Lorentz-Transformation

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Die Lorentz-Transformationen, benannt nach Hendrik Antoon Lorentz, verbinden in der Speziellen Relativitätstheorie und der lorentzschen Äthertheorie die Zeit- und Ortskoordinaten, mit denen verschiedene Beobachter angeben, wann und wo Ereignisse stattfinden. Dabei handelt es sich um geradlinig gleichförmig bewegte Beobachter und um Koordinaten, in denen kräftefreie Teilchen gerade Weltlinien durchlaufen. Bei Lorentz-Transformationen bleibt die Lichtgeschwindigkeit c unverändert, umgekehrt war die Konstanz der Lichtgeschwindigkeit Ausgangspunkt von Einsteins Herleitung der Lorentz-Transformation.

Von der Lorentz-Transformation betroffen sind:

  • die zum Geschwindigkeitsvektor \vec v parallelen Ortsvariablen
  • die zum Geschwindigkeitsvektor \vec v senkrechten elektromagnetischen Feldkomponenten
  • die Zeit.

Lorentz-Transformation für Orte und Zeiten[Bearbeiten]

Ist ein gleichförmig bewegter Beobachter mit Geschwindigkeit v in x-Richtung gegenüber einem anderen Beobachter bewegt, so hängen die Koordinaten (t^\prime,x^\prime,y^\prime,z^\prime), die er einem Ereignis zuschreibt, durch die Lorentz-Transformation

t' =  \frac{t - \frac{v }{c^2}\,x }{\sqrt{1 - \frac{v^2}{c^2}}}\ ,\quad
x' = \frac{x - v\,t }{\sqrt{1 - \frac{v^2}{c^2}}}\ ,\quad\ y' = y\ ,\quad\ z' = z

mit den Koordinaten (t,x,y,z) des anderen Beobachters für dasselbe Ereignis zusammen, falls die beiden Bezugssysteme gleich orientiert sind und zum Zeitpunkt t=t'=0 einen gemeinsamen Ursprung haben, etwa bei einem vorausgehenden, auslösenden Ereignis.

Für eine koordinatenfreie Darstellung dieser Transformation zerlegt man den Abstand zwischen zwei Ereignissen in Komponenten parallel und senkrecht zum Geschwindigkeitsvektor:[1]

t'=\gamma \left( t-\frac{\vec{v}\cdot \vec r}{c^2} \right)\ ,\quad \vec{r_\parallel} '=\gamma \left(\vec{r_\parallel} -\vec{v} t\right)\ ,\quad \vec{r_\bot} '=\vec{r_\bot}

mit der Abkürzung \gamma =\frac{1}{\sqrt{1-\frac{|\vec{v}|^2}{c^2}}}.

Lorentz-Transformation für das elektromagnetische Feld[Bearbeiten]

Auch schon bei kleinen Geschwindigkeiten v\ll c treten im Hinblick auf das elektromagnetische Feld relativistische Effekte auf. Diese grundsätzliche Tatsache wird durch ein einfaches Gedankenexperiment deutlich:

  • Ein Beobachter, der eine (relativ zu ihm nicht bewegte) Ladung beobachtet, wird ein elektrisches Feld messen, jedoch aufgrund des fehlenden Stromflusses kein magnetisches Feld.
  • Bewegt sich der Beobachter hingegen auf die Ladung zu- oder von ihr weg, so wird er einerseits bemerken, dass sich aufgrund der Bewegung das elektrische Feld verändert. Das bedeutet, dass der Beobachter bei gleicher Entfernung von der Ladung, aber anderer Relativgeschwindigkeit zur Ladung ein unterschiedliches E-Feld misst. Andererseits interpretiert der Beobachter die Ladung aber auch als einen Strom, der sich von ihm fort oder auf ihn zubewegt. Der Beobachter wird also zusätzlich zum elektrischen Feld ein magnetisches Feld erkennen.

Ebenso wie Orte und Zeiten müssen daher die elektromagnetischen Feldkomponenten einer Lorentztransformation unterzogen werden, wenn das Bezugssystem der Beobachtung gewechselt wird. Für die elektrischen und magnetischen Größen gilt[2]:

\begin{align}
 & {\vec{E}}'=\gamma \left( \vec{E}+\vec{v}\times \vec{B} \right)+(1-\gamma )\frac{\vec{E} \cdot \vec{v} }{{{v}^{2}}}\vec{v} \\
 & {\vec{B}}'=\gamma \left( \vec{B}-\frac{1}{{{c}^{2}}}\vec{v}\times \vec{E} \right)+(1-\gamma )\frac{\vec{B}\cdot \vec{v}}{{{v}^{2}}}\vec{v} \\
 & {\vec{D}}'=\gamma \left( \vec{D}+\frac{1}{{{c}^{2}}}\vec{v}\times \vec{H} \right)+(1-\gamma )\frac{\vec{D}\cdot \vec{v}}{{{v}^{2}}}\vec{v} \\
 & {\vec{H}}'=\gamma \left( \vec{H}-\vec{v}\times \vec{D} \right)+(1-\gamma )\frac{\vec{H}\cdot \vec{v}}{{{v}^{2}}}\vec{v} \\
 & {\vec{j}}'=\vec{j}-\gamma \cdot \rho \cdot \vec{v} +\left( \gamma -1 \right)\frac{\vec{j}\cdot \vec{v}}{{{v}^{2}}}\vec{v} \\
 & {\rho }'=\gamma \cdot \left( \rho -\frac{1}{{{c}^{2}}}\vec{j}\cdot \vec{v} \right) \\

\end{align}

In nichtrelativistischer Näherung, d. h. für Geschwindigkeiten v\ll c, gilt ungefähr \gamma \approx 1. In diesem Fall braucht nicht zwischen Orten und Zeiten in verschiedenen Bezugssystemen zu unterschieden werden, und für die Feldgrößen gilt:

\begin{align}
 & {\vec{E}}'=\vec{E}+\vec{v}\times \vec{B} \\
 & {\vec{B}}'=\vec{B}-(1/{{c}^{2}})\vec{v}\times \vec{E}\approx \vec{B} \\
 & \vec{E}=\vec{E}'-\vec{v}\times {\vec{B}}' \\
 & \vec{B}={\vec{B}}'+(1/{{c}^{2}})\vec{v}\times {\vec{E}}'\approx {\vec{B}}' \\
\end{align}

Geschichtliche Entwicklung[Bearbeiten]

Hauptartikel: Geschichte der Lorentz-Transformation

Die Arbeiten von Woldemar Voigt (1887), Hendrik Antoon Lorentz (1895, 1899, 1904), Joseph Larmor (1897, 1900) und Henri Poincaré (1905, welcher den Lorentz-Transformationen ihren Namen gab) zeigten, dass die Lösungen der Gleichungen der Elektrodynamik durch Lorentz-Transformationen aufeinander abgebildet werden oder mit anderen Worten, dass die Lorentz-Transformationen Symmetrien der Maxwell-Gleichungen sind.

Man versuchte damals, die elektromagnetischen Phänomene durch einen hypothetischen Äther zu erklären. Als bemerkenswerteste Eigenschaft dieses Äthers stellte sich allerdings heraus, dass sich von ihm keine Spur nachweisen ließ. In seiner Äthertheorie konnte Lorentz dies dadurch erklären, dass die Längenmaßstäbe sich bei Bewegung in Bewegungsrichtung verkürzen und dass bewegte Uhren eine langsamer verlaufende Zeit anzeigen, die er Ortszeit nannte. Die von Lorentz angegebenen Transformationen der Längen und Zeiten, die von bewegten Uhren und Maßstäben angezeigt werden, bildeten eine Gruppe und waren damit mathematisch stimmig. Auch wenn in Lorentz' Äthertheorie eine gleichförmige Bewegung gegenüber dem Äther nicht nachweisbar war, hielt Lorentz an der Vorstellung eines Äthers fest, der ein absolut ruhendes, aber eben nicht nachweisbares System auszeichnete.

Einsteins spezielle Relativitätstheorie löste Newtons Mechanik und die Ätherhypothese ab. Er leitete seine Theorie aus dem Relativitätsprinzip ab, dass sich im Vakuum unter Vernachlässigung von gravitativen Effekten Ruhe nicht von gleichförmiger Bewegung unterscheiden lässt. Insbesondere hat Licht im Vakuum für jeden Beobachter dieselbe Geschwindigkeit c. Die Zeit- und Ortskoordinaten, mit denen zwei gleichförmig bewegte Beobachter Ereignisse bezeichnen, hängen dann durch eine Lorentz-Transformation miteinander zusammen, statt wie in Newtons Mechanik durch eine Galilei-Transformation.

Herleitung[Bearbeiten]

Die ersten Herleitungen beruhten auf der Wellengleichung der elastischen Lichttheorie oder der Elektrodynamik. Voigt (1887) konnte Transformationsformeln, die allerdings nicht reziprok sind, unter Zugrundelegung der Wellengleichung für ein elastisches inkompressibles Übertragungsmedium herleiten. Später wurde gezeigt, dass die exakten Lorentz-Transformationsformeln sich rigoros aus der elektromagnetischen Wellengleichung herleiten lassen, sofern die Forderung nach Linearität und Reziprozität berücksichtigt wird.[3] Da die elektromagnetische Wellengleichung aus den Maxwell-Gleichungen gefolgert werden kann, lässt sich die Lorentz-Transformation nach dem gleichen Verfahren auch aus den Maxwell-Gleichungen herleiten.[4] Bei Problemlösungen der Maxwellschen Elektrodynamik wurde die Transformation zuerst von Lorentz (1892–1904) und von Larmor (1897–1900) eingesetzt. Im Rahmen der Elektrodynamik kann die Herleitung der Lorentz-Transformation auch unter Berücksichtigung des Potentials einer bewegten Ladung (Liénard-Wiechert-Potential) erfolgen.[5]

Die Herleitungen, die häufig in modernen Lehrbüchern vorgestellt werden, beruhen auf der Interpretation der Transformationen im Sinne der Speziellen Relativitätstheorie, wonach diese Raum und Zeit selbst betreffen, und sind unabhängig von Annahmen zur Elektrodynamik. Einstein (1905) selbst benutzte dabei zwei Postulate: Das Relativitätsprinzip und das Prinzip der Konstanz der Lichtgeschwindigkeit. Allgemeinere Herleitungen, welche auf Wladimir Ignatowski (1910) zurückgehen, beruhen auf gruppentheoretischen Erwägungen.[6][7]

Die folgenden Überlegungen klären, wie Koordinaten zusammenhängen, die inertiale Beobachter (Beobachter die fest mit einem Inertialsystem verbunden sind) zur Benennung der Zeit und des Ortes von Ereignissen verwenden. Die Beobachter sollen hier beispielhaft Anna und Bert sein. Annas Koordinatensystem ist durch x,y,z,t gegeben und Berts durch die gestrichenen Variablen x',y',z',t'. Es handele sich um rechtwinklige Koordinaten.

Um das Formelbild der zuletzt genannten Herleitungen einfach zu halten, wird im Folgenden, wie es üblich ist, als Längeneinheit die Strecke, die Licht in einer Sekunde zurücklegt, definiert. Dann haben Zeit und Länge dieselbe Maßeinheit, und die dimensionslose Lichtgeschwindigkeit beträgt c=1\,. Außerdem hat die Geschwindigkeit v die Einheit der Lichtgeschwindigkeit. Untersuchungen in anderen Maßsystemen bringen keine tieferen Einsichten.

Linearität[Bearbeiten]

Für alle gleichförmig bewegten Beobachter durchlaufen freie Teilchen gerade Weltlinien. Daher muss die Transformation Geraden auf Geraden abbilden. Mathematisch besagt dies, dass die Transformation linear inhomogen ist.

Stimmen beide Beobachter in der Wahl des Zeitnullpunkts und des räumlichen Ursprungs überein, dann ist die gesuchte Transformation linear und homogen.

Bert bewege sich relativ zu Anna mit der Geschwindigkeit v. Die Koordinatensysteme werden so orientiert, dass x, x' und v auf einer Gerade in einer Richtung liegen. Dann kann man sich auf die Koordinaten x,t beschränken.

Die gesuchte Lorentz-Transformation (LT) lautet dann

t' = at + bx, \quad x' = et + fx.

Die Unbekannten a, b, e, f sind nun zu bestimmen.

Lichtkegel[Bearbeiten]

Ein Lichtimpuls, den Anna zur Zeit t=0 am Ort x=0 losschickt, wird durch x=\pm t beschrieben. Da die Lichtgeschwindigkeit absolut ist, muss für Bert x'=\pm t' gelten. Die Gleichungen mit dem Pluszeichen erfordern e+f=a+b und die Gleichungen mit dem Minuszeichen e-f=-a+b. Daraus folgt e=b und f=a bzw.

t' = at + bx, \quad x' = bt + ax.

Dies gilt für alle LTs, unabhängig von der Relativgeschwindigkeit der Beobachter.

Relativgeschwindigkeit[Bearbeiten]

Anna beschreibt Berts Bewegung durch x=vt, Bert seine eigene natürlich durch x'=0. Die LT von Annas zu Berts Koordinatensystem muss diese beiden Ausdrücke ineinander überführen. Aus x'=bt+avt=(b+av)t=0 folgt dann b=-av, also

t' = a(t - vx), \quad x' = a(x - vt).

Es bleibt nur noch der Vorfaktor a zu bestimmen. Von den Koordinaten kann er nicht abhängen, sonst wäre die LT nichtlinear. Bleibt also nur eine Abhängigkeit von der Relativgeschwindigkeit. Man schreibt a=a(v). Da die LT nicht von der Richtung von v abhängen soll, gilt sogar a=a(|v|).

Vorfaktor[Bearbeiten]

Um den Vorfaktor zu bestimmen, führt man eine weitere inertiale Beobachterin Clara mit den Koordinaten t'', x'' und der Relativgeschwindigkeit v' in Bezug auf Bert ein. Die LT von Berts zu Claras Koordinaten muss wegen des Relativitätsprinzips dieselbe Form wie die obige haben, also

t'' = a'(t' - v'x'),\quad x'' = a'(x' - v't'),

dabei wurde a'=a(v') abgekürzt.

Man kombiniert nun die beiden Transformationen, rechnet also die Koordinaten von Anna in die von Clara um. Es reicht dazu, eine der beiden Koordinaten zu berechnen:

t''=a'(t'-v'x') = a'(a(t-vx)-v'a(x-vt)) =a'a(1+vv')(t-{v+v'\over 1+vv'}x).

Sitzt Clara neben Anna, ist v'=-v und die doppelt gestrichenen Koordinaten sind gleich den ungestrichenen. Der Faktor (v+v')/(1+vv') verschwindet dann und der Vorfaktor a'a(1+v'v)=a'a(1-v^2) muss gleich 1 sein. Wegen a(-v)a(v)\cdot(1-v^2)=1 und a(-v)=a(v) muss dann

a(v)= {1\over\sqrt{1-v^2}}

gelten. Mit der Abkürzung \gamma=a(v) ist dann

t' = \gamma(t-vx)~, \quad x'=\gamma(x-vt).

In den üblichen Einheiten lauten die Lorentz-Transformationen

t' = \gamma(t-(v/c^2)x), \quad x'=\gamma(x-vt), \quad\gamma={1\over\sqrt{1-(v/c)^2}} .

Additionstheorem[Bearbeiten]

Sitzt Clara nicht neben Anna, lässt sich aus dem obigen Ausdruck, der t'' mit den Koordinaten von Anna verknüpft, das Additionstheorem der Geschwindigkeiten ablesen (in Einheiten mit c=1):

v'' = \frac{v+v'}{1+vv'}.

Invariante[Bearbeiten]

Man kann nun durch Einsetzen der LT zeigen, dass

t'^2 - x'^2 = t^2 - x^2

gelten muss. Der Ausdruck t^2-x^2 ist also eine Invariante der LT, d.h. in allen unter LTs verbundenen Koordinatensystemen konstant. In drei Raumdimensionen ist t^2-(x^2+y^2+z^2) die Invariante. Die Verallgemeinerung der LT auf drei Raumdimensionen ist also trivial: y'=y,\quad z'=z.

Invarianz der transversalen Koordinaten[Bearbeiten]

Bei Relativbewegung in x-Richtung definiert ein Maßstab, der in y-Richtung aufgestellt ist, einen Streifen parallel zur x-Achse. Die Beobachter im gestrichenen und ungestrichenen System können die Breite der Streifen zu beliebig gewählten Zeitpunkten, also völlig unabhängig von der Zeit, vergleichen. Anders als bei Maßstäben in x-Richtung, bei denen es zur Lorentz-Kontraktion kommt, wirkt sich die Relativität der Gleichzeitigkeit hier nicht aus. Da die Inertialsysteme äquivalent sind, müssen die Streifen gleiche Breite haben, d.h.  y\!\,=y'.

Alternative Herleitung[Bearbeiten]

Zeitdilatation[Bearbeiten]

Mit einem Argument von Macdonald[8] kann man die Transformationsformeln mit geringem Aufwand aus der Zeitdilatation gewinnen. An einer Lichtfront, die sich in positiver x-Richtung bewegt, hat die Differenzkoordinate  ct \!\, - x überall denselben Wert, ebenso  ct' \!\, - x' . Man betrachtet eine Front, die durch das Ereignis E geht, und irgendwann (vorher oder nachher) auf den bewegten Koordinatenursprung O' trifft, der ja langsamer ist als Licht. Wegen der gleichbleibenden Werte stehen die Differenzkoordinaten bei E in derselben Beziehung zueinander wie am Punkt O'. An diesem gilt x'\!\, =0, ~ x \!\, = vt, sowie nach der Dilatationsformel t=\!\, \gamma t' wobei \gamma=1/\sqrt{1-v^2/c^2} ist. Für die Differenzkoordinaten gilt daher


     ct - x = \left(1-\frac{v}{c}\right) \gamma (ct'-x')

Analog hat an einer Lichtfront, die sich in negativer x-Richtung bewegt, die Summenkoordinate  ct \!\,+ x überall denselben Wert, ebenso  ct' \!\,+ x' . Auch eine solche Front geht durch E (mit gleichen Koordinaten wie oben) und durch O' (zu einem anderen Zeitpunkt als oben). In der Gleichung analog zur vorhergehenden werden nun Summen statt Differenzen gebildet, daher lautet sie


     ct + x = \left(1+\frac{v}{c}\right) \gamma (ct' + x')

Addition und Subtraktion der beiden Gleichungen ergibt ct,\!\,x als Funktion von ct',\!\,x'.

Empirische Herleitung[Bearbeiten]

Howard Percy Robertson und andere zeigten, dass die Lorentz-Transformation auch empirisch hergeleitet werden kann. Dazu ist es nötig, allgemeine Transformationsformeln zwischen verschiedenen Inertialsystemen mit experimentell bestimmbaren Parametern zu versehen. Wird beispielsweise angenommen, dass ein einziges Inertialsystem X, Y, Z, T existiert, in dem die Lichtgeschwindigkeit konstant und isotrop ist, dann sind die Transformationsformeln in ein relativ dazu bewegtes System:

\begin{align}
t & =a(v)T+\varepsilon x\\
x & =b(v)(X-vT)\\
y & =d(v)Y\\
z & =d(v)Z
\end{align}

a(v) entspricht zeitlichen Änderungen, b(v) longitudinalen und d(v) transversalen Längenänderungen. \varepsilon entspricht der jeweils gewählten Uhrensynchronisationskonvention, die allerdings keine physikalische Auswirkung hat. Das Verhältnis von longitudinalen und transversalen Längenänderungen wird aus dem Michelson-Morley-Experiment, das Verhältnis von zeitlichen Änderungen und longitudinalen Längenänderungen durch das Kennedy-Thorndike-Experiment, und schließlich zeitliche Änderungen mit dem Ives-Stilwell-Experiment bestimmt. Damit konnten a, b, d mit großer Genauigkeit auf 1/a(v)=b(v)=\gamma und d(v)=1 bestimmt werden, was obige Transformation in die Lorentz-Transformation überführt.

Lorentz-Invariante[Bearbeiten]

Eine Größe, die sich bei Lorentz-Transformationen nicht ändert, heißt Lorentz-Invariante. Feststehende Eigenschaften eines physikalischen Systems, die also von allen Inertialsystemen aus mit gleichem Wert beobachtet werden, muss man, sofern sie nicht einfach durch einen immer gleichen Zahlenwert wiedergegeben werden, durch Lorentz-Invarianten ausdrücken können. Z. B. kann man aus einem Vierervektor nur eine einzige Lorentz-Invariante bilden, seine Norm. Bei zwei Vierervektoren ist außer ihren zwei Normen auch ihr Skalarprodukt lorentzinvariant. Ein Tensor 2. Stufe hat eine lorentzinvariante Spur, etc. Entsprechende physikalische Größen sind die Masse (mc ist die Norm des Energie-Impuls-Vektors), der raumzeitliche Abstand zweier Ereignisse (Norm der Differenz der Vierervektoren der beiden Weltpunkte), Betrag des Drehimpulses (Norm des Drehimpulsvektors), etc. Weitere lorentzinvariante physikalische Größen sind etwa die Geschwindigkeit v=c, die elektrische Ladung, etc.

Poincaré- und Lorentz-Gruppe[Bearbeiten]

Hauptartikel: Lorentz-Gruppe

Die Poincaré-Gruppe ist die Menge der linear inhomogenen Transformationen,

T_{\Lambda,a}: x \rightarrow  T_{\Lambda,a}x = x^\prime\,,\ x^{\prime\,m}=\Lambda^{m}{}_n\,x^{n}+a^{m},\quad m,n \in \{0,1,2,3\}

die den Abstand zweier Vierervektoren invariant lassen. Die Untergruppe der homogenen Transformationen T_{\Lambda,0} bildet die Lorentz-Gruppe, \mathrm{O}(1,3), das ist die Gruppe der linearen Transformationen von \mathbb{R}^4 auf \mathbb{R}^4, die das Längenquadrat

w^2=t^2-x^2-y^2-z^2

jedes Vektors w=(t,x,y,z) aus \mathbb{R}^4 invariant lassen. Schreiben wir das Längenquadrat als Matrixprodukt

w^{\mathrm T}\,\eta\,w

des Spaltenvektors w (den wir im laufenden Text als Zeile notieren) mit der Matrix


\eta = \begin{pmatrix}
1 & & & \\
  &-1& & \\
  & & -1& \\
  & & &-1 \\
\end{pmatrix}

und der transponierten Spalte, der Zeile w^{\mathrm T}, so muss für jeden Lorentz-transformierten Vektor \Lambda w gelten

w^{\mathrm T}\,\,\Lambda^{\mathrm T}\eta\,\Lambda\,w=w^{\mathrm T}\,\eta\,w\,.

Dies ist genau dann der Fall, wenn die Lorentz-Transformation die Gleichung

\Lambda^{\mathrm T}\eta\,\Lambda =\eta\,.

erfüllt.

Alle Lösungen dieser Gleichung, die die Zeitrichtung und räumliche Orientierung nicht umdrehen, sind von der Form

\Lambda=D_1\,\Lambda_{v}\,D_2\,.

Dabei sind D_1 und D_2 Drehungen


D= \begin{pmatrix}
1 &  \\
& D_{3 \times 3} \\
\end{pmatrix}\,,\ D_{3 \times 3}^{\mathrm T}\,D_{3 \times 3}=\mathbf 1\,,\ \text{det} D_{3 \times 3}=1\,.

Diese Drehungen bilden die Untergruppe SO(3) der Lorentz-Gruppe. Die Matrix

\Lambda_v
= \begin{pmatrix}
\gamma & -\gamma \,\frac{v}{c} & 0 & 0 \\
-\gamma \, \frac{v}{c} & \gamma & 0 & 0 \\
  0 & 0 & 1 & 0\\
  0 & 0 & 0 &1 \\
\end{pmatrix}

bewirkt die oben angegebene Lorentz-Transformation mit einer Geschwindigkeit v\,\ : |v|<c\,.

Der hier auftretende Faktor \gamma=\frac{1}{\sqrt{1-(\frac{v}{c})^2}} heißt Lorentzfaktor.

Die Transformationen

\Lambda=D\,\Lambda_{v}\,D^{-1}\,.

heißen Lorentz-Boost. Sie transformieren auf die Koordinaten des bewegten Beobachters, der sich mit Geschwindigkeit v in die Richtung bewegt, die sich durch die Drehung D aus der x-Richtung ergibt.

Lorentz-Transformationen, die das Vorzeichen der Zeitkoordinate, die Richtung der Zeit, nicht ändern,

  • \Lambda_{\ 0}^{0}\ge 1\, ,

bilden die Untergruppe der orthochronen Lorentz-Transformationen. Die Lorentz-Transformationen mit

  • \det \Lambda = 1

bilden die Untergruppe der eigentlichen Lorentz-Transformationen. Für die orientierungstreuen Lorentz-Transformationen gilt

  • \Lambda_{\ 0}^{0}\cdot \det \Lambda \ge 1\,.

Die zeit- und orientierungstreuen Lorentz-Transformationen

  • \Lambda_{\ 0}^{0}\ge 1\,,\ \det \Lambda = 1\,,

bilden die eigentliche orthochrone Lorentz-Gruppe. Sie ist zusammenhängend: jede eigentliche orthochrone Lorentz-Transformation kann durch stetige Veränderung der sechs Parameter, drei für die Drehachse und den Drehwinkel und drei für die Relativgeschwindigkeit der beiden Bezugssysteme, in die identische Abbildung übergeführt werden.

Zeit- und Raumspiegelung[Bearbeiten]

Die nicht mit der \mathbf 1 zusammenhängenden Lorentz-Transformationen erhält man, indem man die Zeitspiegelung oder die Raumspiegelung


\mathcal{T} = \begin{pmatrix}
-1 & & & \\
  &1& & \\
  & & 1& \\
  & & &1 \\
\end{pmatrix}
\,,\quad
\mathcal{P} = \begin{pmatrix}
1 & & & \\
  &-1& & \\
  & & -1& \\
  & & &-1 \\
\end{pmatrix}

oder beide mit den Lorentz-Transformationen multipliziert, die mit der \mathbf 1 zusammenhängen. Die Lorentz-Gruppe \mathrm{O}(1,3) hat vier Zusammenhangskomponenten.

Geschwindigkeitsaddition[Bearbeiten]

Hauptartikel: Relativistisches Additionstheorem für Geschwindigkeiten

Im folgenden gilt für die Lichtgeschwindigkeit  c = 1 . Hintereinander ausgeführte Lorentz-Boosts in dieselbe Richtung mit Geschwindigkeit v_1 und v_2 ergeben einen Lorentz-Boost mit der Gesamtgeschwindigkeit

v=\frac{v_1+v_2}{1+v_1\,v_2}\,.

Man erkennt hieran sofort, dass sich die Lichtgeschwindigkeit bei Lorentz-Transformationen nicht ändert. Ist etwa v_1 die Lichtgeschwindigkeit, das heißt v_1=1, so ist v=\frac{1+v_2}{1+1v_2} = 1 ebenfalls die Lichtgeschwindigkeit.

Obige Additionsformel ergibt sich aus der Transformation (siehe oben)

t_-^\prime=k_1\,t_-\ und  t_-^{\prime\prime}=k_2\,t_-^\prime\  also t_-^{\prime\prime}=k\,t_-\ mit k=k_2\,k_1\,.

Setzen wir in k=k_2\,k_1 ein, wie die Faktoren k von der Geschwindigkeit abhängen, und quadrieren wir, so gilt


\frac{1+v}{1-v}=\frac{1+v_2}{1-v_2}\,\frac{1+v_1}{1-v_1}\,.

Dies lässt sich leicht nach der Gesamtgeschwindigkeit v auflösen und ergibt, wie sich bei Bewegung in dieselbe Richtung Geschwindigkeiten kombinieren.

Hintereinander ausgeführte Lorentz-Boosts in verschiedene Richtungen ergeben normalerweise keine Lorentz-Boosts: die Menge der Lorentz-Boosts ist keine Untergruppe der Lorentz-Transformationen.

Überlagerungsgruppe[Bearbeiten]

Die folgenden Überlegungen zeigen, dass die Gruppe der linearen Transformationen des zweidimensionalen, komplexen Vektorraumes \mathbb C^2, deren Determinante den speziellen Wert 1 hat, die sogenannte spezielle lineare Gruppe \mathrm{SL}(2,\mathbb{C}), die einfach zusammenhängende Überlagerung der eigentlichen orthochronen Lorentz-Transformationen ist. Dabei überlagert die Untergruppe der speziellen unitären zweidimensionalen Transformationen, SU(2) die Gruppe der Drehungen, \mathrm{SO}(3).

Jede hermitesche 2\times 2 – Matrix ist von der Form:

\hat{w}
= \begin{pmatrix}
t+z&x-\mathrm{i}y\\
x+\mathrm{i}y&t-z
\end{pmatrix}=\hat{w}^{\mathrm{T}\,*}=\hat{w}^\dagger\,.

Da sie umkehrbar eindeutig durch die vier reellen Parameter w=(t,x,y,z) bezeichnet wird und da Summen und reelle Vielfache hermitscher Matrizen wieder hermitesch sind und zu den Summen und Vielfachen der Vierervektoren w gehören, ist sie Element eines vierdimensionalen Vektorraums.

Die Determinante

\text{det}\hat{w}=t^2-x^2-y^2-z^2

ist das Längenquadrat des Vierervektors w\,.

Multipliziert man \hat{w} von links mit einer beliebigen, komplexen 2\times 2 – Matrix und von rechts mit deren adjungierten, so ist das Ergebnis M\hat{w}M^\dagger=\hat{u} wieder hermitesch und lässt sich als \hat{u} schreiben, wobei u=\Lambda w linear von w abhängt. Ist M aus der speziellen linearen Gruppe der komplexen 2\times 2-Matrizen, \mathrm{SL}(2,\mathbb{C}), deren Determinanten den speziellen Wert 1 haben, so stimmt das Längenquadrat von w und u=\Lambda w überein, \Lambda ist also eine Lorentz-Transformation. Zu jedem M aus \mathrm{SL}(2,\mathbb{C}) gehört so vermöge

M\hat{w}M^\dagger=\widehat{\Lambda w}

eine Lorentz-Transformation \Lambda aus \mathrm{O}(1,3). Genauer gehört zu jedem Paar \pm M von komplexen 2\times 2-Matrizen aus \mathrm{SL}(2,\mathbb{C}) genau eine Lorentz-Transformation \Lambda(M)=\Lambda(-M) aus dem Teil von \mathrm{O}(1,3), welcher mit der \mathbf 1 stetig zusammenhängt. Dieser Teil der Lorentz-Gruppe ist eine Darstellung der Gruppe \mathrm{SL}(2,\mathbb{C}).

Die Gruppe \mathrm{SL}(2,\mathbb{C}) ist die Produktmannigfaltigkeit \mathbb{R}^3\times S^3 und einfach zusammenhängend. Die Gruppe der eigentlichen orthochronen Lorentz-Transformationen ist hingegen nicht einfach zusammenhängend: Drehungen um eine feste Achse mit Winkeln, die von \alpha = 0 bis \alpha = 2\pi anwachsen, bilden in der Drehgruppe einen geschlossenen Kreis. Man kann diese Transformationen nicht stetig in andere Drehungen abändern, so dass dieser Kreis auf einen Punkt zusammenschrumpft.

Referenzen[Bearbeiten]

Einzelnachweise[Bearbeiten]

  1. Klaus W. Kark: Antennen und Strahlungsfelder. Elektromagnetische Wellen auf Leitungen, im Freiraum und ihre Abstrahlung. 3., erweiterte Auflage. Vieweg + Teubner, Wiesbaden 2010, ISBN 978-3-8348-0553-9, Kap. 3.7.1, S. 46
  2. H. Daniel: Physik. Band 2: Elektrodynamik. Relativistische Physik. Walter de Gruyter, Berlin u. a. 1997, ISBN 3-11-010232-3, S. 360–361: Kap. 4.5.1
  3. Max von Laue: Das Relativitätsprinzip, 2. Auflage, Vieweg, Braunschweig 1913, S. 38-41.
  4. Karl Stiegler: On the Deduction of the Lorentz-Einstein Transformation from Maxwell's Electromagnetic Field Equations. In: Proceedings of the Physical Society. 71, Nr. 3, 1958, S. 512-513. doi:10.1088/0370-1328/71/3/429.
  5. Feynman, R.P.: 21–6 The potentials for a charge moving with constant velocity; the Lorentz formula. In: The Feynman Lectures on Physics, 2. Basic Books, New York 2013, ISBN 978-0-465-02416-2.
  6. Pal, Palash B.: Nothing but relativity. In: European Journal of Physics. Nr. 3, 2003, S. 24. arXiv:physics/0302045. doi:10.1088/0143-0807/24/3/312.
  7. Baccetti, Valentina; Tate, Kyle; Visser, Matt: Inertial frames without the relativity principle. In: Journal of High Energy Physics. 2012, S. 119. arXiv:1112.1466. Bibcode: 2012JHEP...05..119B. doi:10.1007/JHEP05(2012)119.; Siehe Referenzen 5 bis 25.
  8. Alan Macdonald, Derivation of the Lorentz transformation. In: American Journal of Physics. Vol. 49, Issue 5, 1981, ISSN 0002-9505, S. 493, aktualisierte Version.

Weblinks[Bearbeiten]