Den generelle relativitetsteorien

Fra Wikipedia, den frie encyklopedi
Hopp til navigering Hopp til søk
Albert Einstein i 1921, vel et år etter hans generelle relativitetsteori viste seg å være riktig.

Den generelle relativitetsteorien er en geometrisk teori som beskriver hvordan materie former egenskapene til tidrommet den befinner seg i og hvordan denne beveger seg i dette. Dermed gir teorien en helt ny forklaring av tyngdekrefter som tidligere ble beskrevet ved Newtons gravitasjonslov. Den ble utviklet av Albert Einstein og fikk sin endelige form i november 1915. Mens hans spesielle relativitetsteori kun gjelder for koordinatsystem som er forbundet ved lineære Lorentz-transformasjoner, er hans generelle relativitetsteori gyldig for alle koordinattransformasjoner i tidrommet.

Under utformingen av teorien viste Einstein hvordan lys som passerer Solen, vil bli avbøyd av dens gravitasjonsfelt. Da dette ble bekreftet ved målinger under en solformørkelse i 1919, fikk teorien sitt gjenombrudd. Siden har andre forutsigelser som gravitasjonell rødforskyvning, tidsdilatasjon og gravitasjonslinser blitt bekreftet. I 2016 ble gravitasjonsbølger for første gang eksperimentelt påvist. Innen moderne astrofysikk spiller teorien en avgjørende rolle og forklarer eksistensen av sorte hull.

All moderne kosmologi er basert på Einsteins generelle relativitetsteori hvor Universets ekspansjon er en naturlig følge. De mest presise konsekvenser av teorien er blitt verifisert ved egenskaper til den kosmiske bakgrunnsstrålingen.

Sammenfatning[rediger | rediger kilde]

Men den spesielle relativitetsteorien er basert på at lyshastigheten er den samme i alle inertialsystem, er den generelle teorien en konsekvens av ekvivalensprinsippet som forbinder akselerasjon og gravitasjon. Det betyr at i et lite område av rommet hvor det virker tyngdekrefter, kan man i et kort tidsrom alltid finne et referansesystem hvor disse ikke opptrer og hvor den spesielle teorien derfor er gyldig. På den måten er den generelle relativitetsteorien en utvidelse av den spesielle til å gjelde i alle referansesystem i vilkårlig bevegelse i forhold til hverandre.[1]

Dette er analogt med at på en krum flate kan man alltid i et lite område bruke euklidsk geometri hvor der ikke er noen krumning. Hele flaten kan betraktes som sammensatt av slike mindre områder og må beskrives med todimensjonal, riemannsk geometri. På samme måte må tidrommet hvor der virker tyngdekrefter, beskrives med den samme geometrien utvidet til fire dimensjoner. Det som oppleves som tyngdekrefter, er effekten av krumningen til tidrommet uttrykt ved Riemanns krumningstensor Rμναβ.

Egenskapene til et rom beskrevet ved riemannsk geometri, er inneholdt i den metriske tensoren gμν. Den gir avstanden ds mellom to nærliggende punkt som er adskilt med en koordinatforskjell dxμ som kan uttrykkes ved «det kvadrerte linjeelementet»

Her og ellers i generell relativitetsteori brukes Einsteins summekonvensjon hvor man summerer over all like indekser. I tidrommet tilsvarer disse en tidskoordinat og tre romkoordinater. Komponentene til krumningstensoren finnes ved å ta deriverte av den metriske tensoren.[2]

I Newtons teori er tyngdekrefter forårsaket av masser. Einstein viste i den spesielle teorien at masse er ekvivalent med energi. Dermed vil ren energi i en relativistisk gravitasjonsteori forårsake tyngdekrefter. Alle former for materie, om den består av massive partikler eller ren stråling, vil gi opphav til gravitasjon og derfor frembringe krumning. Størrelsen av den materielle innflytelse på krumningen av tidrommet er uttrykt ved energi-impulstensoren Tμν. Denne sammenhengen mellom krumning og materie utgjør Einsteins feltligning

hvor på venstre side Eμν er Einsteins krumningstensor som kan avledes direkte av den til Riemann. Videre er c lyshastigheten og G er gravitasjonskonstanten, mens Λ er den kosmologiske konstanten som Einstein måtte ta med noe senere i kosmologisk sammenheng.

Denne fundamentale feltligningen utgjør i alt ti ligninger, en for hvert sett av uavhengige komponenter. Derfor omtales den også som «Einsteins feltligninger». For en gitt fordeling av energi og masse uttrykt ved energi-impulstensoren Tμν, vil hver av komponentene til ligningen utgjøre en partiell differensialligning for komponentene til metrikken gμν. En løsning av ligningene vil da gi de metriske egenskapene til tidrommet. Materien vil bevege seg i denne geometrien ved at hver del beveger seg langs en geodetisk kurve.

Den generelle relativitetsteorien beskriver ikke bare ren gravitasjon, men også hvordan denne kobler til all annen materie. Dette skjer ved at ligningene som beskriver de fundamentale vekselvirkningene i Standardmodellen, må se likedan ut i alle valg av koordinatsystem. Ligningene sies å være kovariante da de bevarer sin form under vilkårlige koordinattransformasjoner. I praksis benytter man dette når man løser dem, ved å velge et koordinatsystem som gir de største forenklingene basert på symmetrier eller andre forhold.[3]

Historisk utvikling[rediger | rediger kilde]

Det var Hermann Minkowski i 1907 som viste at Einsteins spesielle relativitetsteori viste kan formuleres geometrisk i et firedimensjoanlt tidrom.[4] Siden er dette omtalt som Minkowski-rommet. Det har en metrisk tensor som uttrykkes ved det kvadratiske linjeelementet

En klokke i bevegelse viser egentiden dτ = ds/c. Ved å innføre de fire koordinatene x 0 = ct, x1 = x, x2 = y og x3 = z  kan dette skrives på standardformen som ds 2 = ημν dxμ dxν slik at Minkowski-metrikken har de diagonale komponentene ημν = (1, -1, -1, -1). Dette linjeelementet er invariant under Lorentz-transformasjoner. All fysikk og fysiske lover skal være de samme i inertialsystem forbundet med slike lineære koordinattransformasjoner. Det var med en gang klart at dette ikke lar seg gjøre når tyngdekrefter er tilstede.

Men i 1907 hadde Einstein «sitt livs beste idé» da han innså at det er umulig å skille mellom tyngdekrefter og treghetskrefter som skyldes akselerasjon.[5]. Dette er innholdet av ekvivalensprinsippet. For en observatør i fritt fall vil alle gjenstander i de nærmeste omgivelser være upåvirket av slike krefter og derfor sveve fritt, det vil si bevege seg som i et Minkowski-rom. Denne innsikten var begynnelsen på den generelle relativitetsteorien.[4]

Rødforskyvning og lysavbøyning[rediger | rediger kilde]

I dette arbeidet viser han at klokker vil gå med forskjellige hastigheter i et gravitasjonsfelt Φ. Det kan observeres ved å sende ut et periodisk signal eller en lysbølge med frekvens ν1 fra et sted hvor dette har verdien Φ1 til et annet sted med et potensial Φ2. Den observerte frekvensen ν2 på dette stedet er da forbundet med den opprinnelige frekvensen ved ligningen

der Φ nå er potensialforskjellen Φ2 - Φ1. Hvis lyset altså beveger seg til et sted med høyere potensial slik at Φ > 0, vil det få mindre frekvens og derfor være rødforskjøvet. Omvendt, hvis man betrakter en klokke på et sted med et høyere potensial enn der man er, vil man se at den går raskere enn den lokale klokken.

I følge ekvivalensprinsippet vil en ball i Jordens tyngdefelt bevege seg på samme måte som i en rakett med akselerasjon g = 9.8 m/s2.

På dette første trinn i utviklingen av teorien prøvde Einstein å forklare dette fenomenet med at lyshastigheten kunne være avhengig av størrelsen til gravitasjonspotensialet slik at man kunne tilskrive det en effektiv brytningsindeks. Det ville i så fall bety at en lysstråle vil avbøyes av tyngdekraften.

Først i 1911 tok Einstein opp igjen disse tankene.[6] Han utledet rødforskyvningen på en enklere måte, igjen basert på ekvivalensprinsippet. Videre innså han at gravitasjonell avbøyning av lys vanligvis er en så liten effekt, at den i beste fall kun ville kunne observeres når det passerer meget nærme Solen hvor gravitasjonspotensialet Φ = - GM/r er spesielt sterkt. Han fant da resultatet

hvor b er avstanden fra sentrum til lystrålen. Ved å sette denne lik Solens radius, fant han at θ' = 0.87 buesekund. Selv for en slik meget liten vinkel mente Einstein at den skulle kunne observeres under en solformørkelse. En sådan ville finne sted i Russland i august 1914, og Einstein gikk i gang med å organisere en ekspedisjon dit ledet av hans venn og kollega Erwin Finlay-Freundlich. Men den måtte avlyses da første verdenskrig brøt ut på samme tid. Det var nesten godt da Einstein to år senere fant ut fra den endelige formuleringen av teorien at lysavbøyningen skulle være dobbelt så stor.

Fra skalarfelt til tensorteori[rediger | rediger kilde]

Under sitt opphold i Prag fra 1911 til 1912 begynte Einstein å bli klar over at en ny, generell gravitasjonsteori måtte være gyldig i alle koordinatsystem tilsvarende ulik akselerasjon. Derfor kunne ikke euklidsk geometri i alminnelighet benyttes i tidrommet. I stedet måtte man gjøre bruk riemannsk geometri på samme måte som når man går fra en plan flate til en krum flate. Tilbake i Zürich kunne Einstein der få hjelp av sin venn og kollega Marcel Grossmann til å anvende denne matematikken på en generell relativitetsteori.[4]

Etter ett års anstrengelser publiserte de resultatet av sitt samarbeid i en stor avhandling med tittelen Entwurf einer verallgemeinerten Relativitätstheorie und eine Theorie der Gravitation i 1913.[7] I ettertid er denne viktige publikasjonen blitt omtalt som «Entwurf-avhandlingen» hvor det tyske ordet Entwurf  betyr utkast. Einstein skrev den første delen som omhandlet hvordan tyngdekrefter kunne beskrives som en geometrisk effekt, mens den andre delen var skrevet av Grossmann og ga en presentasjon av riemannsk geometri og tensoranalyse.[8]

I stedet for å beskrive gravitasjon ved en skalært potensial Φ, var det nødvendig å erstatte dette med de ti komponentene til den metriske tensoren gμν for tidrommet. For å få overensstemmmelse med Newtons gravitasjonslov, måtte det eksistere en lineære sammenheng mellom energi-impulstensoren Tμν og en geometrisk tensor forbundet med krumningen til tidrommet. Nøyaktig hvordan denne nye feltligningen skulle se ut, lykkes de ikke å finne ut av.[1]

Omtrent på samme tid utviklet den finske fysiker Gunnar Nordstrøm en relativistisk gravitasjonsteori basert på det skalare gravitasjonspotensialet Φ.[9] Einstein så med interesse på denne alternative teorien selv om den ikke hadde alle de fysiske egenskapene han ønsket seg. Sammen med sin student Adriaan Fokker viste han på begynnelsen av 1914 at den tillot bare tidrom hvor metrikken hadde den spesielle formen[10]

Spesielt for denne teorien var at den ikke ville gi noen gravitasjonell lysavbøyning. For å avgjøre dette spørsmålet var derfor observasjon av fenomenet ved solformørkelsen om høsten samme år blitt enda viktigere.

Likedan viste Einstein og Fokker at den generelle ligningen for gravitasjonsfeltet Φ i denne skalare teorien kan skrives på den geometriske formen

hvor T = Tμμ er sporet av energi-impulstensoren, mens R = Rμμ er sporet av Riccis krumningstensor Rμν. Feltligningen hadde derfor samme struktur som i Entwurf-avhandlingen, men Einstein var likevel overbevist om at det fantes en enda mer generell teori.

Feltligningen[rediger | rediger kilde]

Einstein i sitt kontor ved Universitetet i Berlin i 1920.

Våren 1914 flyttet Einstein til Berlin. Arbeidet med en generell relativitetsteori var det som opptok han mest. Vel et år senere begynte en endelig formulering å ta form. I løpet av fire påfølgende presentasjoner i november 1915 la han frem stadig nye og forbedrete utkast til en slik generell teori ved ukentlige møter i det prøyssiske vitenskapsakademiet.[8]

Ved møtet den 11. november mente han å funnet den nye feltligningen uttrykt ved Ricci-tensoren og energi-impulstensoren. Den kunne ganske enkelt skrives som Rμν = κTμν hvor konstanten κ = 8πG/c4. I det tomme rom hvor det ikke er noe materie, må metrikken derfor finnes fra de ti ligningene Rμν = 0.

En uke senere ga han løsningen av disse ligningene utenfor en masse M. I Newtons teori vil den gi opphav til et gravitasjonspotensial Φ = - GM/r i radiell avstand r fra massen. Ved store avstander er dette svakt, noe som gjorde det mulig for Einstein å finne resultatet

for metrikken i dette området. Det første leddet på høyre side forklarer tidsdilatasjon og dermed også gravitasjonell rødforskyvning. I tillegg fant Einstein at denne løsningen også gir en korreksjon til Keplers lover for planetene. Denne er størst for Merkur som er nærmest Solen hvor Φ er mest negativ. Og korreksjonen Einstein beregnet, viste seg å være nøyaktig så stor som behøvdes for å forklare hvorfor perihelet til denne planet flyttet seg langsomt i årenes løp. Det viste at teorien kunne være korrekt.[1]

Det siste leddet i metrikken viser at 3-rommet utenfor massen har en ikke-euklidsk geometri og derfor er krummet. En konsekvens av det er at lysavbøyningen vil få et ekstra bidrag og skal i stedet være

Dette er dobbelt så stort som det som følger fra den opprinnelige bruken av ekvivalensprinsippet. En eksperimentell måling av denne vinkelen ville derfor være avgjørende for teoriens gyldighet.

På dette tidspunktet var Einstein klar over at hans teori ikke oppfylte kravet om bevarelse av energi og impuls. Men ved møtet den 25. november kunne han presentere den endelige formen på feltligningen

som også hadde denne egenskapen. Tensoren på venstre side er Einsteins krumningstensor som vanligvis skrives som Gμν eller Eμν. Ved å ta sporet av ligningen, finner man sammenhengen R = -κT. Den kan derfor skrives på den ekvivalente formen

I det tomme rom hvor Tμν = 0, er denne ekvivalent med ligningen fra den 11. november. Derfor var også løsningen for metrikken i stor avstand fra en sentral masse fremdeles gyldig og dens fysiske konsekvenser. På nyåret 1916 skrev han sammen denne endelige formuleringen av teorien i en større artikkel i Annalen der Physik.[11]

David Hilbert[rediger | rediger kilde]

Sommeren 1915 tilbragte Einstein vel en uke ved Universitetet i Göttingen hvor han ga flere forelesninger om sitt arbeid med en generell relativitetsteori. Blant tilhørerne var den kjente matematiker David Hilbert som fattet stor interesse for disse nye ideene. Under oppholdet der utviklet de to et vennskap og forble i kontakt utover høsten mens Einstein prøvde å gjøre teorien ferdig. Samtidig viste Hilbert at den kovariante feltligningen kunne utledes mye mer direkte fra et virkningsprinsipp.[3]

I moderne notasjon beskriver man materie ved en feltteori for et felt ψ som er beskrevet ved en Lagrange-funksjon . Hilbert viste at når denne materien er i et gravitasjonsfelt beskrevet ved metrikken gμν, kan det hele beskrives ved virkningen

hvor g er determinanten til matrisen som gμν danner og R den skalare krumningen gitt ved sporet av Ricci-tensoren. En variasjon δψ av feltet vil gi bevegelsesligningen for dette, mens en variasjon δgμν gir Einsteins feltligning.

Tidligere hadde Einstein også benyttet virkningsprinsippet til å komme frem til sin feltligning. Men han hadde valgt å benytte spesielle koordinater hvor determinanten g = -1. Hilberts utledning var derfor mer generell. I dag kalles denne fundamentale virkningen ofte for Einstein-Hilbert-virkningen.[12]

Schwarzschild-løsningen[rediger | rediger kilde]

Mens Einstein hadde funnet en tilnærmet løsning av sin feltligning i store avstander fra en sentral masse, viste Karl Schwarzschild tidlig i 1916 at det finnes en eksakt løsning gyldig overalt.[13] Nesten samtidig ble en forbedret utgave av denne løsningen funnet av den nederlandske doktorgradsstudenten Johannes Droste.[14] Med hans valg av koordinater kan metrikken utenfor massen M skrives som

hvor d Ω2 = 2 + sin2θ dφ2 er det kvadratisk romvinkelelementet i kulekoordinater θ og φ.

Det har blitt vanlig å kalle denne versjonen for Schwarzschilds løsning. I store avstander fra massen hvor potensialet Φ = - GM/r er svakt og etter en liten justering av den radielle koordinaten r, går løsningen over til det approksimative resultatet Einstein hadde funnet noen måneder tidligere.

Kosmologisk konstant[rediger | rediger kilde]

Etter at Einstein hadde vist hvordan hans generelle relativitetsteori fant anvendelser i Solsystemet, gikk han i gang med å undersøke hvilke konsekvenser den kan ha for hele Universet slik det på den tiden var kjent. Utfra filosofiske betraktninger mente han at det måtte være uforanderlig med tiden og grenseløst i rommet. Det vil tilsvare en tredimensjonal generalisering av en todimensjonal kuleflate S2. Denne flaten har et endelig areal, men ingen grenser når man reiser omkring på den. Den romlige delen av Universet er derfor et krumt rom S3 som har et endelig volum, men hvor man ikke vil møte noen «yttergrense» hvis man reiser utover så langt man er i stand til. Derimot vil man etter en endelig tid komme tilbake til startpunktet for reisen.[15]

Metrikken som Einstein derfor antok for Universet, kan skrives som

hvor a er radius til denne generaliserte kuleflaten som har en konstant og positiv krumning. Den radielle koordinaten r varierer mellom null og a. Hvert punkt i dette tredimensjoanle rommet er ekvivalent og kan tas som Universets sentrum. Plasserer vi oss selv der, kan vi si at vi befinner oss i punktet r = 0. Utenfor oss er tidrommet derfor beskrevet ved den vanlige Minkowski-metrikken så lenge r << a. Det er først over store avstander at vi vil merke at rommet har en krumning.[12]

Ved å benytte i denne metrikken i løsningen av sin gravitasjonelle feltligning, oppdaget Einstein at han ikke kunne finne noen løsning som oppfylte kravet at Universets radius a skulle være konstant. Han ble derfor nødt til å modifisere ligningen ved å legge til en ekstra term som ville gi en stabiliserende effekt. Gravitasjonsligningen tok dermed formen[16]

hvor Λ er den kosmologiske konstanten som han måtte innføre. Den bestemmer størrelsen til dette Universet. Einstein fant at dets radius da ville være

Denne nye konstanten virker som en slags frastøtende gravitasjon som virker mot de vanlige tyngdekreftene som prøver å trekke massen i Universet sammen. Har dette en konstant massetetthet ρ, så er størrelsen til Λ bestemt ved

På den tiden trodde man at Universet bestod hovedsakelig av stjernene man kunne se i Melkeveien.[15] Utfra det kunne man anslå at det hadde en midlere tetthet på omtrent ρ = 10-22 g/cm3. I Einsteins kosmologi tilsvarer det at Universet har en utstrekning gitt ved a = 107 lysår. Da dette var mye større enn utstrekningen 104 lysår til Melkeveien, kan det være en grunn til at Einstein i de følgende årene ikke gjorde mer med denne statiske modellen.[17]

Men en mer sannsynlig grunn kan være at det snart ble klart at hans statiske univers var ustabilt. Hvis ikke massetettheten hadde nøyaktig den verdien Λ tilsa, ville radien a ikke lenger være konstant med tiden. I så fall ville universet begynne å ekspandere eller falle sammen. At det kunne skje i det virkelige univers, var ikke Einstein villig til å akseptere før mer enn ti år senere.[15]

Einstein hadde kommet frem til den generelle gravitasjosteorien overbevist at det var materien som ga tidrommet en ikke-triviell geometri. Men allerede i samme år som Λ ble innført, viste den nederlandske astronomen Willem de Sitter at en mulig kosmologisk modell uten materie kunne utledes fra feltligingen, bare inneholdende en kosmologisk konstant. I dag er det klart at den gir den enkleste beskrivelse av mørk energi som Universet inneholder og forårsaker dets akselerasjon. Langt inn i fremtiden vil det i så fall kunne beskrives som et de Sitter-univers.[18]

Verifikasjon[rediger | rediger kilde]

Den første og viktigste verifikasjon av Einsteins gravitasjonsteori fant sted i forbindelse med solformørkelsen som fant sted den i 29. mai, 1919. To engelske ekspedisjoner ble utsendt, en til Vestkysten av Afrika og en til Sør-Amerika for å måle nøyaktig hvor stor lysavbøyningen ville være. Resultatene ble presentert på et spesielt møte i Royal Society den 6. November samme år. Begge ekspedisjonene hadde funnet verdier som passet godt med forutsigelsen fra teorien og kunne ikke forklares på noen annen måte. Dette gjorde Einstein til en internasjonal berømthet, og den generelle relativitetsteorien hadde åpnet opp et nytt verdensbilde i fysikken. Siden denne avgjørende verifikasjonen er teorien blitt funnet i full overensstemmelse med mange senere og mye mer presise tester.[15]

Mottagelse i Norge[rediger | rediger kilde]

Det tok tid før Einsteins generelle relativitetsteori ble generelt akseptert og spesielt av eldre fysikere. I Norge var det studenter ved Universitetet i Oslo som først ble begeistret for disse helt nye tankene. Allerede om våren 1918 holdt Ole Colbjørnsen et foredrag i Fysisk Selskap om teorien basert på Einsteins lengre presentasjon i Annalen der Physik i 1916.[11] Han kunne derfor berette både om presesjon av Merkurs bane og avbøyning av lys i Solens tyngdefelt.

Vilhelm Bjerknes som var en av de ledende fysikkprofessorene i Oslo, var tilstede på møtet i London da resultatene for lysavbøyningen ved solformørkelsen i 1919 ble lagt frem. Han ble likevel ikke overbevist om teoriens riktighet. I et foredrag i Det Norske Videnskaps-Akademi i januar 1920 uttalte han[19]

SitatEinsteins teori er i sin karakter saa forskjellig fra alle fysiske teorier, at det er vanskelig for en fysiker av den gamle skole at ta standpunkt til den. Sitat

På samme tid skrev den unge student Harald Schjelderup to populærvitenskapelige artikler full av begeistring i Aftenposten om denne nye fysikken, mens Jørg Tofte Jebsen var i ferd med å skrive det første, norske vitenskapelige arbeid som gjorde bruk av teorien. Disse studentene tilhørte en krets rundt professor Lars Vegard som hadde jevnlig kontakt med kollegaer ved Universitetet i Berlin hvor Einstein da var.

Einstein i Oslo[rediger | rediger kilde]

Einstein sammen med Heinrich Goldschmidt på piknik ved Oslofjorden. Sittende i midten Ole Colbjørnsen og helt til høyre Einsteins stedatter Ilse Einstein med Jørgen Vogt delvis skjult bak seg.

Høsten 1919 var blant andre Ole Colbjørnson og Jonas Schanche Jonasen valgt inn i styret i Det Norske Studentersamfund. Begge ivret for en forsonende linje overfor Tyskland etter den første verdenskrig. Året etter var studentene Schanche Jonasen og Schelderup i Berlin, mens Colbjørnsen var blitt valgt til nestformann i Studentersamfundet. Han var da med å få vedtatt at de skulle invitere Einstein til Oslo for å gi offentlige forelesninger om sine nye teorier. De to studentene i Berlin tok kontakt, og Einstein sa seg villig til å komme. Oppholdet fant sted i tidsrommet 13. til 20. juni, 1920 der han holdt tre foredrag i Universitetets Aula hvor publikum måtte betale inngangspenger. Arrangementet var en suksess og ble avsluttet med en piknik ved Oslofjorden.[19]

Senere utvikling[rediger | rediger kilde]

Da Einsteins generelle teori var basert på Riemanns differensialgeometri som bare var kjent av et fåtall matematikere her i landet, var den vanskelig tilgjengelig for de fleste fysikere. Derfor ble den i de følgende årene bare sporadisk presentert i forskjellige forelesningsserier og seminarer ved Universitetet i Oslo og ved NTH, ofte etter ønske fra studentene. Mange av professorene mente nok også at såpass avansert, teoretisk fysikk ikke egnet seg for regulære kurs i studieplanen.

Dette endret seg i 1976 da Finn Ravndal ble ansatt ved Universitetet i Oslo og startet opp et fast kurs i generell relativitetsteori. Etter noen år ble det overtatt av Øyvind Grøn som har forelest kurset frem til sin avgang i 2013. I denne forbindelse har han skrevet flere lærebøker om samme tema, både for viderekomne studenter[20] og for de med mindre bakgrunn.[21] Ved NTNU blir dette også nå regelmessig forelest sammen med tilbudet innen astrofysikk og kosmologi.

Geometrisk oppbygning[rediger | rediger kilde]

Den generelle relativitetsteorien er baser på den fundamental antagelsen at i hvert tilstrekkelig lite område av tidrommet kan man beskrive all fysikk på samme måte som i spesiell relativitetsteori, det vil si som i et Minkowski-tidrom. At dette området skal være «tilstrekkelig lite», betyr at alle effekter av kruming kan sees bort fra. Her kan man derfor benytte vanlige koordinater xα = (ct,x) for å angi tid t og sted x = (x,y,z) for hver hendelse.

Det er vanlig å beskrive relativistisk fysikk med måleenheter slik at lyshastigheten c = 1. Da vil en avstand kunne angis som den tid lyset behøver for å gå denne strekningen. På den måten oppstår lengeenheten lysår. I det følgende vil slike enheter bli benyttet.

To nærliggende hendelser i tidrommet er adskilt ved en koordinatdifferans dxα som avhenger av hvilket referansesystem man velger å bruke. Men det kvadratiske linjeelementet ds2 = dt 2 - dx2 forblir invariant under et slikt valg. Ved å innføre Minkowski-metrikken med de diagonale komponentene ηαβ = (1, -1, -1, -1), kan det kvadratiske linjeelementet i dette området da skrives som

når man benytter Einsteins summekonvensjon og summerer over all like par med indekser. Dette linjelementet kan i alminnelighet være positivt, null eller negativt. I det første tilfellet sies det å være tidlikt og er adskilt med en tidsdifferans dτ = ds. Når ds = 0, er linjelementet lyslikt slik at de to hendelsene er forbundet med et lyssignal. I det siste tilfellet er det romlikt, og man kan finne et referansesystem hvor de to hendelsene skjer samtidig.[2]

Globale koordinater[rediger | rediger kilde]

På en krum flate kan man i hvert lite område bruke euklidsk geometri, men må benytte globale eller krumlinjete koordinater for å dekke større deler av flaten. Man kan gå frem på samme måte for et tidrom hvor der virker gravitasjonskrefter. Hvis man her kaller de lokale Minkowski-koordinatene for x' α og de globale for xμ, vil man ha en funksjonssammenheng

som forbinder de lokale Minkowski-rommene med hverandre, avhengig av hvilken verdi man velger for de globale koordinatene x til området man betrakter.[21] Denne sammenhengen er en koordinattransformasjon som man antar kan inverteres i hvert lokalt område. Den differensielle koordinatforskjellen

kan derfor inverteres å gi

ved å benytte at

hvor resultatet på høyre side er gitt ved et Kronecker-delta som er 1 eller 0 avhengig av om de to indeksene er like eller ikke.

Nå kan det kvadratiske linjeelementet uttrykkes i de nye koordinatene og blir

Man kan derfor skrive det som

hvor

er den metriske tensor til hele tidrommet.[1] Ved å løse Einsteins gravitasjonsligning kan denne metrikken beregnes. Man kan da gjennomføre denne prosessen i motsatt retning ved å finne et lokalt område med Minkowski-koordinater x' α slik at metrikken der blir

Strengt tatt er dette foreløbig bare mulig i ett punkt. Men det er mulig å finne slike koordinater for ethvert lite område i tidrommet ved bruk av riemannske normalkoordinater. Det tilsvarer at man i dette området har valgt koordinater i en fritt fallende «Einstein-elevator». På denne måten har man dermed en matematisk formulering av ekvivalensprinsippet.[2]

Geodetiske linjer[rediger | rediger kilde]

I et slikt fritt fallende koordinatsystem vil enhver fri partikkel følge en rett linje som er en geodetisk kurve i Minkowski-rommet. Denne bevegelsen er gitt ved differensialligningen

hvor λ er en affin parameter proporsjonal med partikkelens egentid. Ved nå å benytte at koordinatene x' α avhenger av de globale koordinatene x μ, kan dette skrives som

ved bruk av kjerneregelen for derivasjon. Multipliseres dette med ∂xσ/∂x' α, forenkles resultatet slik at det kan skrives som

Dette er differensialligningen for en geodetisk kurve i globale koordinater hvor

er Christoffel-symbol av andre sort. Det er symmetrisk i sine to nedre indekser og opptrer alltid ved derivasjon i krumlinjete koordinater. Med sine tre indekser kan det se ut som en tensor, men det er det ikke da det ikke transformerer som sådan.[3]

I den geodetiske differensialligningen representerer det første leddet med den andre deriverte av koordinaten partikkelens akselerasjon, mens det siste leddet med Christoffel-symbolet uttrykker gravitasjonskreftene som virker på den. De er derfor proporsjonale med kvadratet av partikkelens firehastighet dxμ/.

Christoffel-symbol[rediger | rediger kilde]

Mens den globale metrikken gμν avhenger av de førstederiverte av x' -koordinatene, involverer Christoffel-symbolene de andrederiverte av de samme koordinatene. De eksisterer derfor en mulighet for å uttrykke disse ved de førstederiverte av metrikken. Disse følger fra definisjonen av denne og blir

Her kan man uttrykke de andrederiverte ved Christoffel-symbolene slik at man får

Ved å benytte at både den metriske tensoren og Christoffel-symbolene er symmetriske i sine to indekser, leder dette uttrykket til resultatet

som kalles for Christoffel-symbol av første sort og skrives som Γσμν. Det er symmetrisk i de to siste indeksene.[1]

Man kan skrive det første Christoffel-symbolet Γσμν ved å innføre de inverse (eller kontravariante) komponentene gμν til den metriske tensoren ved å betrakte de kovariante komponentene gμν som elementene i en 4×4 matrise. Den inverse matrisen har da komponenter som vil oppfylle kravet

Disse inverse elementene kan formelt finnes fra

da koordinattransformasjonen x' x er antatt å være reverserbar. Ved å bruke disse kontravariante komponentene av metrikken, kan man da skrive Christoffel-symbolene av andre sort som

Når den metriske tensoren for tidrommet er kjent, kan dermed disse symbolene finnes ved direkte derivasjon. Man behøver også de kontravariante komponentene til metrikken, noe som krever å invertere en matrise. For mer kompliserte metrikker kan denne beregningen bli ganske omstendelig. Enklere kan de finnes direkte fra utledningen av den geodetiske ligningen fra et kovariant variasjonsprinsipp.[3]

Kovariant fysikk og gravitasjon[rediger | rediger kilde]

På en krum flate gir en geodetisk kurve vanligvis den korteste avstanden mellom to punkt. I spesiell relativitetsteori er de geodetiske kurvene rette linjer som forbinder to punkt i Minkowski-rommet som er separert med maksimal egentid. Har dette koordinater x' α, kan den tilsvarende bevegelsesligningen d 2x' α/2 = 0  finnes fra den kovariante Lagrange-funksjonen

som her representerer en generalisering av den kinetiske energien til en partikkel som følger kurven. Parameteren λ er proporsjonal med partikkelens egentid.[3]

Etter å ha innført globale koordinater tar denne Lagrange-funksjonen den generelle formen

Den beskriver bevegelsen til en relativistisk partikkel i et generelt gravitasjonsfelt. Ved å benytte Hamiltons virkningsprinsipp følger da direkte den kovariante ligningen for den geodetiske kurven med riktig form det andre Christoffel-symbolet.

Dette er et enkelt eksempel på essensen i den generelle relativitetsteorien. Den er kovariant ved at den ikke bare er en relativistisk teori for gravitasjon, men sier at alle fundamentale, fysiske lover må formuleres slik at de tar samme form i alle koordinatsystem. Da alle elementærpartikler er beskrevet ved bruk av kvantefeltteori, sier den derfor også hvordan alle slike partikler kobler til gravitasjon. Kjenner man en slik lov i Minkowski-rommet, kan den generaliseres til også å gjelde i et gravitasjonsfelt ved at den flate metrikken ηαβ erstattes med den globale metrikken gμν. Samtidig må alle partiellderiverte α erstattes med kovariant deriverteμ på samme måte som i alle krumlinjete koordinatsystem.

For eksempel, kontinuitetsligningen for en elektrisk strøm med firevektor J μ = (,J) kan skrives på kovariant vis i Minkowski-rommet som μJ μ = 0. Bevarelse av denne strømmen i et gravitasjonsfelt uttrykkes da som μJ μ = 0. På samme måte skrives bevarelse av energi og impuls for et system med energi-impulstensor T μν på kovariant form som μT μν = 0.[1]

Et tilsvarende eksempel gjelder ligningen for den geodetiske kurven som en fri partikkel følger. Ved å innføre firehastigheten u' α = dx' α/, er bevegelsesligningen i et lokalt Minkowski-rom du' α/ = 0. Ved bruk av kjerneregelen for derivasjon kan dette skrives som

eller på den mer kompakte formen u' β∂'β u' α = 0. Denne ligningen kan så tas over i globale koordinater og blir dermed

Da det første leddet ikke er noe annet enn duμ/, er dette den geodetiske ligningen. Denne utledningen viser at den frie partikkelen i hvert øyeblikk fortsetter å gå i den retningen som firehastigheten angir.

Newtonsk grense[rediger | rediger kilde]

Geometrien til tidrommet og dermed også all fysikk i det krumme tidrommet er gitt ved den metriske tensoren gμν. Den kan i det generelle tilfellet finnes som løsning av Einsteins feltligning. Denne fant Einstein i 1915 ved å forlange at den måtte være i overensstemmelse med Newtons gravitasjonslov for svake felt og gi Newtons andre lov for partikkelbevegelse ved lave hastigheter v << c = 1. Dette kalles vanligvis for den «newtonske grense» hvor lovene for ikke-relativistisk fysikk gjelder.[22]

Lokalt kan Newtons lov for tyngdekraften skrives som en differensialligning av andre orden for gravitasjonspotensialet Φ = Φ(x),

hvor G er gravitasjonskonstanten og ρ = ρ(x) er massetettheten i punktet x. Dette er en Poisson-ligning av samme form som for det elektriske potensialet i elektrostatikken.

Einstein resonnerte at en relativistisk generalisering av denne ligningen måtte på venstre side erstattes av ledd som inneholder den andrederiverte av den metriske tensoren. På høyre side måtte likedan den ikke-relativistiske massetettheten erstattes med energi-impulstensoren Tμν som i alle relativistiske teorier samler all energi, impuls og masse i en større enhet. Da denne tensoren er symmetrisk, måtte det derfor finnes en annen, geometrisk tensor Eμν på venstre side av ligningen som inneholder andrederiverte av metrikken. Ligningen måtte derfor ha formen

hvor κ måtte være en eller annen naturkonstant.[23]

Fra Riemanns differensialgeometri visste Einstein og hans matematiske medarbeider Grossmann at det fantes kun to slike størrelser, nemlig Ricci-tensoren Rμν og dens spor R. Ut fra kravet μT μν = 0 om bevarelse av energi og impuls, må derfor også μE μν = 0 være oppfylt. Fra en Bianchi-identitet følger det da at den geometriske Einstein-tensoren må være den spesielle kombinasjonen

som dermed ga den endelige formen til den gravitasjonelle feltligningen.

Ikke-relativistisk bevegelse[rediger | rediger kilde]

Når man velger å parametrisere bevegelsen til en partikkel som beveger seg i en statisk metrikk gμν med dens egentid τ, vil størrelsen til firehastigheten u μ = dx μ/ være gitt ved u⋅u = gμνu μu ν = 1. For en ikke-relativistsisk bevegelse er den største komponenten u 0 = dt/ da tidskoordinaten x 0 = t. Den geodetiske ligningen forenkles da til

I en statisk metrikk hvor alle deriverte med hensyn på tiden er null, forenkles det andre Cristoffel-ssymbolet og gir

Da metrikken i denne grensen er antatt å skille seg lite fra den flate Minkowski-metrikken, kan man skrive

hvor størrelsen til avviket |hμν | << 1. Da alle tidsderiverte gir null, betyr det at Γ000 = 0. Derfor er d 2t/2 = 0, og koordinattiden t kan identifiseres med egentiden τ. Dette er som forventet i Newtonsk fysikk.

De romlige komponentene av geodetligningen gir nå

Sammenlignes dette med Newtons bevegelsesligning d 2x/dt 2 = -  Φ for en partikkel i gravitasjonspotensialet Φ, må man ha h00 = 2Φ og dermed

.

De andre komponentene til avviket hμν kan settes lik null da de ikke bidrar i denne grensen. Ricci-tensoren kan nå beregnes direkte fra dens definisjon med de Christoffer-symbolene som er nå funnet.[3] Da gravitasjonspotensialet ikke avhenger av tiden, finner man ganske enkelt at

,

mens de romlige komponentene Ri j = 0.[2] I samme newtonske grense er det massetettheten T00 = ρ som er den dominerende komponenten i energi-impulstensoren. Skriver man Einsteins feltligning som

,

følger fra 00-komponenten at R00 = κρ/2. Sammenlignet med Newtons gravitasjonslov, må da κ = 8π G.[23]

De romlige komponentene Ti j av energi-impulstensoren har blitt satt lik null i denne approksimasjonen. Det betyr at de tilsvarende komponentene Ei j av Einstein-tensoren er null. Herfra følger at de diagonale komponentene av Ricci-tensoren må oppfylle kravet

som betyr at R ii = (3/2)R. Det fulle sporet R = R00 + R ii må derfor ha verdien R = - 2R00. Dermed finner man at romlige komponentene av Ricci-tensoren må være

Todimensjonell visualisering av rommets krumning utenfor en masse. Den avtar ved store avstander.

Dette er i tilsynelatende motstrid med hva man fant over ved direkte utregning av komponentene fra g00 = 1 + 2Φ. Grunnen er at antagelsen hi j = 0 for de romlige avvikene, som ikke bidrar ved ikke-relativistiske hastigheter, ikke kan være generelt gyldig. For at resultatet for Ri j som her fantes fra Einsteins ligning, skal følge fra definisjonen av Ricci-tensoren, må hi j = 2δi j Φ. I den newtonske grensen er derfor tidrommets metrikk

Den siste termen her viser at ikke bare det 4-dimensjonale tidrommet er krummet, men også den 3-dimensjonale, romlige delen er ikke-euklidsk. For lys, som per definisjon beveger seg relativistisk, vil denne forandringen av geometrien gi en fordobling av den gravitasjonelle lysavbøyningen sammenlignet med hva den første termen i metrikken alene hadde gitt. Da denne forutsigelsen ble bekreftet ved solformørkelsen i 1919, markerte det begynnelsen på den universelle akseptansen av den generelle relativitetsteorien.

Tid og rom i tidrommet[rediger | rediger kilde]

Av de fire koordinatene xμ = (x0,x1,x2,x3) vil det være en tidskoordinat som vanligvis betegnes som koordinattid t = x0 med tilhørende metrisk komponent g00 > 1. De tre andre koordinatene angir romlig posisjon i tidrommet. Som i den spesielle relativitetsteorien tenker man seg at hver slik posisjon finnes en observatør som kjenner sine egne koordinater og er utstyrt med en standard klokke.[22] Den viser observatørens egentid τ som i allminnelighet skiller seg fra koordinattiden t. Sammenhengen mellom disse to tidene er gitt ved det kvadratiske linjeelementet som gir

da dx i = 0 i en fast posisjon. Forskjellen mellom disse to tidene kan ikke merkes på samme sted. Men for eksempel, hvis det sendes ut et periodisk signal som lys med en viss frekvens fra et sted, vil dette kunne mottas med en annen periode av en observatør på et annet sted. Dette gir opphav til tidsdilatasjon og rødforskyvning i et gravitasjonsfelt.

Denne rødforskyvningen er lett å regne ut i en statisk metrikk, det vil si en hvor de metriske komponentene er uavhengige av koordinattiden t. Da vil lyssignalet hele tiden følge den samme, geodetiske kurve slik at perioden målt med en koordinatklokke forblir uforandret. Sendes signalet ut fra posisjon 1, vil et tikk til standardklokken der være 1 = T1 som er perioden til lyset observert observert i denne posisjonen. Denne er igjen forbundet med frekvensen ved sammenhengen ν1 = 1/T1 når lyshastigheten c = 1. Dette signalet blir mottatt i posisjon 2 med periode 2 = T2 = 1/ν2 slik at man har sammenhengen

mellom frekvensene. I den newtonske grensen hvor g00 = 1 + 2Φ, blir dermed formelen for rødforskyvningen

i overenstemmelse med hva man finner direkte fra ekvivalensprinsippet.

Alternativt kan man finne dette resultatet ved å betrakte lyssignalet som en strøm av fotoner. Hvert foton har da en fireimpuls som kan finnes fra den kovariante Lagrange-funksjonen L som

hvor den prikkderiverte her er med hensyn på en kurveparameter λ. Hvis nå metrikken er statisk og derfor uavhengig av koordinaten t = x0, er denne koordinaten syklisk slik at den konjugerte impulsen p0 har en konstant verdi. Her, som i spesiell relativitetsteori, vil en observatør med firehastighet uμ måle en energi for fotonet med verdi E = u⋅p. Da observatøren er i ro og man alltid har at u⋅u = 1, vil g00u0u0 = 1. Dermed er den observerte energien E = u0p0. Da denne er proporsjonal med frekvensen til fotonet og p0 er konstant, gir dette samme formel for rødforskyvningen.

Romlig metrikk[rediger | rediger kilde]

Romlige avstander i det nærliggende området til en observatør i et punkt, kan måles ved «radarmetoden». Et lyssignal blir sendt ut mot et punkt i nærheten og reflektert tilbake til observatøren som registrerer refleksen det på et litt senere tidspunkt. Tidsforsinkelen han måler på sin standardklokke er da den dobbelte, romlige avstand til nabopunktet.

Lys beveger seg langs en geodetisk kurve som også må oppfylle kravet ds2 = 0. Splittes denne ligning opp i komponenter for tid og rom, kan man finne koordinattiden som går med for transmisjonen frem og tilbake, ved å løse en andregradsligning som gir

Da refleksjonen tilbake har dxk med motsatt fortegn, vil det totale tidsforløpet på standardklokken være

Den kvadrerte avstanden til nabopunktet kan derfor skrives som

hvor

da er metrikken i det lokale, tredimensjonale rommet til denne observatøren.[24]

Benyttes dette resultatet i det fulle linjeelementet ds2 til tidrommet, kan det nå skrives på det kompakte formen

hvor nå det som var egentid, er blitt utvidet til å være gitt ved

Med disse koordinatene for tid og rom har observatøren dermed etablert et lokalt Minkowski-rom hvor kinematikken er som i spesiell relativitetsteori.

Denne oppsplittingen er typisk for roterende koordinatsystem hvor den metriske tensoren har komponenter g0k ≠ 0. Et enkelt eksempel er geometrien på en roterende skive hvor metrikken i polarkoordinater er

hvis skiven roterer med vinkelhastighet ω.[24] Det første leddet på høyre side har g00 ≠ 0 og representerer sentrifugalkraften som en observatør på skiven vil føle. Den kjennes ut som en tyngdekraft som tvinger han ut fra sentrum til skiven. Sender en observatør på skiven i en posisjon r > 0 og den sender et lyssignal inn mot sentrum av skiven, vil dette være rødforskjøvet. Likedan er det andre leddet et uttrykk for Coriolis-kraften. En observatør på skiven som benytter en standard målestav, vil finne at den har en geometri som er ikke-euklidsk da omkretsen av skiven er større en 2π r.

Det sees også fra den romlige metrikken som i dette eksemplet blir

En observatør som står utenfor skiven vil forklare dette ved at en målestav som ligger i radiell retning på skiven, viser riktig avstand da den ikke utsettes for Lorentz-kontraksjon. Men en målestav som ligger vinkelrett på denne retningen, vil bevege seg med hastigheten v = ωr langs sin egen retning og derfor observeres som kortere enn en stav som ligger i ro. Av denne grunn behøves det flere målestaver for å dekke hele periferien til skiven som derfor må en omkrets > 2π r.

Lokalt aksekors[rediger | rediger kilde]

I hvert punkt i tidrommet kan en firevektor u uttrykkes ved de kontravariante komponentene u μ på basisvektorene eμ til koordinatsystemet, det vil si u = u μeμ. Alternativt kan man benytte den duale basis e μ med de tilsvarende kovariante komponentene uμ slik at man har i stedet u = uμe μ. De kovariante komponentene av den metriske tensoren er da gitt ved det indre produktet gμν = eμ⋅eν.

Slike koordinatkomponenter av en vektor eller tensor vil per definisjon forandres ved en koordinattransformasjon og kan ikke uten videre knyttes til direkte målinger. Det kan derimot gjøres ved å opprette i et punkt hvor målingene foretas, et ortonormert sett med basisvektorer

hvor nå V μα' utgjør komponentene av en 4×4 transformasjonsmatrise. Denne basisen tilsvarer den som benyttes i et flatt, Minkowski-rom med metrikk som nå kan skrives som ηα' β' = eα'⋅eβ'. Derfor må transformasjonsmatrisen oppfylle betingelsen

En slik ortonormert basis er et lokalt aksekors eller et vierbein på tysk (og engelsk) da det består av fire akser i et firedimensjonalt tidrom.[1]

Fra den inverse transformasjonsmatrisen med elementer V α'μ som tilfredsstiller

,

får man da den tilsvarende sammenhengen

.

Den inverse transformasjonen av basisvektorene er dermed

.

For den duale basisen har man da på samme måte at

.

Enhver vektor eller tensor kan nå dekomponeres i sine komponenter på en slik orthonormert basis. For eksempel, for en firevektor har man

slik at de kontravariante komponentene i denne transformerte basisen er

.

For de kovariante komponentene har man på samme måte

.

Er den gitte metrikken gμν diagonal, vil også transformasjonsmatrisen mellom denne og Minkowski-metrikken være diagonal.

Fysiske komponenter[rediger | rediger kilde]

De ortonormerte komponentene tilsvarer de vanlige, fysiske komponentene i et krumlinjet kordinatsystem. For eksempel, vil en fri partikkel med masse m ha en 4-impuls p i tidrommet som oppfyller p 2 = m 2. Hvis metrikken er uavhengig av koordinattiden t = x 0, er komponenten p0 konstant, noe som uttrykker den relativistiske bevarelse av partikkelens energi. Er i tillegg metrikken diagonal, er den ortonormerte komponenten

partikkelens fysiske energi. Da nå den metriske komponenten η0'0' = 1 = g00V00'V00', følger det at V00' = 1/√g00. Derfor har man at den fysiske energien er gitt ved

.

Dette er samme uttrykket som følger fra E = u⋅p der u er 4-hastigheten til observatøren som foretar målingene.

På samme måte utgjør de romlige komponentene pk' = pkVkk' partikkelens fysiske 3-impuls p forbundet med energien ved standardrelasjonen

.

Da dette gir E = m + p2/2m i den newtonske grensen der √g00 = 1 + Φ, reduseres den relativistiske energibevarelsen for partikkelen til det ikke-relativistiske uttrykket

for bevarelse av kinetisk pluss potensiell energi i gravitasjonspotensialet Φ.

Gravitasjonsstråling[rediger | rediger kilde]

Einsteins gravitasjonsligning er ikke-lineær og lar seg ikke løse eksakt i de fleste tilfeller. Men når metrikken gμν(x) til tidrommet skiller seg bare litt fra Minkowski-metrikken ημν, tar ligningen en lineær form og den forenkles til en lineær bølgeligning. Dette forutsetter at det finnes et globalt koordinatsystem hvor den metriske tensoren kan skrives på formen

hvor avviket eller perturbasjonen må oppfylle hμν << 1. Men disse koordinatene er i allminnelighet ikke entydige. Man kan fremdeles foreta små koordinattransformasjoner av formen x μx μ + ξ μ slik at denne oppsplittingen av metrikken vil bevare formen. Det eneste som skjer er at perturbasjonen får en litt annen verdi,

på tilsvarende måte som det elektromagnetiske potensialet Aμ forandres under en gaugetransformasjon. Denne friheten kan man benytte til å pålegge potensialene en ekstra gaugebetingelse. I analogi med Lorenz-gaugen μ Aμ = 0, er det her hensiktsmessig å gjør bruk av Hilbert-gaugen som er definert ved[1]

Med dette valget forenkles Ricci-tensoren til

og feltligningen kan skrives som

hvor h = hμμ er sporet av perturbasjonen hμν. Ved å definere det modifiserte tensorfeltet

tar da feltligningen den endelige formen

som viser at perturbasjonen forplanter seg som en vanlig bølge, drevet av energi-impulstensoren. Dette beskriver gravitasjonsstråling som ble for første gang direkte observert i 2016.

Harmonisk gravitasjonsbølge[rediger | rediger kilde]

Illustrasjon av hvordan en ring med partikler vil bevege seg under påvirkning av de to gravitasjonsbølgene h+ og h×.

En plan, harmonisk bølge forplanter seg med en bestemt frekvens ω i en viss retning gitt ved en bølgevektor k. Utenfor kilden til bølgen kan man sette Tμν = 0 og bølgeligningen gir direkte at ω = ck. Dette viser at den beveger seg med lyshastigheten c, noe som ble bekreftet i 2017 med meget stor nøyaktighet ved observasjon av gravitasjonsbølgen fra en sammensmelting av to nøytronstjerner.[25]

Selv etter å ha valgt Hilbert-gaugen, kan man fremdeles foreta spesielle koordinattransformasjoner. Egenskapene til en plan bølge kommer klarest frem ved bruk av en TT-gauge hvor perturbasjonen Tμν kun har komponenter i et plan som står vinkelrett på utbredelsesretningen (T for transvers) og samtidig har spor h = 0 (T for traseløs). Av de opprinnelige ti komponentene til perturbasjonen står det da bare to igjen. De representerer de to frihetsgradene til bølgen som tilsvarer polarisasjon i to forskjellige retninger som står normalt på forplantningsretningen k.

Hvis man velger denne retningen langs z-aksen, vil den første polariserte moden h+ gi komponentene hxx = - hyy = h+. Den andre moden h× bidrar kun til de to ikke-diagonale komponentene hxy = hyx = h×. Det kvadratiske linjeelementet til et tidrom med en plan gravitasjonsbølge tar derfor formen

Betrakter man en ring av partikler som står vinkelrett på bølgen, vil moden h+ i løpet av en halv periode gi en sammentrekning av ringen i x-retning samtidig som den utvides i y-retning. I neste halvperiode er disse to bevegelsene byttet om. På samme måte gir moden h× tilsvarende utvidelser og sammentrekninger langs to retninger som danner 45° med koordinataksene.

En elektromagnetisk bølge inneholder energi og vil derfor modifisere geometrien til Minkowski-rommet. Ved bruk av Einsteins feltligning kan også denne metriske perturbasjonen beregnes, men det er vanskelig å tenke seg at effekten noensinne vil la seg observere.

Se også[rediger | rediger kilde]

Referanser[rediger | rediger kilde]

  1. ^ a b c d e f g h C.W. Misner, K.S. Thorne and J.A. Wheeler, Gravitation, W. H. Freeman, San Francisco (1973). ISBN 0-7167-0344-0.
  2. ^ a b c d H.P. Robertson and T.W. Noolan, Relativity and Cosmology, W.B. Saunders Company, Philadelphia (1968).
  3. ^ a b c d e f S.M. Carroll, Spacetime and Geometry, Pearson, New York (2003). ISBN 978-0-805-38732-2.
  4. ^ a b c A. Pais, Subtle is the Lord, Clarendon Press, Oxford (1982). ISBN 0-19-853907-X
  5. ^ A. Einstein, Über das Relativitätsprinzip und die aus demselben gezogenen Folgerungen, Jahrbuch der Radioaktivität und Elektronik, 4, 411 - 462 (1907)
  6. ^ A. Einstein, Über den Einfluß der Schwerkraft auf die Ausbreitung des Lichtes, Annalen der Physik 35, 898 - 908 (1911).
  7. ^ A. Einstein und M. Grossmann, Entwurf einer verallgemeinerten Relativitätstheorie und einer Theorie der Gravitation, Zeitschrift für Mathematik und Physik 62, 225-261 (1914).
  8. ^ a b H. Gutfreund and J. Renn, The Road to Relativity, Princeton University Press, New Jersey (2017). ISBN 978-0-691-17581-2.
  9. ^ J.D. Norton, Einstein, Nordström and the early demise of scalar, Lorentz-covariant theories of gravitation, Archive for History of Exact Sciences 45 (1), 17–94 (1992).
  10. ^ A. Einstein und A.D. Fokker, Die Nordströmsche Gravitationstheorie vom Standpunkt des absoluten Differentialkalküls, Annalen der Physik 44, 321-328 (1914).
  11. ^ a b A. Einstein, Die Grundlage der allgemeinen Relativitätstheorie, Annalen der Physik 49 (7), 769 - 822 (1916).
  12. ^ a b J. A. Peacock, Cosmological Physics, Cambridge University Press, England (1999). ISBN 0-521-42270-1.
  13. ^ K. Schwarzschild, Über das Gravitationsfeld eines Massenpunktes nach der Einsteinschen Theorie, Sitzungsberichte der Königlich Preussischen Akademie der Wissenschaften 7, 189–196 (1916).
  14. ^ J. Droste, The field of a single centre in Einstein's theory of gravitation, and the motion of a particle in that field, Proceedings of the Royal Netherlands Academy of Arts and Science 19 (1), 197–215 (1917).
  15. ^ a b c d E.R. Harrison, Cosmology: The Science of the Universe, Cambridge University Press, England (1981). ISBN 0-521-22981-2.
  16. ^ A. Einstein, Kosmologische Betracthungen zur allgemeinen Relativitätstheorie, Sitzungsberichte der Königlich Preussischen Akademie der Wissenschaften, 142–152 (1917).
  17. ^ C. O’Raifeartaigh, Albert Einstein and the origins of modern cosmology, Physics Today, February (2017).
  18. ^ B. Ryden, Introduction to Cosmology, Addison Wesley, San Fransisco (2003). ISBN 0-8053-8912-1.
  19. ^ a b N. Voje Johansen, Einstein i Norge, Res Publica, Oslo (2010). ISBN 978-8-282-26016-9.
  20. ^ Ø. Grøn and S. Hervik, Einstein's General Theory of Relativity, Springer, New York (2007). ISBN 978-0-387-69200-5.
  21. ^ a b Ø. Grøn and A. Næss, Einstein's Theory, Springer, New York (2011). ISBN 978-1-4614-0705-8.
  22. ^ a b E. F. Taylor and J. A. Wheeler, Spacetime Physics, W. H. Freeman and Company, San Francisco (1963).
  23. ^ a b L. Bergström and A. Goobar, Cosmology and Particle Astrophysics, Springer-Verlag, Berlin (2004). ISBN 3-540-43128-4.
  24. ^ a b C. Møller, The Theory of Relativity, Oxford University Press, England (1960).
  25. ^ LIGO Collaboration, Gravitational Waves and Gamma-Rays from a Binary Neutron Star Merger: GW170817 and GRB 170817A, Astrophysical Journal Letters 848:L13, October 20 (2017).

Litteratur[rediger | rediger kilde]

Eksterne lenker[rediger | rediger kilde]