. az egyik kocsiból a másikba hosszabb idő telik el, mint a vonat utazó számára az idő tágulása miatt. Ezenkívül maga az autó a peronról nézve Lorentzre rövidül. Ezenkívül a karmester előrefut, így a „következő kocsi elérése” esemény előre a vonatban zajlik: Az egyidejűség relativitása miatt ez azt jelenti, hogy az esemény később következik be a peronon lévő megfigyelő számára, mint a peronon. vonat utasa. Összességében mindezen hatások azt a tényt eredményezik, hogy a vezető és a vonat közötti sebességkülönbség kisebb a peronon lévő megfigyelő számára, mint a vonaton lévő megfigyelő számára. Más szavakkal: a vezető az emelvényről nézve lassabban halad, mint amennyi a vonat sebességének és a vezetőtől a vonatról nézett sebességnek az összeadásából származna. A sebesség kiszámításához használt képletet a sebességek relativisztikus összeadási tételének nevezzük .

A szélsőséges eset akkor fordul elő, amikor egy előre futó fénysugarat nézünk. Ebben az esetben a lassító hatás olyan erős, hogy a fénysugár megint megkapja a fénysebességet az emelvénytől. A fénysebesség állandósága a relativitáselmélet alapja. Ez biztosítja azt is, hogy a peronon lévő megfigyelő szempontjából a vezető mindig lassabban mozog, mint a fénysebesség, feltéve, hogy a vonat pihenőrendszerében a sebessége kisebb, mint a fénysebesség: Ha a vezető tartja egy zseblámpát a kocsi végén lévő tükrön, és lassabban halad, mint a fény. Ezután a vonatról nézve a fénysugár visszaverődik és eléri a vezetőt, mielőtt az a kocsi végéhez érne. Ha a peronjáról érkező sebességét gyorsabbnak érzékelnék, mint a fényt, akkor a vezető a fénysugár előtt érné el az autó végét, és így a találkozás a fénysugárral nem következne be. Az a tény, hogy ilyen találkozóra kerül sor, független a megfigyelőtől, és így ellentmondás merül fel. Tehát két sebesség relativisztikus összeadása a fénysebesség alatt mindig a fénysebesség alatti eredményt ad.

Most a karmester nemcsak a vonaton haladhat előre, hanem visszafelé is. Ebben az esetben a „következő kocsi elérése” esemény a vonaton visszafelé zajlik, ezért a peronmegfigyelő számára a vonat utasához képest „idő előtti”, míg a többi hatás még mindig „lassító hatású”. A hatások megsemmisítik egymást, amikor a vezető a vonatban azonos sebességgel halad vissza a vonaton, miközben a vonat halad: Ebben az esetben a relativitáselmélet arra a következtetésre jut, hogy a vezető nyugalmi helyzetben van a peronhoz képest. Nagyobb sebességgel hátrafelé a peronon lévő megfigyelő most nagyobb sebességet lát, mint amire a klasszikus mechanika szerint számíthat. Ez felmegy a hátrafelé irányított fénysugár szélsőséges esetére, amely viszont pontosan a fény sebességével halad, ha az emelvényről nézzük.

Lendület, tömeg és energia

A vasútállomáson (lásd Einstein gondolatkísérletét ) egy biliárdasztallal ellátott játékterem is található. Az egyikükön a vonat elhaladva a következõk történnek, amelyeket a peronon lévõ szemlélõ szemszögébõl írnak le: Két biliárdgolyó ütközik, amelyek mindegyike abszolút sebességgel megegyezik a vonattal, de merõsen mozog a vágányra. egymással teljesen rugalmas módon , és valójában hasonlít ehhez az eltoláshoz úgy, hogy az ütközés után párhuzamosan mozogjanak a vágánnyal, a piros a vonat irányában (és a referenciarendszerében nyugszik), a kék az ellenkező irányban.

A klasszikus mechanikában az objektum lendületét a tárgy tömegének és sebességének szorzataként határozzuk meg. A teljes impulzus, amely az egyes impulzusok egyszerű összeadásából származik, konzervált mennyiség . Valójában az emelvény szempontjából így definiált impulzus megmarad a fenti ütközésben: Mivel a gömbök ellentétes sebességgel mozognak mind az ütés előtt, mind utána, az így meghatározott impulzus nulla az ütés előtt és után.

A vonatról nézve a gömbök átlósan egymás felé gurulnak az ütközés előtt: a vágánnyal párhuzamosan mindkettőnek van a peron sebessége (mivel az emelettel együtt mozog), és merőleges a vágányra, ellentétes sebességgel (ez az alkatrész a golyók mozgása alapján a peronra merőlegesen a vonatra). A pályára merőleges két golyó teljes lendülete tehát nulla, a pályával párhuzamosan a teljes lendület kétszerese a gömbtömegnek és a peron sebességének.

Az ütés után a piros golyónak most a sebessége - és így a lendülete is - nulla (a peron szempontjából a vonat sebességével haladt a vonat irányába), így a kék golyónak most már teljes lendületet kell hordoznia . Annak érdekében, hogy meghatározzuk a sebességet a kék labdát, de a relativisztikus sebességű kívül tartják az előző részben most meg kell használni, és - a fent kifejtettek szerint - ez a labda most a sebesség alacsonyabb , mint kétszerese a platform sebesség (= vonat sebessége) . Ez egyértelművé teszi, hogy a lendület klasszikus megőrzése már nem érvényes. A megőrzés törvényének helyreállításához a relativisztikus lendületet alkalmazzák, amely a sebességgel több, mint lineárisan növekszik. Ugyanezen okból a mozgási energiának is gyorsabban kell növekednie nagy sebességnél, mint a klasszikus mechanika szerint.

A tömeg és az energia egyenértékűsége azt jelenti, hogy minden részecske, test vagy fizikai rendszer nyugalmi energiája arányos a tömegével . A két mennyiséget összekötő tényező a fénysebesség négyzete: ${\ displaystyle E _ {\ text {Csendes}}}$ ${\ displaystyle m}$

${\ displaystyle E _ {\ text {quiet}} = m \ c ^ {2}}$

Mivel a nyugalmi energia leolvasható a tömegből, megértjük, miért van radioaktív bomlás vagy maghasadás esetén a leányrészecskék együttes tömege kisebb, mint a kiinduló mag: A kezdeti nyugalmi energia egy részét átalakították kinetikus energiává a leányrészecskék és esetleg más sugárzás.

A tömeg és az energia egyenértékűségét kísérleti úton nagy pontossággal igazolják:

${\ displaystyle {\ frac {m \, c ^ {2}} {E _ {\ text {rest}}}} - 1 \, \ leq \, (1 {,} 4 \ pm 4 {,} 4) \ cdot 10 ^ {- 7}}$

Relativisztikus tömeg és pihenő tömeg

Az egyik végigvezeti

${\ displaystyle E (v) = m _ {\ text {relativistic}} \ c ^ {2}}$

matematikailag sebességfüggő tömeget rendel a mozgásban lévő részecske vagy test sebességfüggő energiájához , ezért relativisztikus tömegnek nevezzük . A részecske nem egy fix tulajdonsága, amely független a referenciarendszertől, hanem annak sebességétől (vagy a megfigyelőtől) függ. A többi rendszerben a tömeg felel meg , amelyet ezért néha nyugalmi tömegnek vagy invariáns tömegnek is neveznek. A fénysebesség kellő közelségével önkényesen nagy lesz . A relativisztikus tömeggel a relativisztikus impulzust „tömeg és sebesség sebességének” írják, mint Newton mechanikájában. Azt a tényt, hogy egy részecske lendülete a végtelenségig növekedhet, miközben sebességét a fénysebesség korlátozza, ebben a képben a ennek megfelelően növekvő relativisztikus tömeg okozza. A relativisztikus sebesség tartományában egy részecske a repülési irányára merőleges erőre úgy reagál, hogy a newtoni mechanika szerint a relativisztikus tömeget neki kellene tulajdonítania. A sebesség irányába eső erőhöz egy másik tömeget kell venni, más irányokhoz pedig a gyorsulás még párhuzamos sem az erővel. ${\ displaystyle E (v)}$${\ displaystyle m _ {\ text {relativistic}}}$${\ displaystyle m _ {\ text {relativistic}}}$${\ displaystyle m}$${\ displaystyle m _ {\ text {relativistic}}}$

A relativisztikus tömeg fogalmát ezért a mai (2017) fizika ezeket és más okokból kerüli. Inkább, mint Newton fizikájában, a tömeg a részecske, a test vagy a fizikai rendszer azon tulajdonsága, amely független a referenciarendszertől. Ez azt jelenti, hogy nincs különbség a „tömeg” és a „nyugalmi tömeg” között. Mindkettő ugyanazon kifejezés neve.

Térből és időből tér-időbe

A fent kifejtett relativisztikus hatásokra tekintettel felmerül a kérdés, hogy ezeket a hatásokat hogyan kell értelmezni. Ha az időt negyedik dimenziónak tekintjük, akkor megnézhetjük a négydimenziós teret - az időt a tér három dimenziójával együtt , de ez nem a négydimenziós euklideszi teret , hanem az úgynevezett Minkowski-teret eredményezi. A különbség a Minkowski-tér metrikájának (jobb: álmetrikus) matematikai sajátosságából adódik - mindkét jele lehet. Ez megadja a különbséget a négydimenziós euklideszi tér forgásai és a négydimenziós téridő „romboéderes” koordinátatranszformációi között. Ugyanakkor az következik, hogy a relativitáselmélet közötti különbséget térszerűek és idő-szerű , vagy - abban az esetben, időszerű - a „múlt” és a „jövő” maradhat, attól függően, hogy a jel a metrikus a Minkowski-térben vagy annak időkoordinátája jele után (lásd még: fénykúp ). ${\ displaystyle \ mathbb {R} ^ {4}}$ ${\ displaystyle \ mathbb {M} ^ {4}.}$${\ displaystyle \ mathbb {R} ^ {4}}$

A mozgalom egy megfigyelő válik görbe ebben a négydimenziós téridő (az úgynevezett világ sora a megfigyelő) és leírhatók a Minkowski diagramok . Látható, hogy a referenciarendszer jelenlegi változása mindig együtt jár az idő tengelyének „megdöntésével” (klasszikus-mechanikai és relativisztikus egyaránt). Ez leírja az "egyenlőség relativitását": Míg a vonaton lévő megfigyelő megállapítja, hogy z. Például, ha a bőröndje ugyanazon a helyen marad a poggyászhálóban, akkor a peronon lévő megfigyelő számára világos, hogy ugyanaz a bőrönd mozog a vonattal, vagyis nem ugyanazon a helyen tartózkodik. Ami megkülönbözteti a relativitáselmélet Minkowski-terét Newton tértől és időtől, az a tény, hogy az egymáshoz haladó referenciakeretek esetében az EGYSZERŰSÉG is relatív, amint azt fentebb leírtuk. Ez ahhoz a tényhez vezet, hogy a relativitáselmélet szerint (ellentétben a klasszikus mechanikával) a térbeli tengely az idő tengelyével együtt dől el.

Egy jól ismert mozgás, amelyben két koordinátatengely változik, a térben történő forgás . A jobb oldali kép szemlélteti az ismert forgatás és a referenciarendszer meghatározott megváltoztatása közötti különbséget : Míg mindkét tengely ugyanabban az irányban forog , amikor az űrben forog , addig a referenciarendszer megváltoztatásakor a helyzet tengelye és az idő tengelye ellentétes irányban forog . irányok: Az eredeti négyzet ugyanolyan területű rombust hoz létre , ahol a terület egyenlőségének feltétele megfelel a fénysebesség állandóságának. A hosszú átló (a tengelyek szögszimmetriája, az úgynevezett 1. medián) változatlan marad. De pontosan leírja a fény útját, növekedése a fény sebessége. Ezeknek az átlónak a megváltoztathatatlansága a referenciarendszer változásakor azt jelenti, hogy a fénysebesség állandó.

E megfontolásokból következik, hogy van értelme a teret és az időt egységként tekinteni, ahogyan a hossz, a szélesség és a magasság is egységet alkot, nevezetesen a háromdimenziós teret. A négydimenziós egysége térben és időben az úgynevezett tér-idő . Ezért már nem lehet megadni egy nagyon konkrét iránya függetlenül a megfigyelő, mint az idő irányban, mint ahogy nincs egyértelmű ( megfigyelő független ) „front” az űrben. Fuss tehát z. B. mind a fekete, mind a sárga "tengely" az idő tengelyét irányítja. A normál térrel ellentétben azonban a téridőben nem lehet az idő irányát felfelé fordítani a tér irányába, vagy akár az időt „megfordítani”, vagyis a múltat ​​és a jövőt felcserélni. Az átlósság állandósága miatt az átló által határolt területek mindig önmagukká alakulnak át. Ez megfelel a megrajzolt hálózati szegmensek területének egyenlőségének.

Ha jobban megnézi az elforgatást (bal oldali kép), akkor láthatja, hogy minden koordináta négyzet azonos méretű négyzetté alakul át (a képen az origó jobb felső sarkában lévő elforgatott négyzet jelenik meg). Ezenkívül az elforgatott y tengely (sárga vonal) és az x tengely elforgatott első párhuzamos vonalai (világosbarna vonal) metszéspontja ugyanolyan távolságra van az eredettől, mint a útkereszteződés. Ennek a kereszteződésnek az y-értéke azonban kisebb, mint a nem forgatott kereszteződésnél. Ez a perspektíva rövidülésének jelenségéhez vezet, ha a vonalat x irányból nézzük.

Ha most a jobb oldali képet nézi analóg módon, akkor láthatja, hogy a koordináta négyzet is azonos méretű területre konvertálódik, de az új terület már nem négyzet, hanem romboéder . Ennek az a következménye, hogy a "forgatott" időtengely (sárga) és az elforgatott tértengely (világosbarna) következő párhuzamos vonalának metszéspontja magasabb , azaz később, mint a nem forgatott esetben. Tegyük fel most, hogy a térbeli tengelyek az óra minden kullancsával "be vannak állítva", így láthatja, hogy a "forgatott" koordinátarendszerben szereplő óra, vagyis a megfigyelőhöz képest elmozdított óra láthatóan lassabban mozog (több idő) a megfigyelő két kullancs között halad). Az analógiától a forgatásig az is világos, hogy ez csak "perspektíva" hatás. Ez könnyen megmagyarázza azt a látszólagos ellentmondást, hogy mindkét megfigyelő látja, hogy egymás órája lassabban jár. A perspektíva előrövidítését szintén kölcsönösen érzékelik anélkül, hogy ez ellentmondásokhoz vezetne.

Lényeges különbség a referenciarendszer változása és a forgás között azonban az, hogy az „idő” változó esetében a rövidítés helyett egy kiterjesztést (nyújtás: idődilatáció ) érzékelünk. Ez a fenti összehasonlításból is kitűnik: A térben forgáskor a sárga és a világosbarna vonalak metszéspontja lefelé mozog ( rövidített perspektíva ), de ha a referenciarendszer megváltozik, akkor felfelé mozog .

Hatások

Néhány említett hatás, amely csak a Lorentz-transzformációval érthető meg, közvetlenül megfigyelhető. Különösen az idő tágulását sok kísérlet megerősítette (lásd például a mozgó részecskék idő tágulását ). A következőkben néhány olyan hatást mutatunk be, amelyek esetében a Lorentz-transzformációkkal való kapcsolat nem annyira nyilvánvaló.

Aberration

Ha egy megfigyelő egyre gyorsabban mozog, akkor az esőcseppekhez hasonlóan az oldalsó fénysugarak egyre inkább elölről érkeznek feléje. Megváltozik az a szög, amelynél a fénysugár eléri a mozgó megfigyelőt. Eredetileg ez a jelenség, a csillagászati aberráció, magyarázták Newton részecske elmélet a fény, ugyanúgy, mint az esőcseppek. A speciális relativitáselméletben a klasszikus helyébe a sebesség relativisztikus összeadása lép. Ebből az következik, hogy a sejtek elmélete szerint a mozgó megfigyelő más aberrációs szöget figyelne meg, mint a speciális relativitáselmélet szerint, és a beeső fény különböző fénysebességeit méri a mozgás sebességétől függően.

Miután megfigyelte, hogy a fény hullámszerűen terjed ( hullámzáselmélet ), már nem lehet megérteni az aberrációt. A newtoni fizikában könnyű hullám esetén a hullámfrontok nem változnak, amikor a megfigyelő elmozdul. Csak a speciális relativitáselméletben változnak a hullámfrontok az egyidejűség relativitása miatt, csakúgy, mint a részecske pályái, és az aberráció érthetővé válik, akár hullámokkal, akár részecskékkel történik.

Doppler effektus

A hordozóközegben terjedő hullámok, például a hanghullámok esetében változás történik a mért frekvenciában, amikor a forrás vagy a vevő elmozdul a hordozóközeghez képest . A hatás attól függően változik, hogy a forrást vagy a vevőt elmozdítják-e a hordozó közeghez képest. Általánosságban elmondható, hogy a frekvencia növekszik, ha a forrás és a vevő egymás felé mozog, mert a vevő ekkor egyszerre több hullámhajt érzékel. Ennek megfelelően a frekvencia csökken, ha a forrás és a vevő egymástól elmozdul. Ezt a frekvenciaeltolódást Doppler-effektusnak nevezzük . Hanghullámok esetén a vevő gyorsabb lehet, mint a hullámok, és teljesen elkerülheti őket; ennek megfelelően a forrás futhat a saját jele előtt, ami szonikus fellendüléshez vezet .

Ha a fényhullámok vákuumban vannak, akkor a hordozóközeghez viszonyított relatív mozgás nem mérhető, mivel a fény vákuumsebessége minden inerciarendszerben azonos. A fény Doppler-hatása csak a forrás és a vevő relatív sebességétől függhet, vagyis nincs különbség a forrás és a vevő mozgása között. Mivel a relatív mozgás nem lehetséges gyorsabban, mint a fény sebessége vákuumban, nincs olyan jelenség, amely analóg lenne a vákuumban való fény szonikus gémjével. Az olyan közegekben, mint a víz, amelyekben a fény terjedési sebessége lassabb, mint egy vákuumban, a hangzavarhoz hasonló jelenség , a Cserenkov-effektus található .

Nyilvánvaló, hogy az idő tágulása befolyásolja a két egymáshoz képest mozgó megfigyelő által mért frekvenciákat. Ezért Doppler-effektus akkor is előfordul, ha a megfigyelő merőlegesen mozog arra az irányra, amelyben a forrás fekszik. Ezt a hatást keresztirányú Doppler-effektusnak nevezzük . A beesési szög meghatározása a megfigyelőtől függ az aberráció miatt. Ezért attól a referenciarendszertől függően, amelyben a fény merőlegesen esik, a frekvencia növekedése ( kék eltolódás ) vagy csökkenés ( vörös eltolás ) következik be:

• A vevő többi rendszerének szempontjából az idő dilatációja miatt a forrás rendszerében az idő lassabban telik el. Ez azt jelenti, hogy alacsonyabb frekvenciát mér a rendszerében, mint egy megfigyelő, aki nyugalmi helyzetben van a forráshoz viszonyítva, vagyis vöröseltolódást mér. Az a megfigyelő, aki a forráshoz képest nyugalomban van, megmagyarázza azt a hatást, hogy a vevő nem merőlegesen mozog a forrás irányára, hanem a vétel időpontjában távol áll a forrástól. A fénysugár hátulról éri a vevőt, ez magyarázza a vöröseltolódást.
• A forrás pihenőrendszere szempontjából az idő lassabban telik el a befogadó pihenőrendszerében. A vevő ennélfogva nagyobb frekvenciát, azaz kék eltolódást mér, amikor a fény a forrás többi rendszerében a mozgásirányára merőlegesen eléri a vevőt. A befogadó ezt a kék eltolódást másképp magyarázza, mert az ő szempontjából az a fénysugár nem derékszögben , hanem elölről szöget ér. Tehát a forrás megközelítésével magyarázza a kék eltolódást.

Lorentz erő

A relativitáselmélet nemcsak nagyon nagy sebességgel válik relevánssá. A Lorentz-erő példát kínál arra, hogy a klasszikus fizikához képest alapvető különbségek merülhetnek fel az ismert hatások magyarázatában még nagyon kis sebességnél is.

Ehhez egyetlen negatív elektromos töltést kell megvizsgálni egy huzaltól egy bizonyos távolságban, amely összességében elektromosan semleges, de pozitív töltésű, merev alapanyagból (az atommagok) és sok negatív töltésű, mozgékony elektronból áll. A kezdeti helyzetben a teszt töltés nyugszik, és a vezetékben nem folyik áram. Ezért sem elektromos, sem mágneses erő nem hat a teszt töltésére. Ha a vizsgálati töltés most kifelé mozog, és az elektronok a vezetékben azonos sebességgel mozognak a vezeték mentén, a vezetékben áram áramlik. Ez mágneses teret hoz létre; mivel mozog, a Lorentz erőt gyakorolja a teszt töltetére, amely sugárirányban a vezeték felé húzza. Ez a leírás a referenciakeretben, amelyben a huzal pozitív alapanyaga nyugszik.

Ugyanaz az erő hat a referenciakeretben, amelyet a negatív töltéssel együtt mozgatnak, de egészen másként kell megmagyarázni. Ez nem lehet Lorentz-erő, mert a teszt töltésének sebessége nulla. A huzal pozitív töltésű alapanyaga azonban elmozdul, és a Lorentz-összehúzódás következtében rövidülni látszik. Ez megnövelt töltéssűrűséget eredményez, míg a vezetékben lévő elektronok ebben a referenciarendszerben nyugszanak, ezért ugyanaz a töltéssűrűségük, mint a kezdeti helyzetben. A vezeték teljes töltéssűrűsége pozitív töltést mutat. Elektrosztatikus erőt fejt ki a statikus negatív vizsgálati töltésre , amely sugárirányban a vezeték felé húzza. Ez a leírás az együtt mozgó referenciarendszerben.

Mindkét leírás ugyanazon jóslatokhoz vezet a próbatöltésre ható erővel kapcsolatban. Ezt nem lehetett megmagyarázni a Lorentz-összehúzódás figyelembevétele nélkül; A huzal ekkor mindkét referencia rendszerben elektromosan semleges marad. A mozgó referenciarendszer szempontjából a huzal mozgó pozitív alapanyaga áramlást jelentene, amely mágneses teret generál, de ez a statikus vizsgálati töltésre nem lenne hatással.

Ez a megfigyelés azt mutatja, hogy a mágneses mezőket és az elektromos mezőket részben átalakítják egymásba Lorentz-transzformációk. Ez lehetővé teszi a Lorentz-erőnek az elektrosztatikus vonzerőnek tulajdonítását. Ennek a hatásnak még kis sebességnél is mérhető hatásai vannak - az átlagos elektronsebesség a huzal irányában jellemzően kevesebb, mint egy milliméter másodpercenként, ha áram áramlik, vagyis sokkal kisebb, mint a fénysebesség.

Közvetett hatások

Sok közvetlen hatás nem nyilvánvaló, mert általában csak a fénysebesség elérésekor jelentkeznek. De sok közvetett hatás van, többek között a következők:

• Az egész kémia szempontjából elengedhetetlen az elektronpörgés , amelyet csak a relativisztikus kvantummechanikával ( Dirac-egyenlet ) lehet megérteni .
• Az elemi részecskefizikában a kinematikát általában relativisztikusan kell kiszámítani.

• A közvetettebb megerősítések között, beleértve az orvostudomány számos besugárzási és diagnosztikai módszerét , a z. B. röntgen- vagy nukleáris spin- effektusok alapján.
• Az úgynevezett „ultra-relativisztikus” effektusok magukban foglalják az elektromágneses hullámok terjedésén alapuló rádió-, televízió- és telefon-technológiákat.
• A teljes atomenergia- technológia a tömeg és az energia egyenértékűségén alapul.

Mindezek a hatások a relativitáselmélet speciális elméletének közvetett megerősítéseként tekinthetők.

Kapcsolat más elméletekkel

Klasszikus mechanika

A speciális relativitáselmélet a klasszikus mechanika dinamikus törvényeinek helyét veszi át . A klasszikus mechanika törvényeit azonban az évszázadok során nagyon pontosan megerősítették. Mindazonáltal mindig figyelembe vették a fénysebességnél jóval kisebb sebességeket. Ilyen kis sebességek esetén a speciális relativitáselméletnek ugyanazokat az eredményeket kell elérnie, mint a klasszikus mechanikának. Ez azt jelenti, hogy a Lorentz-transzformációknak nagyon kis sebesség esetén a Galilei-transzformációkat kell eredményezniük. Ebből azonnal következik, hogy a lendület, a mozgási energia és az összes többi mennyiség is felveszi a kis sebességek ismert klasszikus értékeit.

Ha a fenti gondolatkísérletek során a vonat sokkal lassabban halad, mint a fénysebesség, a megfigyelő egyidejűség-képzetei között nagyon kicsi a különbség. Ennek eredményeként a többi relativisztikus hatás is olyan kicsi lesz, hogy alig figyelhető meg. Tehát, ha az idő tágulása olyan kicsi, hogy észrevétlen marad, a Lorentz-transzformáció láthatóan csak a térbeli koordinátákat alakítja át. Ha a hosszúság-összehúzódás is észrevétlen marad, akkor pontosan a Galileo-transzformációk maradnak meg.

Ez azt szemlélteti, hogy a speciális relativitáselmélet ugyanazokat az eredményeket adja, mint a klasszikus mechanika nagyon kicsi sebesség esetén. Azt a tényt, hogy egy régi, bevált elmélet jóslatainak le kell vezetni egy új elméletben, levelezési elvnek nevezzük . A speciális relativitáselmélet így teljesíti a megfelelés elvét a klasszikus mechanika vonatkozásában. Nem mechanikus, elektromágneses folyamatok esetében ez nem mindig így van, amint ezt a Lorentz-erő magyarázata is szemlélteti.

A fizikaórákon gyakran hüvelykujjként 0,1c sebességet (a fénysebesség 10% -át) alkalmaznak; Ezen értékig a klasszikus fizika szerinti számításokat elfogadhatónak tekintik, nagyobb sebességnél relativisztikusan kell számolni. Végül azonban az adott probléma eldönti, hogy milyen sebességgel kell relativisztikus számításokat végezni.

a relativitáselmélet általános elmélete

Azokban a térbeli területeken, ahol a gravitáció hatása elhanyagolható (azaz különösen messze van a nagy tömegektől), az SRT minden típusú mozgást leírhat (ellentétben egy általános téveszmével, gyorsított mozgásokkal is ). Másrészt, ha figyelembe vesszük a gravitációs hatásokat, az általános relativitáselmélet átveszi a speciális relativitáselmélet helyét. Ebben a tekintetben a megfelelési elvnek itt is teljesülnie kell, mivel a speciális relativitáselmélet jóslatai kísérleti úton nagyon pontosan megerősítésre kerülnek.

A speciális relativitáselmélettel szemben a téridő az általános relativitáselméletben görbült, ezért az elméletet szigorúan lokálisan kell megfogalmazni. Nagy távolságoknál ezért eltérések lehetnek a speciális relativitáselmélet állításaitól. A gravitáció figyelembevételével a speciális relativitáselmélet csak kis távolságokra érvényes, különösen nagy tömegek, általánosabban nagy energiák közelében.

Különösen szemléletes hatás, amely a különleges relativitáselmélet érvényességének határát mutatja, a Shapiro késés : A nagy tömegű testhez, például a naphoz közeli fényért a megfigyelő, aki távolabb van a hatalmas testtől a vákuumban várható fénysebességnél kisebb sebességgel mér. Egy közvetlenül a fénysugár mellett lévő megfigyelő viszont a "helyes" fénysebességet méri. Nyilvánvaló, hogy a speciális relativitáselmélet törvényei, például a fénysebesség állandósága csak kis területeken alkalmazható. Az általános relativitáselméletben ez egyértelművé válik abból a tényből, hogy a téridő egy úgynevezett Lorentz-sokaság vagy egy Riemann-tér , amelyet azonban minden téridőben lokálisan leírhat egy Minkowski-tér - ez a speciális tér lapos térideje. relativitás-elmélet.

Kvantum elmélet

Ezzel szemben a általános relativitáselmélet , ahol ez még mindig nem világos, hogyan lehet összeolvadt kvantumfizika alkotnak elmélet kvantum gravitáció , speciális relativisztikus kvantum elméletek tartoznak a standard eszközök a modern fizika. Valójában sok kísérleti eredmény egyáltalán nem érthető meg, ha nem vesszük figyelembe a kvantumelmélet alapelveit és a speciális relativitáselmélet tér-idő megértését sem.

Még a félklasszikus Bohr-Sommerfeld atommodellben is csak akkor lehet megmagyarázni az atomenergia-szintek finom szerkezetét , ha a speciális relativitáselmélet benne van .

Paul Dirac kifejlesztett egy hullámegyenletet , a Dirac-egyenletet , amely leírja az elektronok viselkedését, figyelembe véve a kvantummechanika speciális relativitáselméletét . Ez az egyenlet a spin , az elektron azon tulajdonságának leírásához vezet , amely csak meghatározható, de nem relativisztikus kvantummechanikával magyarázható, valamint a pozitron, mint az elektron antirészecskéjének megjóslásához vezet . Ahogy a félklasszikus modellekben, úgy a finom szerkezet sem magyarázható nem relativisztikus kvantummechanikával.

Az antirészecskék létezése azonban azt mutatja, hogy a speciális relativitáselmélet és a kvantumelmélet kombinálásakor a szokásos kvantummechanika relativisztikus változata nem jelenhet meg egyszerűen. Ehelyett egy olyan elméletre van szükség, amelyben a részecskék száma változó - a részecskék elpusztíthatók és létrehozhatók (a legegyszerűbb példa: a részecskék és antirészecskék párosítása ). Ezt olyan (relativisztikus) kvantumtérelméletekkel érik el , mint például a kvantumelektrodinamika , mint az elektromágneses interakció speciális relativisztikus elmélete, és a kvantumkromodinamika, mint az atommagok építőköveit összetartó erős erő leírása .

Formájában a standard modell a elemi részecskefizika , relativisztikus kvantumtérelméletekben gerincét képezik a mai fizika a legkisebb részecskék. A standard modell jóslatai nagy pontossággal tesztelhetők részecskegyorsítókon , és a speciális relativitáselmélet és a kvantumelmélet kombinációja a modern fizika egyik legszigorúbban tesztelt elmélete.

Éter-elméletek

A relativitáselmélet speciális elméletét az irodalomban gyakran az éter ellenelméleteként értik . Az éterek legtöbb elmélete nem kompatibilis a speciális relativitáselmélettel, és cáfolja őket a speciális relativitáselmélet kísérleti megerősítése.

Kivételt képez Lorentz éterelmélete , amelyet Hendrik Antoon Lorentz és Henri Poincaré dolgozott ki a relativitáselmélet speciális elmélete előtt és egyidejűleg. Ez az elmélet jóslataiban megegyezik a speciális relativitáselmélettel, de feltételezi, hogy létezik egy abszolút álló referenciarendszer, amelyet egyetlen megfigyelés sem különböztethet meg más referenciarendszertől. Ezt az elméletet ma már elavultnak tekintik, mert a nem megfigyelhető pihenőrendszer posztulátuma sérti a gazdaságosság elvét . Ezenkívül még mindig nem világos, hogy Lorentz éterelmélete összeegyeztethető-e az általános relativitáselmélettel.

irodalom

• Albert Einstein: A mozgó testek elektrodinamikájáról. In: A fizika és kémia évkönyvei. 17, 1905, 891–921. Telefax (PDF; 2,0 MB) digitalizált teljes szöveg - források, szövegek, művek, fordítások, média a Wikilivresen (más néven Bibliowiki ). A mozgó testek elektrodinamikájáról . Megjegyzések és magyarázatok ( Wikikönyvek ).
• Albert Einstein: A test tehetetlensége függ az energiatartalmától? In: A fizika évkönyvei. 18, 1905, 639-643. Fax (PDF; 203 kB).
• Albert Einstein: A relativitáselmélet speciális és általános elméletéről. Springer, Berlin, 2001, ISBN 978-3-540-87776-9 .
• Hermann Bondi : Einstein szorzótáblája. Bevezetés a relativitáselméletbe. Fischer, 1974, ISBN 3-436-01827-9 .
• Max Born : Einstein relativitáselmélete. Springer, keltezés nélkül, 2003, ISBN 978-3-642-32357-7 .
• Jürgen Freund: Speciális relativitáselmélet az elsőéves hallgatók számára. vdf-Hochschulverlag, 2005, ISBN 3-7281-2993-3 .
• Domenico Giulini: A relativitás különleges elmélete. Fischer, 2004, ISBN 3-596-15556-8 .
• Hubert Goenner : Különleges relativitáselmélet és klasszikus terepelmélet . Elsevier - Spektrum Akademischer Verlag, München, 2004, ISBN 3-8274-1434-2 .
• Johann Rafelski : A relativitás különleges elmélete ma. Springer Spectrum, Berlin, 2019, ISBN 978-3-662-59419-3 .

web Linkek

• Interaktív weboldalak animációkkal a speciális relativitáselmélet kinematikájáról.
• Einstein kezdőknek: A relativitás különleges elmélete . az Einstein Online-on ( Max Planck Gravitációs Fizikai Intézet ).
• Franz Embacher: Szisztematikus bevezetés a speciális relativitáselméletbe . Bécsi Egyetem .
• Szkriptek az SRT-hez és az ART-hoz.
• Arthur Ruh: Einstein relativitáselmélete ... viszonylag egyszerűen megmagyarázható. (PDF; 2,7 MB). Bevezetés az SRT-be, a svájci Rapperswil-Jona Felnőttképzési Központban tartott előadás kibővített forgatókönyve.
• David Eckstein: Epstein elmagyarázza Einsteint. Az SRT és az ART bemutatása Epstein diagramok alapján.

Relativisztikus hatások

• Repüljön át Stonehenge- en szimulált relativisztikus sebességgel.
• Szinte villámgyorsan át a városon. Tübingen óvárosában szinte fénysebességet szimulálva túrázott.

Hivatkozások és megjegyzések

1. ↑ Albert Einstein: A mozgó testek elektrodinamikájáról. In: A fizika és kémia évkönyvei. 17, 1905, 891–921. Fax (PDF; 2,0 MB)
2. ↑ G. Saathoff, S. Karpuk, U. Eisenbarth és mtsai: Az idő tágulásának javított tesztje a speciális relativitáselméletben : Phys. Tiszteletes Lett. , 91, 2003, 190403, doi: 10.1103 / PhysRevLett.91.190403 - Áttekintés az idő dilatációjára vonatkozó speciális relativitáselmélet előrejelzésére 2 pontossággal.2e^-7.
3. ↑ Simon Rainville, James K. Thompson, Edmund G. Myers, John M. Brown, Maynard S. Dewey, Ernest G. Kessler, Richard D. Deslattes, Hans G. Börner, Michael Jentschel, Paolo Mutti, David E. Pritchard: A fizika világéve: E = mc2 közvetlen tesztje . In: Természet . szalag 438 , no. 7071 , 2005. december 22., p. 1096-1097 , doi : 10.1038 / 4381096a . 
4. ↑ Hanno Krieger: A sugárfizika és a sugárvédelem alapjai . 5. kiadás. Springer 2017, 24. o.
5. ^ Roger Penrose: A valóság útja . New York, 2005, 422. o.
6. ↑ A relativitáselmélet speciális és általános elméletéről . Springer Berlin Heidelberg, Berlin, Heidelberg 2009, ISBN 978-3-540-87776-9 , doi : 10.1007 / 978-3-540-87777-6 ( springer.com [hozzáférés ideje: 2020. július 13.]). 
7. ↑ Max Born: Einstein relativitáselmélete . Springer Berlin Heidelberg, Berlin, Heidelberg 2003, ISBN 978-3-642-32357-7 , doi : 10.1007 / 978-3-642-55459-9 ( springer.com [hozzáférés: 2020. július 13.]). 

	Ez a cikk hangfájlként érhető el:
	Speciális relativitáselmélet Mentés | Információk  | 1:05:00 perc (42 MB)
	További információk a beszélt Wikipédián