4-вектор

4-вектор (четы́ре-ве́ктор, четырёхве́ктор) — вектор в четырёхмерном пространстве Минковского, а в более общем случае — вектор в искривлённом четырёхмерном пространстве-времени. Компоненты любого 4-вектора, описывающего физическую систему, при переносе или повороте системы отсчёта, а также при переходе из одной системы отсчёта в другую преобразуются по одному и тому закону, задаваемому преобразованием системы отсчёта. В 4-векторе одна временна́я компонента и три пространственных. Пространственные компоненты составляют обычный пространственный трёхмерный вектор, компоненты которого могут быть выражены в декартовых, цилиндрических, сферических и в любых других пространственных координатах.

• В современных обозначениях временно́й компоненте обычно соответствует индекс 0 (то есть она считается нулевой компонентой), пространственным — 1, 2, 3 (совпадающим с x, y, z; обычно, по умолчанию и если возможно, это обычные прямоугольные декартовы координаты). В старой литературе часто используется соглашение (восходящее к Минковскому), по которому временна́я компонента считалась не нулевой, а четвёртой.
• Иногда бывает удобно приписывать временно́й компоненте 4-вектора чисто мнимый характер (всегда умножать действительную временну́ю компоненту на мнимую единицу). Такое представление 4-векторов было исторически введено первым и иногда используется и в современной литературе.
• 4-векторы (их компонентное представление) могут быть записаны в контравариантной и (или) ковариантной форме (см. ниже), которые не всегда совпадают, а в случае действительного представления (без мнимой единицы) всегда различаются между собой, хотя в большинстве случаев случаях это различие подчиняется весьма простому правилу.

Примеры 4-векторовПравить

Здесь и далее используется сигнатура $(+,-<!--\; -\; -->,-<!--\; -\; -->,-<!--\; -\; -->)$$(+,~-,~-,~-)$ .

• 4-перемещение:

  $d{x}^i=(cdt,dx,dy,dz),$$dx^{i}=(cdt,~dx,~dy,~dz),$ 

• 4-скорость:

  $u^i=\frac{d{x}^i}{ds}=\frac{1}{c}\frac{d{x}^i}{d\mathrm{\tau <!--\; \tau \; -->}},$$u^{i}={\frac {dx^{i}}{ds}}={\frac {1}{c}}{\frac {dx^{i}}{d\tau }},$  где $\mathrm{\tau <!--\; \tau \; -->}$$\tau$  — «собственное время», равное деленному на скорость света интервалу, $\mathrm{\tau <!--\; \tau \; -->}=\frac{1}{c}\int <!--\; \int \; -->ds$$\tau ={\frac {1}{c}}\int {ds}$ , измеренному вдоль мировой линии. Геометрически 4-скорость является единичным вектором, касательным к мировой линии частицы.

• 4-ускорение:

  $a^i=\frac{d{u}^i}{ds}=\frac{1}{c}\frac{d{u}^i}{d\mathrm{\tau <!--\; \tau \; -->}},$$a^{i}={\frac {du^{i}}{ds}}={\frac {1}{c}}{\frac {du^{i}}{d\tau }},$  где $\mathrm{\tau <!--\; \tau \; -->}$$\tau$  — см. выше. Геометрически 4-ускорение является вектором кривизны мировой линии частицы.

• 4-вектор энергии-импульса (четырёхимпульс):

  $p^i=\left(\frac{\mathrm{\epsilon <!--\; \epsilon \; -->}}{c},p_x,p_y,p_z\right)$$p^{i}=\left({\frac {\varepsilon }{c}},~p_{x},~p_{y},~p_{z}\right)$ . Для частицы с ненулевой массой в отсутствие внешних полей $p^i=cm{u}^i$$p^{i}=c\,mu^{i}$ .

• четырёхмерная плотность тока (4-ток):

  $j^i=(c\mathrm{\rho <!--\; \rho \; -->},j_x,j_y,j_z);$$j^{i}=(c\rho ,~j_{x},~j_{y},~j_{z});$ 

• волновой 4-вектор:

  $k_i=\left(\frac{\mathrm{\omega <!--\; \omega \; -->}}{c},-<!--\; -\; -->k_x,-<!--\; -\; -->k_y,-<!--\; -\; -->k_z\right);$$k_{i}=\left({\frac {\omega }{c}},-k_{x},-k_{y},-k_{z}\right);$ 

• Электромагнитный потенциал:

  $A_i=(\mathrm{\phi <!--\; \phi \; -->},{-<!--\; -\; -->A}_x,{-<!--\; -\; -->A}_y,{-<!--\; -\; -->A}_z).$$A_{i}=(\varphi ,~{-A}_{x},~{-A}_{y},~{-A}_{z}).$ 

СвойстваПравить

• Закон преобразования четырёхвектора:

${\stackrel{~<!--\; ~\; -->}{A}}^i=\underset{j}{\sum <!--\; \sum \; -->}{S}_j^i{A}^j,$${\tilde {A}}^{i}=\sum _{j}S_{j}^{i}\ A^{j},$ 

где $S_j^i$$S_{j}^{i}$  — матрица из группы Лоренца — матрица перехода к новым координатам (к новой системе отсчёта).

• Скалярные произведения (в частности, квадраты) 4-векторов вычисляются с использованием метрики Лоренца (см. также ниже).
  • Они инвариантны относительно преобразований Лоренца. Они называются скалярами (в четырёхмерном — пространственно-временном — смысле).
  • Например, это интервал (квадрат интервала есть квадрат вектора перемещения в метрике Лоренца), масса (масса покоя) — её квадрат есть, с точностью до постоянного множителя, квадрат 4-импульса: $m^2=E^2/c^4-<!--\; -\; -->p^2/c^2$$m^{2}=E^{2}/c^{4}-p^{2}/c^{2}$  и т. д.

ОбозначенияПравить

Традиционно используется обозначение 4-вектора как совокупности его компонент. Так, 4-вектор $a$$a$  обозначается как $a^i$$a^{i}$  (не нужно путать это обозначение с возведением в степень!) или $a_i.$$a_{i}.$ 

Координаты, 3 пространственные и временную, обычно обозначают как $x^i.$$x^{i}.$ 

Что означает при этом использование верхнего ($a^i$$a^{i}$ ) или нижнего ($a_i$$a_{i}$ ) индекса, оговаривается особо, но по умолчанию, если используется тот и другой (или хотя бы первый) вариант, то есть, если верхние индексы вообще используют, верхним индексом обозначают контравариантные координаты 4-вектора, а нижним — ковариантные координаты. Таким образом, в этом случае один и тот же вектор может иметь два разных представления — контравариантное и ковариантное.

В случае плоского пространства и инерциальных систем отсчёта, как в электродинамике, специальной теории относительности и вообще в случаях, когда гравитацией можно пренебречь, ковариантное и контравариантное представление отличаются лишь знаком временно́й (или наоборот, в зависимости от условно принятой сигнатуры — пространственных) компоненты. При этом скалярное произведение представимо как простая сумма произведений соответствующих компонент только для произведения ковариантного вектора с контравариантным, например:

$(a,b)=a^i{b}_i\equiv <!--\; \equiv \; -->\underset{i}{\sum <!--\; \sum \; -->}{a}^i{b}_i=a^1{b}_1+a^2{b}_2+a^3{b}_3+a^4{b}_4=a_1{b}_1-<!--\; -\; -->a_2{b}_2-<!--\; -\; -->a_3{b}_3-<!--\; -\; -->a_4{b}_4$$(a,b)=a^{i}b_{i}\equiv \sum _{i}a^{i}b_{i}=a^{1}b_{1}+a^{2}b_{2}+a^{3}b_{3}+a^{4}b_{4}=a_{1}b_{1}-a_{2}b_{2}-a_{3}b_{3}-a_{4}b_{4}$ 

и в частности

$(a{)}^2=(a,a)=a^i{a}_i\equiv <!--\; \equiv \; -->\underset{i}{\sum <!--\; \sum \; -->}{a}^i{a}_i=a^1{a}_1+a^2{a}_2+a^3{a}_3+a^4{a}_4=(a_1{)}^2-<!--\; -\; -->(a_2{)}^2-<!--\; -\; -->(a_3{)}^2-<!--\; -\; -->(a_4{)}^2$$(a)^{2}=(a,a)=a^{i}a_{i}\equiv \sum _{i}a^{i}a_{i}=a^{1}a_{1}+a^{2}a_{2}+a^{3}a_{3}+a^{4}a_{4}=(a_{1})^{2}-(a_{2})^{2}-(a_{3})^{2}-(a_{4})^{2}$ 

(здесь и ниже использовано правило суммирования по повторяющемуся индексу Эйнштейна, а возведение в квадрат обозначено как (…)²).

Если же хотят написать скалярное произведение с использованием только ковариантных или только контравариантных компонент, обычно используют запись с метрикой Лоренца ${\mathrm{\eta <!--\; \eta \; -->}}_{ij}$$\eta _{{ij}}$  (или ${\mathrm{\eta <!--\; \eta \; -->}}^{ij}$$\eta ^{{ij}}$ ):

$(a,b)={\mathrm{\eta <!--\; \eta \; -->}}_{ij}{a}^i{b}^j\equiv <!--\; \equiv \; -->\underset{i,j}{\sum <!--\; \sum \; -->}{\mathrm{\eta <!--\; \eta \; -->}}_{ij}{a}^i{b}^i=a^1{b}^1-<!--\; -\; -->a^2{b}^2-<!--\; -\; -->a^3{b}^3-<!--\; -\; -->a^4{b}^4$$(a,b)=\eta _{{ij}}a^{i}b^{j}\equiv \sum _{{i,j}}\eta _{{ij}}a^{i}b^{i}=a^{1}b^{1}-a^{2}b^{2}-a^{3}b^{3}-a^{4}b^{4}$ 

или

$(a,b)={\mathrm{\eta <!--\; \eta \; -->}}^{ij}{a}_i{b}_j\equiv <!--\; \equiv \; -->\underset{i,j}{\sum <!--\; \sum \; -->}{\mathrm{\eta <!--\; \eta \; -->}}^{ij}{a}_i{b}_i=a_1{b}_1-<!--\; -\; -->a_2{b}_2-<!--\; -\; -->a_3{b}_3-<!--\; -\; -->a_4{b}_4$$(a,b)=\eta ^{{ij}}a_{i}b_{j}\equiv \sum _{{i,j}}\eta ^{{ij}}a_{i}b_{i}=a_{1}b_{1}-a_{2}b_{2}-a_{3}b_{3}-a_{4}b_{4}$ 

(оба способа эквивалентны друг другу и описанному выше способу со обоими типами координат).

Однако в более общем случае нелоренцевых систем отсчёта, в том числе при учёте гравитации в соответствии с ОТО, вместо очень простой и постоянной лоренцевой метрики ${\mathrm{\eta <!--\; \eta \; -->}}_{ij}$$\eta _{{ij}}$  приходится рассматривать произвольную, в том числе зависящую от пространственных координат и времени метрику $g_{ij}.$$g_{ij}.$  (Во всех формулах, написанных в этом параграфе выше, надо в общем случае заменить ${\mathrm{\eta <!--\; \eta \; -->}}_{ij}$$\eta _{{ij}}$  на $g_{ij}$$g_{ij}$ , а ${\mathrm{\eta <!--\; \eta \; -->}}^{ij}$$\eta ^{{ij}}$  на $g^{ij}$$g^{ij}$ ). При этом простое правило о том, что ковариантное и контравариантное представление 4-вектора различаются лишь знаком пространственных компонент, перестаёт действовать, они начинают выражаться друг через друга с использованием также метрики $g_{ij}$$g_{ij}$  общего вида (см. Метрический тензор#Изоморфизм между касательным и кокасательным пространством):

$a^i=g^{ij}{a}_j\equiv <!--\; \equiv \; -->\underset{j}{\sum <!--\; \sum \; -->}{g}^{ij}{a}_j,$$a^{i}=g^{{ij}}a_{j}\equiv \sum _{j}g^{{ij}}a_{j},$ 

$a_i=g_{ij}{a}^j\equiv <!--\; \equiv \; -->\underset{j}{\sum <!--\; \sum \; -->}{g}_{ij}{a}^j.$$a_{i}=g_{{ij}}a^{j}\equiv \sum _{j}g_{{ij}}a^{j}.$ 

(Как видим, эти формулы были верны и для ${\mathrm{\eta <!--\; \eta \; -->}}_{ij},$$\eta _{{ij}},$  но в том случае сводились к простому правилу перемены знака некоторых компонент, а здесь — в общем случае — уже не сводятся).

Заметим также, что в пространстве-времени с кривизной (которое уже правильно считать только многообразием, а не векторным пространством), совокупность координат $x^i$$x^i$  уже не является вектором. Однако бесконечно малые смещения по координатам $d{x}^i$$dx^{i}$  представляют вектор (вектор касательного пространства к многообразию в точке $x^i$$x^i$ ).

И наконец, в случае лоренцевой метрики, рассмотренном выше, нередко используют только нижние индексы, так как ковариантные и контравариантные компоненты различаются только знаком, и можно ограничиваться упоминанием только одних из них (обычно — контравариантных, хотя и используя нижний индекс). Этот способ для этого случая сравнительно удобен, так как отсутствие верхних индексов несколько более привычно для неспециалистов, к тому же не может создать путаницы с обозначением возведения в степень. Однако и он имеет подводные камни, так как, например, вектор 4-градиента, записанный в контравариантном виде, довольно неожиданно имеет знак минус у пространственных компонент: $({\mathrm{\partial <!--\; \partial \; -->}}_0,-<!--\; -\; -->{\mathrm{\partial <!--\; \partial \; -->}}_1,-<!--\; -\; -->{\mathrm{\partial <!--\; \partial \; -->}}_2,-<!--\; -\; -->{\mathrm{\partial <!--\; \partial \; -->}}_3),$$(\partial _{0},-\partial _{1},-\partial _{2},-\partial _{3}),$  так как полный дифференциал $df={\mathrm{\partial <!--\; \partial \; -->}}_{0}fd{x}^0+{\mathrm{\partial <!--\; \partial \; -->}}_{1}fd{x}^1+{\mathrm{\partial <!--\; \partial \; -->}}_{2}fd{x}^2+{\mathrm{\partial <!--\; \partial \; -->}}_{3}fd{x}^3$$df=\partial _{0}fdx^{0}+\partial _{1}fdx^{1}+\partial _{2}fdx^{2}+\partial _{3}fdx^{3}$  — должен быть инвариантным, а в формулу скалярного произведения, если оба вектора представлены в одинаковой контравариантной форме, входит, как мы знаем, изменение знака из-за ${\mathrm{\eta <!--\; \eta \; -->}}_{ij}.$$\eta _{{ij}}.$ 

Интересно, что способ с использованием только нижних индексов и мнимой временно́й компоненты лишён этих недостатков (главным образом в области применимости, ограниченной случаем плоского пространства, но не только). Дело в том, что при использовании этого способа нужные знаки получаются автоматически (внимание: с учетом сигнатуры; впрочем, выбор сигнатуры — всё равно дело договоренности). То есть о знаках вообще не нужно думать, не нужно использовать явно матрицу метрического тензора, даже ${\mathrm{\eta <!--\; \eta \; -->}}_{ij},$$\eta _{{ij}},$  то есть метрика формально представлена единичной матрицей («формально евклидовская», что, конечно, не меняет её реально псевдоевклидова характера, но упрощает запись), а представление всех 4-векторов просто и единообразно:

• 4-перемещение $d{x}_{\mathrm{\mu <!--\; \mu \; -->}}=(icdt,dx,dy,dz),$$dx_{\mu }=(ic~dt,dx,dy,dz),$ 
• 4-импульс $p_{\mathrm{\mu <!--\; \mu \; -->}}=(iE/c,p_x,p_y,p_z),$$p_{\mu }=(iE/c,p_{x},p_{y},p_{z}),$ 
• четырёхмерная плотность тока $j_{\mathrm{\mu <!--\; \mu \; -->}}=(ic\mathrm{\rho <!--\; \rho \; -->},j_x,j_y,j_z),$$j_{\mu }=(ic\rho ,j_{x},j_{y},j_{z}),$ 
• волновой 4-вектор $k_{\mathrm{\mu <!--\; \mu \; -->}}=(i\mathrm{\omega <!--\; \omega \; -->}/c,k_x,k_y,k_z),$$k_{\mu }=(i\omega /c,k_{x},k_{y},k_{z}),$ 
• электромагнитный потенциал $A_{\mathrm{\mu <!--\; \mu \; -->}}=(i\mathrm{\varphi <!--\; \varphi \; -->},A_x,A_y,A_z),$$A_{\mu }=(i\phi ,A_{x},A_{y},A_{z}),$ 

и т. д., где i — мнимая единица.

4-вектор в математикеПравить

Точка в пространстве Минковского называется событием и задаётся четырьмя координатами:

$\mathbf{x}:=\left(ct,x,y,z\right),$${\mathbf {x}}:=\left(ct,x,y,z\right),$ 

где $c$$c$  — скорость света, $t$$t$  — время события, а $x,y,z$$x,y,z$  — его пространственные координаты. Такой 4-вектор называется 4-радиус-вектором.

Многие другие 4-векторы могут быть построены из него и далее друг из друга сложением, вычитанием, умножением или делением на скаляр, а также дифференцированием по скаляру и т. п. Так из 4-радиус-вектора дифференцированием по собственному времени получается 4-скорость, и т. д.

Скалярные произведения 4-векторов — лоренц-инвариантные величины (инварианты группы Лоренца), скаляры пространства Минковского.

ИсторияПравить

4-векторы впервые рассмотрели Пуанкаре (1905) и затем Минковский. Они рассматривали временную компоненту 4-вектора чисто мнимой, что автоматически порождало нужное правило вычисления скалярного произведения при обычном суммировании произведений компонент. Термин «4-вектор» был предложен Арнольдом Зоммерфельдом в 1910 году.

ЛитератураПравить

• Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. § 2. Интервал. § 3. Собственное время. § 6. Четырёхмерные векторы. § 7. Четырёхмерная скорость. // Теория поля. — Издание 7-е, исправленное. — М.: Наука, 1988. — 512 с. — («Теоретическая физика», том II). — ISBN 5-02-014420-7..
• Фейнман Р., Лейтон Р., Сэндс М. Фейнмановские лекции по физике. Том 6: Электродинамика. Перевод с английского (издание 3). — Эдиториал УРСС. — ISBN 5-354-00704-6. — гл. 25. «Электродинамика в релятивистских обозначениях». (Это простое введение для студентов младших курсов; во избежание путаницы следует обратить внимание, что в этой книге используются только нижние индексы, относящиеся, однако, к контравариантным компонентам 4-векторов).