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vetoresformas bilineares
espaco dualTensores
definicaomudanca de referencialproduto interno
O que de fato e um tensor?
Em livros mais antigos: Um tensor de segunda ordem e um objetode dois ındices que se transforma como
Tµν =3∑
α=0
3∑β=0
ΛµαΛν
βTαβ
Mas o que isso quer dizer?
[email protected] Teoria da Relatividade O espaco de Minkowski
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vetoresformas bilineares
espaco dualTensores
definicaomudanca de referencialproduto interno
O que de fato e um tensor?
Em livros mais antigos: Um tensor de segunda ordem e um objetode dois ındices que se transforma como
Tµν =3∑
α=0
3∑β=0
ΛµαΛν
βTαβ
Mas o que isso quer dizer?
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espaco dualTensores
definicaomudanca de referencialproduto interno
O que de fato e um tensor?
Em livros mais antigos: Um tensor de segunda ordem e um objetode dois ındices que se transforma como
Tµν =3∑
α=0
3∑β=0
ΛµαΛν
βTαβ
Mas o que isso quer dizer?
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vetoresformas bilineares
espaco dualTensores
definicaomudanca de referencialproduto interno
Objetivos
vetores → quadrivetores;
formas bilineares → metrica de Minkowski;
rotacoes → transformacoes de Lorentz;
espaco dual → subir e descer ındice;
tensores → se transforma como...
Para isso precisaremos revisitar alguns conceitos de algebra linear.
[email protected] Teoria da Relatividade O espaco de Minkowski
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vetoresformas bilineares
espaco dualTensores
definicaomudanca de referencialproduto interno
Objetivos
vetores → quadrivetores;
formas bilineares → metrica de Minkowski;
rotacoes → transformacoes de Lorentz;
espaco dual → subir e descer ındice;
tensores → se transforma como...
Para isso precisaremos revisitar alguns conceitos de algebra linear.
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definicaomudanca de referencialproduto interno
Objetivos
vetores → quadrivetores;
formas bilineares → metrica de Minkowski;
rotacoes → transformacoes de Lorentz;
espaco dual → subir e descer ındice;
tensores → se transforma como...
Para isso precisaremos revisitar alguns conceitos de algebra linear.
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definicaomudanca de referencialproduto interno
Objetivos
vetores → quadrivetores;
formas bilineares → metrica de Minkowski;
rotacoes → transformacoes de Lorentz;
espaco dual → subir e descer ındice;
tensores → se transforma como...
Para isso precisaremos revisitar alguns conceitos de algebra linear.
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definicaomudanca de referencialproduto interno
Objetivos
vetores → quadrivetores;
formas bilineares → metrica de Minkowski;
rotacoes → transformacoes de Lorentz;
espaco dual → subir e descer ındice;
tensores → se transforma como...
Para isso precisaremos revisitar alguns conceitos de algebra linear.
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definicaomudanca de referencialproduto interno
Objetivos
vetores → quadrivetores;
formas bilineares → metrica de Minkowski;
rotacoes → transformacoes de Lorentz;
espaco dual → subir e descer ındice;
tensores → se transforma como...
Para isso precisaremos revisitar alguns conceitos de algebra linear.
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vetoresformas bilineares
espaco dualTensores
definicaomudanca de referencialproduto interno
O que e um vetor?Classica: vetores sao objetos com um ındice que se transformamcomo
xµ =3∑
α=0
Λµαxα
Algebra linear: vetor e um elemento de um espaco vetorial.
[email protected] Teoria da Relatividade O espaco de Minkowski
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definicaomudanca de referencialproduto interno
O que e um vetor?Classica: vetores sao objetos com um ındice que se transformamcomo
xµ =3∑
α=0
Λµαxα
Algebra linear: vetor e um elemento de um espaco vetorial.
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definicaomudanca de referencialproduto interno
O que e um vetor?Classica: vetores sao objetos com um ındice que se transformamcomo
xµ =3∑
α=0
Λµαxα
Algebra linear: vetor e um elemento de um espaco vetorial.
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vetoresformas bilineares
espaco dualTensores
definicaomudanca de referencialproduto interno
Fato 1
Fixar um referencial e equivalente a fixar uma base para o espaco,de modo que uma mudanca de base e apenas uma mudanca dereferencial.Voltando a definicao classica de vetor,
xµ =3∑
α=0
Λµαxα
e exatamente como se calcula as componentes de um vetor sobuma transformacao linear, em particular sob uma mudanca de base.A matriz Λµ
ν representa uma mudanca de base particular,voltaremos a ela em breve.
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definicaomudanca de referencialproduto interno
Fato 1
Fixar um referencial e equivalente a fixar uma base para o espaco,de modo que uma mudanca de base e apenas uma mudanca dereferencial.Voltando a definicao classica de vetor,
xµ =3∑
α=0
Λµαxα
e exatamente como se calcula as componentes de um vetor sobuma transformacao linear, em particular sob uma mudanca de base.A matriz Λµ
ν representa uma mudanca de base particular,voltaremos a ela em breve.
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definicaomudanca de referencialproduto interno
Fato 1
Fixar um referencial e equivalente a fixar uma base para o espaco,de modo que uma mudanca de base e apenas uma mudanca dereferencial.Voltando a definicao classica de vetor,
xµ =3∑
α=0
Λµαxα
e exatamente como se calcula as componentes de um vetor sobuma transformacao linear, em particular sob uma mudanca de base.A matriz Λµ
ν representa uma mudanca de base particular,voltaremos a ela em breve.
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espaco dualTensores
definicaomudanca de referencialproduto interno
Um produto interno e uma aplicacao que age em dois vetores eleva a um numero real,
· : V × V → R(u, v) 7→ u · v
Um produto interno pode tambem ser representado e calculadocomo o produto de um vetor linha por um vetor coluna
(u1, u2, u3)
v 1
v 2
v 3
= u1v 1 + u2v 2 + u3v 3
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definicaomudanca de referencialproduto interno
Um produto interno e uma aplicacao que age em dois vetores eleva a um numero real,
· : V × V → R(u, v) 7→ u · v
Um produto interno pode tambem ser representado e calculadocomo o produto de um vetor linha por um vetor coluna
(u1, u2, u3)
v 1
v 2
v 3
= u1v 1 + u2v 2 + u3v 3
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espaco dualTensores
definicaomudanca de referencialproduto interno
Produtos internos nos permite estudar conceitos geometricos doespaco, como angulos e comprimentos.
|u| =√u · u e cos θ =
u · v|u||v|
.
O espaco Rn munido desse produto interno e chamado de espacoEuclidiano.
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Produtos internos nos permite estudar conceitos geometricos doespaco, como angulos e comprimentos.
|u| =√u · u e cos θ =
u · v|u||v|
.
O espaco Rn munido desse produto interno e chamado de espacoEuclidiano.
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definicaomudanca de referencialproduto interno
O produto interno permite determinar mudancas de referencial quepreservam comprimentos e angulos (rotacoes)
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espaco dualTensores
definicaomudanca de referencialproduto interno
Rotacoes sao mudancas de base (referencial) que preservam oproduto interno. Isto significa que se a matriz A representa umarotacao no Rn e u, v ∈ Rn, entao Au · Av = u · v. Narepresentacao de vetores linha e coluna
(u1, u2, u3) = ATA
v 1
v 2
v 3
= (u1, u2, u3)
v 1
v 2
v 3
= u1v 1 + u2v 2 + u3v 3,
∴ Au · Av = u · v⇒ AT = A−1
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definicaomudanca de referencialproduto interno
Rotacoes sao mudancas de base (referencial) que preservam oproduto interno. Isto significa que se a matriz A representa umarotacao no Rn e u, v ∈ Rn, entao Au · Av = u · v. Narepresentacao de vetores linha e coluna
(u1, u2, u3) = ATA
v 1
v 2
v 3
= (u1, u2, u3)
v 1
v 2
v 3
= u1v 1 + u2v 2 + u3v 3,
∴ Au · Av = u · v⇒ AT = A−1
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Rotacoes sao mudancas de base (referencial) que preservam oproduto interno. Isto significa que se a matriz A representa umarotacao no Rn e u, v ∈ Rn, entao Au · Av = u · v. Narepresentacao de vetores linha e coluna
(u1, u2, u3) = ATA
v 1
v 2
v 3
= (u1, u2, u3)
v 1
v 2
v 3
= u1v 1 + u2v 2 + u3v 3,
∴ Au · Av = u · v⇒ AT = A−1
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Rotacoes sao mudancas de base (referencial) que preservam oproduto interno. Isto significa que se a matriz A representa umarotacao no Rn e u, v ∈ Rn, entao Au · Av = u · v. Narepresentacao de vetores linha e coluna
(u1, u2, u3) = ATA
v 1
v 2
v 3
= (u1, u2, u3)
v 1
v 2
v 3
= u1v 1 + u2v 2 + u3v 3,
∴ Au · Av = u · v⇒ AT = A−1
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espaco dualTensores
definicaomudanca de referencialproduto interno
O termo rotacoes e generalizado e usado em varias areas da fısica.Em mecanica quantica, para que a normalizacao da funcao deprobabilidade seja preservada, a evolucao temporal dos operadoresou da funcao de onda e construıda de modo que representemrotacoes no espaco de Hilbert.
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definicaomudanca de referencialproduto interno
O termo rotacoes e generalizado e usado em varias areas da fısica.Em mecanica quantica, para que a normalizacao da funcao deprobabilidade seja preservada, a evolucao temporal dos operadoresou da funcao de onda e construıda de modo que representemrotacoes no espaco de Hilbert.
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espaco dualTensores
generalizacao de produtos internosformas bilineares × intervalometrica de Minkowskirotacoes no espaco de Minkowski
O produto interno pode ser generalizado para as chamadas formasbilineares.Sejam U e V espacos vetoriais reais. Dizemos a aplicacaog : U × V → R e uma forma bilinear se e linear em cada um deseus argumentos, ou seja, se ∀u,u′ ∈ U, v, v′ ∈ V e λ ∈ R valem:
1 g(u + u′, v) = g(u, v) + g(u′, v);
2 g(u, v + v′) = g(u, v) + g(u, v′);
3 g(u, λv) = g(λu, v) = λg(u, v);
Uma forma bilinear e dita ser simetrica seg(u,u′) = g(u′,u), ∀u,u′ ∈ U.
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generalizacao de produtos internosformas bilineares × intervalometrica de Minkowskirotacoes no espaco de Minkowski
O produto interno pode ser generalizado para as chamadas formasbilineares.Sejam U e V espacos vetoriais reais. Dizemos a aplicacaog : U × V → R e uma forma bilinear se e linear em cada um deseus argumentos, ou seja, se ∀u,u′ ∈ U, v, v′ ∈ V e λ ∈ R valem:
1 g(u + u′, v) = g(u, v) + g(u′, v);
2 g(u, v + v′) = g(u, v) + g(u, v′);
3 g(u, λv) = g(λu, v) = λg(u, v);
Uma forma bilinear e dita ser simetrica seg(u,u′) = g(u′,u), ∀u,u′ ∈ U.
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generalizacao de produtos internosformas bilineares × intervalometrica de Minkowskirotacoes no espaco de Minkowski
O produto interno pode ser generalizado para as chamadas formasbilineares.Sejam U e V espacos vetoriais reais. Dizemos a aplicacaog : U × V → R e uma forma bilinear se e linear em cada um deseus argumentos, ou seja, se ∀u,u′ ∈ U, v, v′ ∈ V e λ ∈ R valem:
1 g(u + u′, v) = g(u, v) + g(u′, v);
2 g(u, v + v′) = g(u, v) + g(u, v′);
3 g(u, λv) = g(λu, v) = λg(u, v);
Uma forma bilinear e dita ser simetrica seg(u,u′) = g(u′,u), ∀u,u′ ∈ U.
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generalizacao de produtos internosformas bilineares × intervalometrica de Minkowskirotacoes no espaco de Minkowski
Dados u, v ∈ R3,
u · v = (u1, u2, u3)
v 1
v 2
v 3
= u1v 1 + u2v 2 + u3v 3 =3∑
k=1
ukvk
︸ ︷︷ ︸produto interno
,
g(u, v) = (u1, u2, u3)
g11 g12 g13
g21 g22 g23
g31 g32 g33
v 1
v 2
v 3
=3∑
k=1
3∑l=1
gklukv l
︸ ︷︷ ︸forma bilinear g
Com isso podemos concluir que o produto interno e um casoparticular de forma bilinear, quando g = I .
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generalizacao de produtos internosformas bilineares × intervalometrica de Minkowskirotacoes no espaco de Minkowski
Dados u, v ∈ R3,
u · v = (u1, u2, u3)
v 1
v 2
v 3
= u1v 1 + u2v 2 + u3v 3 =3∑
k=1
ukvk
︸ ︷︷ ︸produto interno
,
g(u, v) = (u1, u2, u3)
g11 g12 g13
g21 g22 g23
g31 g32 g33
v 1
v 2
v 3
=3∑
k=1
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gklukv l
︸ ︷︷ ︸forma bilinear g
Com isso podemos concluir que o produto interno e um casoparticular de forma bilinear, quando g = I .
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Dados u, v ∈ R3,
u · v = (u1, u2, u3)
v 1
v 2
v 3
= u1v 1 + u2v 2 + u3v 3 =3∑
k=1
ukvk
︸ ︷︷ ︸produto interno
,
g(u, v) = (u1, u2, u3)
g11 g12 g13
g21 g22 g23
g31 g32 g33
v 1
v 2
v 3
=3∑
k=1
3∑l=1
gklukv l
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Com isso podemos concluir que o produto interno e um casoparticular de forma bilinear, quando g = I .
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generalizacao de produtos internosformas bilineares × intervalometrica de Minkowskirotacoes no espaco de Minkowski
Voltando a relatividade restrita
Imagine agora uma fonte de luz na posicao (x0, y0, z0) emite umafrente de onda no instante t0.
Apos t segundos a distancia percorrida pela frente de onda serac∆t = c(t − t0) metros, que em termos de coordenadas espaciaissera√
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 =√
(x − x0)2 + (y − y0)2 + (z − z0)2.
Imagine agora a mesma frente de onda observada por um outroreferencial inercial O′. Neste outro referencial, apos t ′ segundos afrente de onda tera percorrido c∆t ′ =
√∆x ′2 + ∆y ′2 + ∆z ′2.
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Voltando a relatividade restrita
Imagine agora uma fonte de luz na posicao (x0, y0, z0) emite umafrente de onda no instante t0.
Apos t segundos a distancia percorrida pela frente de onda serac∆t = c(t − t0) metros, que em termos de coordenadas espaciaissera√
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 =√
(x − x0)2 + (y − y0)2 + (z − z0)2.
Imagine agora a mesma frente de onda observada por um outroreferencial inercial O′. Neste outro referencial, apos t ′ segundos afrente de onda tera percorrido c∆t ′ =
√∆x ′2 + ∆y ′2 + ∆z ′2.
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Voltando a relatividade restrita
Imagine agora uma fonte de luz na posicao (x0, y0, z0) emite umafrente de onda no instante t0.
Apos t segundos a distancia percorrida pela frente de onda serac∆t = c(t − t0) metros, que em termos de coordenadas espaciaissera√
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 =√
(x − x0)2 + (y − y0)2 + (z − z0)2.
Imagine agora a mesma frente de onda observada por um outroreferencial inercial O′. Neste outro referencial, apos t ′ segundos afrente de onda tera percorrido c∆t ′ =
√∆x ′2 + ∆y ′2 + ∆z ′2.
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Voltando a relatividade restrita
Imagine agora uma fonte de luz na posicao (x0, y0, z0) emite umafrente de onda no instante t0.
Apos t segundos a distancia percorrida pela frente de onda serac∆t = c(t − t0) metros, que em termos de coordenadas espaciaissera√
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 =√
(x − x0)2 + (y − y0)2 + (z − z0)2.
Imagine agora a mesma frente de onda observada por um outroreferencial inercial O′. Neste outro referencial, apos t ′ segundos afrente de onda tera percorrido c∆t ′ =
√∆x ′2 + ∆y ′2 + ∆z ′2.
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generalizacao de produtos internosformas bilineares × intervalometrica de Minkowskirotacoes no espaco de Minkowski
Comparando o resultado nos dois referenciais podemos observarque
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 = 0 = ∆x ′2 + ∆y ′2 + ∆z ′2 − (c∆t ′)2.
Ou seja∆x ′2 + ∆y ′2 + ∆z ′2 − (c∆t ′)2 = 0
independentemente do referencial.
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Comparando o resultado nos dois referenciais podemos observarque
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 = 0 = ∆x ′2 + ∆y ′2 + ∆z ′2 − (c∆t ′)2.
Ou seja∆x ′2 + ∆y ′2 + ∆z ′2 − (c∆t ′)2 = 0
independentemente do referencial.
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generalizacao de produtos internosformas bilineares × intervalometrica de Minkowskirotacoes no espaco de Minkowski
Imagine a mesma situacao anterior, mas agora trocando a frentede onda por uma partıcula que viaja com velocidade v < c .De maneira inteiramente analoga terıamos∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (v∆t)2 = 0, e desta expressao, substituindoapenas v por c , teremos
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 < 0.
Suponha agora que em a distancia espacial√
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2
seja maior do que a percorrido pela luz em t segundos. Dessaforma terıamos, analogamente
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 > 0.
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Imagine a mesma situacao anterior, mas agora trocando a frentede onda por uma partıcula que viaja com velocidade v < c .De maneira inteiramente analoga terıamos∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (v∆t)2 = 0, e desta expressao, substituindoapenas v por c , teremos
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 < 0.
Suponha agora que em a distancia espacial√
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2
seja maior do que a percorrido pela luz em t segundos. Dessaforma terıamos, analogamente
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 > 0.
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Imagine a mesma situacao anterior, mas agora trocando a frentede onda por uma partıcula que viaja com velocidade v < c .De maneira inteiramente analoga terıamos∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (v∆t)2 = 0, e desta expressao, substituindoapenas v por c , teremos
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 < 0.
Suponha agora que em a distancia espacial√
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2
seja maior do que a percorrido pela luz em t segundos. Dessaforma terıamos, analogamente
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 > 0.
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Imagine a mesma situacao anterior, mas agora trocando a frentede onda por uma partıcula que viaja com velocidade v < c .De maneira inteiramente analoga terıamos∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (v∆t)2 = 0, e desta expressao, substituindoapenas v por c , teremos
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 < 0.
Suponha agora que em a distancia espacial√
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2
seja maior do que a percorrido pela luz em t segundos. Dessaforma terıamos, analogamente
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 > 0.
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espaco dualTensores
generalizacao de produtos internosformas bilineares × intervalometrica de Minkowskirotacoes no espaco de Minkowski
Ou seja, para distancias maiores, iguais ou menores do que apercorrida pela luz em um intervalo de tempo ∆t valem,respectivamente
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 = a2 > 0
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 = 0
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 = −b2 < 0
E possıvel mostra que numeros reais a e b acima tambem saoindependentes do referencial (ver Schutz).
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Ou seja, para distancias maiores, iguais ou menores do que apercorrida pela luz em um intervalo de tempo ∆t valem,respectivamente
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 = a2 > 0
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 = 0
∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 = −b2 < 0
E possıvel mostra que numeros reais a e b acima tambem saoindependentes do referencial (ver Schutz).
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Com isso concluımos que ∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 e invariantesob mudancas de referencial.
Esta e uma quantidade fundamental em relatividade geral ourestrita e e chamada de intervalo. Intervalos sao classificados como
tipo luz (= 0), tipo tempo (< 0) ou tipo espaco (> 0).
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espaco dualTensores
generalizacao de produtos internosformas bilineares × intervalometrica de Minkowskirotacoes no espaco de Minkowski
Com isso concluımos que ∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 e invariantesob mudancas de referencial.
Esta e uma quantidade fundamental em relatividade geral ourestrita e e chamada de intervalo. Intervalos sao classificados como
tipo luz (= 0), tipo tempo (< 0) ou tipo espaco (> 0).
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Com isso concluımos que ∆x2 + ∆y 2 + ∆z2 − (c∆t)2 e invariantesob mudancas de referencial.
Esta e uma quantidade fundamental em relatividade geral ourestrita e e chamada de intervalo. Intervalos sao classificados como
tipo luz (= 0), tipo tempo (< 0) ou tipo espaco (> 0).
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A partir de agora fixemos c = 1 e a notacao x0 = t, x1 = x , x2 = ye x3 = z . Se tomarmos o intervalo da discussao anterior partindoda origem do sistema de coordenadas no instante x0 = 0, teremos
−(x0)2
+(x1)2
+(x2)2
+(x3)2
= σ
onde σ = a2, σ = 0 ou σ = −b2.Note que exceto pelo sinal negativo do primeiro termo, estaexpressao se parece muito com um produto interno.De fato, seja x = (x0, x1, x2, x3) um vetor de R4 e η essa formabilinear, entao
η(x , x) = (x0, x1, x2, x3)
−1 0 0 00 1 0 00 0 1 00 0 0 1
︸ ︷︷ ︸
matriz de η
x0
x1
x2
x3
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A partir de agora fixemos c = 1 e a notacao x0 = t, x1 = x , x2 = ye x3 = z . Se tomarmos o intervalo da discussao anterior partindoda origem do sistema de coordenadas no instante x0 = 0, teremos
−(x0)2
+(x1)2
+(x2)2
+(x3)2
= σ
onde σ = a2, σ = 0 ou σ = −b2.Note que exceto pelo sinal negativo do primeiro termo, estaexpressao se parece muito com um produto interno.De fato, seja x = (x0, x1, x2, x3) um vetor de R4 e η essa formabilinear, entao
η(x , x) = (x0, x1, x2, x3)
−1 0 0 00 1 0 00 0 1 00 0 0 1
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A partir de agora fixemos c = 1 e a notacao x0 = t, x1 = x , x2 = ye x3 = z . Se tomarmos o intervalo da discussao anterior partindoda origem do sistema de coordenadas no instante x0 = 0, teremos
−(x0)2
+(x1)2
+(x2)2
+(x3)2
= σ
onde σ = a2, σ = 0 ou σ = −b2.Note que exceto pelo sinal negativo do primeiro termo, estaexpressao se parece muito com um produto interno.De fato, seja x = (x0, x1, x2, x3) um vetor de R4 e η essa formabilinear, entao
η(x , x) = (x0, x1, x2, x3)
−1 0 0 00 1 0 00 0 1 00 0 0 1
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A partir de agora fixemos c = 1 e a notacao x0 = t, x1 = x , x2 = ye x3 = z . Se tomarmos o intervalo da discussao anterior partindoda origem do sistema de coordenadas no instante x0 = 0, teremos
−(x0)2
+(x1)2
+(x2)2
+(x3)2
= σ
onde σ = a2, σ = 0 ou σ = −b2.Note que exceto pelo sinal negativo do primeiro termo, estaexpressao se parece muito com um produto interno.De fato, seja x = (x0, x1, x2, x3) um vetor de R4 e η essa formabilinear, entao
η(x , x) = (x0, x1, x2, x3)
−1 0 0 00 1 0 00 0 1 00 0 0 1
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Assim como o espaco vetorial Rn munido do produto interno usuale chamado de espaco Euclidiano n−dimensional, o espaco vetorialR4 munido da forma bilinear η acima e chamado de espaco deMinkowski. A forma bilinear acima e conhecida como metrica deMinkowski.
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Se transformacoes lineares que satisfazem ATA = I preservam a oproduto interno Euclidiano, a pergunta natural agora e:quais sao as transformacao lineares que preservam a metrica deMinkowski?Assim como no espaco Euclidiano, basta impor queη(Λx ,Λx) = η(x , x).Portanto a metrica de Minkowski e preservada por matrizes Λ quesatisfazem a ΛTηΛ = η.E possıvel mostrar (Lista!) que as matrizes Λ que preservam ametrica de Minkowski sao justamente as transformacoes de Lorentzescritas em forma matricial.
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Se transformacoes lineares que satisfazem ATA = I preservam a oproduto interno Euclidiano, a pergunta natural agora e:quais sao as transformacao lineares que preservam a metrica deMinkowski?Assim como no espaco Euclidiano, basta impor queη(Λx ,Λx) = η(x , x).Portanto a metrica de Minkowski e preservada por matrizes Λ quesatisfazem a ΛTηΛ = η.E possıvel mostrar (Lista!) que as matrizes Λ que preservam ametrica de Minkowski sao justamente as transformacoes de Lorentzescritas em forma matricial.
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Se transformacoes lineares que satisfazem ATA = I preservam a oproduto interno Euclidiano, a pergunta natural agora e:quais sao as transformacao lineares que preservam a metrica deMinkowski?Assim como no espaco Euclidiano, basta impor queη(Λx ,Λx) = η(x , x).Portanto a metrica de Minkowski e preservada por matrizes Λ quesatisfazem a ΛTηΛ = η.E possıvel mostrar (Lista!) que as matrizes Λ que preservam ametrica de Minkowski sao justamente as transformacoes de Lorentzescritas em forma matricial.
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Voltando a “definicao” classica de vetores, dizer que vetores saoobjetos que se transformam como
xµ =3∑
α=0
Λµαxα (1)
significa dizer que em mudancas de base (referencial), ascomponentes do vetor no novo referencial sao obtidas pelastransformacoes lineares representadas pelas matrizes Λ, que sao asproprias transformacoes de Lorentz.
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O que significa levantar e abaixar ındices? Para entender o que issosignifica precisamos retomar mais um conceito de algebra linear, ochamado espaco dual.Dado um espaco vetorial V , associamos um espaco vetorial V ∗
chamado de espaco dual de V , tal que, ∀α ∈ V ∗
α : V → Ru 7→ α(u)
Elementos do espaco dual sao chamados de funcionais lineares,covetores, vetores covariantes ou 1-forma, dependendo docontexto. Eles representam aplicacoes lineres que agem emvetores, resultando em numeros reais.
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Exemplo: Sejam u ∈ R4 e α ∈ (R4)∗ tal que α = (1, 2, 0, 1), entao
α(u) = α
u1
u2
u3
u4
=4∑
k=1
αkuk = u1 + 2u2 + u4,
Note a semelhanca entre essa expressao e o produto interno.
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Espacos munidos de formas bilineares e seus respectivos duais serelacionam atraves da propria forma bilinear. De fato, nestesespacos definimos uma aplicacao linear denominada correlacaoτ : V → V ∗, que define naturalmente um funcional bilinearg : V × V → R atraves de
τ : V → V ∗
v 7→ τv : V → Ru 7→ τv(u) ≡ g(v,u).
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A relacao estabelecida entre a correlacao e a forma bilinear nospermite usar a segunda para relacionar as componentes deelementos do espaco vetorial as de elementos do espaco dual e viceversa. Isso e o que e conhecido como levantar e abaixar ındices.Usualmente as componentes de vetores sao chamadas decontravariantes (ındice em cima) e de funcionais lineares chamadasde covariantes (ındices embaixo).
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Voltando ao R3,
g(u, v) = (u1, u2, u3)
g11 g12 g13
g21 g22 g23
g31 g32 g33
v 1
v 2
v 3
≡ (u1, u1, u3
)v 1
v 2
v 3
onde
u1 = u1g11 + u2g21 + u3g31
u2 = u1g12 + u2g22 + u3g32
u3 = u1g13 + u2g23 + u3g33.
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De modo geral vale
uµ =∑k
gµkuk ,
analogamente,
uµ =∑k
gµkuk .
Onde gµk sao as componentes da matriz inversa de g .
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Tensores
O produto tensorial entre espacos vetoriais U e V e um espaco Wcom uma aplicacao bilinear
⊗ : U × V → W(u, v) 7→ u⊗ v
tal que, se {ei : i = 1, . . . , n} e {fj : j = 1, . . . ,m} sao bases de Ue V respectivamente, entao os mn elementos da forma ei ⊗ fj ,com 1 ≤ i ≤ n e 1 ≤ j ≤ m, formam uma base de W . Tensores deW ≡ U ⊗V serao entao escritos como cominacao linear de ei ⊗ fj ,
T =∑µ
∑ν
Tµνeµ ⊗ fν .
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Tensores podem ser covariantes, contravariantes ou mistos,dependendo dos espacos vetoriais que compoem o produtotensorial.A mudanca de referencial de tensores e dada pelo produto tensorialdas matrizes de mudanca de base dos espacos que compoem oproduto tensorial.
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No exemplo anterior, se A e B sao matrizes de mudanca de basede U e V respectivamente, entao o tensor T na nova base sera
T′ = A⊗ B
(∑µ
∑ν
Tµνeµ ⊗ fν
)=∑µ
∑ν
Tµν(Aeµ)⊗ (Bfν)
=∑µ
∑ν
Tµν
(∑α
Aαµeα
)⊗
∑β
Bβνfβ
=∑µ
∑ν
∑α
∑β
TµνAαµBβ
νeα ⊗ fβ
=∑α
∑β
(∑µ
∑ν
AαµBβ
νTµν
)eα ⊗ fβ
=∑α
∑β
T ′αβeα ⊗ fβ
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Portanto a componente T ′αβ do tensor T′ se relaciona com ascomponentes do tensor T atraves de
T ′αβ =∑µ
∑ν
TµνAαµBβ
ν . (2)
Essa expressao para as componentes de um tensor sob umamudanca de base e usada nos textos mais antigos como a propriadefinicao de tensor.
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Assim como no caso dos vetores, as componentes covariantes deum tensor podem ser relacionadas com as contravariantesutilizando a metrica,
Tαβ =∑µ
∑ν
gαµgβνTµν
ouTαβ =
∑µ
∑ν
gαµgβνTµν
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O produto tensorial pode ser continuado U1 ⊗ U2 ⊗ · · · ⊗ Un,produzindo tensores de ordem superior
H =∑α1
∑α2
· · ·∑αn
Hα1α2···αn(e1)α1⊗ (e2)α2
⊗ · · · ⊗ (en)αn,
Que apesar de terem mais componentes, possuem exatamente amesma estrutura de tensores de segunda ordem.
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