Relatividade e Eletromagnetismo - evfita
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<strong>Relatividade</strong> e <strong>Eletromagnetismo</strong><br />
Referências:<br />
<strong>Relatividade</strong> Restrita<br />
Mecânica relativística<br />
Eletrodinámica relativística<br />
D. J. Griffiths, Introduction to Electrodynamics, PrenticeHall, 1999<br />
C. Schiller, Motion Mountain – The Adventure of Physics,<br />
http://www.motionmountain.net/<br />
Usenet Physics FAQ, http://math.ucr.edu/home/baez/physics/
É o que vemos;<br />
Luz<br />
É com referência a luz que definimos o que é reto;<br />
Foi usado antigamente para medir o tempo;<br />
Atualmente usamos para medir o tempo com precisão (frequência de transição em Ce<br />
133);<br />
Atualmente é usado para medir distâncias e comprimentos com precisão.<br />
A luz tem um papel importante na maioria das observações que fazemos, das mais<br />
mundanas às mais exatas.
A luz se move?<br />
Será que a luz é um fenómeno de movimento? SIM!<br />
Os gregos reconhecerem luz com uma entididade que se move através das sombras:<br />
o andamento da luz da sua fonte é bloqueiado por um objeto opaco, formando uma<br />
região de sombra.<br />
O pensador grego Empedocles (c. 490 a c. 430 A.C.) concluiu que a luz deve levar<br />
um certo tempo para se mover da sua fonte até uma superfície qualquer – isto é, que<br />
a luz deve ter uma velocidade finita.<br />
Porém, a velocidade é muita alta.
Terra (2a med.)<br />
Primeiras medidas da velocidade de luz<br />
1668 1676<br />
Sol Terra (1a med.)<br />
Idéia do astrónomo italiano Giovanni Cassini;<br />
Jupitor e Io (2a med.)<br />
Jupitor e Io (1a med.)<br />
Tentativa feita pelo astrónomo dinemarquês Ole Rømer, exassistente de Cassini;<br />
Rømer não conseguiu um resultado porque não teve um valor confiável para a distância<br />
até Jupitor e porque suas medições do tempo foram imprecisas;<br />
Estas deficiências foram sanadas por Christian Huygens e por Edmund Halley poucos<br />
anos depois;<br />
Desde aquela época é sabido que a luz leva um pouco mais do que 8 minutos para chegar<br />
do Sol até a Terra.
Segunda medida da velocidade de luz<br />
1726<br />
v<br />
Perspectivo da chuva<br />
v<br />
Perspectivo do andador<br />
c<br />
c<br />
Bradley:<br />
c = v / tan<br />
v = 2R / T<br />
= 30 km/s<br />
c = 3.0 x 10 8 m/s<br />
Terra<br />
Sol<br />
Terra<br />
v<br />
c<br />
v<br />
Perspectivo da luz<br />
c<br />
Sol<br />
Perspectivo da gente<br />
Método do 'andador na chuva' do astrónomo inglês James Bradley. O ângulo de desvio<br />
é chamado a aberração da luz. Seu valor é aproximadamente 20.5'', ou 10 4 rad.
Espelho<br />
Medição precisa da velocidade de luz<br />
1849<br />
Medição feito pelo físico francês Hippolyte Fizeau;<br />
Espelho<br />
semiprateado<br />
Fonte de luz<br />
Ele mandou um pulso de luz para o espelho e mediu o tempo que levou para ir e voltar;<br />
Ele conseguiu um valor para a velocidade de luz apenas 5% maior do que o valor moderno.
As equações de Maxwell<br />
Lei solenoidal Lei de Faraday<br />
Lei de Gauss Lei de AmpèreMaxwell<br />
James Clerk Maxwell, um físicomatemático escocês, unificou a eletricidade, o magnetismo e a<br />
óptica na sua forma atual;<br />
Ele demonstrou que os campos elétricos e magnéticos propagam com a velocidade de luz e<br />
apresentou a luz como um efeito eletromagnetico;<br />
Em 1864, demonstrou que as forças elétricas e magnéticas tem a mesma natureza – uma força<br />
elétrica em uma referencial pode tornarse uma força magnética em outra, e viceversa.
Soluções oscilatórias<br />
Maxwell determinou que suas equações possuem soluções oscilatórios que<br />
propagam com a velocidade de luz e naturalmente associou estas ondas<br />
eletromagnéticas com a luz. Em 1881, Hertz criou e detectou ondas<br />
eletromagnéticos de comprimento de onda muito maior – as ondas de rádio.<br />
O grande problema com as ondas eletromagnéticas foi que não se conhecia a matéria<br />
que oscilava para fazer estas ondas. Todo tipo de onde conhecido na época envolvia a<br />
oscilação de algum substrato material:<br />
ondas numa corda;<br />
ondas sonoras no ar ou em sólidos<br />
ondas em água.<br />
Consequentemente, foi suposto a existência de uma substância cuja oscilação resultava<br />
em ondas eletromagnéticas – o éter. E procuravase sinais que esta substância se<br />
comportava como os outros substratos de ondas. Em particular, procuravase<br />
anisotropias na velocidade de luz, que assinalaria diferenças no movimento com<br />
respeito ao éter.
Éter<br />
Terra<br />
A experiência de MichelsonMorley<br />
Sol<br />
Terra<br />
As experiências procuraram medir a<br />
interferência entre duas partes de um feixe<br />
de luz coerente que tinham propagadas ao<br />
longo de caminhos de comprimentos<br />
iguais mas em direções diferentes com<br />
respeito ao éter. O resultado foi nulo.<br />
O propósito das experiências de Michelson<br />
(1881) e de Michelson e Morley (1887) foi de<br />
medir a variação da velocidade de luz devido a<br />
movimento relativo ao éter.<br />
Fonte de<br />
luz coerente<br />
Espelho<br />
Detetor<br />
Espelho
Coincidência?<br />
A lei de força de Lorentz refer a 'a' velocidade da carga. Assim, a lei faz aparecer que existe um<br />
sistema de referência única na qual as leis de eletromagnetismo são válidas. Porém, considere a<br />
seguinte coincidência:<br />
fio<br />
v<br />
fio<br />
Aqui, pela lei de Lorentz,<br />
uma força eletromotriz é gerada no fio que<br />
pode ser escrita em temos do fluxo<br />
magnético como<br />
ímã v ímã<br />
Aqui,v=0. Mas pela Lei de Faraday,<br />
uma força eletromotriz é gerada no fio que<br />
pode ser escrita em temos do fluxo<br />
magnético como<br />
Einstein citou esta coincidência no primeiro parágrafo do seu trabalho de 1905 sobre a<br />
relatividade restrita.
<strong>Relatividade</strong> restrita<br />
Assim, existiam duas evidências que a velocidade de luz deve ser invariante – as<br />
experiências de Michelson e Morley e as próprias leis de Maxwell. Porém, estas<br />
evidências não estão consistentes com a mecânica nãorelativística. Os maiores físicos da<br />
época se esforçaram em tentativas de reconciliar as duas teorias até 1905, quando Albert<br />
Einstein publicou seu trabalho famoso.<br />
Einstein propus dois postulados no seu trabalho:<br />
O princípio de relatividade – As leis de física são<br />
aplicáveis em qualquer sistema de referência inercial;<br />
A invariança da velocidade de luz – A velocidade de luz é<br />
a mesma para qualquer observador inercial, independente do<br />
movimento da fonte.<br />
Uma das consequências fundamentais destes postulados é que conceito de simultaneidade<br />
perdeu seu sentido.
v<br />
A relatividade de simultaneidade<br />
Consider um vagão de trem que se move a velocidade constante numa trilha reta. Quando<br />
uma lâmpada pendurado no centro da vagão é ligada, a luz espalha em todas as direções a<br />
velocidade c.<br />
Um observador no trem conclui que a luz alcance a frente e o fundo do vagão<br />
simultaneamente.<br />
Um observador parado no chão conclui que a luz alcance o fundo da vagão antes que alcance<br />
a frente, porque o trem se move enquanto a luz propaga, diminuindo a distância até o fundo<br />
do vagão e aumentando a distância até a frente.<br />
Dois eventos que são simultâneos em um sistema inercial não são necessariamente<br />
simultâneos em um outro sistema.<br />
v
v<br />
Dilatação do tempo<br />
h h<br />
Considere agora um raio de luz que atinge o chão do vagão diretamente abaixo da lâmpada.<br />
Quanto tempo este leva para alcançar o chão?<br />
Para o observador no trem, a reposta é<br />
facil:<br />
Assim, temos<br />
Relógios em deslocamento andam mais lentos.<br />
e<br />
v t<br />
Para o observador no chão, o raio demora<br />
mais, porque o trem está em movimento:<br />
v
Verificação experimental da dilatação do tempo<br />
detetor alto<br />
muons Muons são partículas elementares que são formadas<br />
detetor baixo<br />
continuamente na atmosfera alta por raios côsmicos. Um<br />
muon em repouso tem uma meiavida de 2,2 s . Isto é<br />
equivalente a uma distância de 660 m na velocidade de<br />
luz. Depois deste tempo, metade dos muons iniciais tem<br />
decaídos.<br />
B. Rossi e D. B. Hall (Phys. Rev. 59, 223 (1941)) mediram o fluxo de muons com<br />
velocidades entre 0,9950c e 0,9954c a um altura de 1,9 km e ao nível do mar. Usando a<br />
meiavida de muons em repouso, apenas 13% dos muons observados no detetor alta<br />
alcançaria o detetor baixo. Porém, 82% dos muons chegaram em baixo, devido ao diferença<br />
de tempo de aproximadamente 0,62 s , no sistema de referência dos muons, em acordo<br />
com o efeito de dilatação do tempo.
Simetria da dilatação do tempo<br />
Visto do chão: Visto do trem:<br />
Relógio no trem Relógio no trem B Relógio no trem A<br />
Relógio no chão A Relógio no chão B Relógio no chão<br />
O observador no chão usa dois relógios sincronizados, em pontos A e B, e marca o tempo quando<br />
o relógio do trem passa ponto A e depois ponto B;<br />
O observador no trem usa dois relógios sincronizados, em pontos A e B, e marca o tempo quando<br />
o relógio do chão passa ponto A e depois ponto B;<br />
Ambos vão concluir que o relógio do outro anda mais lentamente. Também vão concluir que o<br />
outro fez uma comparação errônea por não ter usado relógios sincronizados.
tempo<br />
Fim<br />
Gêmeo 1 Gêmeo 2<br />
Início<br />
espaço<br />
O paradoxo dos gêmeos<br />
Virada<br />
Vamos supor que um de um par de gêmeos faz um viagem<br />
espacial a velocidade próximo a velocidade próximo a<br />
velocidade de luz e volta anos depois para encontrar seu<br />
par. Devido a dilatação do tempo, o gêmeo que viajou<br />
voltaria mais jovem do que o gêmeo que ficou.<br />
E a simetria da dilatação do tempo? Do ponto de visto do<br />
gẽmeo que viajou, o gêmeo que ficou aproveitou da<br />
dilatação de tempo para permanecer mais jovem.<br />
Neste caso não há simetria, porque o gêmeo que viajou necessariamente teve que acelerar para<br />
se separar do outro. O gêmeo que viajou teve que ter, no caso mais simples, dois sistemas<br />
inerciais diferentes para se afastar e depois voltar. Uma consequência disto é o grande<br />
intervalo nos tempos que ele considera simultâneos, mostrados pelas linhas azuis. Para mais<br />
detalhes veja, o Usenet Physics FAQ.
v<br />
Contração de comprimento<br />
Considere uma lâmpada no fundo do vagão que emite um raio que reflete de um espelho na<br />
frente da vagão e volta. Quanto tempo leva para a luz ir e voltar?<br />
Para um observador no<br />
trem, a reposta e fácil:<br />
v<br />
t 1<br />
v<br />
t 2<br />
Para um observador no chão, o raio demora mais para ir mas<br />
menos para voltar, por causa do movimento do trem:<br />
or<br />
v
Contração de comprimento (cont.)<br />
Para um observador no trem: Para um observador no chão:<br />
Devido a dilatação do tempo, temos<br />
Temos então<br />
O comprimento do vagão é mais curto quando medido pelo observador no chão do que<br />
quando medido pelo observador no vagão.<br />
Objetos em movimentos são contraídos em<br />
comprimento. Este efeito é chamado contração<br />
de Lorentz.
A escada e o celeiro<br />
Um fazendeiro tem uma escada que é comprida demais para<br />
armazenar no celeiro. Aproveitando da contração de Lorentz, ele<br />
pede sua filha veloz de correr com a escada para dentro do celeiro<br />
para ele poder fechar a porta e guardar a escada. Ela, por outro lado,<br />
diz que não vai dar certo, porque quando ela corre com a escada é o<br />
celeiro e não a escada que encolhe. Quem está certo?<br />
Ambos! É uma questão de prespectiva.<br />
O comprimento da escada (ou do celeiro) é a distância entre suas<br />
extremidades a um mesmo instante de tempo. Para decidir se a<br />
escada cabe no celeiro ou não, temos que examinar:<br />
o tempo em que a extremidade A da escada alcance a parede do<br />
celeiro e<br />
o tempo em que a extremidade B entra na porta do celeiro.<br />
Simultaneidade destes tempos depende do sistema inercial.<br />
Vistos de cima<br />
v<br />
v
Contração de Lorentz<br />
A contração de Lorentz encurta um objeto em movimento apenas na direção do<br />
movimento.<br />
Dimensões perpendiculares ao movimento não são contraídas.<br />
v<br />
Considere uma linha vermelho pintado a uma altura de 1 m no muro ao lado da trilha por uma<br />
pessoa no chão e uma linha azul pintado na mesma altura por alguem no trem. Se a dimensão<br />
fosse contraído, o observador no chão veria a linha azul pintado pelo observador no trem<br />
abaixo da linha vermelho, enquanto o observador do trem veria a linha vermelho abaixo da<br />
linha azul. A única maneira dos dois estar certos é se a linhas se sobrepoem. Isto é, não há<br />
contração de Lorentz nesta direção.<br />
v
z<br />
As transformações de Lorentz<br />
Um processo físico consiste em um ou mais eventos, onde um evento é um acontecimento a<br />
um posição específica (x,y,z) a um tempo específico (t).<br />
Aqui construimos a transformação das coordenadas (x,y,z,t) de um evento em um sistema<br />
inercial S para as coordenadas (x',y',z',t') do mesmo evento em outro sistema inertial S'.<br />
y y'<br />
O O'<br />
z'<br />
x<br />
d<br />
v<br />
E<br />
A'<br />
x<br />
x'<br />
Orientamos os eixos tal que o sistema S' se desloca do sistema S ao<br />
longo do eixo x com velocidade v e que os eixos O e O' coincidem<br />
a t=0.<br />
No instante t do evento E, O' está a uma distância vt de O. Assim,<br />
onde d é a distância de O' a A' a tempo t. Agora, observamos que d<br />
é a distância de O' a A' medida em S, enquanto x' é a distância de<br />
O' a A' medida em S'. Assim, x' é contraído a d em S,<br />
Substituindo, temos
v<br />
z<br />
y y'<br />
O O'<br />
z'<br />
d'<br />
x'<br />
E<br />
A<br />
x<br />
As transformações de Lorentz<br />
x'<br />
Para obter a transformação em tempo t, consideramos o<br />
transformação contrária em x. Assim, no instante t' do evento E, O'<br />
está a uma distância vt' de O e<br />
onde d' é a distância de O a A a tempo t'. Aqui, d' é a distância de O<br />
a A medida em S', enquanto x é a distância de O a A medida em S.<br />
Assim, x é contraído a d' em S', . Substituindo,<br />
temos .<br />
Junto com a equação , podemos resolver para t ou para t' e completar as<br />
equações da transformação de Lorentz.<br />
De S para S': De S' para S:<br />
As coordenadas perpendiculares ao movimento não mudam.
Sincronização e dilatação de tempo<br />
x=0 x'=0 v<br />
Considere um sequência de<br />
relógios no eixo x do sistema S<br />
sincronizados em t=0.<br />
No sistema S', seu tempo t' varia de<br />
acordo com a sua posição:<br />
Os relógios em x>0 são atrasados e os em<br />
x
Contração de Lorentz<br />
S' S<br />
x' e<br />
x' d<br />
Considere um objeto em movimento ao direito com velocidade v. Seu comprimento de<br />
repouso, isto é, seu comprimento em S', é dado por<br />
onde d e e significam direito e esquerda.<br />
Um observador no sistema S mede as posições extremas do objeto a um instante do<br />
seu tempo t,<br />
Usando<br />
recuperamos a expressão para a contração de Lorentz,<br />
. , .<br />
x e<br />
x d<br />
v
A transformação de velocidades<br />
Suponha que a velocidade de uma partícula no sistema S é<br />
No sistema S', a partícula se desloca<br />
no tempo<br />
Sua velocidade em S' é<br />
Devido à transformação do tempo, componentes da velocidade perpendiculares a<br />
direção da transformação também são transformadas<br />
Quando u = c, u' = c.
Espaço de Minkowski<br />
A transformação de Lorentz toma uma forma mais simples se escrevermos todos as<br />
coordenadas nas mesmas unidades. Definimos<br />
e renomeamos os coordenadas espaciais<br />
As equações da transformação de Lorentz se tornam
Espaço de Minkowski<br />
Podemos escrever as equações da transformação em forma matricial como<br />
e resumílas na forma compacta como<br />
Escrita desta maneira, a transformação é muito aparecida com a forma geral de uma<br />
rotação em 3D<br />
De fato, uma transformação de Lorentz pode ser considerada como uma rotação<br />
generalizada – entre o espaço e o tempo.
A geometria do espaçotempo<br />
Da mesma maneira que podemos definir um 3vetor como qualquer conjunto de 3<br />
componentes que transforma sob rotações como (x, y, z), podemos definir um 4vetor<br />
como qualquer conjunto de 4 componentes que transforma como (x 0 , x 1 , x 2 , x 3 ) sob<br />
transformações de Lorentz,<br />
ou no caso de uma<br />
transformação de<br />
Lorentz ao longo do<br />
eixo x<br />
Em analogia ao produto escalar de 3vetores que é invariante sob rotações<br />
podemos definir um produto escalar de 4vetores que é invariante sob transformações de<br />
Lorentz (incluindo rotações)
A geometria do espaçotempo<br />
Por causa do sinal de menos no produto escalar, é conveniente introduzir um vetor<br />
covariante a que é relacionado com o vetor contravariant a por<br />
O produto escalar pode ser escrito em termos dos dois como<br />
Dado dois eventos A e B, com<br />
ou, simplesmente,<br />
podemos definir o 4vetor de deslocamento entre os dois<br />
e o intervalo invariante entre os dois<br />
e
Diagrama de espaçotempo<br />
O intervalo invariante entre os eventos A e B<br />
com<br />
contém informação física sobre os eventos.<br />
Nomeamos os tipos de intervalo de acordo com<br />
seu sinal:<br />
'spacelike'<br />
'lightlike'<br />
'timelike'<br />
Futuro<br />
Passado<br />
Quando o intervalo é 'timelike', podemos distinguir entre o futuro<br />
x 0 = ct<br />
Presente Presente<br />
e o passado<br />
x<br />
linha de mundo
Mecânica Relativística<br />
Quando um partícula se movimenta no espaço tempo com velocidade u , seu relógio interno anda<br />
mais lentamente do que um relógio em repouso. O tempo interno é chamado tempo próprio<br />
Em termos do tempo próprio, podemos definir a velocidade própria<br />
que em termos da velocidade ordinária<br />
A velocidade própria pode ser estendida a um 4vetor,<br />
com componente 0:<br />
A velocidade própria transforma com um 4vetor<br />
é tem norma invariante<br />
é
Energia e momento<br />
Em mecânica clâssica, o momento é definido como o produto da massa e da velocidade.<br />
Para ter uma quantidade que transforma como um 4vetor, fica claro que devemos usar a<br />
velocidade própria em vez da velocidade ordinária<br />
O componente temporal do 4vetor de momento é<br />
Associamos este com a energia relativística<br />
A energia relativística é nãonula, mesmo quando a massa está em repouso,<br />
O resto da energia, que atribuimos ao movimento, é a energia cinética,
Conservação de energia e momento<br />
Em qualquer sistema fechado, o 4vetor de energia e momento total é conservado .<br />
Nota que distinguimos entre uma quantidade invariante, que é igual em qualquer sistema<br />
inercial, e uma quantidade conservada, que é igual antes e depois de qualquer processo físico.<br />
O 4vetor de energia momento é conservado mas não é invariante. O produto escalar do<br />
momento com si mesmo<br />
ou,<br />
fornece a massa m como uma quantidade invariante,.<br />
Em um sistema fechado, tanto o 4vetor de energia e momento total quanto a sua massa são<br />
conservados.
Partículas sem massa<br />
Para uma partícula com massa nula, temos para o produto do seu momento consigo mesmo,<br />
Das definições da velocidade própria e do momento, verificamos que podemos recuperar o<br />
valor da velocidade ordinária de um objeto como<br />
Para uma partícula de massa nula, temos<br />
Uma partícula de massa nula, como o fóton, podem ser acelerada ou deceleradas – sua<br />
energia e momento podem mudar – mas sua velocidade sempre será a velocidade de luz.<br />
Pode dizer que tais partículas são movimento puro.<br />
ou
p, m<br />
Duas partículas<br />
Laboratório Centro de massa<br />
p c , m<br />
Devido à invariança da massa, as massas nos dois sistemas são iguais e<br />
e<br />
m<br />
p c , m<br />
Em colisões de partículas, apenas a energia no sistema do centro de massa está disponível para<br />
contribuir à reação. O resto está presa no movimento conservado. É por isto que aceleradores<br />
modernos usam colisões de dois feixes e não alvos fixos.<br />
Um deuteron é um núcleo formado de um neutron e um proton de massas (quase) iguais. No<br />
sistema do centro de mass, sua massa invariante quadrada é<br />
onde B é a sua energia de ligação.
Centro de massa<br />
<br />
p c , m<br />
p c , m<br />
Uma colisão elástica<br />
<br />
Laboratório<br />
p 2 , m<br />
p 1 , m<br />
A conservação de energia e momento depois da colisão fica clara no sistema do centro de<br />
massa. A forma explicita da transformação de Lorentz é necessária para voltar para o<br />
sistema do laboratório.<br />
Com um pouco de esforço, é possível mostrar (no caso de duas massas iguais) que<br />
onde é o fator de Lorentz da transformação. Para colisões nãorelativísticas, temos<br />
Mas em geral,
Dinâmica relativística<br />
A segunda lei de Newton é válida em mecânica relativística (e consistente com a conservaçõ<br />
de momento em um sistema fechado), quando o momento relativístico é usado,<br />
O trabalho continua a ser definido em termos da integral de linha da força,<br />
Assim podemos mostrar que a teorema de trabalho e energia (o trabalho feito numa<br />
partícula é igual ao aumento na sua energia cinética) continua a valer. Temos<br />
e
Assim, temos<br />
Dinâmica relativística<br />
Podemos tomar para as equações de movimento do 4vetor de momento<br />
A terceira lei de Newton – a de ação e reação – não continua válida em mecânica<br />
relativística, em geral. Quando os dois objetos em questão são separados, a aplicação do<br />
lei traz a questão do tempo da ação e reação. Como vimos, simultaneidade é um conceito<br />
relativo para objetos separados. A terceira lei vale apenas quando as duas forças são<br />
aplicadas no memso ponto ou no caso trivial de uma força constante.
Uma força constante<br />
Consideramos uma massa m sujeito a uma força constante F e supomos que ela está em<br />
repouso a x=0 em t=0. Temos<br />
Desde que p=0 em t=0, temos<br />
Integrando novamente, temos x<br />
ou<br />
Clássico<br />
(parabólico)<br />
Este movimento ocorre, por exemplo, quando uma partícula carregada está num campo<br />
elétrico uniforme.<br />
Relativístico<br />
(hiperbólico)<br />
ct
Transformação da equação de movimento<br />
As equações de movimento na forma<br />
são faceis de entender, mas não transformam bem sob transformações de Lorentz. Por<br />
exemplo, sob uma transformação na direção x,<br />
com o componente da força na direção x mais complicado ainda.<br />
Uma maneira de evitar esta complicação é de usar a força 'própria', que é igual à<br />
deriva do momento com o tempo próprio,<br />
com componentes<br />
A qual das duas forças corresponde uma força clássica ordinária ou de Minkowski?
Eletrodinâmica relativística<br />
Diferente da mecânica, eletrodinâmica já é consistente com a relatividade restrita.<br />
As equações de Maxwell e a força de Lorentz podem ser aplicado em qualquer<br />
sistema inercial. O que é visto com um processo elétrico em um referencial pode<br />
se tornar um processo magnético em outro, mas o movimento de partículas será o<br />
mesmo nos dois.<br />
Com a mecânica corrreta, é possível desenvolver uma formulação completa e<br />
consistente de eletrodinâmica. Porém, esta reformulação nào modifica as leis de<br />
eletrodinâmica, apenas expressa as na linguagem de relatividade restrita.
Eletrostática + relatividade > magnetismo<br />
S: S':<br />
v<br />
<br />
v<br />
+<br />
s<br />
+ + +<br />
s<br />
+ +<br />
q<br />
u<br />
q<br />
Considere um condutor com uma cadeia de cargas positivas se movendo à direita com<br />
velocidade v e uma cadeia de cargas negativas se movendo à esquerda com a mesma<br />
velocidade v. Supomos que as duas cadeias de cargas podem ser consideradas densidades<br />
de carga de linha, e , respectivamente. Introduzimos uma carga q a um distância s do<br />
condutor que se move à direita com velocidade u
Eletrostática + relatividade > magnetismo<br />
S: S':<br />
v<br />
<br />
v<br />
+<br />
s<br />
+ + +<br />
s<br />
+ +<br />
q<br />
u<br />
q<br />
Agora considere a mesma situação no sistema S', no qual a carga q está em repouso. As<br />
velocidades das cargas em linha são<br />
Desde que v > v + , a contração de Lorentz é maior para as cargas negativas do que para as cargas<br />
positivas. Existe então uma carga negativa residual no condutor. Para calculála, usamos<br />
com<br />
v <br />
v +
Eletrostática + relatividade > magnetismo<br />
S: S':<br />
v<br />
<br />
v<br />
+<br />
s<br />
+ + +<br />
s<br />
+ +<br />
q<br />
u<br />
q<br />
Com um pouco de álgebra, obtemos<br />
e a densidade carga residual<br />
A carga residual cria um campo elétrico e uma força na carga q no sistema S',<br />
que, em S, tem a forma,<br />
v <br />
onde usamos<br />
v +
Transformação dos campos eletromagnéticos<br />
Nos supomos que carga é invariante. Como a massa, a carga de um objeto é um número<br />
independente da sua velocidade.<br />
Os campos elétrico e magnético, porém, se transformam, como vimos no exemplo anterior.<br />
Supomos que a transformação não depende de como os campos form produzidos, Se isto não<br />
fosse o caso, não faria sentido falar em campos. Assim podemos escolher as configurações mais<br />
simples dos campos para analisar as transformações.
Transformação do campo elétrico<br />
S 0 : S:<br />
z 0<br />
l 0<br />
v0 x0 v0 <br />
w<br />
<br />
w<br />
Um capacitor em repouso em S 0 que carrega densidades de carga superficial ± 0<br />
tem um campo elétrico entre as placas dado por<br />
Pela lei de Gauss, o campo elétrico no sistema S, onde as<br />
placas estão em movimento, é dado por<br />
A carga total em cada placa é invariante e a largura w não muda. O comprimento, l 0 ,<br />
porém, sofre uma contração de Lorentz, tal que<br />
Assim,<br />
y 0<br />
z<br />
y<br />
l<br />
x
S 0 :<br />
z 0<br />
Transformação do campo elétrico<br />
y 0<br />
<br />
v <br />
0<br />
<br />
x0 Quando as placas são perpendiculares ao velocidade, apenas a distância entre eles<br />
sente a contração de Lorentz. Mas o campo elétrico não depende desta distância.<br />
Assim,<br />
Em resumo, podemos dizer que o campo elétrico de uma distribuição de cargas<br />
inicialmente me repouso transforma como<br />
e<br />
S:<br />
z<br />
y<br />
x
Transformação dos campos eletromagnéticos<br />
S: S':<br />
z<br />
y 0<br />
<br />
<br />
l<br />
v 0<br />
'<br />
w<br />
x<br />
'<br />
w<br />
x'<br />
z'<br />
y'<br />
l'<br />
v' (v relativa S)<br />
Para obter a regras gerais de transformação, precisamos começar com um sistema que tem<br />
ambos os campos – o elétrico e o magnético. O sistema S serve. Tem um campo elétrico<br />
e um campo magnético devido as correntes de superfície,<br />
Pela lei de Ampère, o campo magnétic está na direção z com<br />
No sistema S', a velocidade v com respeito a S, os campos são<br />
onde<br />
O que precisamos fazer agora é expressar os campos em S' em termos dos campos em S.
Transformação dos campos eletromagnéticos<br />
O primiero passo em relacionar os campos é de escrevélos como<br />
Com um pouco de álgebra, obtemos<br />
Então, temos<br />
e<br />
Usando a identidade<br />
com
S:<br />
z<br />
z<br />
Transformação dos campos eletromagnéticos<br />
y<br />
y<br />
<br />
<br />
<br />
<br />
v 0<br />
v 0<br />
x<br />
x<br />
Para determinar a transformação em E z e B y , alinhamos as<br />
placas do capacitor no plano xy. Então<br />
e, da mesma maneira que antes, obtemos<br />
Usando a terceira configuração, com as placas do capacitor<br />
no plano yz, vimos que componente do campo elétrico<br />
paralelo à velocidade da transformação não é modificado.<br />
Esta configuração não produz um campo magnético.
z<br />
Transformação dos campos eletromagnéticos<br />
y<br />
x<br />
Para obter a regra de transformação do componente do campo<br />
magnético paralelo à velocidade da transformação, considere um<br />
solenoide longo alinhado no eixo x e em repouos no sistema S.<br />
O campo magnétic dentro do solenoide pode ser escrito em termos da corrente I e o número<br />
de espiras por unidade de comprimento n como<br />
No sistema S', o comprimento contrai. Assim,<br />
O tempo dilata também. Desde que é o relógio de S que está no sistem do solenoide em<br />
repouso, é este que anda mais lentamente. Assim, a corrente (carga por unidade de tempo)<br />
transforma como<br />
Vemos que os dois fatores cancelam e concluímos que o campo magnético paralalo à<br />
velocidade da transformação também nào é modificado. Temos
Transformação dos campos eletromagnéticos<br />
Podemos resumir as regras de transformação como<br />
ou como
Uma carga puntiforme<br />
Considere uma carga puntiforme q em repouso no origem em S. Seus campos<br />
eletromagnéticos são<br />
Queremos obter os campos em um sistema de referência S' que se move na direção<br />
x>0 com velocidade v. Usamos<br />
para escrever os novos campos nas velhas coordenadas,<br />
Escrevemos as velhas coordenadas em termos das novas<br />
e obtemos
Potenciais eletromagnéticos<br />
Os campos eletromagnéticos normalmente podem ser escritos em termos de potenciais como<br />
Os potenciais podem ser escritos como um 4vetor<br />
Para reescrever as expressões para os campos em termos de 4vetores, usamos<br />
Temos então<br />
Estas expressões deixam claro que os campos eletromagnéticos podem ser<br />
unificados em um tensor antisimétrico
O tensor eletromagnético<br />
Os componentes do tensor eletromagnético são<br />
Tanto o 4vetor dos potenciais eletromagnéticos quanto o 4vetor de derivadas<br />
transformam como tal sob transformações de Lorentz,<br />
O tensor eletromagnético, então, se transforma como<br />
Esta equação fornece as mesmas expressões que obtivemos antes para a transformação<br />
dos componentes dos campos eletromagnéticos.
A força de Lorentz<br />
Queremos reformular a força de Lorentz e as equações de Maxwell em terrmos do tensor<br />
eletromagnético,<br />
Começamos com a força de Lorentz. Comparando componentes, verificamos que<br />
De outros argumentos, (acoplamento mínimo), identificamos a força de Minkowski como<br />
e a força ordinário como
As fontes das equações de Maxwell<br />
Antes de reformular as equações de Maxwell em termos do tensor eletromagnético, vamos<br />
unificar as fontes dos campos em um 4vetor. Considere um nuvem de carga e analise em<br />
um volume infinitesimal V contendo uma carga Q e se movendo a velocidade u. Temos<br />
para suas densidades de carga e corrente<br />
Expressamos estas densidades em termos da densidade de carga própria, isto é, a<br />
densidade de carga no sistema de repouso,<br />
Devido a contração de Lorentz,<br />
e, assim,<br />
Reconhecendo os componentes da velocidade própria, podemos escrever
As fontes das equações de Maxwell<br />
Conservação de carga implica que as densidades de carga e corrente satisfazem uma<br />
equação de continuidade,<br />
Temos<br />
tal que, usando<br />
temos, para a equação de continuidade,
As equações de Maxwell<br />
Analisamos primeiro as equações homogêneas em termos do tensor eletromagnético,<br />
Verificamos que a equação solenodial pode ser escrita como<br />
enquanto os três componentes da equação de Faraday podem ser escritas como<br />
Podemos unir estas em uma equação,<br />
Nota que esta equação é automaticamente satisfeita quando
As equações de Maxwell<br />
Uma outra maneira de escrever a equação homogênea de Maxwell e<br />
onde o tensor completamente antisimétrico é<br />
Uma alternativa é de definir outro tensor – o tensor dual<br />
que satisfaz a equação
As equações de Maxwell<br />
Analisando agora as equações de Maxwell com fontes, em termos do tensor eletromagnético,<br />
verificamos que a lei de Gauss pode ser escrita como<br />
enquanto os três componentes da equação de AmpèreMaxwell tomam a forma<br />
Obviamente podemos unificar estas na equação
As equações de Maxwell<br />
Assim, em notação relativística, as equações de Maxwell tem a forma simples<br />
Quando escrevemos o tensor eletromagnético em termos dos potenciais,<br />
a equação homogênea é satisfeita automaticamente e a equação não homogênea se torna<br />
Para simplificar esta equação, lembramos que o tensor eletromagnético é invariante sob<br />
uma transformação de calibre dos potenciais<br />
Se nos escolhemos a condição de calibre de Lorentz,<br />
a equação de Maxwell reduz a<br />
e