История преобразований Лоренца - History of Lorentz transformations

В история Преобразования Лоренца включает развитие линейные преобразования формирование Группа Лоренца или же Группа Пуанкаре сохранение Интервал Лоренца ${displaystyle -x_{0}^{2}+cdots +x_{n}^{2}}$ и Внутренний продукт Минковского ${displaystyle -x_{0}y_{0}+cdots +x_{n}y_{n}}$.

В математика преобразования, эквивалентные тому, что позже стало известно как преобразования Лоренца в различных измерениях, обсуждались в XIX веке в связи с теорией квадратичные формы, гиперболическая геометрия, Геометрия Мёбиуса, и геометрия сферы, что связано с тем, что группа движения в гиперболическом пространстве, то Группа Мебиуса или же проективная специальная линейная группа, а Группа Лагерра находятся изоморфный к Группа Лоренца.

В физика, Преобразования Лоренца стали известны в начале ХХ века, когда было обнаружено, что они проявляют симметрию Уравнения Максвелла. Впоследствии они стали фундаментальными для всей физики, поскольку легли в основу специальная теория относительности в котором они демонстрируют симметрию Пространство-время Минковского, делая скорость света инвариантен между разными инерциальными системами отсчета. Они связывают пространственно-временные координаты двух произвольных инерциальные системы отсчета с постоянной относительной скоростью v. В одном кадре положение события задается х, у, г и время т, а в другом кадре то же событие имеет координаты х ', у', z ' и t ′.

Самые общие преобразования Лоренца

Генерал квадратичная форма д (х) с коэффициентами при симметричная матрица Асвязанные билинейная форма б (х, у), а линейные преобразования из д (х) и б (х, у) в д (х ') и б (х ', у') с использованием матрица преобразования грамм, можно записать как^[1]

${displaystyle {egin{matrix}{egin{aligned}{egin{aligned}q=sum _{0}^{n}A_{ij}x_{i}x_{j}=mathbf {x} ^{mathrm {T} }cdot mathbf {A} cdot mathbf {x} end{aligned}}&=q'=mathbf {x} ^{mathrm {prime T} }cdot mathbf {A} 'cdot mathbf {x} '=sum _{0}^{n}A_{ij}x_{i}y_{j}=mathbf {x} ^{mathrm {T} }cdot mathbf {A} cdot mathbf {y} &=b'=mathbf {x} ^{mathrm {prime T} }cdot mathbf {A} 'cdot mathbf {y} 'end{aligned}}quad left(A_{ij}=A_{ji}ight)hline left.{egin{aligned}x_{i}^{prime }&=sum _{j=0}^{n}g_{ij}x_{j}=mathbf {g} cdot mathbf {x} x_{i}&=sum _{j=0}^{n}g_{ij}^{(-1)}x_{j}^{prime }=mathbf {g} ^{-1}cdot mathbf {x} 'end{aligned}}ight|mathbf {g} ^{m {T}}cdot mathbf {A} cdot mathbf {g} =mathbf {A} 'end{matrix}}}$

(Q1)

в таком случае п = 1 это двоичная квадратичная форма, п = 2 - тернарная квадратичная форма, п = 3 - четвертичная квадратичная форма.

Учебные материалы из Викиверситета: бинарная квадратичная форма была введена Лагранж (1773) и Гаусс (1798/1801), а тернарную квадратичную форму - Гаусс (1798/1801).

Общее преобразование Лоренца следует из (Q1) установив А=A ′= diag (-1,1, ..., 1) и det грамм= ± 1. Он образует неопределенная ортогональная группа называется Группа Лоренца O (1, n), а случай det грамм= + 1 образует ограниченную Группа Лоренца SO (1, п). Квадратичная форма д (х) становится Интервал Лоренца с точки зрения неопределенная квадратичная форма из Пространство Минковского (являясь частным случаем псевдоевклидово пространство ) и ассоциированная билинейная форма б (х) становится Внутренний продукт Минковского:^[2][3]

${displaystyle {egin{matrix}{egin{aligned}-x_{0}^{2}+cdots +x_{n}^{2}&=-x_{0}^{prime 2}+dots +x_{n}^{prime 2}-x_{0}y_{0}+cdots +x_{n}y_{n}&=-x_{0}^{prime }y_{0}^{prime }+cdots +x_{n}^{prime }y_{n}^{prime }end{aligned}}hline left.{egin{matrix}mathbf {x} '=mathbf {g} cdot mathbf {x} downarrow {egin{aligned}x_{0}^{prime }&=x_{0}g_{00}+x_{1}g_{01}+dots +x_{n}g_{0n}x_{1}^{prime }&=x_{0}g_{10}+x_{1}g_{11}+dots +x_{n}g_{1n}&dots x_{n}^{prime }&=x_{0}g_{n0}+x_{1}g_{n1}+dots +x_{n}g_{nn}end{aligned}}\mathbf {x} =mathbf {g} ^{-1}cdot mathbf {x} 'downarrow {egin{aligned}x_{0}&=x_{0}^{prime }g_{00}-x_{1}^{prime }g_{10}-dots -x_{n}^{prime }g_{n0}x_{1}&=-x_{0}^{prime }g_{01}+x_{1}^{prime }g_{11}+dots +x_{n}^{prime }g_{n1}&dots x_{n}&=-x_{0}^{prime }g_{0n}+x_{1}^{prime }g_{1n}+dots +x_{n}^{prime }g_{nn}end{aligned}}end{matrix}}ight|{egin{matrix}{egin{aligned}mathbf {A} cdot mathbf {g} ^{mathrm {T} }cdot mathbf {A} &=mathbf {g} ^{-1}mathbf {g} ^{m {T}}cdot mathbf {A} cdot mathbf {g} &=mathbf {A} mathbf {g} cdot mathbf {A} cdot mathbf {g} ^{mathrm {T} }&=mathbf {A} \end{aligned}}{egin{aligned}sum _{i=1}^{n}g_{ij}g_{ik}-g_{0j}g_{0k}&=left{{egin{aligned}-1quad &(j=k=0)1quad &(j=k>0)�quad &(jeq k)end{aligned}}ight.sum _{j=1}^{n}g_{ij}g_{kj}-g_{i0}g_{k0}&=left{{egin{aligned}-1quad &(i=k=0)1quad &(i=k>0)�quad &(ieq k)end{aligned}}ight.end{aligned}}end{matrix}}end{matrix}}}$

(1а)

Учебные материалы из Викиверситета: Такие общие преобразования Лоренца (1а) для различных размеров использовались Гаусс (1818), Якоби (1827, 1833), Лебег (1837), Бур (1856), Сомов (1863), Хилл (1882) чтобы упростить вычисления эллиптические функции и интегралы.^[4][5] Их также использовали Пуанкаре (1881), Кокс (1881/82), Пикард (1882, 1884), Убийство (1885, 1893), Жерар (1892), Хаусдорф (1899), Вудс (1901, 1903), Либманн (1904/05) описать гиперболические движения (т.е. жесткие движения в гиперболическая плоскость или же гиперболическое пространство ), которые были выражены через координаты Вейерштрасса модель гиперболоида удовлетворяющий соотношению ${displaystyle -x_{0}^{2}+cdots +x_{n}^{2}=-1}$ или с точки зрения Метрика Кэли – Клейна из проективная геометрия используя "абсолютную" форму ${displaystyle -x_{0}^{2}+cdots +x_{n}^{2}=0}$.^[6][7] Кроме того, бесконечно малые преобразования связанный с Алгебра Ли группы гиперболических движений заданы в координатах Вейерштрасса ${displaystyle -x_{0}^{2}+cdots +x_{n}^{2}=-1}$ к Убийство (1888-1897).

Если ${displaystyle x_{i}, x_{i}^{prime }}$ в (1а) интерпретируются как однородные координаты, то соответствующие неоднородные координаты ${displaystyle u_{s}, u_{s}^{prime }}$ следовать

${displaystyle left[{frac {x_{0}}{x_{0}}}, {frac {x_{s}}{x_{0}}}ight]=left[1, u_{s}ight], left[{frac {x_{0}^{prime }}{x_{0}^{prime }}}, {frac {x_{s}^{prime }}{x_{0}^{prime }}}ight]=left[1, u_{s}^{prime }ight], (s=1,2dots n)}$

так что преобразование Лоренца становится омография оставляя инвариантным уравнение единичная сфера, который Джон Лайтон Синг в терминах специальной теории относительности, называемой «наиболее общей формулой для композиции скоростей» (матрица преобразования грамм остается таким же, как в (1а)):^[8]

${displaystyle {egin{matrix}{egin{matrix}-x_{0}^{2}+cdots +x_{n}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+dots +x_{n}^{prime 2}&ightarrow &{egin{aligned}-1+u_{1}^{2}+cdots +u_{n}^{2}&={scriptstyle {frac {-1+u_{1}^{prime 2}+cdots +u_{n}^{prime 2}}{left(g_{00}+g_{01}u_{1}^{prime }+dots +g_{0n}u_{n}^{prime }ight)^{2}}}}{scriptstyle {frac {-1+u_{1}^{2}+cdots +u_{n}^{2}}{left(g_{00}-g_{10}u_{1}-dots -g_{n0}u_{n}ight)^{2}}}}&=-1+u_{1}^{prime 2}+cdots +u_{n}^{prime 2}end{aligned}}hline -x_{0}^{2}+cdots +x_{n}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+dots +x_{n}^{prime 2}=0&ightarrow &-1+u_{1}^{2}+cdots +u_{n}^{2}=-1+u_{1}^{prime 2}+cdots +u_{n}^{prime 2}=0end{matrix}}hline {egin{aligned}u_{s}^{prime }&={frac {g_{s0}+g_{s1}u_{1}+dots +g_{sn}u_{n}}{g_{00}+g_{01}u_{1}+dots +g_{0n}u_{n}}}\u_{s}&={frac {-g_{0s}+g_{1s}u_{1}^{prime }+dots +g_{ns}u_{n}^{prime }}{g_{00}-g_{10}u_{1}^{prime }-dots -g_{n0}u_{n}^{prime }}}end{aligned}}left|{egin{aligned}sum _{i=1}^{n}g_{ij}g_{ik}-g_{0j}g_{0k}&=left{{egin{aligned}-1quad &(j=k=0)1quad &(j=k>0)�quad &(jeq k)end{aligned}}ight.sum _{j=1}^{n}g_{ij}g_{kj}-g_{i0}g_{k0}&=left{{egin{aligned}-1quad &(i=k=0)1quad &(i=k>0)�quad &(ieq k)end{aligned}}ight.end{aligned}}ight.end{matrix}}}$

(1b)

Учебные материалы из Викиверситета: такие преобразования Лоренца для различных измерений использовали Гаусс (1818), Якоби (1827–1833), Лебег (1837), Бур (1856), Сомов (1863), Хилл (1882), Калландро (1885) чтобы упростить вычисления эллиптических функций и интегралов, Пикард (1882-1884) в связи с Эрмитовы квадратичные формы, или Вудс (1901, 1903) с точки зрения Модель Бельтрами – Клейна гиперболической геометрии. Кроме того, бесконечно малые преобразования в терминах Алгебра Ли группы гиперболических движений, оставляющих инвариантной единичную сферу ${displaystyle -1+u_{1}^{prime 2}+cdots +u_{n}^{prime 2}=0}$ были даны Ли (1885-1893) и Вернер (1889) и Убийство (1888-1897).

Преобразование Лоренца через мнимое ортогональное преобразование

Используя воображаемый количество ${displaystyle [{mathfrak {x}}_{0}, {mathfrak {x}}'_{0}]=left[ix_{0}, ix_{0}^{prime }ight]}$ в Икс а также ${displaystyle [{mathfrak {g}}_{0s}, {mathfrak {g}}_{s0}]=left[ig_{0s}, ig_{s0}ight]}$ (s = 1,2 ... n) в грамм, преобразование Лоренца (1а) принимает вид ортогональное преобразование из Евклидово пространство формирование ортогональная группа O (n), если det грамм= ± 1 или специальной ортогональной группы SO (n), если det грамм= + 1, интервал Лоренца становится Евклидова норма, а внутренний продукт Минковского становится скалярное произведение:^[9]

${displaystyle {egin{matrix}{egin{aligned}{mathfrak {x}}_{0}^{2}+x_{1}^{2}+cdots +x_{n}^{2}&={mathfrak {x}}_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+dots +x_{n}^{prime 2}{mathfrak {x}}_{0}{mathfrak {y}}_{0}+x_{1}y_{1}+cdots +x_{n}y_{n}&={mathfrak {x}}_{0}^{prime }{mathfrak {y}}_{0}^{prime }+x_{1}^{prime }y_{1}^{prime }+cdots +x_{n}^{prime }y_{n}^{prime }end{aligned}}hline {egin{matrix}mathbf {x} '=mathbf {g} cdot mathbf {x} mathbf {x} =mathbf {mathbf {g} ^{-1}} cdot mathbf {x} 'end{matrix}}left|{egin{aligned}sum _{i=0}^{n}g_{ij}g_{ik}&=left{{egin{aligned}1quad &(j=k)�quad &(jeq k)end{aligned}}ight.sum _{j=0}^{n}g_{ij}g_{kj}&=left{{egin{aligned}1quad &(i=k)�quad &(ieq k)end{aligned}}ight.end{aligned}}ight.end{matrix}}}$

(2а)

Учебные материалы из Викиверситета: примеры п = 1,2,3,4 ортогональных преобразований по действительным координатам обсуждались Эйлер (1771) И в п размеры по Коши (1829). Случай, когда одна из этих координат является мнимой, а другие остаются действительными, упоминается Ложь (1871) в терминах сфер с мнимым радиусом, в то время как интерпретация мнимой координаты как связанной с измерением времени, а также явная формулировка преобразований Лоренца с п = 3 был дан Минковский (1907) и Зоммерфельд (1909).

Хорошо известным примером этого ортогонального преобразования является пространственное вращение с точки зрения тригонометрические функции, которые превращаются в преобразования Лоренца с использованием мнимого угла ${displaystyle phi =ieta }$, так что тригонометрические функции становятся эквивалентными гиперболические функции:

${displaystyle {egin{array}{c|c|cc}{mathfrak {x}}_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}={mathfrak {x}}_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}&left(ix_{0}ight){}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=left(ix_{0}^{prime }ight)^{2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}&&-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}hline (1){egin{aligned}{mathfrak {x}}_{0}^{prime }&={mathfrak {x}}_{0}cos phi -x_{1}sin phi x_{1}^{prime }&={mathfrak {x}}_{0}sin phi +x_{1}cos phi x_{2}^{prime }&=x_{2}\{mathfrak {x}}_{0}&={mathfrak {x}}_{0}^{prime }cos phi +x_{1}^{prime }sin phi x_{1}&=-{mathfrak {x}}_{0}^{prime }sin phi +x_{1}^{prime }cos phi x_{2}&=x_{2}^{prime }end{aligned}}&(2){egin{aligned}ix_{0}^{prime }&=ix_{0}cos ieta -x_{1}sin ieta x_{1}^{prime }&=ix_{0}sin ieta +x_{1}cos ieta x_{2}^{prime }&=x_{2}\ix_{0}&=ix_{0}^{prime }cos ieta +x_{1}^{prime }sin ieta x_{1}&=-ix_{0}^{prime }sin ieta +x_{1}^{prime }cos ieta x_{2}&=x_{2}^{prime }end{aligned}}&ightarrow &{egin{aligned}x_{0}^{prime }&=x_{0}cosh eta -x_{1}sinh eta x_{1}^{prime }&=-x_{0}sinh eta +x_{1}cosh eta x_{2}^{prime }&=x_{2}\x_{0}&=x_{0}^{prime }cosh eta +x_{1}^{prime }sinh eta x_{1}&=x_{0}^{prime }sinh eta +x_{1}^{prime }cosh eta x_{2}&=x_{2}^{prime }end{aligned}}end{array}}}$

(2b)

или в экспоненциальной форме, используя Формула Эйлера ${displaystyle e^{iphi }=cos phi +isin phi }$:

${displaystyle {egin{array}{c|c|cc}{mathfrak {x}}_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}={mathfrak {x}}_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}&left(ix_{0}ight){}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=left(ix_{0}^{prime }ight)^{2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}&&-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}hline (1){egin{aligned}x_{1}^{prime }+i{mathfrak {x}}_{0}^{prime }&=e^{-iphi }left(x_{1}+i{mathfrak {x}}_{0}ight)x_{1}^{prime }-i{mathfrak {x}}_{0}^{prime }&=e^{iphi }left(x_{1}-i{mathfrak {x}}_{0}ight)x_{2}^{prime }&=x_{2}\x_{1}+i{mathfrak {x}}_{0}&=e^{iphi }left(x_{1}^{prime }+i{mathfrak {x}}_{0}^{prime }ight)x_{1}-i{mathfrak {x}}_{0}&=e^{-iphi }left(x_{1}^{prime }-i{mathfrak {x}}_{0}^{prime }ight)x_{2}&=x_{2}^{prime }end{aligned}}&(2){egin{aligned}x_{1}^{prime }+ileft(ix_{0}^{prime }ight)&=e^{-i(ieta )}left(x_{1}+ileft(ix_{0}ight)ight)x_{1}^{prime }-ileft(ix_{0}^{prime }ight)&=e^{i(ieta )}left(x_{1}-ileft(ix_{0}ight)ight)x_{2}^{prime }&=x_{2}\x_{1}+ileft(ix_{0}ight)&=e^{i(ieta )}left(x_{1}^{prime }+ileft(ix_{0}^{prime }ight)ight)x_{1}-ileft(ix_{0}ight)&=e^{-i(ieta )}left(x_{1}^{prime }-ileft(ix_{0}^{prime }ight)ight)x_{2}&=x_{2}^{prime }end{aligned}}&ightarrow &{egin{aligned}x_{1}^{prime }-x_{0}^{prime }&=e^{eta }left(x_{1}-x_{0}ight)x_{1}^{prime }+x_{0}^{prime }&=e^{-eta }left(x_{1}+x_{0}ight)x_{2}^{prime }&=x_{2}\x_{1}-x_{0}&=e^{-eta }left(x_{1}^{prime }-x_{0}^{prime }ight)x_{1}+x_{0}&=e^{eta }left(x_{1}^{prime }+x_{0}^{prime }ight)x_{2}&=x_{2}^{prime }end{aligned}}end{array}}}$

(2c)

Учебные материалы из Викиверситета: определение ${displaystyle [{mathfrak {x}}_{0}, {mathfrak {x}}'_{0}, phi ]}$ как реальное, пространственное вращение в виде (2b-1) был представлен Эйлер (1771) и в виде (2c-1) пользователем Вессель (1799). Интерпретация (2b) как повышение Лоренца (т.е. преобразование Лоренца без пространственное вращение), в котором ${displaystyle [{mathfrak {x}}_{0}, {mathfrak {x}}'_{0}, phi ]}$ соответствуют мнимым величинам ${displaystyle [ix_{0}, ix'_{0}, ieta ]}$ был дан Минковский (1907) и Зоммерфельд (1909). Как показано в следующем разделе с использованием гиперболических функций, (2b) становится (3b) пока (2c) становится (3D).

Преобразование Лоренца через гиперболические функции

Случай преобразования Лоренца без пространственного поворота называется Повышение лоренца. Самый простой случай может быть дан, например, установив п = 1 в (1а):

${displaystyle {egin{matrix}-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}hline left.{egin{aligned}mathbf {x} '&={egin{bmatrix}g_{00}&g_{01}g_{10}&g_{11}end{bmatrix}}cdot mathbf {x} mathbf {x} &={egin{bmatrix}g_{00}&-g_{10}-g_{01}&g_{11}end{bmatrix}}cdot mathbf {x} 'end{aligned}}ight|det {egin{bmatrix}g_{00}&g_{01}g_{10}&g_{11}end{bmatrix}}=1hline {egin{aligned}x_{0}^{prime }&=x_{0}g_{00}+x_{1}g_{01}x_{1}^{prime }&=x_{0}g_{10}+x_{1}g_{11}\x_{0}&=x_{0}^{prime }g_{00}-x_{1}^{prime }g_{10}x_{1}&=-x_{0}^{prime }g_{01}+x_{1}^{prime }g_{11}end{aligned}}left|{egin{aligned}g_{01}^{2}-g_{00}^{2}&=-1g_{11}^{2}-g_{10}^{2}&=1g_{01}g_{11}-g_{00}g_{10}&=0g_{10}^{2}-g_{00}^{2}&=-1g_{11}^{2}-g_{01}^{2}&=1g_{10}g_{11}-g_{00}g_{01}&=0end{aligned}}ightarrow {egin{aligned}g_{00}^{2}&=g_{11}^{2}g_{01}^{2}&=g_{10}^{2}end{aligned}}ight.end{matrix}}}$

(3а)

что в точности напоминает отношения гиперболические функции с точки зрения гиперболический угол ${displaystyle eta }$. Таким образом, добавив неизменный ${displaystyle x_{2}}$ось, усиление Лоренца или гиперболическое вращение за п = 2 (то же самое, что и вращение вокруг воображаемого угла ${displaystyle ieta =phi }$ в (2b) или перевод в гиперболической плоскости в рамках модели гиперболоида) определяется выражением

${displaystyle {egin{matrix}-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}hline g_{00}=g_{11}=cosh eta , g_{01}=g_{10}=-sinh eta hline left.{egin{aligned}mathbf {x} '&={egin{bmatrix}cosh eta &-sinh eta -sinh eta &cosh eta end{bmatrix}}cdot mathbf {x} mathbf {x} &={egin{bmatrix}cosh eta &sinh eta sinh eta &cosh eta end{bmatrix}}cdot mathbf {x} 'end{aligned}}ight|det {egin{bmatrix}cosh eta &-sinh eta -sinh eta &cosh eta end{bmatrix}}=1hline left.{egin{aligned}x_{0}^{prime }&=x_{0}cosh eta -x_{1}sinh eta x_{1}^{prime }&=-x_{0}sinh eta +x_{1}cosh eta x_{2}^{prime }&=x_{2}\x_{0}&=x_{0}^{prime }cosh eta +x_{1}^{prime }sinh eta x_{1}&=x_{0}^{prime }sinh eta +x_{1}^{prime }cosh eta x_{2}&=x_{2}^{prime }end{aligned}}ight|{scriptstyle {egin{aligned}sinh ^{2}eta -cosh ^{2}eta &=-1&(a)cosh ^{2}eta -sinh ^{2}eta &=1&(b){frac {sinh eta }{cosh eta }}&= anh eta &(c){frac {1}{sqrt {1- anh ^{2}eta }}}&=cosh eta &(d){frac { anh eta }{sqrt {1- anh ^{2}eta }}}&=sinh eta &(e){frac { anh qpm anh eta }{1pm anh q anh eta }}&= anh left(qpm eta ight)&(f)end{aligned}}}end{matrix}}}$

(3b)

в котором скорость может быть составлена ​​из произвольного множества скоростей ${displaystyle eta _{1},eta _{2}dots }$ в соответствии с законы суммы углов гиперболических синусов и косинусов, так что одно гиперболическое вращение может представлять собой сумму многих других гиперболических вращений, аналогично соотношению между законы суммы углов круговой тригонометрии и пространственные вращения. В качестве альтернативы, законы суммы гиперболических углов самих себя можно интерпретировать как повышение Лоренца, как показано с помощью параметризации гипербола единиц:

${displaystyle {egin{matrix}-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}=1hline left[eta =eta _{2}-eta _{1}ight]{scriptstyle {egin{aligned}{egin{bmatrix}x_{1}^{prime }&x_{0}^{prime }x_{0}^{prime }&x_{1}^{prime }end{bmatrix}}&={egin{bmatrix}cosh eta _{1}&sinh eta _{1}sinh eta _{1}&cosh eta _{1}end{bmatrix}}={egin{bmatrix}cosh left(eta _{2}-eta ight)&sinh left(eta _{2}-eta ight)sinh left(eta _{2}-eta ight)&cosh left(eta _{2}-eta ight)end{bmatrix}}={egin{bmatrix}cosh eta &-sinh eta -sinh eta &cosh eta end{bmatrix}}cdot {egin{bmatrix}cosh eta _{2}&sinh eta _{2}sinh eta _{2}&cosh eta _{2}end{bmatrix}}={egin{bmatrix}cosh eta &-sinh eta -sinh eta &cosh eta end{bmatrix}}cdot {egin{bmatrix}x_{1}&x_{0}x_{0}&x_{1}end{bmatrix}}{egin{bmatrix}x_{1}&x_{0}x_{0}&x_{1}end{bmatrix}}&={egin{bmatrix}cosh eta _{2}&sinh eta _{2}sinh eta _{2}&cosh eta _{2}end{bmatrix}}={egin{bmatrix}cosh left(eta _{1}+eta ight)&sinh left(eta _{1}+eta ight)sinh left(eta _{1}+eta ight)&cosh left(eta _{1}+eta ight)end{bmatrix}}={egin{bmatrix}cosh eta &sinh eta sinh eta &cosh eta end{bmatrix}}cdot {egin{bmatrix}cosh eta _{1}&sinh eta _{1}sinh eta _{1}&cosh eta _{1}end{bmatrix}}={egin{bmatrix}cosh eta &sinh eta sinh eta &cosh eta end{bmatrix}}cdot {egin{bmatrix}x_{1}^{prime }&x_{0}^{prime }x_{0}^{prime }&x_{1}^{prime }end{bmatrix}}end{aligned}}}hline {egin{aligned}x_{0}^{prime }&=sinh eta _{1}&&=sinh left(eta _{2}-eta ight)&&=sinh eta _{2}cosh eta -cosh eta _{2}sinh eta &&=x_{0}cosh eta -x_{1}sinh eta x_{1}^{prime }&=cosh eta _{1}&&=cosh left(eta _{2}-eta ight)&&=-sinh eta _{2}sinh eta +cosh eta _{2}cosh eta &&=-x_{0}sinh eta +x_{1}cosh eta \x_{0}&=sinh eta _{2}&&=sinh left(eta _{1}+eta ight)&&=sinh eta _{1}cosh eta +cosh eta _{1}sinh eta &&=x_{0}^{prime }cosh eta +x_{1}^{prime }sinh eta x_{1}&=cosh eta _{2}&&=cosh left(eta _{1}+eta ight)&&=sinh eta _{1}sinh eta +cosh eta _{1}cosh eta &&=x_{0}^{prime }sinh eta +x_{1}^{prime }cosh eta end{aligned}}end{matrix}}}$

(3c)

Наконец, усиление Лоренца (3b) принимает простую форму с помощью сжатые сопоставления по аналогии с формулой Эйлера в (2c):^[10]

${displaystyle (1){egin{matrix}-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}hline {egin{aligned}x_{1}^{prime }-x_{0}^{prime }&=e^{eta }left(x_{1}-x_{0}ight)x_{1}^{prime }+x_{0}^{prime }&=e^{-eta }left(x_{1}+x_{0}ight)x_{2}^{prime }&=x_{2}\x_{1}-x_{0}&=e^{-eta }left(x_{1}^{prime }-x_{0}^{prime }ight)x_{1}+x_{0}&=e^{eta }left(x_{1}^{prime }+x_{0}^{prime }ight)x_{2}&=x_{2}^{prime }end{aligned}}end{matrix}}left|{scriptstyle {egin{aligned}X_{1}&=x_{1}+x_{0}X_{2}&=x_{2}X_{3}&=x_{1}-x_{0}\a_{1}&=e^{-eta }a_{2}&=1a_{3}&=e^{eta }=a_{1}^{-1}end{aligned}}}(2){egin{matrix}X_{2}^{prime 2}-X_{1}^{prime }X_{3}^{prime }=X_{2}^{2}-X_{1}X_{3}hline {egin{aligned}X_{1}^{prime }&=a_{1}X_{1}X_{2}^{prime }&=a_{2}X_{2}X_{3}^{prime }&=a_{3}X_{3}\X_{1}&=a_{3}X_{1}^{prime }X_{2}&=a_{2}X_{2}^{prime }X_{3}&=a_{1}X_{3}^{prime }end{aligned}}left(a_{1}a_{3}-a_{2}^{2}=0ight)end{matrix}}ight.}$

(3D)

Учебные материалы из Викиверситета: Гиперболические отношения (a, b) справа от (3b) были предоставлены Риккати (1757), отношения (a, b, c, d, e, f) на Ламберт (1768–1770). Преобразования Лоренца (3b) были предоставлены Лайзан (1874), Кокс (1882), Линдеманн (1890/91), Жерар (1892), Убийство (1893, 1897/98), Уайтхед (1897/98), Вудс (1903/05) и Либманн (1904/05) через координаты Вейерштрасса модель гиперболоида. Законы суммы гиперболических углов эквивалентны бусту Лоренца (3c) были предоставлены Риккати (1757) и Ламберт (1768–1770), а матричное представление - Глейшер (1878) и Гюнтер (1880/81). Преобразования Лоренца (3D-1) были предоставлены Линдеманн (1890/91) и Герглотц (1909), а формулы, эквивалентные (3D-2) пользователем Кляйн (1871).

В соответствии с уравнением (1b) можно использовать координаты ${displaystyle [u_{1}, u_{2}, 1]=left[{ frac {x_{1}}{x_{0}}}, { frac {x_{2}}{x_{0}}}, { frac {x_{0}}{x_{0}}}ight]}$ внутри единичный круг ${displaystyle u_{1}^{2}+u_{2}^{2}=1}$, поэтому соответствующие преобразования Лоренца (3b) получить вид:

${displaystyle {egin{matrix}{egin{matrix}-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}&ightarrow &{egin{aligned}-1+u_{1}^{2}+u_{2}^{2}&={frac {-1+u_{1}^{prime 2}+u_{2}^{prime 2}}{left(cosh eta +u_{1}^{prime }sinh eta ight)^{2}}}{frac {-1+u_{1}^{2}+u_{2}^{2}}{left(cosh eta -u_{1}sinh eta ight)^{2}}}&=-1+u_{1}^{prime 2}+u_{2}^{prime 2}end{aligned}}hline -x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}=0&ightarrow &-1+u_{x}^{2}+u_{y}^{2}=-1+u_{x}^{prime 2}+u_{y}^{prime 2}=0end{matrix}}hline {scriptstyle {egin{aligned}{frac {sinh eta }{cosh eta }}&= anh eta =vcosh eta &={frac {1}{sqrt {1- anh ^{2}eta }}}end{aligned}}}left|{egin{aligned}&(a)&&(b)&&(c)u_{1}^{prime }&={frac {-sinh eta +u_{1}cosh eta }{cosh eta -u_{1}sinh eta }}&&={frac {u_{1}- anh eta }{1-u_{1} anh eta }}&&={frac {u_{1}-v}{1-u_{1}v}}u_{2}^{prime }&={frac {u_{2}}{cosh eta -u_{1}sinh eta }}&&={frac {u_{2}{sqrt {1- anh ^{2}eta }}}{1-u_{1} anh eta }}&&={frac {u_{2}{sqrt {1-v^{2}}}}{1-u_{1}v}}\u_{1}&={frac {sinh eta +u_{1}^{prime }cosh eta }{cosh eta +u_{1}^{prime }sinh eta }}&&={frac {u_{1}^{prime }+ anh eta }{1+u_{1}^{prime } anh eta }}&&={frac {u_{1}^{prime }+v}{1+u_{1}^{prime }v}}u_{2}&={frac {u_{2}^{prime }}{cosh eta +u_{1}^{prime }sinh eta }}&&={frac {u_{2}^{prime }{sqrt {1- anh ^{2}eta }}}{1+u_{1}^{prime } anh eta }}&&={frac {u_{2}^{prime }{sqrt {1-v^{2}}}}{1+u_{1}^{prime }v}}end{aligned}}ight.end{matrix}}}$

(3e)

Учебные материалы из Викиверситета: эти преобразования Лоренца были предоставлены Эшерих (1874) и Убийство (1898) (слева), а также Бельтрами (1868) и Шур (1885/86, 1900/02) (справа) с точки зрения Координаты Бельтрами^[11] гиперболической геометрии.

Используя скалярное произведение ${displaystyle left[u_{1},u_{2}ight]}$, полученное преобразование Лоренца можно рассматривать как эквивалент гиперболический закон косинусов:^{[12][R 1][13]}

${displaystyle {egin{matrix}&{egin{matrix}u^{2}=u_{1}^{2}+u_{2}^{2}u'^{2}=u_{1}^{prime 2}+u_{2}^{prime 2}end{matrix}}left|{egin{matrix}u_{1}=ucos alpha u_{2}=usin alpha \u_{1}^{prime }=u'cos alpha 'u_{2}^{prime }=u'sin alpha 'end{matrix}}ight|{egin{aligned}ucos alpha &={frac {u'cos alpha '+v}{1+vu'cos alpha '}},&u'cos alpha '&={frac {ucos alpha -v}{1-vucos alpha }}usin alpha &={frac {u'sin alpha '{sqrt {1-v^{2}}}}{1+vu'cos alpha '}},&u'sin alpha '&={frac {usin alpha {sqrt {1-v^{2}}}}{1-vucos alpha }} an alpha &={frac {u'sin alpha '{sqrt {1-v^{2}}}}{u'cos alpha '+v}},& an alpha '&={frac {usin alpha {sqrt {1-v^{2}}}}{ucos alpha -v}}end{aligned}}Rightarrow &u={frac {sqrt {v^{2}+u^{prime 2}+2vu'cos alpha '-left(vu'sin alpha 'ight){}^{2}}}{1+vu'cos alpha '}},quad u'={frac {sqrt {-v^{2}-u^{2}+2vucos alpha +left(vusin alpha ight){}^{2}}}{1-vucos alpha }}Rightarrow &{frac {1}{sqrt {1-u^{prime 2}}}}={frac {1}{sqrt {1-v^{2}}}}{frac {1}{sqrt {1-u^{2}}}}-{frac {v}{sqrt {1-v^{2}}}}{frac {u}{sqrt {1-u^{2}}}}cos alpha &(b)Rightarrow &{frac {1}{sqrt {1- anh ^{2}xi }}}={frac {1}{sqrt {1- anh ^{2}eta }}}{frac {1}{sqrt {1- anh ^{2}zeta }}}-{frac { anh eta }{sqrt {1- anh ^{2}eta }}}{frac { anh zeta }{sqrt {1- anh ^{2}zeta }}}cos alpha Rightarrow &cosh xi =cosh eta cosh zeta -sinh eta sinh zeta cos alpha &(a)end{matrix}}}$

(3f)

Учебные материалы из Викиверситета: гиперболический закон косинусов (а) был дан Таврин (1826) и Лобачевский (1829/30) и другие, а вариант (б) был дан Шур (1900/02).

Преобразование Лоренца через скорость

в теория относительности, Преобразования Лоренца проявляют симметрию Пространство-время Минковского используя постоянную c как скорость света, а параметр v как относительный скорость между двумя инерциальные системы отсчета. В частности, гиперболический угол ${displaystyle eta }$ в (3b) можно интерпретировать как связанную со скоростью быстрота ${displaystyle anh eta =eta =v/c}$, так что ${displaystyle gamma =cosh eta }$ это Фактор Лоренца, ${displaystyle eta gamma =sinh eta }$ то собственная скорость, ${displaystyle u'=c anh q}$ скорость другого объекта, ${displaystyle u=c anh(q+eta )}$ то формула сложения скоростей, таким образом (3b) становится:

${displaystyle {egin{matrix}-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}hline {egin{aligned}x_{0}^{prime }&=x_{0}gamma -x_{1}eta gamma x_{1}^{prime }&=-x_{0}eta gamma +x_{1}gamma x_{2}^{prime }&=x_{2}\x_{0}&=x_{0}^{prime }gamma +x_{1}^{prime }eta gamma x_{1}&=x_{0}^{prime }eta gamma +x_{1}^{prime }gamma x_{2}&=x_{2}^{prime }end{aligned}}left|{scriptstyle {egin{aligned}eta ^{2}gamma ^{2}-gamma ^{2}&=-1&(a)gamma ^{2}-eta ^{2}gamma ^{2}&=1&(b){frac {eta gamma }{gamma }}&=eta &(c){frac {1}{sqrt {1-eta ^{2}}}}&=gamma &(d){frac {eta }{sqrt {1-eta ^{2}}}}&=eta gamma &(e){frac {u'+v}{1+{frac {u'v}{c^{2}}}}}&=u&(f)end{aligned}}}ight.end{matrix}}}$

(4а)

Или в четырех измерениях и установив ${displaystyle x_{0}=ct, x_{1}=x, x_{2}=y}$ и добавив неизменный z знакомая форма следует, используя ${displaystyle {sqrt { frac {c+v}{c-v}}}}$ как фактор Доплера:

${displaystyle {egin{matrix}-c^{2}t^{2}+x^{2}+y^{2}+z^{2}=-c^{2}t^{prime 2}+x^{prime 2}+y^{prime 2}+z^{prime 2}hline left.{egin{aligned}t'&=gamma left(t-x{frac {v}{c^{2}}}ight)x'&=gamma (x-vt)y'&=yz'&=zend{aligned}}ight|{egin{aligned}t&=gamma left(t'+x{frac {v}{c^{2}}}ight)x&=gamma (x'+vt')y&=y'z&=z'end{aligned}}end{matrix}}Rightarrow {egin{aligned}(ct'+x')&=(ct+x){sqrt {frac {c+v}{c-v}}}(ct'-x')&=(ct-x){sqrt {frac {c-v}{c+v}}}end{aligned}}}$

(4b)

В физике аналогичные преобразования были введены Войт (1887) и по Лоренц (1892, 1895) кто проанализировал Уравнения Максвелла, они были завершены Лармор (1897, 1900) и Лоренц (1899, 1904), и доведены до их современной формы Пуанкаре (1905) который дал трансформации имя Лоренца.^[14] В итоге, Эйнштейн (1905) показал в своем развитии специальная теория относительности что преобразования следуют из принцип относительности и только постоянная скорость света за счет изменения традиционных представлений о пространстве и времени, не требуя механический эфир в отличие от Лоренца и Пуанкаре.^[15] Минковский (1907–1908) использовал их, чтобы доказать, что пространство и время неразрывно связаны как пространство-время. Минковский (1907–1908) и Варичак (1910) показал отношение к мнимым и гиперболическим функциям. Важный вклад в математическое понимание преобразования Лоренца также внесли другие авторы, такие как Герглотц (1909/10), Игнатовский (1910), Нётер (1910) и Кляйн (1910), Борель (1913–14).

Учебные материалы из Викиверситета: в чистой математике аналогичные преобразования использовались Липшиц (1885/86).

Также Лоренц усиливает произвольные направления в соответствии с (1а) можно представить как:^[16]

${displaystyle mathbf {x} '={egin{bmatrix}gamma &-gamma eta n_{x}&-gamma eta n_{y}&-gamma eta n_{z}-gamma eta n_{x}&1+(gamma -1)n_{x}^{2}&(gamma -1)n_{x}n_{y}&(gamma -1)n_{x}n_{z}-gamma eta n_{y}&(gamma -1)n_{y}n_{x}&1+(gamma -1)n_{y}^{2}&(gamma -1)n_{y}n_{z}-gamma eta n_{z}&(gamma -1)n_{z}n_{x}&(gamma -1)n_{z}n_{y}&1+(gamma -1)n_{z}^{2}end{bmatrix}}cdot mathbf {x} ,quad left[mathbf {n} ={frac {mathbf {v} }{v}}ight]}$

или в векторной записи

${displaystyle {egin{aligned}t'&=gamma left(t-{frac {vmathbf {n} cdot mathbf {r} }{c^{2}}}ight)mathbf {r} '&=mathbf {r} +(gamma -1)(mathbf {r} cdot mathbf {n} )mathbf {n} -gamma tvmathbf {n} end{aligned}}}$

(4c)

Такие преобразования были сформулированы Герглотц (1911) и Зильберштейн (1911) и другие.

В соответствии с уравнением (1b) можно заменить ${displaystyle left[{ frac {u_{x}}{c}}, { frac {u_{y}}{c}}, 1ight]=left[{ frac {x}{ct}}, { frac {y}{ct}}, { frac {ct}{ct}}ight]}$ в (3b) или же (4а), производя преобразование Лоренца скоростей (или формула сложения скоростей ) по аналогии с координатами Бельтрами точки (3e):

${displaystyle {egin{matrix}{egin{matrix}-c^{2}t^{2}+x^{2}+y^{2}=-c^{2}t^{prime 2}+x^{prime 2}+y^{prime 2}&ightarrow &{egin{aligned}-c^{2}+u_{x}^{2}+u_{y}^{2}&={frac {-c^{2}+u_{x}^{prime 2}+u_{y}^{prime 2}}{gamma ^{2}left(1+{frac {v}{c^{2}}}u_{x}^{prime }ight)^{2}}}{frac {-c^{2}+u_{x}^{2}+u_{y}^{2}}{gamma ^{2}left(1-{frac {v}{c^{2}}}u_{x}ight)^{2}}}&=-c^{2}+u_{x}^{prime 2}+u_{y}^{prime 2}end{aligned}}hline -c^{2}t^{2}+x^{2}+y^{2}=-c^{2}t^{prime 2}+x^{prime 2}+y^{prime 2}=0&ightarrow &-c^{2}+u_{x}^{2}+u_{y}^{2}=-c^{2}+u_{x}^{prime 2}+u_{y}^{prime 2}=0end{matrix}}hline {scriptstyle {egin{aligned}{frac {sinh eta }{cosh eta }}&= anh eta ={frac {v}{c}}cosh eta &={frac {1}{sqrt {1- anh ^{2}eta }}}end{aligned}}}left|{egin{aligned}u_{x}^{prime }&={frac {-c^{2}sinh eta +u_{x}ccosh eta }{ccosh eta -u_{x}sinh eta }}&&={frac {u_{x}-c anh eta }{1-{frac {u_{x}}{c}} anh eta }}&&={frac {u_{x}-v}{1-{frac {v}{c^{2}}}u{}_{x}}}u_{y}^{prime }&={frac {cu_{y}}{ccosh eta -u_{x}sinh eta }}&&={frac {u_{y}{sqrt {1- anh ^{2}eta }}}{1-{frac {u_{x}}{c}} anh eta }}&&={frac {u_{y}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}{1-{frac {v}{c^{2}}}u{}_{x}}}\u_{x}&={frac {c^{2}sinh eta +u_{x}^{prime }ccosh eta }{ccosh eta +u_{x}^{prime }sinh eta }}&&={frac {u_{x}^{prime }+c anh eta }{1+{frac {u_{x}^{prime }}{c}} anh eta }}&&={frac {u_{x}^{prime }+v}{1+{frac {v}{c^{2}}}u_{x}^{prime }}}u_{y}&={frac {cy'}{ccosh eta +u_{x}^{prime }sinh eta }}&&={frac {u_{y}^{prime }{sqrt {1- anh ^{2}eta }}}{1+{frac {u_{x}^{prime }}{c}} anh eta }}&&={frac {u_{y}^{prime }{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}{1+{frac {v}{c^{2}}}u_{x}^{prime }}}end{aligned}}ight.end{matrix}}}$

(4d)

или, используя тригонометрические и гиперболические тождества, он становится гиперболическим законом косинусов в терминах (3f):^{[12][R 1][13]}

${displaystyle {egin{matrix}&{egin{matrix}u^{2}=u_{x}^{2}+u_{y}^{2}u'^{2}=u_{x}^{prime 2}+u_{y}^{prime 2}end{matrix}}left|{egin{matrix}u_{x}=ucos alpha u_{y}=usin alpha \u_{x}^{prime }=u'cos alpha 'u_{y}^{prime }=u'sin alpha 'end{matrix}}ight|{egin{aligned}ucos alpha &={frac {u'cos alpha '+v}{1+{frac {v}{c^{2}}}u'cos alpha '}},&u'cos alpha '&={frac {ucos alpha -v}{1-{frac {v}{c^{2}}}ucos alpha }}usin alpha &={frac {u'sin alpha '{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}{1+{frac {v}{c^{2}}}u'cos alpha '}},&u'sin alpha '&={frac {usin alpha {sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}{1-{frac {v}{c^{2}}}ucos alpha }} an alpha &={frac {u'sin alpha '{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}{u'cos alpha '+v}},& an alpha '&={frac {usin alpha {sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}{ucos alpha -v}}end{aligned}}Rightarrow &u={frac {sqrt {v^{2}+u^{prime 2}+2vu'cos alpha '-left({frac {vu'sin alpha '}{c}}ight){}^{2}}}{1+{frac {v}{c^{2}}}u'cos alpha '}},quad u'={frac {sqrt {-v^{2}-u^{2}+2vucos alpha +left({frac {vusin alpha }{c}}ight){}^{2}}}{1-{frac {v}{c^{2}}}ucos alpha }}Rightarrow &{frac {1}{sqrt {1-{frac {u^{prime 2}}{c^{2}}}}}}={frac {1}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}{frac {1}{sqrt {1-{frac {u^{2}}{c^{2}}}}}}-{frac {v/c}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}{frac {u/c}{sqrt {1-{frac {u^{2}}{c^{2}}}}}}cos alpha Rightarrow &{frac {1}{sqrt {1- anh ^{2}xi }}}={frac {1}{sqrt {1- anh ^{2}eta }}}{frac {1}{sqrt {1- anh ^{2}zeta }}}-{frac { anh eta }{sqrt {1- anh ^{2}eta }}}{frac { anh zeta }{sqrt {1- anh ^{2}zeta }}}cos alpha Rightarrow &cosh xi =cosh eta cosh zeta -sinh eta sinh zeta cos alpha end{matrix}}}$

(4e)

и путем дальнейшей установки u = u ′ = c релятивистский аберрация света следует:^[17]

${displaystyle {egin{matrix}cos alpha ={frac {cos alpha '+{frac {v}{c}}}{1+{frac {v}{c}}cos alpha '}}, sin alpha ={frac {sin alpha '{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}{1+{frac {v}{c}}cos alpha '}}, an alpha ={frac {sin alpha '{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}{cos alpha '+{frac {v}{c}}}}, an {frac {alpha }{2}}={sqrt {frac {c-v}{c+v}}} an {frac {alpha '}{2}}cos alpha '={frac {cos alpha -{frac {v}{c}}}{1-{frac {v}{c}}cos alpha }}, sin alpha '={frac {sin alpha {sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}{1-{frac {v}{c}}cos alpha }}, an alpha '={frac {sin alpha {sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}{cos alpha -{frac {v}{c}}}}, an {frac {alpha '}{2}}={sqrt {frac {c+v}{c-v}}} an {frac {alpha }{2}}end{matrix}}}$

(4f)

Формулы сложения скоростей были даны Эйнштейн (1905) и Пуанкаре (1905/06), формулу аберрации для cos (α) выражением Эйнштейн (1905), а отношения к сферическому и гиперболическому закону косинусов задавались формулами Зоммерфельд (1909) и Варичак (1910).

Учебные материалы из Викиверситета: эти формулы напоминают уравнения эллипс из эксцентриситет v / c, эксцентрическая аномалия α 'и истинная аномалия α, сначала геометрически сформулированная формулой Кеплер (1609) и явно записано Эйлер (1735, 1748), Лагранж (1770) и многие другие, касающиеся движения планет.^[18][19]

Преобразование Лоренца через конформную, сферическую волну и преобразование Лагерра

Основные статьи: Преобразование сферической волны и Геометрия сферы Ли

Если требуется только инвариантность светового конуса, представленного дифференциальным уравнением ${displaystyle -dx_{0}^{2}+dots +dx_{n}^{2}=0}$, что равносильно требованию самого общего преобразования, которое превращает сферы в сферы, группа Лоренца может быть расширена путем добавления растяжений, представленных множителем λ. Результатом является группа Con (1, p) пространства-времени конформные преобразования с точки зрения специальные конформные преобразования и инверсии, дающие соотношение

${displaystyle -dx_{0}^{2}+dots +dx_{n}^{2}=lambda left(-dx_{0}^{prime 2}+dots +dx_{n}^{prime 2}ight)}$.

Можно переключаться между двумя представлениями этой группы, используя координату радиуса воображаемой сферы Икс₀= iR с интервалом ${displaystyle dx_{0}^{2}+dots +dx_{n}^{2}}$ связанных с конформными преобразованиями, или с использованием координаты реального радиуса Икс₀= R с интервалом ${displaystyle -dx_{0}^{2}+dots +dx_{n}^{2}}$ связанных с преобразованиями сферических волн с точки зрения контактные преобразования сохраняя круги и сферы. Оказывается, Con (1,3) изоморфен специальная ортогональная группа SO (2,4) и содержит группу Лоренца SO (1,3) в качестве подгруппы, полагая λ = 1. В более общем смысле Con (q, p) изоморфна SO (q + 1, p + 1) и содержит SO (q, p) в качестве подгруппы.^[20] Отсюда следует, что Con (0, p) изоморфна группе Лоренца произвольной размерности SO (1, p + 1). Следовательно, конформная группа на плоскости Con (0,2) - известная как группа Преобразования Мебиуса - изоморфна группе Лоренца SO (1,3).^[21][22] Это можно увидеть, используя тетрациклические координаты, удовлетворяющие виду ${displaystyle -x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}+x_{3}^{2}=0}$.

Частным случаем лиевской геометрии ориентированных сфер является Группа Лагерра, преобразовывая ориентированные плоскости и линии друг в друга. Он порождается инверсией Лагерра, оставляющей инвариантной ${displaystyle x^{2}+y^{2}+z^{2}-R^{2}}$ с р как радиус, поэтому группа Лагерра изоморфна группе Лоренца.^[23][24]

Учебные материалы из Викиверситета: как представления геометрии сферы Ли, так и конформные преобразования были изучены Ложь (1871) и другие. Это было показано Бейтман и Каннингем (1909–1910), что группа Con (1,3) является наиболее общей, оставляющей инвариантными уравнения электродинамики Максвелла. Тетрациклические координаты обсуждались Поккельс (1891), Кляйн (1893), Бохер (1894). Связь между Con (1,3) и группой Лоренца была отмечена Бейтман и Каннингем (1909–1910) и др. Инверсия Лагерра была введена Лагер (1882) и обсуждается Дарбу (1887) и Смит (1900). Аналогичная концепция была изучена Шефферс (1899) с точки зрения контактных преобразований. Стефанос (1883) утверждал, что геометрия ориентированных сфер Ли с точки зрения контактных преобразований, а также частный случай преобразований ориентированных плоскостей друг в друга (например, Лагерра) обеспечивает геометрическую интерпретацию теории Гамильтона. бикватернионы. В групповой изоморфизм между группой Лагерра и группой Лоренца было указано Бейтман (1910), Картан (1912, 1915/55), Пуанкаре (1912/21) и другие.

Преобразование Лоренца через преобразование Кэли – Эрмита

Общее преобразование (Q1) любой квадратичной формы в себя также можно задать с помощью произвольный параметры на основе Преобразование Кэли (я-Т)⁻¹·(я+Т), куда я это единичная матрица, Т произвольный антисимметричная матрица, и добавив А как симметричная матрица, задающая квадратичную форму (штрихи отсутствуют А ' поскольку предполагается, что коэффициенты одинаковы с обеих сторон):^[25][26]

${displaystyle {egin{matrix}q=mathbf {x} ^{mathrm {T} }cdot mathbf {A} cdot mathbf {x} =q'=mathbf {x} ^{mathrm {prime T} }cdot mathbf {A} cdot mathbf {x} 'hline mathbf {x} =(mathbf {I} -mathbf {T} cdot mathbf {A} )^{-1}cdot (mathbf {I} +mathbf {T} cdot mathbf {A} )cdot mathbf {x} '{ ext{or}}mathbf {x} =mathbf {A} ^{-1}cdot (mathbf {A} -mathbf {T} )cdot (mathbf {A} +mathbf {T} )^{-1}cdot mathbf {A} cdot mathbf {x} 'end{matrix}}}$

(2 квартал)

Например, выбор А= diag (1,1,1) дает ортогональное преобразование, которое можно использовать для описания пространственных поворотов, соответствующих Параметры Эйлера-Родригеса [a, b, c, d] которые можно интерпретировать как коэффициенты при кватернионы. Параметр d = 1, уравнения имеют вид:

${displaystyle {egin{matrix}mathbf {A} =operatorname {diag} (1,1,1),quad mathbf {T} ={scriptstyle {egin{vmatrix}0&a&-b-a&0&c&-c&0end{vmatrix}}}hline x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}hline mathbf {x} '={frac {1}{kappa }}left[{egin{matrix}1-a^{2}-b^{2}+c^{2}&2(bc-a)&2(ac+b)2(bc+a)&1-a^{2}+b^{2}-c^{2}&2(ab-c)2(ac-b)&2(ab+c)&1+a^{2}-b^{2}-c^{2}end{matrix}}ight]cdot mathbf {x} left(kappa =1+a^{2}+b^{2}+c^{2}ight)end{matrix}}}$

(3 квартал)

Учебные материалы из Викиверситета: После Кэли (1846) введены преобразования, связанные с суммами положительных квадратов, Эрмит (1853/54, 1854) производные преобразования для произвольных квадратичных форм, результат которых был переформулирован в терминах матриц (2 квартал) к Кэли (1855a, 1855b). Параметр Эйлера-Родригеса был открыт Эйлер (1771 г.) и Родригес (1840 г.).

Также интервал Лоренца и общее преобразование Лоренца в любой размерности можно получить с помощью формализма Кэли – Эрмита.^{[R 2][R 3][27][28]} Например, преобразование Лоренца (1а) с п= 1 следует из (2 квартал) с:

${displaystyle {egin{matrix}mathbf {A} =operatorname {diag} (-1,1),quad mathbf {T} ={scriptstyle {egin{vmatrix}0&a-a&0end{vmatrix}}}hline -x_{0}^{2}+x_{1}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}hline mathbf {x} '={frac {1}{1-a^{2}}}left[{egin{matrix}1+a^{2}&-2a-2a&1+a^{2}end{matrix}}ight]cdot mathbf {x} end{matrix}}Rightarrow {egin{matrix}-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}hline left.{egin{aligned}x_{0}&=x_{0}^{prime }{frac {1+eta _{0}^{2}}{1-eta _{0}^{2}}}+x_{1}^{prime }{frac {2eta _{0}}{1-eta _{0}^{2}}}&=&{frac {x_{0}^{prime }left(1+eta _{0}^{2}ight)+x_{1}^{prime }2eta _{0}}{1-eta _{0}^{2}}}x_{1}&=x_{0}^{prime }{frac {2eta _{0}}{1-eta _{0}^{2}}}+x_{1}^{prime }{frac {1+eta _{0}^{2}}{1-eta _{0}^{2}}}&=&{frac {x_{0}^{prime }2eta _{0}+x_{1}^{prime }left(1+eta _{0}^{2}ight)}{1-eta _{0}^{2}}}\x_{0}^{prime }&=x_{0}{frac {1+eta _{0}^{2}}{1-eta _{0}^{2}}}-x_{1}{frac {2eta _{0}}{1-eta _{0}^{2}}}&=&{frac {x_{0}left(1+eta _{0}^{2}ight)-x_{1}2eta _{0}}{1-eta _{0}^{2}}}x_{1}^{prime }&=-x_{0}{frac {2eta _{0}}{1-eta _{0}^{2}}}+x_{1}{frac {1+eta _{0}^{2}}{1-eta _{0}^{2}}}&=&{frac {-x_{0}2eta _{0}+x_{1}left(1+eta _{0}^{2}ight)}{1-eta _{0}^{2}}}end{aligned}}ight|{scriptstyle {egin{aligned}{frac {2eta _{0}}{1+eta _{0}^{2}}}&=eta {frac {1+eta _{0}^{2}}{1-eta _{0}^{2}}}&=gamma {frac {2eta _{0}}{1-eta _{0}^{2}}}&=eta gamma end{aligned}}}end{matrix}}}$

(5а)

Это становится усилением Лоренца (4а или же 4b) установив ${displaystyle { frac {2a}{1+a^{2}}}={ frac {v}{c}}}$, что эквивалентно соотношению ${displaystyle { frac {2eta _{0}}{1+eta _{0}^{2}}}={ frac {v}{c}}}$ известно из Диаграммы Лёделя, таким образом (5а) можно интерпретировать как усиление Лоренца с точки зрения «средней системы отсчета», в которой две другие инерциальные системы отсчета движутся с равной скоростью. ${displaystyle eta _{0}}$ в противоположных направлениях.

Кроме того, преобразование Лоренца (1а) с п= 2 определяется выражением:

${displaystyle {egin{matrix}mathbf {A} =operatorname {diag} (-1,1,1),quad mathbf {T} ={scriptstyle {egin{vmatrix}0&a&-b-a&0&c&-c&0end{vmatrix}}}hline -x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}hline mathbf {x} '={frac {1}{kappa }}left[{egin{matrix}1+a^{2}+b^{2}+c^{2}&-2(bc-a)&-2(ac+b)2(bc+a)&1+a^{2}-b^{2}-c^{2}&2(ab-c)2(ac-b)&-2(ab-c)&1-a^{2}+b^{2}-c^{2}end{matrix}}ight]cdot mathbf {x} left(kappa =1-a^{2}-b^{2}+c^{2}ight)end{matrix}}}$

(5b)

или используя п=3:

${displaystyle {egin{matrix}mathbf {A} =operatorname {diag} (-1,1,1,1),quad mathbf {T} ={scriptstyle {egin{vmatrix}0&a&-b&c-a&0&d&e&-d&0&f-c&-e&-f&0end{vmatrix}}}hline -x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}+x_{3}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}+x_{3}^{prime 2}hline mathbf {x} '={frac {1}{kappa }}left[{scriptstyle {egin{aligned}&1+a^{2}+b^{2}+c^{2}+&&2(-bd+a+ec+pf)&&2(-ad-b+fc-pe)&&2(pd+fb-ea+c)&quad d^{2}+e^{2}+f^{2}+p^{2}&&1+a^{2}-b^{2}-c^{2}&&2(-d-ab+pc-fe)&&2(fd+pb+ca-e)&2(bd+a-ec+pf)&&quad -d^{2}-e^{2}+f^{2}+p^{2}&&1-a^{2}+b^{2}-c^{2}&&2(-ed-cb+pa-f)&2(ad-b-fc-pe)&&2(d-ab-pc-fe)&&quad -d^{2}+e^{2}-f^{2}+p^{2}&&1-a^{2}-b^{2}+-c^{2}&2(pd-fb+ea+c)&&2(fd-pb+ca+e)&&2(-ed-cb-pa+f)&&quad +d^{2}-e^{2}-f^{2}+p^{2}end{aligned}}}ight]cdot mathbf {x} left({egin{aligned}kappa &=1-a^{2}-b^{2}-c^{2}+d^{2}+e^{2}+f^{2}-p^{2}p&=af+be+cdend{aligned}}ight)end{matrix}}}$

(5c)

Учебные материалы из Викиверситета: Преобразование бинарной квадратичной формы, преобразование Лоренца (5а) является частным случаем. Эрмит (1854), уравнения, содержащие преобразования Лоренца (5а, 5b, 5c) как частные случаи были даны Кэли (1855), Преобразование Лоренца (5а) был дан (с точностью до смены знака) Лагер (1882), Дарбу (1887), Смит (1900) применительно к геометрии Лагерра и преобразование Лоренца (5b) был предоставлен Бахманн (1869). В теории относительности уравнения, подобные (5b, 5c) были впервые наняты Борель (1913) для представления преобразований Лоренца.

Как описано в уравнении (3D) интервал Лоренца тесно связан с альтернативной формой ${displaystyle X_{2}^{2}-X_{1}X_{3}}$,^[29] который в терминах параметров Кэли – Эрмита инвариантен относительно преобразования:

${displaystyle {egin{matrix}X_{2}^{prime 2}-X_{1}^{prime }X_{3}^{prime }=X_{2}^{2}-X_{1}X_{3}hline mathbf {X} '={frac {1}{kappa }}left[{egin{matrix}(b+1)^{2}&-2(b+1)c&c^{2}a(b+1)&1-ac-b^{2}&(b-1)ca^{2}&-2a(b-1)&(b-1)^{2}end{matrix}}ight]cdot mathbf {X} left(kappa =1+ac-b^{2}ight)end{matrix}}}$

(5d)

Учебные материалы из Викиверситета: Это преобразование было выполнено Кэли (1884), хотя он связал это не с интервалом Лоренца, а с ${displaystyle x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}}$.

Преобразование Лоренца через параметры Кэли – Клейна, преобразования Мёбиуса и спиновые преобразования

Упомянутый ранее параметр Эйлера-Родригеса а, б, в, г (т.е. параметр Кэли-Эрмита в уравнении (3 квартал) с d = 1) тесно связаны с параметром Кэли – Клейна α, β, γ, δ, чтобы связать преобразования Мёбиуса ${displaystyle { frac {alpha zeta +eta }{gamma zeta +delta }}}$ и вращения:^[30]

${displaystyle {egin{aligned}alpha &=1+ib,&eta &=-a+ic,gamma &=a+ic,&delta &=1-ib.end{aligned}}}$

таким образом (3 квартал) становится:

${displaystyle {egin{matrix}x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}hline mathbf {x} '={frac {1}{kappa }}left[{egin{matrix}{frac {1}{2}}left(alpha ^{2}-eta ^{2}-gamma ^{2}+delta ^{2}ight)&eta delta -alpha gamma &{frac {i}{2}}left(-alpha ^{2}+eta ^{2}-gamma ^{2}+delta ^{2}ight)gamma delta +alpha eta &alpha delta +eta gamma &i(alpha eta +gamma delta )-{frac {i}{2}}left(-alpha ^{2}-eta ^{2}+gamma ^{2}+delta ^{2}ight)&-i(alpha gamma +eta delta )&{frac {1}{2}}left(alpha ^{2}+eta ^{2}+gamma ^{2}+delta ^{2}ight)end{matrix}}ight]cdot mathbf {x} (kappa =alpha delta -eta gamma )end{matrix}}}$

(4 квартал)

Учебные материалы из Викиверситета: Параметр Кэли-Кляйн был представлен Гельмгольц (1866/67), Кэли (1879) и Кляйн (1884).

Также преобразование Лоренца может быть выражено с помощью вариантов параметров Кэли – Клейна: эти параметры связываются со спин-матрицей D, то спиновые преобразования переменных ${displaystyle xi ',eta ',{ar {xi }}',{ar {eta }}'}$ (верхняя черта обозначает комплексно сопряженный ), а Преобразование Мёбиуса из ${displaystyle zeta ',{ar {zeta }}'}$. При определении в терминах изометрий гиперблического пространства (гиперболических движений) Эрмитова матрица ты связанный с этими преобразованиями Мёбиуса, дает инвариантный определитель ${displaystyle det mathbf {u} =x_{0}^{2}-x_{1}^{2}-x_{2}^{2}-x_{3}^{2}}$ идентичен интервалу Лоренца. Таким образом, эти преобразования были описаны Джон Лайтон Синг как «фабрику по массовому производству преобразований Лоренца».^[31] Также оказывается, что связанные вращательная группа Spin (3, 1) или специальная линейная группа SL (2, C) действует как двойная крышка группы Лоренца (одно преобразование Лоренца соответствует двум спиновым преобразованиям разного знака), а Группа Мебиуса Con (0,2) или проективная специальная линейная группа PSL (2, C) изоморфна как группе Лоренца, так и группе изометрий гиперболического пространства.

В космосе преобразования Мёбиуса / Спина / Лоренца можно записать как:^{[32][31][33][34]}

${displaystyle {egin{matrix}zeta ={frac {x_{1}+ix_{2}}{x_{0}-x_{3}}}={frac {x_{0}+x_{3}}{x_{1}-ix_{2}}}ightarrow zeta '={frac {alpha zeta +eta }{gamma zeta +delta }}left|zeta '={frac {xi '}{eta '}}ightarrow {egin{aligned}xi '&=alpha xi +eta eta eta '&=gamma xi +delta eta end{aligned}}ight.hline left.{egin{matrix}mathbf {u} =left({egin{matrix}X_{1}&X_{2}X_{3}&X_{4}end{matrix}}ight)=left({egin{matrix}{ar {xi }}xi &xi {ar {eta }}{ar {xi }}eta &{ar {eta }}eta end{matrix}}ight)=left({egin{matrix}x_{0}+x_{3}&x_{1}-ix_{2}x_{1}+ix_{2}&x_{0}-x_{3}end{matrix}}ight)det mathbf {u} =x_{0}^{2}-x_{1}^{2}-x_{2}^{2}-x_{3}^{2}end{matrix}}ight|{egin{matrix}mathbf {D} =left({egin{matrix}alpha &eta gamma &delta end{matrix}}ight){egin{aligned}det {oldsymbol {mathbf {D} }}&=1end{aligned}}end{matrix}}hline mathbf {u} '=mathbf {D} cdot mathbf {u} cdot {ar {mathbf {D} }}^{mathrm {T} }={egin{aligned}X_{1}^{prime }&=X_{1}alpha {ar {alpha }}+X_{2}alpha {ar {eta }}+X_{3}{ar {alpha }}eta +X_{4}eta {ar {eta }}X_{2}^{prime }&=X_{1}{ar {alpha }}gamma +X_{2}{ar {alpha }}delta +X_{3}{ar {eta }}gamma +X_{4}{ar {eta }}delta X_{3}^{prime }&=X_{1}alpha {ar {gamma }}+X_{2}alpha {ar {delta }}+X_{3}eta {ar {gamma }}+X_{4}eta {ar {delta }}X_{4}^{prime }&=X_{1}gamma {ar {gamma }}+X_{2}gamma {ar {delta }}+X_{3}{ar {gamma }}delta +X_{4}delta {ar {delta }}end{aligned}}hline {egin{aligned}X_{3}^{prime }X_{2}^{prime }-X_{1}^{prime }X_{4}^{prime }&=X_{3}X_{2}-X_{1}X_{4}=0det mathbf {u} '=x_{0}^{prime 2}-x_{1}^{prime 2}-x_{2}^{prime 2}-x_{3}^{prime 2}&=det mathbf {u} =x_{0}^{2}-x_{1}^{2}-x_{2}^{2}-x_{3}^{2}end{aligned}}end{matrix}}}$

(6а)

таким образом:^[35]

${displaystyle {egin{matrix}-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}+x_{3}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}+x_{3}^{prime 2}hline mathbf {x} '={frac {1}{2}}left[{scriptstyle {egin{aligned}&alpha {ar {alpha }}+eta {ar {eta }}+gamma {ar {gamma }}+delta {ar {delta }}&&alpha {ar {eta }}+eta {ar {alpha }}+gamma {ar {delta }}+delta {ar {gamma }}&&i(alpha {ar {eta }}-eta {ar {alpha }}+gamma {ar {delta }}-delta {ar {gamma }})&&alpha {ar {alpha }}-eta {ar {eta }}+gamma {ar {gamma }}-delta {ar {delta }}&alpha {ar {gamma }}+gamma {ar {alpha }}+eta {ar {delta }}+delta {ar {eta }}&&alpha {ar {delta }}+delta {ar {alpha }}+eta {ar {gamma }}+gamma {ar {eta }}&&i(alpha {ar {delta }}-delta {ar {alpha }}+gamma {ar {eta }}-eta {ar {gamma }})&&alpha {ar {gamma }}+gamma {ar {alpha }}-eta {ar {delta }}-delta {ar {eta }}&i(gamma {ar {alpha }}-alpha {ar {gamma }}+delta {ar {eta }}-eta {ar {delta }})&&i(delta {ar {alpha }}-alpha {ar {delta }}+gamma {ar {eta }}-eta {ar {gamma }})&&alpha {ar {delta }}+delta {ar {alpha }}-eta {ar {gamma }}-gamma {ar {eta }}&&i(gamma {ar {alpha }}-alpha {ar {gamma }}+eta {ar {delta }}-delta {ar {eta }})&alpha {ar {alpha }}+eta {ar {eta }}-gamma {ar {gamma }}-delta {ar {delta }}&&alpha {ar {eta }}+eta {ar {alpha }}-gamma {ar {delta }}-delta {ar {gamma }}&&i(alpha {ar {eta }}-eta {ar {alpha }}+delta {ar {gamma }}-gamma {ar {delta }})&&alpha {ar {alpha }}-eta {ar {eta }}-gamma {ar {gamma }}+delta {ar {delta }}end{aligned}}}ight]cdot mathbf {x} (alpha delta -eta gamma =1)end{matrix}}}$

(6b)

или в соответствии с уравнением (1b) можно заменить ${displaystyle left[u_{1}, u_{2}, u_{3}, 1ight]=left[{ frac {x_{1}}{x_{0}}}, { frac {x_{2}}{x_{0}}}, { frac {x_{3}}{x_{0}}}, { frac {x_{0}}{x_{0}}}ight]}$ так что преобразования Мёбиуса / Лоренца становятся связанными с единичной сферой:

${displaystyle {egin{matrix}u_{1}^{2}+u_{2}^{2}+u_{3}^{2}=u_{1}^{prime 2}+u_{2}^{prime 2}+u_{3}^{prime 2}=1hline left.{egin{matrix}zeta ={frac {u_{1}+iu_{2}}{1-u_{3}}}={frac {1+u_{3}}{u_{1}-iu_{2}}}zeta '={frac {u_{1}^{prime }+iu_{2}^{prime }}{1-u_{3}^{prime }}}={frac {1+u_{3}^{prime }}{u_{1}^{prime }-iu_{2}^{prime }}}end{matrix}}ight|quad zeta '={frac {alpha zeta +eta }{gamma zeta +delta }}end{matrix}}}$

(6c)

Учебные материалы из Викиверситета: общая трансформация u ′ в (6а) был предоставлен Кэли (1854), а общая связь между преобразованиями Мёбиуса и преобразованием u ′ оставляя неизменным обобщенный круг был отмечен Пуанкаре (1883) в связи с Клейнианские группы. Адаптация к интервалу Лоренца, при котором (6а) превращается в преобразование Лоренца. Кляйн (1889-1893, 1896/97), Бьянки (1893), Фрике (1893, 1897). Его переформулировка как преобразование Лоренца (6b) был предоставлен Бьянки (1893) и Фрике (1893, 1897). Преобразование Лоренца (6c) был предоставлен Кляйн (1884) по отношению к поверхностям второй степени и инвариантность единичной сферы. В теории относительности (6а) был впервые нанят Герглотц (1909/10).

На плоскости преобразования можно записать как:^[29][34]

${displaystyle {egin{matrix}zeta ={frac {x_{1}}{x_{0}-x_{2}}}={frac {x_{0}+x_{2}}{x_{1}}}ightarrow zeta '={frac {alpha zeta +eta }{gamma zeta +delta }}left|zeta '={frac {xi '}{eta '}}ightarrow {egin{aligned}xi '&=alpha xi +eta eta eta '&=gamma xi +delta eta end{aligned}}ight.hline left.{egin{matrix}mathbf {u} =left({egin{matrix}X_{1}&X_{2}X_{2}&X_{3}end{matrix}}ight)=left({egin{matrix}xi ^{2}&xi eta xi eta &eta ^{2}end{matrix}}ight)=left({egin{matrix}x_{0}+x_{2}&x_{1}x_{1}&x_{0}-x_{2}end{matrix}}ight)det mathbf {u} =x_{0}^{2}-x_{1}^{2}-x_{2}^{2}end{matrix}}ight|{egin{matrix}mathbf {D} =left({egin{matrix}alpha &eta gamma &delta end{matrix}}ight){egin{aligned}det {oldsymbol {mathbf {D} }}&=1end{aligned}}end{matrix}}hline mathbf {u} '=mathbf {D} cdot mathbf {u} cdot mathbf {D} ^{mathrm {T} }={egin{aligned}X_{1}^{prime }&=X_{1}alpha ^{2}+X_{2}2alpha eta +X_{3}eta ^{2}X_{2}^{prime }&=X_{1}alpha gamma +X_{2}(alpha delta +eta gamma )+X_{3}eta delta X_{3}^{prime }&=X_{1}gamma ^{2}+X_{2}2gamma delta +X_{3}delta ^{2}end{aligned}}hline {egin{aligned}X_{2}^{prime 2}-X_{1}^{prime }X_{3}^{prime }&=X_{2}^{2}-X_{1}X_{3}=0det mathbf {u} '=x_{0}^{prime 2}-x_{1}^{prime 2}-x_{2}^{prime 2}&=det mathbf {u} =x_{0}^{2}-x_{1}^{2}-x_{2}^{2}end{aligned}}end{matrix}}}$

(6d)

таким образом

${displaystyle {egin{matrix}-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}hline mathbf {x} '=left[{egin{matrix}{frac {1}{2}}left(alpha ^{2}+eta ^{2}+gamma ^{2}+delta ^{2}ight)&alpha eta +gamma delta &{frac {1}{2}}left(alpha ^{2}-eta ^{2}+gamma ^{2}-delta ^{2}ight)alpha gamma +eta delta &alpha delta +eta gamma &alpha gamma -eta delta {frac {1}{2}}left(alpha ^{2}+eta ^{2}-gamma ^{2}-delta ^{2}ight)&alpha eta -gamma delta &{frac {1}{2}}left(alpha ^{2}-eta ^{2}-gamma ^{2}+delta ^{2}ight)end{matrix}}ight]cdot mathbf {x} (alpha delta -eta gamma =1)end{matrix}}}$

(6e)

который включает особый случай ${displaystyle eta =gamma =0}$ подразумевая ${displaystyle delta =1/alpha }$, уменьшая преобразование до буста Лоренца в измерениях 1 + 1:

${displaystyle {egin{matrix}X_{1}X_{3}=X_{1}^{prime }X_{3}^{prime }quad Rightarrow quad -x_{0}^{2}+x_{2}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}hline {egin{aligned}X_{1}&=alpha ^{2}X_{1}^{prime }X_{2}&=X_{2}^{prime }X_{3}&={frac {1}{alpha ^{2}}}X_{3}^{prime }end{aligned}}quad Rightarrow quad {egin{aligned}x_{0}&={frac {x_{0}^{prime }left(alpha ^{4}+1ight)+x_{2}^{prime }left(alpha ^{4}-1ight)}{2alpha ^{2}}}x_{1}&=x_{1}^{prime }x_{2}&={frac {x_{0}^{prime }left(alpha ^{4}-1ight)+x_{2}^{prime }left(alpha ^{4}+1ight)}{2alpha ^{2}}}end{aligned}}end{matrix}}}$

(6f)

Наконец, используя интервал Лоренца, связанный с гиперболоидом, преобразования Мёбиуса / Лоренца могут быть записаны

${displaystyle {egin{matrix}-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}=-1hline left.{egin{matrix}zeta ={frac {x_{1}+ix_{2}}{x_{0}+1}}={frac {x_{0}-1}{x_{1}-ix_{2}}}zeta '={frac {x_{1}^{prime }+ix_{2}^{prime }}{x_{0}^{prime }+1}}={frac {x_{0}^{prime }-1}{x_{1}^{prime }-ix_{2}^{prime }}}end{matrix}}ight|quad zeta '={frac {alpha zeta +eta }{gamma zeta +delta }}end{matrix}}}$

(6 г)

Учебные материалы из Викиверситета: общая трансформация u ′ и его инвариант ${displaystyle X_{2}^{2}-X_{1}X_{3}}$ в (6d) уже использовался Лагранж (1773) и Гаусс (1798/1801) в теории целочисленных бинарных квадратичных форм. Инвариант ${displaystyle X_{2}^{2}-X_{1}X_{3}}$ был также изучен Кляйн (1871) в связи с геометрией гиперболической плоскости (см. уравнение (3D)), а связь между u ′ и ${displaystyle X_{2}^{2}-X_{1}X_{3}}$ с преобразованием Мёбиуса был проанализирован Пуанкаре (1886) в связи с Фуксовы группы. Адаптация к интервалу Лоренца, при котором (6d) превращается в преобразование Лоренца. Бьянки (1888) и Фрике (1891). Преобразование Лоренца (6e) было заявлено Гаусс около 1800 г. (посмертно опубликовано в 1863 г.), а также Продажа (1873 г.), Бьянки (1888), Фрике (1891), Вудс (1895) по отношению к целочисленным неопределенным тернарным квадратичным формам. Преобразование Лоренца (6f) был предоставлен Бьянки (1886, 1894) и Эйзенхарт (1905). Преобразование Лоренца (6 г) гиперболоида был утвержден Пуанкаре (1881) и Хаусдорф (1899).

Преобразование Лоренца через кватернионы и гиперболические числа

Преобразования Лоренца также можно выразить через бикватернионы: Кватернион Минковского (или минкват) q имеющий одну действительную часть и одну чисто мнимую часть умножаем на бикватернион а применяется как пре- и постфактор. Используя верхнюю черту для обозначения кватернионного сопряжения и * для комплексного сопряжения, его общая форма (слева) и соответствующее усиление (справа) выглядят следующим образом:^[36][37]

${displaystyle left.{egin{matrix}-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}+x_{3}^{prime 2}=-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}+x_{3}^{2}hline q'=aq{ar {a}}^{ast }hline {egin{aligned}q&=ix_{0}+x_{1}e_{1}+x_{2}e_{2}+x_{3}e_{3}q'&=ix_{0}^{prime }+x_{1}^{prime }e_{1}+x_{2}^{prime }e_{2}+x_{3}^{prime }e_{3}a&=cos chi +isin chi =e^{ichi }end{aligned}}left(a{ar {a}}=1, chi ={ ext{imaginary}}ight)end{matrix}}ight|{egin{matrix}chi ={frac {1}{2}}ieta downarrow {egin{aligned}x_{0}^{prime }&=x_{0}cosh eta -x_{1}sinh eta x_{1}^{prime }&=-x_{0}sinh eta +x_{1}cosh eta x_{2}^{prime }&=x_{2},quad x_{3}^{prime }=x_{3}end{aligned}}end{matrix}}}$

(7а)

Учебные материалы из Викиверситета:Гамильтон (1844/45) и Кэли (1845) получил преобразование кватерниона ${displaystyle aqa^{-1}}$ для пространственных вращений, и Кэли (1854, 1855) дал соответствующее преобразование ${displaystyle aqb}$ оставляя неизменной сумму четырех квадратов ${displaystyle x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}+x_{2}^{2}}$. Кокс (1882/83) обсудил интервал Лоренца в терминах координат Вейерштрасса ${displaystyle x_{0}^{2}-x_{1}^{2}-x_{2}^{2}-x_{2}^{2}=1}$ в процессе адаптации Уильям Кингдон Клиффорд бикватернионы а + ωb к гиперболической геометрии, установив ${displaystyle omega ^{2}=-1}$ (в качестве альтернативы, 1 дает эллиптическую и 0 параболическую геометрию). Стефанос (1883) относился к мнимой части Уильям Роуэн Гамильтон бикватернионов на радиус сфер и ввел гомографию, оставив неизменными уравнения ориентированных сфер или ориентированных плоскостей в терминах Геометрия сферы Ли. Буххайм (1884/85) обсудил абсолют Кэли ${displaystyle x_{0}^{2}-x_{1}^{2}-x_{2}^{2}-x_{2}^{2}=0}$ и адаптировал бикватернионы Клиффорда к гиперболической геометрии, подобной Коксу, используя все три значения ${displaystyle omega ^{2}}$. В итоге современное преобразование Лоренца с использованием бикватернионов с ${displaystyle omega ^{2}=-1}$ как в гиперболической геометрии было дано Нётер (1910) и Кляйн (1910) а также Конвей (1911) и Зильберштейн (1911).

Часто с кватернионными системами связаны гиперболическое число ${displaystyle varepsilon ^{2}=1}$, что также позволяет сформулировать преобразования Лоренца:^[38][39]

${displaystyle {egin{aligned}w'&=we^{-varepsilon eta }&=w(cosh(-eta )+varepsilon sinh(-eta ))\w&=w'e^{varepsilon eta }&=w'(cosh eta +varepsilon sinh eta )end{aligned}}ightarrow {egin{aligned}w&=x_{1}+varepsilon x_{0}w'&=x_{1}^{prime }+varepsilon x_{0}^{prime }end{aligned}}ightarrow {egin{aligned}x_{0}^{prime }&=x_{0}cosh eta -x_{1}sinh eta x_{1}^{prime }&=-x_{0}sinh eta +x_{1}cosh eta \x_{0}&=x_{0}^{prime }cosh eta +x_{1}^{prime }sinh eta x_{1}&=x_{0}^{prime }sinh eta +x_{1}^{prime }cosh eta end{aligned}}}$

(7b)

Учебные материалы из Викиверситета: После тригонометрического выражения ${displaystyle e^{ix}}$ (Формула Эйлера ) был предоставлен Эйлер (1748), а гиперболический аналог ${displaystyle e^{varepsilon eta }}$ а также гиперболические числа Кукл (1848) в рамках тессарины, это было показано Кокс (1882/83) что можно идентифицировать ${displaystyle ww^{prime -1}=e^{varepsilon eta }}$ с ассоциативным умножением кватернионов. Здесь, ${displaystyle e^{varepsilon eta }}$ гиперболический Versor с ${displaystyle varepsilon ^{2}=1}$, в то время как -1 обозначает эллиптический или 0 обозначает параболический аналог (не путать с выражением ${displaystyle omega ^{2}}$ в бикватернионах Клиффорда, также используемых Коксом, где -1 является гиперболическим). Гиперболический вариант также обсуждался Макфарлейн (1892, 1894, 1900) с точки зрения гиперболические кватернионы. Выражение ${displaystyle varepsilon ^{2}=1}$ для гиперболических движений (и -1 для эллиптических, 0 для параболических движений) также появляются в «бикватернионах», определяемых Вален (1901/02, 1905).

Более расширенные формы сложных и (би) кватернионных систем с точки зрения Алгебра Клиффорда также может использоваться для выражения преобразований Лоренца. Например, используя систему а чисел Клиффорда можно преобразовать в себя следующую общую квадратичную форму, в которой отдельные значения ${displaystyle i_{1}^{2},i_{2}^{2},dots }$ может быть установлен на +1 или -1 по желанию, а интервал Лоренца следует, если знак единицы ${displaystyle i^{2}}$ отличается от всех остальных .:^[40][41]

${displaystyle {egin{matrix}i_{1}^{2}x_{1}^{prime 2}+cdots +i_{n}^{2}x_{n}^{prime 2}=i_{1}^{2}x_{1}^{2}+cdots +i_{n}^{2}x_{n}^{2}hline (1) x'=axa^{-1}(2) x'={frac {ax+b}{varepsilon ^{2}bx+a}}end{matrix}}}$

(7c)

Учебные материалы из Викиверситета: общая определенная форма ${displaystyle x_{1}^{2}+cdots +x_{n}^{2}}$ а также общая неопределенная форма ${displaystyle x_{1}^{2}+cdots +x_{p}^{2}-x_{p+1}^{2}-cdots -x_{p+q}^{2}}$ и их инвариантность относительно преобразования (1) обсуждалась Липшиц (1885/86), а гиперболические движения обсуждались Вален (1901/02, 1905) установив ${displaystyle varepsilon ^{2}=1}$ в преобразовании (2), в то время как эллиптические движения следуют с -1, а параболические движения с 0, все из которых он также связал с бикватернионами.

Преобразование Лоренца через тригонометрические функции

Следующее общее соотношение связывает скорость света и относительную скорость с гиперболическими и тригонометрическими функциями, где ${displaystyle eta }$ это скорость в (3b), ${displaystyle heta }$ эквивалентен Функция Гудермана ${displaystyle {m {gd}}(eta )=2arctan(e^{eta })-pi /2}$, и ${displaystyle vartheta }$ эквивалентно Лобачевскому угол параллельности ${displaystyle Pi (eta )=2arctan(e^{-eta })}$:

${displaystyle {frac {v}{c}}= anh eta =sin heta =cos vartheta }$

Учебные материалы из Викиверситета: эта связь была впервые определена Варичак (1910).

а) Использование ${displaystyle sin heta ={ frac {v}{c}}}$ получаем соотношения ${displaystyle sec heta =gamma }$ и ${displaystyle an heta =eta gamma }$, а повышение Лоренца принимает вид:^[42]

${displaystyle {egin{matrix}-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}hline left.{egin{aligned}x_{0}^{prime }&=x_{0}sec heta -x_{1} an heta &&={frac {x_{0}-x_{1}sin heta }{cos heta }}x_{1}^{prime }&=-x_{0} an heta +x_{1}sec heta &&={frac {x_{0}sin heta -x_{1}}{cos heta }}x_{2}^{prime }&=x_{2}\x_{0}&=x_{0}^{prime }sec heta +x_{1}^{prime } an heta &&={frac {x_{0}^{prime }+x_{1}^{prime }sin heta }{cos heta }}x_{1}&=x_{0}^{prime } an heta +x_{1}^{prime }sec heta &&={frac {x_{0}^{prime }sin heta +x_{1}^{prime }}{cos heta }}x_{2}&=x_{2}^{prime }end{aligned}}ight|{scriptstyle {egin{aligned} an ^{2} heta -sec ^{2} heta &=-1{frac { an heta }{sec heta }}&=sin heta {frac {1}{sqrt {1-sin ^{2} heta }}}&=sec heta {frac {sin heta }{sqrt {1-sin ^{2} heta }}}&= an heta end{aligned}}}end{matrix}}}$

(8а)

Учебные материалы из Викиверситета: это преобразование Лоренца было получено Бьянки (1886) и Дарбу (1891/94) при преобразовании псевдосферических поверхностей и Шефферс (1899) как частный случай преобразование контактов на плоскости (геометрия Лагерра). В специальной теории относительности его использовали Грюнер (1921) при разработке Диаграммы Лёделя, и по Владимир Карапетов в 1920-е гг.

б) Использование ${displaystyle cos vartheta ={ frac {v}{c}}}$ получаем соотношения ${displaystyle csc vartheta =gamma }$ и ${displaystyle cot vartheta =eta gamma }$, а повышение Лоренца принимает вид:^[42]

${displaystyle {egin{matrix}-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}+x_{2}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}hline left.{egin{aligned}x_{0}^{prime }&=x_{0}csc vartheta -x_{1}cot vartheta &&={frac {x_{0}-x_{1}cos vartheta }{sin vartheta }}x_{1}^{prime }&=-x_{0}cot vartheta +x_{1}csc vartheta &&={frac {x_{0}cos vartheta -x_{1}}{sin vartheta }}x_{2}^{prime }&=x_{2}\x_{0}&=x_{0}^{prime }csc vartheta +x_{1}^{prime }cot vartheta &&={frac {x_{0}^{prime }+x_{1}^{prime }cos vartheta }{sin vartheta }}x_{1}&=x_{0}^{prime }cot vartheta +x_{1}^{prime }csc vartheta &&={frac {x_{0}^{prime }cos vartheta +x_{1}^{prime }}{sin vartheta }}x_{2}&=x_{2}^{prime }end{aligned}}ight|{scriptstyle {egin{aligned}cot ^{2}vartheta -csc ^{2}vartheta &=-1{frac {cot vartheta }{csc vartheta }}&=cos vartheta {frac {1}{sqrt {1-cos ^{2}vartheta }}}&=csc vartheta {frac {cos vartheta }{sqrt {1-cos ^{2}vartheta }}}&=cot vartheta end{aligned}}}end{matrix}}}$

(8b)

Учебные материалы из Викиверситета: это преобразование Лоренца было получено Эйзенхарт (1905) при преобразовании псевдосферических поверхностей. В специальной теории относительности он был впервые использован Грюнер (1921) при разработке Диаграммы Лёделя.

Преобразование Лоренца с помощью сжатых отображений

Как уже указывалось в уравнениях (3D) в экспоненциальной форме или (6f) в терминах параметра Кэли – Клейна, бусты Лоренца в терминах гиперболических вращений могут быть выражены как сжатые сопоставления. С помощью асимптотические координаты гиперболы (u, v), они имеют общий вид (некоторые авторы альтернативно добавляют множитель 2 или ${displaystyle {sqrt {2}}}$):^[43]

${displaystyle {egin{matrix}(1)&{egin{array}{c|c|c}u=x_{0}+x_{1}&2u=x_{0}+x_{1}&{sqrt {2}}u=x_{0}+x_{1}v=x_{0}-x_{1}&2v=x_{0}-x_{1}&{sqrt {2}}v=x_{0}-x_{1}u'=x_{0}^{prime }+x_{1}^{prime }&2u'=x_{0}^{prime }+x_{1}^{prime }&{sqrt {2}}u=x_{0}^{prime }+x_{1}^{prime }v'=x_{0}^{prime }-x_{1}^{prime }&2v'=x_{0}^{prime }-x_{1}^{prime }&{sqrt {2}}v=x_{0}^{prime }-x_{1}^{prime }end{array}}hline (2)&(u',v')=left(ku, {frac {1}{k}}vight)Rightarrow u'v'=uvend{matrix}}}$

(9а)

То, что эта система уравнений действительно представляет собой усиление Лоренца, можно увидеть, подставив (1) в (2) и решив для отдельных переменных:

${displaystyle {egin{matrix}-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}hline left.{egin{aligned}x_{0}^{prime }&={frac {1}{2}}left(k+{frac {1}{k}}ight)x_{0}-{frac {1}{2}}left(k-{frac {1}{k}}ight)x_{1}&&={frac {x_{0}left(k^{2}+1ight)-x_{1}left(k^{2}-1ight)}{2k}}x_{1}^{prime }&=-{frac {1}{2}}left(k-{frac {1}{k}}ight)x_{0}+{frac {1}{2}}left(k+{frac {1}{k}}ight)x_{1}&&={frac {-x_{0}left(k^{2}-1ight)+x_{1}left(k^{2}+1ight)}{2k}}\x_{0}&={frac {1}{2}}left(k+{frac {1}{k}}ight)x_{0}^{prime }+{frac {1}{2}}left(k-{frac {1}{k}}ight)x_{1}^{prime }&&={frac {x_{0}^{prime }left(k^{2}+1ight)+x_{1}^{prime }left(k^{2}-1ight)}{2k}}x_{1}&={frac {1}{2}}left(k-{frac {1}{k}}ight)x_{0}^{prime }+{frac {1}{2}}left(k+{frac {1}{k}}ight)x_{1}^{prime }&&={frac {x_{0}^{prime }left(k^{2}-1ight)+x_{1}^{prime }left(k^{2}+1ight)}{2k}}end{aligned}}ight|{scriptstyle {egin{aligned}{frac {k^{2}-1}{k^{2}+1}}&=eta {frac {k^{2}+1}{2k}}&=gamma {frac {k^{2}-1}{2k}}&=eta gamma end{aligned}}}end{matrix}}}$

(9b)

Учебные материалы из Викиверситета: преобразование Лоренца (9а) асимптотических координат. Лайзан (1874), Гюнтер (1880/81) в отношении эллиптической тригонометрии; Ложь (1879-81), Бьянки (1886, 1894), Дарбу (1891/94), Эйзенхарт (1905) в качестве Преобразование Ли )^[43] из псевдосферические поверхности с точки зрения Уравнение синус-Гордона;к Липшиц (1885/86) в теории преобразований, откуда были выведены различные формы преобразования Лоренца: (9b) к Липшиц (1885/86), Бьянки (1886, 1894), Эйзенхарт (1905); тригонометрическое усиление Лоренца (8а) к Бьянки (1886, 1894), Дарбу (1891/94); тригонометрическое усиление Лоренца (8b) к Эйзенхарт (1905).Lorentz boost (9b) была переоткрыта в рамках специальной теории относительности Герман Бонди (1964)^[44] с точки зрения Бонди k-исчисление, по которому k можно физически интерпретировать как фактор Доплера. С (9b) эквивалентно (6f) через параметр Кэли – Клейна, задав ${displaystyle k=alpha ^{2}}$, его можно интерпретировать как 1 + 1-мерный частный случай преобразования Лоренца (6e) заявлено Гаусс около 1800 г. (посмертно опубликовано в 1863 г.), Продажа (1873 г.), Бьянки (1888), Фрике (1891), Вудс (1895).

Переменные u, v в (9а) можно переставить, чтобы получить другую форму отображения сжатия, что приведет к преобразованию Лоренца (5b) через параметр Кэли-Эрмита:

${displaystyle {egin{matrix}{egin{matrix}u=x_{0}+x_{1}v=x_{0}-x_{1}u'=x_{0}^{prime }+x_{1}^{prime }v'=x_{0}^{prime }-x_{1}^{prime }end{matrix}}Rightarrow {egin{matrix}u_{1}=x_{1}-x_{1}^{prime }v_{1}=x_{0}+x_{0}^{prime }u_{2}=x_{1}+x_{1}^{prime }v_{2}=x_{0}-x_{0}^{prime }end{matrix}}hline (u_{2},v_{2})=left(au_{1}, {frac {1}{a}}v_{1}ight)Rightarrow u_{2}v_{2}=u_{1}v_{1}(u',v')=left({frac {1+a}{1-a}}u, {frac {1-a}{1+a}}vight)Rightarrow u'v'=uvend{matrix}}Rightarrow {egin{matrix}-x_{0}^{2}+x_{1}^{2}=-x_{0}^{prime 2}+x_{1}^{prime 2}hline {egin{aligned}x_{0}^{prime }&=x_{0}{frac {1+a^{2}}{1-a^{2}}}-x_{1}{frac {2a}{1-a^{2}}}&&={frac {x_{0}left(1+a^{2}ight)-x_{1}2a}{1-a^{2}}}x_{1}^{prime }&=-x_{0}{frac {2a}{1-a^{2}}}+x_{1}{frac {1+a^{2}}{1-a^{2}}}&&={frac {-x_{0}2a+x_{1}left(1+a^{2}ight)}{1-a^{2}}}\x_{0}&=x_{0}^{prime }{frac {1+a^{2}}{1-a^{2}}}+x_{1}^{prime }{frac {2a}{1-a^{2}}}&&={frac {x_{0}^{prime }left(1+a^{2}ight)+x_{1}^{prime }2a}{1-a^{2}}}x_{1}&=x_{0}^{prime }{frac {2a}{1-a^{2}}}+x_{1}^{prime }{frac {1+a^{2}}{1-a^{2}}}&&={frac {x_{0}^{prime }2a+x_{1}^{prime }left(1+a^{2}ight)}{1-a^{2}}}end{aligned}}end{matrix}}}$

(9c)

Учебные материалы из Викиверситета: Эти преобразования Лоренца были даны (с точностью до смены знака) Лагер (1882), Дарбу (1887), Смит (1900) применительно к геометрии Лагерра.

На основе факторов k или же а, все предыдущие бусты Лоренца (3b, 4а, 8а, 8b) можно также выразить как сжатие:

${displaystyle {egin{array}{c|c|c|c|c|c}&&(3b)&(4a)&(8a)&(8b)hline k&{frac {1+a}{1-a}}&e^{eta }&{sqrt { frac {1+eta }{1-eta }}}&{frac {1+sin heta }{cos heta }}&{frac {1+cos vartheta }{sin vartheta }}=cot {frac {vartheta }{2}}hline {frac {k-1}{k+1}}&a& anh {frac {eta }{2}}&{frac {gamma -1}{eta gamma }}&{frac {1-cos heta }{sin heta }}= an {frac { heta }{2}}&{frac {1-sin vartheta }{cos vartheta }}hline {frac {k^{2}-1}{k^{2}+1}}&{frac {2a}{1+a^{2}}}& anh eta &eta &sin heta &cos vartheta hline {frac {k^{2}+1}{2k}}&{frac {1+a^{2}}{1-a^{2}}}&cosh eta &gamma &sec heta &csc vartheta hline {frac {k^{2}-1}{2k}}&{frac {2a}{1-a^{2}}}&sinh eta &eta gamma & an heta &cot vartheta end{array}}}$

(9d)

Учебные материалы из Викиверситета: сжатые карты с точки зрения ${displaystyle heta }$ использовались Дарбу (1891/94) и Бьянки (1894), с точки зрения ${displaystyle eta }$ к Линдеманн (1891) и Герглотц (1909), с точки зрения ${displaystyle vartheta }$ к Эйзенхарт (1905), с точки зрения ${displaystyle eta }$ Бонди (1964).

Электродинамика и специальная теория относительности

Войт (1887)

Вольдемар Фойгт (1887)^{[R 4]} разработал преобразование в связи с Эффект Допплера и несжимаемая среда в современных обозначениях:^[45][46]

${displaystyle {egin{matrix}{ ext{original}}&{ ext{modern}}hline left.{egin{aligned}xi _{1}&=x_{1}-varkappa teta _{1}&=y_{1}qzeta _{1}&=z_{1}q au &=t-{frac {varkappa x_{1}}{omega ^{2}}}q&={sqrt {1-{frac {varkappa ^{2}}{omega ^{2}}}}}end{aligned}}ight|&{egin{aligned}x^{prime }&=x-vty^{prime }&={frac {y}{gamma }}z^{prime }&={frac {z}{gamma }} ^{prime }&=t-{frac {vx}{c^{2}}}{frac {1}{gamma }}&={sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}end{aligned}}end{matrix}}}$

Если правые части его уравнений умножить на γ, они будут современным преобразованием Лоренца (4b). В теории Фойгта скорость света инвариантна, но его преобразования смешивают релятивистское ускорение с изменением масштаба пространства-времени. Оптические явления в свободном пространстве шкала, конформный (используя множитель λ, обсуждаемый над ), и Инвариант Лоренца, поэтому комбинация тоже инвариантна.^[46] Например, преобразования Лоренца можно расширить, используя ${displaystyle l={sqrt {lambda }}}$:^{[R 5]}

${displaystyle x^{prime }=gamma lleft(x-vtight),quad y^{prime }=ly,quad z^{prime }=lz,quad t^{prime }=gamma lleft(t-x{frac {v}{c^{2}}}ight)}$.

л= 1 / γ дает преобразование Фойгта, л= 1 преобразование Лоренца. Но масштабные преобразования не являются симметрией всех законов природы, только электромагнетизма, поэтому эти преобразования не могут быть использованы для формулировки принцип относительности в целом. Пуанкаре и Эйнштейн продемонстрировали, что нужно установить л= 1, чтобы сделать вышеуказанное преобразование симметричным и сформировать группу, как того требует принцип относительности, поэтому преобразование Лоренца - единственный жизнеспособный выбор.

Фойгт отправил свою статью 1887 года Лоренцу в 1908 году.^[47] и это было признано в 1909 году:

В статье «Über das Doppler'sche Princip», опубликованной в 1887 г. (Gött. Nachrichten, p. 41), которая, к моему сожалению, ускользнула от моего внимания все эти годы, Фойгт применил к уравнениям вида (7) (§ 3 этой книги) [а именно ${displaystyle Delta Psi -{ frac {1}{c^{2}}}{ frac {partial ^{2}Psi }{partial t^{2}}}=0}$] преобразование, эквивалентное формулам (287) и (288) [а именно ${displaystyle x^{prime }=gamma lleft(x-vtight), y^{prime }=ly, z^{prime }=lz, t^{prime }=gamma lleft(t-{ frac {v}{c^{2}}}xight)}$]. Идея преобразований, использованных выше (и в § 44), могла поэтому быть заимствована из Фойгта и доказательства того, что это не меняет форму уравнений для свободный эфир содержится в его статье.^{[R 6]}

Также Герман Минковски В 1908 году сказал, что преобразования, которые играют главную роль в принципе относительности, были впервые исследованы Фойгтом в 1887 году. В той же статье Фойгт ответил, что его теория основана на теории упругости света, а не на электромагнитной. Однако он пришел к выводу, что некоторые результаты были на самом деле такими же.^{[R 7]}

Хевисайд (1888), Томсон (1889), Сирл (1896)

В 1888 г. Оливер Хевисайд^{[R 8]} исследовал свойства обвинения в движении согласно электродинамике Максвелла. Он вычислил, среди прочего, анизотропию электрического поля движущихся тел, представленных этой формулой:^[48]

${displaystyle mathrm {E} =left({frac {qmathrm {r} }{r^{2}}}ight)left(1-{frac {v^{2}sin ^{2} heta }{c^{2}}}ight)^{-3/2}}$.

Как следствие, Джозеф Джон Томсон (1889)^{[R 9]} нашел способ существенно упростить вычисления, касающиеся движущихся зарядов, с помощью следующего математического преобразования (как и другие авторы, такие как Лоренц или Лармор, Томсон неявно использовал Преобразование Галилея z-vt в его уравнении^[49]):

${displaystyle {egin{matrix}{ ext{original}}&{ ext{modern}}hline left.{egin{aligned}z&=left{1-{frac {omega ^{2}}{v^{2}}}ight}^{frac {1}{2}}z'end{aligned}}ight|&{egin{aligned}z^{ast }=z-vt&={frac {z'}{gamma }}end{aligned}}end{matrix}}}$

Тем самым, неоднородные уравнения электромагнитных волн превращаются в Уравнение Пуассона.^[49] В итоге, Джордж Фредерик Чарльз Сирл^{[R 10]} отметил в (1896), что выражение Хевисайда приводит к деформации электрических полей, которую он назвал «эллипсоидом Хевисайда» осевое отношение

${displaystyle {egin{matrix}{ ext{original}}&{ ext{modern}}hline left.{egin{aligned}&{sqrt {alpha }}:1:1alpha =&1-{frac {u^{2}}{v^{2}}}end{aligned}}ight|&{egin{aligned}&{frac {1}{gamma }}:1:1{frac {1}{gamma ^{2}}}&=1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}end{aligned}}end{matrix}}}$^[49]

Лоренц (1892, 1895)

Чтобы объяснить аберрация света и результат Физо эксперимент в соответствии с Уравнения Максвелла, Лоренц в 1892 г. разработал модель ("Теория эфира Лоренца "), в котором эфир полностью неподвижен, а скорость света в эфире постоянна во всех направлениях. Чтобы вычислить оптику движущихся тел, Лоренц ввел следующие величины, чтобы преобразовать эфирную систему в движущуюся систему ( неизвестно, находился ли на нем под влиянием Фойгта, Хевисайда и Томсона)^{[R 11][50]}

${displaystyle {egin{matrix}{ ext{original}}&{ ext{modern}}hline left.{egin{aligned}{mathfrak {x}}&={frac {V}{sqrt {V^{2}-p^{2}}}}x '&=t-{frac {varepsilon }{V}}{mathfrak {x}}varepsilon &={frac {p}{sqrt {V^{2}-p^{2}}}}end{aligned}}ight|&{egin{aligned}x^{prime }&=gamma x^{ast }=gamma (x-vt) ^{prime }&=t-{frac {gamma ^{2}vx^{ast }}{c^{2}}}=gamma ^{2}left(t-{frac {vx}{c^{2}}}ight)gamma {frac {v}{c}}&={frac {v}{sqrt {c^{2}-v^{2}}}}end{aligned}}end{matrix}}}$

куда Икс^* это Преобразование Галилея x-vt. За исключением дополнительного γ во временном преобразовании, это полное преобразование Лоренца (4b).^[50] Пока т это «истинное» время для наблюдателей, отдыхающих в эфире, t ′ вспомогательная переменная только для расчета процессов для движущихся систем. Также важно, что Лоренц, а затем и Лармор сформулировали это преобразование в два этапа. Сначала неявное преобразование Галилея, а затем расширение в «фиктивную» электромагнитную систему с помощью преобразования Лоренца. Чтобы объяснить отрицательный результат Эксперимент Майкельсона-Морли, он (1892b)^{[R 12]} ввел дополнительную гипотезу, что межмолекулярные силы действуют аналогичным образом, и ввел сокращение длины в своей теории (без доказательств, как он признал). Такая же гипотеза уже была высказана Джордж Фицджеральд в 1889 году на основе работы Хевисайда. Хотя сокращение длины было для Лоренца реальным физическим эффектом, он рассматривал преобразование времени только как эвристическую рабочую гипотезу и математическое условие.

В 1895 году Лоренц развил свою теорию и ввел «теорему о соответствующих состояниях». Эта теорема утверждает, что движущийся наблюдатель (относительно эфира) в своем «фиктивном» поле делает те же наблюдения, что и покоящиеся наблюдатели в своем «реальном» поле для скоростей первого порядка по v / c. Лоренц показал, что размеры электростатических систем в эфире и движущейся системе отсчета связаны этим преобразованием:^{[R 13]}

${displaystyle {egin{matrix}{ ext{original}}&{ ext{modern}}hline left.{egin{aligned}x&=x^{prime }{sqrt {1-{frac {{mathfrak {p}}^{2}}{V^{2}}}}}y&=y^{prime }z&=z^{prime } &=t^{prime }end{aligned}}ight|&{egin{aligned}x^{ast }=x-vt&={frac {x^{prime }}{gamma }}y&=y^{prime }z&=z^{prime } &=t^{prime }end{aligned}}end{matrix}}}$

Для решения оптических задач Лоренц использовал следующее преобразование, в котором измененная временная переменная была названа «местным временем» (Немецкий: Ortszeit) от него:^{[R 14]}

${displaystyle {egin{matrix}{ ext{original}}&{ ext{modern}}hline left.{egin{aligned}x&=mathrm {x} -{mathfrak {p}}_{x}ty&=mathrm {y} -{mathfrak {p}}_{y}tz&=mathrm {z} -{mathfrak {p}}_{z}t ^{prime }&=t-{frac {{mathfrak {p}}_{x}}{V^{2}}}x-{frac {{mathfrak {p}}_{y}}{V^{2}}}y-{frac {{mathfrak {p}}_{z}}{V^{2}}}zend{aligned}}ight|&{egin{aligned}x^{prime }&=x-v_{x}ty^{prime }&=y-v_{y}tz^{prime }&=z-v_{z}t ^{prime }&=t-{frac {v_{x}}{c^{2}}}x'-{frac {v_{y}}{c^{2}}}y'-{frac {v_{z}}{c^{2}}}z'end{aligned}}end{matrix}}}$

С помощью этой концепции Лоренц мог объяснить Эффект Допплера, то аберрация света, а Физо эксперимент.^[51]

Лармор (1897, 1900)

В 1897 году Лармор расширил работу Лоренца и вывел следующее преобразование^{[R 15]}

${displaystyle {egin{matrix}{ ext{original}}&{ ext{modern}}hline left.{egin{aligned}x_{1}&=xvarepsilon ^{frac {1}{2}}y_{1}&=yz_{1}&=z ^{prime }&=t-vx/c^{2}dt_{1}&=dt^{prime }varepsilon ^{-{frac {1}{2}}}varepsilon &=left(1-v^{2}/c^{2}ight)^{-1}end{aligned}}ight|&{egin{aligned}x_{1}&=gamma x^{ast }=gamma (x-vt)y_{1}&=yz_{1}&=z ^{prime }&=t-{frac {vx^{ast }}{c^{2}}}=t-{frac {v(x-vt)}{c^{2}}}dt_{1}&={frac {dt^{prime }}{gamma }}gamma ^{2}&={frac {1}{1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}end{aligned}}end{matrix}}}$

Лармор отметил, что если предположить, что строение молекул является электрическим, то сокращение Фитцджеральда – Лоренца является следствием этого преобразования, объясняя Эксперимент Майкельсона-Морли. Примечательно, что Лармор был первым, кто осознал, что замедление времени также является следствием этого преобразования, потому что «отдельные электроны описывают соответствующие части своих орбит в более короткие для [покоя] системы времена в отношении 1 / γ».^[52][53] Лармор написал свои электродинамические уравнения и преобразования, пренебрегая членами более высокого порядка, чем (v / c)² - когда его статья 1897 года была переиздана в 1929 году, Лармор добавил следующий комментарий, в котором описал, как их можно сделать действительными для всех порядков v / c:^{[R 16]}

Ничем не пренебрегать: трансформация точный если v / c² заменяется на εv / c² в уравнениях, а также в замене, следующей из т к t ′, как это разработано в Эфир и материя (1900), стр. 168, и, как обнаружил Лоренц в 1904 году, тем самым стимулируя современные схемы внутренней относительной относительности.

В соответствии с этим комментарием в своей книге «Эфир и материя», опубликованной в 1900 году, Лармор использовал модифицированное местное время. t ″ = t′-εvx ′ / c² вместо выражения 1897 года t ′ = t-vx / c² заменив v / c² с εv / c², так что т ″ теперь идентичен тому, который дал Лоренц в 1892 году, который он объединил с преобразованием Галилея для х ', у', z ', t' координаты:^{[R 17]}

${displaystyle {egin{matrix}{ ext{original}}&{ ext{modern}}hline left.{egin{aligned}x^{prime }&=x-vty^{prime }&=yz^{prime }&=z ^{prime }&=t ^{prime prime }&=t^{prime }-varepsilon vx^{prime }/c^{2}end{aligned}}ight|&{egin{aligned}x^{prime }&=x-vty^{prime }&=yz^{prime }&=z ^{prime }&=t ^{prime prime }=t^{prime }-{frac {gamma ^{2}vx^{prime }}{c^{2}}}&=gamma ^{2}left(t-{frac {vx}{c^{2}}}ight)end{aligned}}end{matrix}}}$

Лармор знал, что эксперимент Майкельсона – Морли достаточно точен, чтобы обнаружить эффект движения в зависимости от фактора. (v / c)², и поэтому он искал преобразования, которые были «точны до второго порядка» (как он выразился). Таким образом он написал окончательные преобразования (где х '= х-vt и т ″ как указано выше) как:^{[R 18]}

${displaystyle {egin{matrix}{ ext{original}}&{ ext{modern}}hline left.{egin{aligned}x_{1}&=varepsilon ^{frac {1}{2}}x^{prime }y_{1}&=y^{prime }z_{1}&=z^{prime }dt_{1}&=varepsilon ^{-{frac {1}{2}}}dt^{prime prime }=varepsilon ^{-{frac {1}{2}}}left(dt^{prime }-{frac {v}{c^{2}}}varepsilon dx^{prime }ight) _{1}&=varepsilon ^{-{frac {1}{2}}}t^{prime }-{frac {v}{c^{2}}}varepsilon ^{frac {1}{2}}x^{prime }end{aligned}}ight|&{egin{aligned}x_{1}&=gamma x^{prime }=gamma (x-vt)y_{1}&=y'=yz_{1}&=z'=zdt_{1}&={frac {dt^{prime prime }}{gamma }}={frac {1}{gamma }}left(dt^{prime }-{frac {gamma ^{2}vdx^{prime }}{c^{2}}}ight)=gamma left(dt-{frac {vdx}{c^{2}}}ight) _{1}&={frac {t^{prime }}{gamma }}-{frac {gamma vx^{prime }}{c^{2}}}=gamma left(t-{frac {vx}{c^{2}}}ight)end{aligned}}end{matrix}}}$

которым он пришел к полному преобразованию Лоренца (4b). Лармор показал, что уравнения Максвелла инвариантны относительно этого двухшагового преобразования «до второго порядка по v / c"- позже было показано Лоренцем (1904) и Пуанкаре (1905), что они действительно инвариантны относительно этого преобразования для всех порядков в v / c.

Лармор отдал должное Лоренцу в двух статьях, опубликованных в 1904 году, в которых он использовал термин «преобразование Лоренца» для преобразований Лоренца первого порядка координат и конфигураций полей:

п. 583: [..] Преобразование Лоренца для перехода от области активности стационарной электродинамической материальной системы к области действия движущейся с равномерной скоростью перемещения через эфир.
п. 585: [..] преобразование Лоренца показало нам то, что не так очевидно [..]^{[R 19]}
п. 622: [..] преобразование, впервые разработанное Лоренцом: а именно, каждая точка в пространстве должна иметь свое собственное начало, от которого отсчитывается время, свое «местное время» в фразеологии Лоренца, а затем значения электрического и магнитного векторов. [..] во всех точках эфира между молекулами в системе в состоянии покоя, такие же, как у векторов [..] в соответствующих точках конвективной системы в те же самые локальные моменты времени.^{[R 20]}

Лоренц (1899, 1904)

Также Лоренц расширил свою теорему о соответствующих состояниях в 1899 году. Сначала он написал преобразование, эквивалентное преобразованию 1892 года (опять же, Икс* необходимо заменить на x-vt):^{[R 21]}

${displaystyle {egin{matrix}{ ext{original}}&{ ext{modern}}hline left.{egin{aligned}x^{prime }&={frac {V}{sqrt {V^{2}-{mathfrak {p}}_{x}^{2}}}}xy^{prime }&=yz^{prime }&=z ^{prime }&=t-{frac {{mathfrak {p}}_{x}}{V^{2}-{mathfrak {p}}_{x}^{2}}}xend{aligned}}ight|&{egin{aligned}x^{prime }&=gamma x^{ast }=gamma (x-vt)y^{prime }&=yz^{prime }&=z ^{prime }&=t-{frac {gamma ^{2}vx^{ast }}{c^{2}}}=gamma ^{2}left(t-{frac {vx}{c^{2}}}ight)end{aligned}}end{matrix}}}$

Затем он ввел коэффициент ε, который, по его словам, у него нет возможности определить, и модифицировал свое преобразование следующим образом (где указанное выше значение t ′ должен быть вставлен):^{[R 22]}

${displaystyle {egin{matrix}{ ext{original}}&{ ext{modern}}hline left.{egin{aligned}x&={frac {varepsilon }{k}}x^{prime prime }y&=varepsilon y^{prime prime }z&=varepsilon x^{prime prime } ^{prime }&=kvarepsilon t^{prime prime }k&={frac {V}{sqrt {V^{2}-{mathfrak {p}}_{x}^{2}}}}end{aligned}}ight|&{egin{aligned}x^{ast }=x-vt&={frac {varepsilon }{gamma }}x^{prime prime }y&=varepsilon y^{prime prime }z&=varepsilon z^{prime prime } ^{prime }=gamma ^{2}left(t-{frac {vx}{c^{2}}}ight)&=gamma varepsilon t^{prime prime }gamma &={frac {1}{sqrt {1-{frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}end{aligned}}end{matrix}}}$

Это эквивалентно полному преобразованию Лоренца (4b) при решении для Икс" и т ″ и с ε = 1. Как и Лармор, Лоренц заметил в 1899 г.^{[R 23]} также своего рода эффект замедления времени по отношению к частоте колеблющихся электронов "что в S время колебаний быть kε раз больше, чем в S₀", куда S₀ это эфирный каркас.^[54]

В 1904 году он переписал уравнения в следующей форме, положив л= 1 / ε (опять же Икс* необходимо заменить на x-vt):^{[R 24]}

${displaystyle {egin{matrix}{ ext{original}}&{ ext{modern}}hline left.{egin{aligned}x^{prime }&=klxy^{prime }&=lyz^{prime }&=lz '&={frac {l}{k}}t-kl{frac {w}{c^{2}}}xend{aligned}}ight|&{egin{aligned}x^{prime }&=gamma lx^{ast }=gamma l(x-vt)y^{prime }&=lyz^{prime }&=lz ^{prime }&={frac {lt}{gamma }}-{frac {gamma lvx^{ast }}{c^{2}}}=gamma lleft(t-{frac {vx}{c^{2}}}ight)end{aligned}}end{matrix}}}$

В предположении, что l = 1 когда v= 0, он показал, что l = 1 должно иметь место при всех скоростях, поэтому сокращение длины может возникать только в линии движения. Итак, установив коэффициент л к единству, преобразования Лоренца теперь приняли ту же форму, что и преобразования Лармора, и теперь завершены. В отличие от Лармора, который ограничился демонстрацией ковариантности уравнений Максвелла до второго порядка, Лоренц попытался расширить ковариантность уравнений до всех порядков в v / c. Он также вывел правильные формулы для зависимости скорости электромагнитная масса и пришел к выводу, что формулы преобразования должны применяться ко всем силам природы, а не только к электрическим.^{[R 25]} Однако ему не удалось достичь полной ковариантности уравнений преобразования для плотности заряда и скорости.^[55] Поэтому, когда статья 1904 года была переиздана в 1913 году, Лоренц добавил следующее замечание:^[56]

Можно заметить, что в этой работе уравнения преобразования теории относительности Эйнштейна не были полностью решены. [..] От этого обстоятельства зависит неуклюжесть многих дальнейших соображений в этой работе.

Преобразование Лоренца 1904 года цитировалось и использовалось Альфред Бухерер в июле 1904 г .:^{[R 26]}

${displaystyle x^{prime }={sqrt {s}}x,quad y^{prime }=y,quad z^{prime }=z,quad t'={frac {t}{sqrt {s}}}-{sqrt {s}}{frac {u}{v^{2}}}x,quad s=1-{frac {u^{2}}{v^{2}}}}$

или по Вильгельм Вена в июле 1904 г .:^{[R 27]}

${displaystyle x=kx',quad y=y',quad z=z',quad t'=kt-{frac {v}{kc^{2}}}x}$

или по Эмиль Кон в ноябре 1904 г. (установив скорость света равной единице):^{[R 28]}

${displaystyle x={frac {x_{0}}{k}},quad y=y_{0},quad z=z_{0},quad t=kt_{0},quad t_{1}=t_{0}-wcdot r_{0},quad k^{2}={frac {1}{1-w^{2}}}}$

или по Ричард Ганс в феврале 1905 г .:^{[R 29]}

${displaystyle x^{prime }=kx,quad y^{prime }=y,quad z^{prime }=z,quad t'={frac {t}{k}}-{frac {kwx}{c^{2}}},quad k^{2}={frac {c^{2}}{c^{2}-w^{2}}}}$

Пуанкаре (1900, 1905)

Местное время

Ни Лоренц, ни Лармор не дали четкой физической интерпретации происхождения местного времени. Тем не мение, Анри Пуанкаре в 1900 году прокомментировал происхождение «чудесного изобретения» Лоренца о местном времени.^[57] Он заметил, что это возникает, когда часы в движущейся системе отсчета синхронизируются путем обмена сигналами, которые, как предполагается, движутся с одинаковой скоростью. ${displaystyle c}$ в обоих направлениях, что приводит к тому, что в наши дни называется относительность одновременности, хотя расчет Пуанкаре не включает сокращение длины или замедление времени.^{[R 30]} Чтобы синхронизировать часы здесь, на Земле ( х *, т* кадр) световой сигнал от одних часов (в начале координат) передается в другие (в Икс*) и отправляется обратно. Предполагается, что Земля движется со скоростью v в Икс-направление (= Икс* -направление) в некоторой системе отдыха (х, т) (т.е. то светоносный эфир система Лоренца и Лармора). Время вылета наружу составляет

${displaystyle delta t_{a}={frac {x^{ast }}{left(c-vight)}}}$

и время обратного полета

${displaystyle delta t_{b}={frac {x^{ast }}{left(c+vight)}}}$.

Истекшее время на часах, когда сигнал возвращается, δt_а+ δt_б и время t * = (δt_а+ δt_б)/2 приписывается моменту, когда световой сигнал достиг дальних часов. В остальном время t = δt_а приписывается тому же самому моменту. Некоторая алгебра дает связь между различными временными координатами, приписываемыми моменту отражения. Таким образом

${displaystyle t^{ast }=t-{frac {gamma ^{2}vx^{*}}{c^{2}}}}$

идентичен Лоренцу (1892). Отбросив множитель γ² в предположении, что ${displaystyle { frac {v^{2}}{c^{2}}}ll 1}$Пуанкаре дал результат т * = т-vx * / с², который использовал Лоренц в 1895 году.

Подобные физические интерпретации местного времени были позже даны Эмиль Кон (1904)^{[R 31]} и Макс Абрахам (1905).^{[R 32]}

Преобразование Лоренца

5 июня 1905 г. (опубликовано 9 июня) Пуанкаре сформулировал уравнения преобразования, которые алгебраически эквивалентны уравнениям Лармора и Лоренца, и придал им современный вид (4b):^{[R 33]}

${displaystyle {egin{aligned}x^{prime }&=kl(x+varepsilon t)y^{prime }&=lyz^{prime }&=lz '&=kl(t+varepsilon x)k&={frac {1}{sqrt {1-varepsilon ^{2}}}}end{aligned}}}$.

Очевидно, Пуанкаре не знал о вкладе Лармора, потому что он упомянул только Лоренца и поэтому впервые использовал название «преобразование Лоренца».^[58][59] Пуанкаре установил скорость света равной единице, указал на групповые характеристики преобразования, установив л= 1, и модифицировал / исправил вывод Лоренца для уравнений электродинамики в некоторых деталях, чтобы полностью удовлетворить принципу относительности, т.е. что делает их полностью ковариантными по Лоренцу.^[60]

В июле 1905 г. (опубликовано в январе 1906 г.)^{[R 34]} Пуанкаре подробно показал, как преобразования и уравнения электродинамики являются следствием принцип наименьшего действия; он более подробно продемонстрировал групповые характеристики трансформации, которую назвал Группа Лоренца, и он показал, что комбинация Икс²+ y²+ z²-t² инвариантен. Он заметил, что преобразование Лоренца - это просто вращение в четырехмерном пространстве вокруг начала координат путем введения ${displaystyle ct{sqrt {-1}}}$ в качестве четвертой мнимой координаты, и он использовал раннюю форму четырехвекторный. Он также сформулировал формулу сложения скоростей (4d), которые он уже получил в неопубликованных письмах к Лоренцу от мая 1905 г .:^{[R 35]}

${displaystyle xi '={frac {xi +varepsilon }{1+xi varepsilon }}, eta '={frac {eta }{k(1+xi varepsilon )}}}$.

Эйнштейн (1905) - Специальная теория относительности

30 июня 1905 г. (опубликовано в сентябре 1905 г.) Эйнштейн опубликовал то, что сейчас называется специальная теория относительности и дал новый вывод преобразования, основанный только на принципе относительности и принципе постоянства скорости света. В то время как Лоренц считал «местное время» математическим условием для объяснения эксперимента Майкельсона-Морли, Эйнштейн показал, что координаты, заданные преобразованием Лоренца, на самом деле были инерциальными координатами относительно движущихся систем отсчета. Для количества первого заказа в v / c это также было сделано Пуанкаре в 1900 году, в то время как Эйнштейн получил полное преобразование этим методом. В отличие от Лоренца и Пуанкаре, которые все еще проводили различие между реальным временем в эфире и кажущимся временем для движущихся наблюдателей, Эйнштейн показал, что преобразования касаются природы пространства и времени.^[61][62][63]

Обозначения для этого преобразования эквивалентны обозначениям Пуанкаре 1905 г. и (4b), за исключением того, что Эйнштейн не установил скорость света равной единице:^{[R 36]}

${displaystyle {egin{aligned} au &=eta left(t-{frac {v}{V^{2}}}xight)xi &=eta (x-vt)eta &=yzeta &=zeta &={frac {1}{sqrt {1-left({frac {v}{V}}ight)^{2}}}}end{aligned}}}$

Эйнштейн также определил формулу сложения скоростей (4d, 4e):^{[R 37]}

${displaystyle {egin{matrix}x={frac {w_{xi }+v}{1+{frac {vw_{xi }}{V^{2}}}}}t, y={frac {sqrt {1-left({frac {v}{V}}ight)^{2}}}{1+{frac {vw_{xi }}{V^{2}}}}}w_{eta }tU^{2}=left({frac {dx}{dt}}ight)^{2}+left({frac {dy}{dt}}ight)^{2}, w^{2}=w_{xi }^{2}+w_{eta }^{2}, alpha =operatorname {arctg} {frac {w_{y}}{w_{x}}}U={frac {sqrt {left(v^{2}+w^{2}+2vwcos alpha ight)-left({frac {vwsin alpha }{V}}ight)^{2}}}{1+{frac {vwcos alpha }{V^{2}}}}}end{matrix}}left|{egin{matrix}{frac {u_{x}-v}{1-{frac {u_{x}v}{V^{2}}}}}=u_{xi }{frac {u_{y}}{eta left(1-{frac {u_{x}v}{V^{2}}}ight)}}=u_{eta }{frac {u_{z}}{eta left(1-{frac {u_{x}v}{V^{2}}}ight)}}=u_{zeta }end{matrix}}ight.}$

и формула световой аберрации (4f):^{[R 38]}

${displaystyle cos varphi '={frac {cos varphi -{frac {v}{V}}}{1-{frac {v}{V}}cos varphi }}}$

Минковский (1907–1908) - Пространство-время

Работы по принципу относительности Лоренца, Эйнштейна, Планк вместе с четырехмерным подходом Пуанкаре были доработаны и объединены с модель гиперболоида к Герман Минковски в 1907 и 1908 гг.^{[R 39][R 40]} Минковский особенно переформулировал электродинамику в четырехмерном виде (Пространство-время Минковского ).^[64] Например, он написал х, у, г, это в виде Икс₁, Икс₂, Икс₃, Икс₄. Определив ψ как угол поворота вокруг z-оси преобразование Лоренца принимает вид (с c= 1) в соответствии с (2b):^{[R 41]}

${displaystyle {egin{aligned}x'_{1}&=x_{1}x'_{2}&=x_{2}x'_{3}&=x_{3}cos ipsi +x_{4}sin ipsi x'_{4}&=-x_{3}sin ipsi +x_{4}cos ipsi cos ipsi &={frac {1}{sqrt {1-q^{2}}}}end{aligned}}}$

Хотя Минковский использовал мнимое число iψ, он на этот раз^{[R 41]} напрямую использовал tangens hyperbolicus в уравнении для скорости

${displaystyle -i an ipsi ={frac {e^{psi }-e^{-psi }}{e^{psi }+e^{-psi }}}=q}$ с ${displaystyle psi ={frac {1}{2}}ln {frac {1+q}{1-q}}}$.

Выражение Минковского также можно записать как ψ = atanh (q) и позже было названо быстрота. Он также написал преобразование Лоренца в матричной форме, эквивалентной (2а) (п=3):^{[R 42]}

${displaystyle {egin{matrix}x_{1}^{2}+x_{2}^{2}+x_{3}^{2}+x_{4}^{2}=x_{1}^{prime 2}+x_{2}^{prime 2}+x_{3}^{prime 2}+x_{4}^{prime 2}left(x_{1}^{prime }=x', x_{2}^{prime }=y', x_{3}^{prime }=z', x_{4}^{prime }=it'ight)-x^{2}-y^{2}-z^{2}+t^{2}=-x^{prime 2}-y^{prime 2}-z^{prime 2}+t^{prime 2}hline x_{h}=alpha _{h1}x_{1}^{prime }+alpha _{h2}x_{2}^{prime }+alpha _{h3}x_{3}^{prime }+alpha _{h4}x_{4}^{prime }mathrm {A} =mathrm {left|{egin{matrix}alpha _{11},&alpha _{12},&alpha _{13},&alpha _{14}alpha _{21},&alpha _{22},&alpha _{23},&alpha _{24}alpha _{31},&alpha _{32},&alpha _{33},&alpha _{34}alpha _{41},&alpha _{42},&alpha _{43},&alpha _{44}end{matrix}}ight|, {egin{aligned}{ar {mathrm {A} }}mathrm {A} &=1left(det mathrm {A} ight)^{2}&=1det mathrm {A} &=1alpha _{44}&>0end{aligned}}} end{matrix}}}$

В качестве графического представления преобразования Лоренца он ввел Диаграмма Минковского, который стал стандартным инструментом в учебниках и научных статьях по теории относительности:^{[R 43]}

Оригинальная диаграмма пространства-времени Минковского в 1908 году.

Зоммерфельд (1909) - Сферическая тригонометрия

Используя воображаемую скорость, такую ​​как Минковский, Арнольд Зоммерфельд (1909) сформулировал преобразование, эквивалентное бусту Лоренца (3b) и релятивистской сложения скоростей (4d) в терминах тригонометрических функций и сферический закон косинусов:^{[R 44]}

${displaystyle {egin{matrix}left.{egin{array}{lrl}x'=&x cos varphi +l sin varphi ,&y'=yl'=&-x sin varphi +l cos varphi ,&z'=zend{array}}ight}left(operatorname {tg} varphi =ieta , cos varphi ={frac {1}{sqrt {1-eta ^{2}}}}, sin varphi ={frac {ieta }{sqrt {1-eta ^{2}}}}ight)hline eta ={frac {1}{i}}operatorname {tg} left(varphi _{1}+varphi _{2}ight)={frac {1}{i}}{frac {operatorname {tg} varphi _{1}+operatorname {tg} varphi _{2}}{1-operatorname {tg} varphi _{1}operatorname {tg} varphi _{2}}}={frac {eta _{1}+eta _{2}}{1+eta _{1}eta _{2}}}cos varphi =cos varphi _{1}cos varphi _{2}-sin varphi _{1}sin varphi _{2}cos alpha v^{2}={frac {v_{1}^{2}+v_{2}^{2}+2v_{1}v_{2}cos alpha -{frac {1}{c^{2}}}v_{1}^{2}v_{2}^{2}sin ^{2}alpha }{left(1+{frac {1}{c^{2}}}v_{1}v_{2}cos alpha ight)^{2}}}end{matrix}}}$

Бейтман и Каннингем (1909–1910) - Преобразование сферической волны

В соответствии с Ли (1871) исследования связи между сферическими преобразованиями с координатой мнимого радиуса и четырехмерными конформными преобразованиями, было отмечено Bateman и Каннингем (1909–1910), что, установив u = ict в качестве мнимой четвертой координаты можно производить конформные преобразования пространства-времени. Не только квадратичная форма ${displaystyle lambda left(dx^{2}+dy^{2}+dz^{2}+du^{2}ight)}$, но также Уравнения Максвелла ковариантны относительно этих преобразований независимо от выбора λ. Эти варианты конформных преобразований или преобразований сфер Ли получили название преобразования сферических волн пользователя Bateman.^{[R 45][R 46]} Однако эта ковариация ограничена определенными областями, такими как электродинамика, тогда как совокупность естественных законов в инерциальных системах отсчета ковариантна при Группа Лоренца.^{[R 47]} В частности, полагая λ = 1, группа Лоренца ТАК (1,3) можно рассматривать как 10-параметрическую подгруппу 15-параметрической конформной группы пространства-времени Минус (1,3).

Бейтман (1910/12)^[65] также сослался на идентичность между Инверсия Лагерра и преобразования Лоренца. В общем, на изоморфизм между группой Лагерра и группой Лоренца указал Эли Картан (1912, 1915/55),^{[24][R 48]} Анри Пуанкаре (1912/21)^{[R 49]} и другие.

Герглотц (1909/10) - преобразование Мебиуса

Следующий Кляйн (1889–1897) и Фрике и Кляйн (1897) относительно абсолюта Кэли, гиперболического движения и его преобразования, Густав Херглотц (1909/10) классифицировал однопараметрические преобразования Лоренца как локсодромные, гиперболические, параболические и эллиптические. Общий случай (слева), эквивалентный преобразованию Лоренца (6а) и гиперболический случай (справа), эквивалентный преобразованию Лоренца (3D) или сжатие (9d) являются следующими:^{[R 50]}

${displaystyle left.{egin{matrix}z_{1}^{2}+z_{2}^{2}+z_{3}^{2}-z_{4}^{2}=0z_{1}=x, z_{2}=y, z_{3}=z, z_{4}=t={frac {z_{1}+iz_{2}}{z_{4}-z_{3}}}={frac {x+iy}{t-z}}, Z'={frac {x'+iy'}{t'-z'}}={frac {alpha Z'+eta }{gamma Z'+delta }}end{matrix}}ight|{egin{matrix}Z=Z'e^{vartheta }{egin{aligned}x&=x',&t-z&=(t'-z')e^{vartheta }y&=y',&t+z&=(t'+z')e^{-vartheta }end{aligned}}end{matrix}}}$

Варичак (1910) - Гиперболические функции

Следующий Зоммерфельд (1909), гиперболические функции использовались Владимир Варичак в нескольких статьях, начиная с 1910 г., которые представляли уравнения специальной теории относительности на основе гиперболическая геометрия в координатах Вейерштрасса. Например, установив l = ct и v / c = tanh (u) с ты как скорость он написал преобразование Лоренца в согласии с (3b):^{[R 51]}

${displaystyle {egin{aligned}l'&=-xoperatorname {sh} u+loperatorname {ch} u,x'&=xoperatorname {ch} u-loperatorname {sh} u,y'&=y,quad z'=z,operatorname {ch} u&={frac {1}{sqrt {1-left({frac {v}{c}}ight)^{2}}}}end{aligned}}}$

и показал отношение скорости к Функция Гудермана и угол параллельности:^{[R 51]}

${displaystyle {frac {v}{c}}=operatorname {th} u=operatorname {tg} psi =sin operatorname {gd} (u)=cos Pi (u)}$

Он также связал добавку скорости с гиперболический закон косинусов:^{[R 52]}

${displaystyle {egin{matrix}operatorname {ch} {u}=operatorname {ch} {u_{1}}operatorname {c} h{u_{2}}+operatorname {sh} {u_{1}}operatorname {sh} {u_{2}}cos alpha operatorname {ch} {u_{i}}={frac {1}{sqrt {1-left({frac {v_{i}}{c}}ight)^{2}}}}, operatorname {sh} {u_{i}}={frac {v_{i}}{sqrt {1-left({frac {v_{i}}{c}}ight)^{2}}}}v={sqrt {v_{1}^{2}+v_{2}^{2}-left({frac {v_{1}v_{2}}{c}}ight)^{2}}} left(a={frac {pi }{2}}ight)end{matrix}}}$

Впоследствии другие авторы, такие как Э. Т. Уиттакер (1910) или Альфред Робб (1911, придумавший название «быстрота») использовал похожие выражения, которые до сих пор используются в современных учебниках.^[10]

Игнатовский (1910)

Хотя более ранние выводы и формулировки преобразования Лоренца с самого начала опирались на оптику, электродинамику или неизменность скорости света, Владимир Игнатовский (1910) показали, что можно использовать принцип относительности (и связанные с ним теоретическая группа принципы) в одиночку, чтобы получить следующее преобразование между двумя инерциальными системами отсчета:^{[R 53][R 54]}

${displaystyle {egin{aligned}dx'&=p dx-pq dtdt'&=-pqn dx+p dtp&={frac {1}{sqrt {1-q^{2}n}}}end{aligned}}}$

Переменная п можно рассматривать как пространственно-временную постоянную, значение которой должно быть определено экспериментом или взято из известного физического закона, такого как электродинамика. Для этой цели Игнатовский использовал вышеупомянутый эллипсоид Хевисайда, представляющий сжатие электростатических полей посредством Икс/ γ в направлении движения. Можно видеть, что это согласуется с преобразованием Игнатовского только тогда, когда п = 1 / с², в результате чего п= γ и преобразование Лоренца (4b). С п= 0, изменение длины не происходит и следует преобразование Галилея. Метод Игнатовского получил дальнейшее развитие и усовершенствование Филипп Франк и Герман Роте (1911, 1912),^{[R 55]} с различными авторами, развивающими аналогичные методы в последующие годы.^[66]

Нётер (1910), Кляйн (1910) - Кватернионы

Феликс Кляйн (1908) описал Кэли (1854) 4D кватернионное умножение как "Drehstreckungen" (ортогональные замены в терминах вращений, оставляющих инвариантной квадратичную форму с точностью до множителя), и указал, что современный принцип относительности, предложенный Минковским, по сути, является лишь последующим применением такого Drehstreckungen, хотя он не сообщил подробностей.^{[R 56]}

В приложении к «Теории вершины» Клейна и Зоммерфельда (1910 г.) Фриц Нётер показал, как сформулировать гиперболические вращения, используя бикватернионы с ${displaystyle omega ={sqrt {-1}}}$, который он также связал со скоростью света, положив ω²=-c². Он пришел к выводу, что это основной ингредиент для рационального представления группы преобразований Лоренца, эквивалентной (7а):^{[R 57]}

${displaystyle {egin{matrix}V={frac {Q_{1}vQ_{2}}{T_{1}T_{2}}}hline X^{2}+Y^{2}+Z^{2}+omega ^{2}S^{2}=x^{2}+y^{2}+z^{2}+omega ^{2}s^{2}hline {egin{aligned}V&=Xi+Yj+Zk+omega Sv&=xi+yj+zk+omega sQ_{1}&=(+Ai+Bj+Ck+D)+omega (A'i+B'j+C'k+D')Q_{2}&=(-Ai-Bj-Ck+D)+omega (A'i+B'j+C'k-D')T_{1}T_{2}&=T_{1}^{2}=T_{2}^{2}=A^{2}+B^{2}+C^{2}+D^{2}+omega ^{2}left(A^{prime 2}+B^{prime 2}+C^{prime 2}+D^{prime 2}ight)end{aligned}}end{matrix}}}$

Помимо цитирования стандартных работ, связанных с кватернионами, таких как Кэли (1854), Нётер сослалась на записи в энциклопедии Кляйна Эдуард Этюд (1899) и французская версия Эли Картан (1908).^[67] Версия Картана содержит описание Этюда. двойные числа, Бикватернионы Клиффорда (включая выбор ${displaystyle omega ={sqrt {-1}}}$ для гиперболической геометрии) и алгебры Клиффорда со ссылками на Стефанос (1883), Буххайм (1884/85), Вален (1901/02) и другие.

Ссылаясь на Нётер, сам Кляйн опубликовал в августе 1910 года следующие подстановки кватернионов, образующие группу преобразований Лоренца:^{[R 58]}

${displaystyle {egin{matrix}{egin{aligned}&left(i_{1}x'+i_{2}y'+i_{3}z'+ict'ight)&quad -left(i_{1}x_{0}+i_{2}y_{0}+i_{3}z_{0}+ict_{0}ight)end{aligned}}={frac {left[{egin{aligned}&left(i_{1}(A+iA')+i_{2}(B+iB')+i_{3}(C+iC')+i_{4}(D+iD')ight)&quad cdot left(i_{1}x+i_{2}y+i_{3}z+ictight)&quad quad cdot left(i_{1}(A-iA')+i_{2}(B-iB')+i_{3}(C-iC')-(D-iD')ight)end{aligned}}ight]}{left(A^{prime 2}+B^{prime 2}+C^{prime 2}+D^{prime 2}ight)-left(A^{2}+B^{2}+C^{2}+D^{2}ight)}}hline { ext{where}}AA'+BB'+CC'+DD'=0A^{2}+B^{2}+C^{2}+D^{2}>A^{prime 2}+B^{prime 2}+C^{prime 2}+D^{prime 2}end{matrix}}}$

или в марте 1911 г.^{[R 59]}

${displaystyle {egin{matrix}g'={frac {pgpi }{M}}hline {egin{aligned}g&={sqrt {-1}}ct+ix+jy+kzg'&={sqrt {-1}}ct'+ix'+jy'+kz'p&=(D+{sqrt {-1}}D')+i(A+{sqrt {-1}}A')+j(B+{sqrt {-1}}B')+k(C+{sqrt {-1}}C')pi &=(D-{sqrt {-1}}D')-i(A-{sqrt {-1}}A')-j(B-{sqrt {-1}}B')-k(C-{sqrt {-1}}C')M&=left(A^{2}+B^{2}+C^{2}+D^{2}ight)-left(A^{prime 2}+B^{prime 2}+C^{prime 2}+D^{prime 2}ight)&AA'+BB'+CC'+DD'=0&A^{2}+B^{2}+C^{2}+D^{2}>A^{prime 2}+B^{prime 2}+C^{prime 2}+D^{prime 2}end{aligned}}end{matrix}}}$

Конвей (1911), Зильберштейн (1911) - Кватернионы

Артур В. Конвей в феврале 1911 г. явным образом сформулированы кватернионные преобразования Лоренца различных электромагнитных величин через скорость λ:^{[R 60]}

${displaystyle {egin{matrix}{egin{aligned}{mathtt {D}}&=mathbf {a} ^{-1}{mathtt {D}}'mathbf {a} ^{-1}{mathtt {sigma }}&=mathbf {a} {mathtt {sigma }}'mathbf {a} ^{-1}end{aligned}}e=mathbf {a} ^{-1}e'mathbf {a} ^{-1}hline a=left(1-hc^{-1}lambda ight)^{frac {1}{2}}left(1+c^{-2}lambda ^{2}ight)^{-{frac {1}{4}}}end{matrix}}}$

Также Людвик Зильберштейн в ноябре 1911 г.^{[R 61]} как и в 1914 г.,^[68] сформулировал преобразование Лоренца в терминах скорости v:

${displaystyle {egin{matrix}q'=QqQhline {egin{aligned}q&=mathbf {r} +l=xi+yj+zk+iota ctq&'=mathbf {r} '+l'=x'i+y'j+z'k+iota ct'Q&={frac {1}{sqrt {2}}}left({sqrt {1+gamma }}+mathrm {u} {sqrt {1-gamma }}ight)&=cos alpha +mathrm {u} sin alpha =e^{alpha mathrm {u} }&left{gamma =left(1-v^{2}/c^{2}ight)^{-1/2}, 2alpha =operatorname {arctg} left(iota {frac {v}{c}}ight)ight}end{aligned}}end{matrix}}}$

Зильберштейн цитирует Кэли (1854, 1855) и запись в энциклопедии Этюда (в расширенной французской версии Картана в 1908 г.), а также приложение к книге Кляйна и Зоммерфельда.

Герглотц (1911), Зильберштейн (1911) - Векторное преобразование

Дальнейшая информация: Преобразование Лоренца § Векторные преобразования

Густав Херглотц (1911)^{[R 62]} показал, как сформулировать преобразование, эквивалентное (4c), чтобы учесть произвольные скорости и координаты v=(v_Икс, v_у, v_z) и р=(х, у, г):

${displaystyle {egin{matrix}{ ext{original}}&{ ext{modern}}hline left.{egin{aligned}x^{0}&=x+alpha u(ux+vy+wz)-eta uty^{0}&=y+alpha v(ux+vy+wz)-eta vtz^{0}&=z+alpha w(ux+vy+wz)-eta wt ^{0}&=-eta (ux+vy+wz)+eta t&alpha ={frac {1}{{sqrt {1-s^{2}}}left(1+{sqrt {1-s^{2}}}ight)}}, eta ={frac {1}{sqrt {1-s^{2}}}}end{aligned}}ight|&{egin{aligned}x'&=x+alpha v_{x}left(v_{x}x+v_{y}y+v_{z}zight)-gamma v_{x}ty'&=y+alpha v_{y}left(v_{x}x+v_{y}y+v_{z}zight)-gamma v_{y}tz'&=z+alpha v_{z}left(v_{x}x+v_{y}y+v_{z}zight)-gamma v_{z}t '&=-gamma left(v_{x}x+v_{y}y+v_{z}zight)+gamma t&alpha ={frac {gamma ^{2}}{gamma +1}}, gamma ={frac {1}{sqrt {1-v^{2}}}}end{aligned}}end{matrix}}}$

Это было упрощено с использованием векторной записи Людвик Зильберштейн (1911 слева, 1914 справа):^{[R 63]}

${displaystyle {egin{array}{c|c}{egin{aligned}mathbf {r} '&=mathbf {r} +(gamma -1)(mathbf {ru} )mathbf {u} +ieta gamma lul'&=gamma left[l-ieta (mathbf {ru} )ight]end{aligned}}&{egin{aligned}mathbf {r} '&=mathbf {r} +left[{frac {gamma -1}{v^{2}}}(mathbf {vr} )-gamma tight]mathbf {v} '&=gamma left[t-{frac {1}{c^{2}}}(mathbf {vr} )ight]end{aligned}}end{array}}}$

Эквивалентные формулы были также даны Вольфганг Паули (1921),^[69] с Эрвин Маделунг (1922) предоставив матричную форму^[70]

${displaystyle {egin{array}{c|c|c|c|c}&x&y&z&thline x'&1-{frac {v_{x}^{2}}{v^{2}}}left(1-{frac {1}{sqrt {1-eta ^{2}}}}ight)&-{frac {v_{x}v_{y}}{v^{2}}}left(1-{frac {1}{sqrt {1-eta ^{2}}}}ight)&-{frac {v_{x}v_{z}}{v^{2}}}left(1-{frac {1}{sqrt {1-eta ^{2}}}}ight)&{frac {-v_{x}}{sqrt {1-eta ^{2}}}}y'&-{frac {v_{x}v_{y}}{v^{2}}}left(1-{frac {1}{sqrt {1-eta ^{2}}}}ight)&1-{frac {v_{y}^{2}}{v^{2}}}left(1-{frac {1}{sqrt {1-eta ^{2}}}}ight)&-{frac {v_{y}v_{z}}{v^{2}}}left(1-{frac {1}{sqrt {1-eta ^{2}}}}ight)&{frac {-v_{y}}{sqrt {1-eta ^{2}}}}z'&-{frac {v_{x}v_{z}}{v^{2}}}left(1-{frac {1}{sqrt {1-eta ^{2}}}}ight)&-{frac {v_{y}v_{z}}{v^{2}}}left(1-{frac {1}{sqrt {1-eta ^{2}}}}ight)&1-{frac {v_{z}^{2}}{v^{2}}}left(1-{frac {1}{sqrt {1-eta ^{2}}}}ight)&{frac {-v_{z}}{sqrt {1-eta ^{2}}}} '&{frac {-v_{x}}{c^{2}{sqrt {1-eta ^{2}}}}}&{frac {-v_{y}}{c^{2}{sqrt {1-eta ^{2}}}}}&{frac {-v_{z}}{c^{2}{sqrt {1-eta ^{2}}}}}&{frac {1}{sqrt {1-eta ^{2}}}}end{array}}}$

Эти формулы были названы «общим преобразованием Лоренца без вращения». Кристиан Мёллер (1952),^[71] который вдобавок дал еще более общее преобразование Лоренца, в котором декартовы оси имеют разную ориентацию, используя оператор вращения ${displaystyle {mathfrak {D}}}$. В этом случае, v ′=(v ′_Икс, v ′_у, v ′_z) не равно -v=(-v_Икс, -v_у, -v_z), но отношение ${displaystyle mathbf {v} '=-{mathfrak {D}}mathbf {v} }$ вместо этого имеет место, с результатом

${displaystyle {egin{array}{c}{egin{aligned}mathbf {x} '&={mathfrak {D}}^{-1}mathbf {x} -mathbf {v} 'left{left(gamma -1ight)(mathbf {xcdot v} )/v^{2}-gamma tight} '&=gamma left(t-(mathbf {v} cdot mathbf {x} )/c^{2}ight)end{aligned}}end{array}}}$

Борель (1913–14) - параметр Кэли – Эрмита

Борель (1913) начал с демонстрации евклидовых движений с использованием параметра Эйлера-Родрига в трех измерениях и Кэли (1846) параметр в четырех измерениях. Затем он продемонстрировал связь с неопределенными квадратичными формами, выражающими гиперболические движения и преобразования Лоренца. В трех измерениях, эквивалентных (5b):^{[R 64]}

${displaystyle {egin{matrix}x^{2}+y^{2}-z^{2}-1=0hline {scriptstyle {egin{aligned}delta a&=lambda ^{2}+mu ^{2}+u ^{2}-ho ^{2},&delta b&=2(lambda mu +u ho ),&delta c&=-2(lambda u +mu ho ),delta a'&=2(lambda mu -u ho ),&delta b'&=-lambda ^{2}+mu ^{2}+u ^{2}-ho ^{2},&delta c'&=2(lambda ho -mu u ),delta a''&=2(lambda u -mu ho ),&delta b''&=2(lambda ho +mu u ),&delta c''&=-left(lambda ^{2}+mu ^{2}+u ^{2}+ho ^{2}ight),end{aligned}}}left(delta =lambda ^{2}+mu ^{2}-ho ^{2}-u ^{2}ight)lambda =u =0ightarrow { ext{Hyperbolic rotation}}end{matrix}}}$

В четырех измерениях, эквивалентных (5c):^{[R 65]}

${displaystyle {egin{matrix}F=left(x_{1}-x_{2}ight)^{2}+left(y_{1}-y_{2}ight)^{2}+left(z_{1}-z_{2}ight)^{2}-left(t_{1}-t_{2}ight)^{2}hline {scriptstyle {egin{aligned}&left(mu ^{2}+u ^{2}-alpha ^{2}ight)cos varphi +left(lambda ^{2}-eta ^{2}-gamma ^{2}ight)operatorname {ch} { heta }&&-(alpha eta +lambda mu )(cos varphi -operatorname {ch} { heta })-u sin varphi -gamma operatorname {sh} { heta }&-(alpha eta +lambda mu )(cos varphi -operatorname {ch} { heta })-u sin varphi +gamma operatorname {sh} { heta }&&left(mu ^{2}+u ^{2}-eta ^{2}ight)cos varphi +left(mu ^{2}-alpha ^{2}-gamma ^{2}ight)operatorname {ch} { heta }&-(alpha gamma +lambda u )(cos varphi -operatorname {ch} { heta })+mu sin varphi -eta operatorname {sh} { heta }&&-(eta mu +mu u )(cos varphi -operatorname {ch} { heta })+lambda sin varphi +alpha operatorname {sh} { heta }&(gamma mu -eta u )(cos varphi -operatorname {ch} { heta })+alpha sin varphi -lambda operatorname {sh} { heta }&&-(alpha u -lambda gamma )(cos varphi -operatorname {ch} { heta })+eta sin varphi -mu operatorname {sh} { heta }\&quad -(alpha gamma +lambda u )(cos varphi -operatorname {ch} { heta })+mu sin varphi +eta operatorname {sh} { heta }&&quad (eta u -mu u )(cos varphi -operatorname {ch} { heta })+alpha sin varphi -lambda operatorname {sh} { heta }&quad -(eta mu +mu u )(cos varphi -operatorname {ch} { heta })-lambda sin varphi -alpha operatorname {sh} { heta }&&quad (lambda gamma -alpha u )(cos varphi -operatorname {ch} { heta })+eta sin varphi -mu operatorname {sh} { heta }&quad left(lambda ^{2}+mu ^{2}-gamma ^{2}ight)cos varphi +left(u ^{2}-alpha ^{2}-eta ^{2}ight)operatorname {ch} { heta }&&quad (alpha mu -eta lambda )(cos varphi -operatorname {ch} { heta })+gamma sin varphi -u operatorname {sh} { heta }&quad (eta gamma -alpha mu )(cos varphi -operatorname {ch} { heta })+gamma sin varphi -u operatorname {sh} { heta }&&quad -left(alpha ^{2}+eta ^{2}+gamma ^{2}ight)cos varphi +left(lambda ^{2}+mu ^{2}+u ^{2}ight)operatorname {ch} { heta }end{aligned}}}left(alpha ^{2}+eta ^{2}+gamma ^{2}-lambda ^{2}-mu ^{2}-u ^{2}=-1ight)end{matrix}}}$

Грюнер (1921) - Тригонометрические бусты Лоренца

Чтобы упростить графическое представление пространства Минковского, Пол Грюнер (1921) (с помощью Йозефа Заутера) разработал то, что сейчас называется Диаграммы Лёделя, используя следующие соотношения:^{[R 66]}

${displaystyle {egin{matrix}v=alpha cdot c;quad eta ={frac {1}{sqrt {1-alpha ^{2}}}}sin varphi =alpha ;quad eta ={frac {1}{cos varphi }};quad alpha eta = an varphi hline x'={frac {x}{cos varphi }}-tcdot an varphi ,quad t'={frac {t}{cos varphi }}-xcdot an varphi end{matrix}}}$

Это эквивалентно преобразованию Лоренца (8а) тождеством ${displaystyle sec varphi ={ frac {1}{cos varphi }}}$

В другой статье Грюнер использовал альтернативные соотношения:^{[R 67]}

${displaystyle {egin{matrix}alpha ={frac {v}{c}}; eta ={frac {1}{sqrt {1-alpha ^{2}}}};cos heta =alpha ={frac {v}{c}}; sin heta ={frac {1}{eta }}; cot heta =alpha cdot eta hline x'={frac {x}{sin heta }}-tcdot cot heta ,quad t'={frac {t}{sin heta }}-xcdot cot heta end{matrix}}}$

Это эквивалентно усилению Лоренца-Лоренца (8b) тождеством ${displaystyle csc heta ={ frac {1}{sin heta }}}$.

Пробел Эйлера

Исследуя историю за годы до того, как Лоренц сформулировал свои выражения, мы обращаем внимание на суть концепции. С математической точки зрения преобразования Лоренца представляют собой сжатые сопоставления, линейные преобразования, превращающие квадрат в прямоугольники той же площади. До Эйлера сжатие изучалось как квадратура гиперболы и привел к гиперболический логарифм. В 1748 году Эйлер издал предвычисление учебник где число е используется для тригонометрии в единичный круг. Первый том Введение в анализ бесконечного не имел диаграмм, что позволяло учителям и ученикам рисовать свои собственные иллюстрации.

В тексте Эйлера есть пробел, в котором возникают преобразования Лоренца. Особенность натуральный логарифм интерпретируется как область в гиперболические сектора. В теории относительности классическая концепция скорость заменяется на быстрота, а гиперболический угол концепция построена на гиперболических секторах. Преобразование Лоренца - это гиперболическое вращение который сохраняет различия в скорости, так же как круговой сектор область сохраняется при круговом вращении. Разрыв Эйлера - это отсутствие гиперболического угла и гиперболические функции, позже разработанный Иоганн Х. Ламберт. Эйлер описал некоторые трансцендентные функции: возведение в степень и круговые функции. Он использовал экспоненциальный ряд ${displaystyle sum _{0}^{infty }x^{n}/n!.}$ С мнимая единица я² = - 1, и, разбив ряд на четные и нечетные члены, он получил

${displaystyle e^{ix}=sum _{0}^{infty }(ix)^{2n}/(2n)! + sum _{0}^{infty }(ix)^{2n+1}/(2n+1)!=}$

${displaystyle =sum _{0}^{infty }(-1)^{n}x^{2n}/2n!+isum _{0}^{infty }(-1)^{n}x^{2n+1}/(2n+1)! = cos x+isin x.}$

Это развитие упускает альтернативу:

${displaystyle e^{x}=cosh x+sinh x}$ (четные и нечетные члены), и

${displaystyle e^{jx}=cosh x+jsinh xquad (j^{2}=+1)}$ который параметризует гипербола единиц.

Здесь Эйлер мог бы отметить разделенные комплексные числа вместе с сложные числа.

Для физики одного пространственного измерения недостаточно. Но расширение арифметики комплексных расщеплений до четырех измерений приводит к гиперболические кватернионы, и открывает дверь в абстрактная алгебра с гиперкомплексные числа. Рассматривая выражения Лоренца и Эйнштейна, можно заметить, что Фактор Лоренца является алгебраическая функция скорости. Для читателей, которым некомфортны трансцендентные функции cosh и sinh, алгебраические функции могут быть более подходящими.

Смотрите также

• История специальной теории относительности

Рекомендации

Исторические математические источники

Учебные материалы, связанные с История разделов специальной теории относительности / mathsource в Викиверситете

Источники исторической относительности

1. Варичак (1912), стр. 108
2. Борель (1914), стр. 39–41.
3. Брилл (1925)
4. Войт (1887), стр. 45
5. Лоренц (1915/16), стр. 197
6. Лоренц (1915/16), стр. 198
7. Бухерер (1908), стр. 762
8. Хевисайд (1888), стр. 324
9. Томсон (1889), стр. 12
10. Серл (1886), стр. 333
11. Лоренц (1892a), стр. 141
12. Лоренц (1892b), стр. 141
13. Лоренц (1895), стр. 37
14. Лоренц (1895), стр. 49 по местному времени и стр. 56 для пространственных координат.
15. Лармор (1897), стр. 229
16. Лармор (1897/1929), стр. 39
17. Лармор (1900), стр. 168
18. Лармор (1900), стр. 174
19. Лармор (1904a), стр. 583, 585
20. Лармор (1904b), стр. 622
21. Лоренц (1899), стр. 429
22. Лоренц (1899), стр. 439
23. Лоренц (1899), стр. 442
24. Лоренц (1904), стр. 812
25. Лоренц (1904), стр. 826
26. Bucherer, p. 129; Определение s на стр. 32
27. Wien (1904), стр. 394
28. Кон (1904a), стр. 1296-1297.
29. Ганс (1905), стр. 169
30. Пуанкаре (1900), стр. 272–273.
31. Кон (1904b), стр. 1408
32. Авраам (1905 г.), § 42
33. Пуанкаре (1905), стр. 1505
34. Пуанкаре (1905/06), стр. 129 и далее.
35. Пуанкаре (1905/06), стр. 144
36. Эйнштейн (1905), стр. 902
37. Эйнштейн (1905), § 5 и § 9
38. Эйнштейн (1905), § 7
39. Минковский (1907/15), стр. 927ff
40. Минковский (1907/08), стр. 53ff
41. Минковский (1907/08), стр. 59
42. Минковский (1907/08), стр. 65–66, 81–82
43. Минковский (1908/09), стр. 77
44. Зоммерфельд (1909), стр. 826ff.
45. Бейтман (1909/10), стр. 223ff
46. Каннингем (1909/10), стр. 77 и далее.
47. Кляйн (1910)
48. Картан (1912), стр. 23
49. Пуанкаре (1912/21), стр. 145
50. Herglotz (1909/10), стр. 404-408.
51. Варичак (1910), стр. 93
52. Варичак (1910), стр. 94
53. Игнатовский (1910), стр. 973–974.
54. Игнатовский (1910/11), стр. 13
55. Франк и Рот (1911), стр. 825 и далее; (1912), стр. 750ff.
56. Кляйн (1908), стр. 165
57. Нётер (1910), стр. 939–943.
58. Кляйн (1910), стр. 300
59. Klein (1911), стр. 602ff.
60. Конвей (1911), стр. 8
61. Зильберштейн (1911/12), стр. 793
62. Herglotz (1911), стр. 497
63. Зильберштейн (1911/12), стр. 792; (1914), стр. 123
64. Борель (1913/14), стр. 39
65. Борель (1913/14), стр. 41 год
66. Грюнер (1921а),
67. Грюнер (1921b)

• Авраам, М. (1905). "§ 42. Die Lichtzeit in einem gleichförmig bewegten System". Theorie der Elektrizität: Elektromagnetische Theorie der Strahlung. Лейпциг: Тойбнер.
• Бейтман, Гарри (1910) [1909]. «Преобразование электродинамических уравнений». Труды Лондонского математического общества. 8: 223–264. Дои:10.1112 / плмс / с2-8.1.223.
• Бейтман, Гарри (1912) [1910]. «Некоторые геометрические теоремы, связанные с уравнением Лапласа и уравнением движения волн». Американский журнал математики. 34 (3): 325–360. Дои:10.2307/2370223. JSTOR  2370223.
• Борель, Эмиль (1914). Введение Geometrique à quelques Théories Physiques. Париж.
• Брилл, Дж. (1925). «Заметка о группе Лоренца». Труды Кембриджского философского общества. 22 (5): 630. Bibcode:1925PCPS ... 22..630B. Дои:10.1017 / S030500410000949X.
• Бухерер, А. Х. (1904). Mathematische Einführung in die Elektronentheorie. Лейпциг: Тойбнер.
• Бухерер, А. Х. (1908), "Messungen an Becquerelstrahlen. Die Experimentelle Bestätigung der Lorentz-Einsteinschen Theorie. (Измерения лучей Беккереля. Экспериментальное подтверждение теории Лоренца-Эйнштейна)", Physikalische Zeitschrift, 9 (22): 758–762. Заявления Минковского и Фойгта см. На стр. 762.
• Картан, Эли (1912). "Sur les groupes de transformation de contact et la Cinématique nouvelle". Société de Mathématique the France - Comptes Rendus des Séances: 23.
• Кон, Эмиль (1904a), "Zur Elektrodynamik bewegter Systeme I" [К электродинамике движущихся систем I ], Sitzungsberichte der Königlich Preussischen Akademie der Wissenschaften, 1904/2 (40): 1294–1303
• Кон, Эмиль (1904b), "Zur Elektrodynamik bewegter Systeme II" [К электродинамике движущихся систем II. ], Sitzungsberichte der Königlich Preussischen Akademie der Wissenschaften, 1904/2 (43): 1404–1416
• Конвей, А. В. (1911). «О применении кватернионов в некоторых недавних разработках теории электричества». Труды Королевской ирландской академии, Секция А. 29: 1–9.
• Каннингем, Эбенезер (1910) [1909]. «Принцип относительности в электродинамике и его расширение». Труды Лондонского математического общества. 8: 77–98. Дои:10,1112 / плмс / с2-8.1.77.
• Эйнштейн, Альберт (1905), "Zur Elektrodynamik bewegter Körper" (PDF), Annalen der Physik, 322 (10): 891–921, Bibcode:1905АнП ... 322..891Е, Дои:10.1002 / andp.19053221004. Смотрите также: английский перевод.
• Франк, Филипп; Роте, Герман (1911). "Über die Transformation der Raum-Zeitkoordinaten von ruhenden auf bewegte Systeme". Annalen der Physik. 339 (5): 825–855. Bibcode:1911AnP ... 339..825F. Дои:10.1002 / andp.19113390502.
• Франк, Филипп; Роте, Герман (1912). "Zur Herleitung der Lorentztransformation". Physikalische Zeitschrift. 13: 750–753.
• Ганс, Ричард (1905), "Х. А. Лоренц. Elektromagnetische Vorgänge" [Х.А. Лоренц: электромагнитные явления ], Beiblätter zu den Annalen der Physik, 29 (4): 168–170
• Грюнер, Пауль и Заутер, Йозеф (1921a). "Représentation géométrique élémentaire des formules de la théorie de la relativité" [Элементарное геометрическое представление формул специальной теории относительности ]. Архивы наук, физики и природы. 5. 3: 295–296.
• Грюнер, Пол (1921b). "Eine elementare geometrische Darstellung der Transformationsformeln der speziellen Relativitätstheorie" [Элементарное геометрическое представление формул преобразования специальной теории относительности ]. Physikalische Zeitschrift. 22: 384–385.
• Хевисайд, Оливер (1889), «Об электромагнитных эффектах при движении электризации через диэлектрик» (PDF), Философский журнал, 5, 27 (167): 324–339, Дои:10.1080/14786448908628362
• Herglotz, Gustav (1910) [1909], "Über den vom Standpunkt des Relativitätsprinzips aus als starr zu bezeichnenden Körper" [перевод Wikisource: О телах, которые следует обозначить как «твердые» с точки зрения принципа относительности ], Annalen der Physik, 336 (2): 393–415, Bibcode:1910AnP ... 336..393H, Дои:10.1002 / andp.19103360208
• Херглотц, Г. (1911). "Über die Mechanik des deformierbaren Körpers vom Standpunkte der Relativitätstheorie". Annalen der Physik. 341 (13): 493–533. Bibcode:1911AnP ... 341..493H. Дои:10.1002 / andp.19113411303.; Английский перевод Дэвида Дельфенича: К механике деформируемых тел с точки зрения теории относительности.
• Игнатовский, В. В. (1910). "Einige allgemeine Bemerkungen über das Relativitätsprinzip". Physikalische Zeitschrift. 11: 972–976.
• Игнатовский, W. v. (1911) [1910]. "Das Relativitätsprinzip". Archiv der Mathematik und Physik. 18: 17–40.
• Игнатовский, В. В. (1911). "Eine Bemerkung zu meiner Arbeit:" Einige allgemeine Bemerkungen zum Relativitätsprinzip"" . Physikalische Zeitschrift. 12: 779.
• Кляйн, Ф. (1908). Хеллингер, Э. (ред.). Elementarmethematik vom höheren Standpunkte aus. Teil I. Vorlesung gehalten während des Wintersemesters 1907-08 гг.. Лейпциг: Тойбнер.
• Кляйн, Феликс (1921) [1910]. Über die geometrischen Grundlagen der Lorentzgruppe . Gesammelte Mathematische Abhandlungen. 1. С. 533–552. Дои:10.1007/978-3-642-51960-4_31. ISBN  978-3-642-51898-0.
• Klein, F .; Зоммерфельд А. (1910). Нётер, о. (ред.). Über die Theorie des Kreisels. Heft IV. Лейпциг: Тойбер.
• Кляйн, Ф. (1911). Хеллингер, Э. (ред.). Elementarmethematik vom höheren Standpunkte aus. Teil I (второе издание). Vorlesung gehalten während des Wintersemesters 1907-08 гг.. Лейпциг: Тойбнер. HDL:2027 / mdp.39015068187817.
• Лармор, Джозеф (1897), «К динамической теории электрической и светоносной среды, часть 3, отношения с материальной средой», Философские труды Королевского общества, 190: 205–300, Bibcode:1897РСПТА.190..205Л, Дои:10.1098 / рста.1897.0020
• Лармор, Джозеф (1929) [1897], «О динамической теории электрической и светоносной среды. Часть 3: Отношения с материальной средой», Математические и физические документы: Том II, Cambridge University Press, стр. 2–132, ISBN  978-1-107-53640-1 (Переиздание Лармора (1897) с новыми примечаниями Лармора.)
• Лармор, Джозеф (1900), Эфир и материя , Издательство Кембриджского университета
• Лармор, Джозеф (1904a). «Об интенсивности естественного излучения движущихся тел и его механической реакции». Философский журнал. 7 (41): 578 –586. Дои:10.1080/14786440409463149.
• Лармор, Джозеф (1904b). «Об установленном отсутствии эффектов движения через эфир в связи с строением материи и о гипотезе Фитцджеральда-Лоренца». Философский журнал. 7 (42): 621–625. Дои:10.1080/14786440409463156.
• Лоренц, Хендрик Антон (1892a), "La Théorie Electromagnétique de Maxwell et son application aux corps mouvants", Archives Néerlandaises des Sciences Exactes et Naturelles, 25: 363–552
• Лоренц, Хендрик Антун (1892b), «De relatieve beweging van de aarde en den aether» [Относительное движение Земли и эфира ], Zittingsverlag Akad. В. Мокрый., 1: 74–79
• Лоренц, Хендрик Антон (1895), Versuch einer Theorie der electrischen und optischen Erscheinungen in bewegten Körpern  [Попытка теории электрических и оптических явлений в движущихся телах ], Лейден: E.J. Brill
• Лоренц, Хендрик Антон (1899), «Упрощенная теория электрических и оптических явлений в движущихся системах», Труды Королевской Нидерландской академии искусств и наук, 1: 427–442, Bibcode:1898КНАБ .... 1..427Л
• Лоренц, Хендрик Антун (1904), «Электромагнитные явления в системе, движущейся со скоростью, меньшей скорости света», Труды Королевской Нидерландской академии искусств и наук, 6: 809–831, Bibcode:1903КНАБ .... 6..809Л
• Лоренц, Хендрик Антон (1916) [1915], Теория электронов и ее приложения к явлениям света и лучистого тепла, Лейпциг и Берлин: B.G. Teubner
• Минковский, Герман (1915) [1907], "Das Relativitätsprinzip", Annalen der Physik, 352 (15): 927–938, Bibcode:1915АнП ... 352..927М, Дои:10.1002 / иp.19153521505
• Минковский, Герман (1908) [1907], "Die Grundgleichungen für die elektromagnetischen Vorgänge in bewegten Körpern" [Основные уравнения электромагнитных процессов в движущихся телах. ], Nachrichten von der Gesellschaft der Wissenschaften zu Göttingen, Mathematisch-Physikalische Klasse: 53–111
• Минковский, Герман (1909) [1908], «Пространство и время», Physikalische Zeitschrift, 10: 75–88
• Мюллер, Ханс Роберт (1948). "Zyklographische Betrachtung der Kinematik der speziellen Relativitätstheorie". Monatshefte für Mathematik und Physik. 52: 337–353.
• Пуанкаре, Анри (1900), "Теория Лоренц и принцип действия", Archives Néerlandaises des Sciences Exactes et Naturelles, 5: 252–278. См. Также английский перевод.
• Пуанкаре, Анри (1906) [1904], «Основы математической физики», Конгресс искусств и науки, универсальная выставка, Сент-Луис, 1904 г., 1, Бостон и Нью-Йорк: Houghton, Mifflin and Company, стр. 604–622.
• Пуанкаре, Анри (1905), "Sur la Dynamique de l'électron" [О динамике электрона ], Comptes Rendus, 140: 1504–1508
• Пуанкаре, Анри (1906) [1905], "Sur la Dynamique de l'électron" [О динамике электрона ], Rendiconti del Circolo Matematico di Palermo, 21: 129–176, Bibcode:1906RCMP ... 21..129P, Дои:10.1007 / BF03013466, HDL:2027 / uiug.30112063899089
• Пуанкаре, Анри (1921) [1912]. "Rapport sur les travaux de M. Cartan (fait à la Faculté des Sciences de l'Université de Paris)". Acta Mathematica. 38 (1): 137–145. Дои:10.1007 / bf02392064. Написано Пуанкаре в 1912 году, напечатано в Acta Mathematica в 1914 году, хотя опубликовано с опозданием в 1921 году.
• Серл, Джордж Фредерик Чарльз (1897), «О стационарном движении наэлектризованного эллипсоида», Философский журнал, 5, 44 (269): 329–341, Дои:10.1080/14786449708621072
• Зильберштейн, Л. (1912) [1911], «Кватернионная форма относительности», Лондонский, Эдинбургский и Дублинский философский журнал и научный журнал, 23 (137): 790–809, Дои:10.1080/14786440508637276
• Зоммерфельд, А. (1909), "Über die Zusammensetzung der Geschwindigkeiten in der Relativtheorie" [перевод Wikisource: О составе скоростей в теории относительности ], Верх. Der DPG, 21: 577–582
• Томсон, Джозеф Джон (1889), «О магнитных эффектах, возникающих при движении в электрическом поле», Философский журнал, 5, 28 (170): 1–14, Дои:10.1080/14786448908619821
• Варичак, В. (1910), "Anwendung der Lobatschefskijschen Geometrie in der Relativtheorie" [Применение геометрии Лобачевского в теории относительности ], Physikalische Zeitschrift, 11: 93–6
• Варичак, В. (1912), "Über die nichteuklidische Interpretation der Relativtheorie" [О неевклидовой интерпретации теории относительности ], Jahresbericht der Deutschen Mathematiker-Vereinigung, 21: 103–127
• Войт, Вольдемар (1887), "Ueber das Doppler'sche Princip" [По принципу Доплера ], Nachrichten von der Königl. Gesellschaft der Wissenschaften und der Georg-Augusts-Universität zu Göttingen (2): 41–51
• Вена, Вильгельм (1904). "Zur Elektronentheorie". Physikalische Zeitschrift. 5 (14): 393–395.

Вторичные источники

1. Бохер (1907), глава X
2. Ratcliffe (1994), 3.1 и теорема 3.1.4 и упражнение 3.1
3. Наймарк (1964), 2 в четырех измерениях
4. Мюзен (1970) указал на тесную связь скалярного развития Хилла и псевдоевклидова трехмерного пространства Минковского.
5. Touma et al. (2009) показали аналогию между уравнениями Гаусса и Хилла и преобразованиями Лоренца, см. Ур. 22-29.
6. Мюллер (1910), стр. 661, в частности, сноска 247.
7. Соммервиль (1911), стр. 286, раздел К6.
8. Synge (1955), стр. 129 для п=3
9. Лауэ (1921), стр. 79–80 для n = 3
10. Риндлер (1969), стр. 45
11. Розенфельд (1988), стр. 231
12. Паули (1921), стр. 561
13. Барретт (2006), глава 4, раздел 2
14. Миллер (1981), глава 1
15. Миллер (1981), главы 4-7.
16. Мёллер (1952/55), глава II, § 18
17. Паули (1921), стр. 562; 565–566
18. Пламмер (1910), стр. 258-259: После вывода релятивистских выражений для углов аберрации φ 'и φ Пламмер заметил на стр. 259: Другое геометрическое представление получается приравниванием φ 'к эксцентрику и φ к истинной аномалии в эллипсе, эксцентриситет которого равен v / U = sin β.
19. Робинсон (1990), глава 3-4, проанализировал связь между «формулой Кеплера» и «формулой сложения физической скорости» в специальной теории относительности.
20. Schottenloher (2008), раздел 2.2
21. Каструп (2008), раздел 2.4.1
22. Schottenloher (2008), раздел 2.3
23. Кулидж (1916), стр. 370
24. Картан и Фано (1915/55), разделы 14–15
25. Хокинс (2013), стр. 210–214.
26. Мейер (1899), стр. 329
27. Кляйн (1928 г.), § 2B
28. Лоренте (2003), раздел 3.3
29. Кляйн (1928 г.), § 2A
30. Кляйн (1896/97), стр. 12
31. Synge (1956), гл. IV, 11
32. Кляйн (1928 г.), § 3A
33. Пенроуз и Риндлер (1984), раздел 2.1
34. Лоренте (2003), раздел 4
35. Пенроуз и Риндлер (1984), стр. 17
36. Synge (1972), стр 13, 19, 24
37. Girard (1984), стр. 28–29.
38. Собчик (1995)
39. Фьельстад (1986)
40. Картан и этюд (1908), раздел 36
41. Роте (1916), раздел 16
42. Майерник (1986), 536–538
43. Тернг и Уленбек (2000), стр. 21 год
44. Бонди (1964), стр. 118
45. Миллер (1981), 114–115
46. Паис (1982), Кап. 6b
47. Преобразования Фойгта и начало релятивистской революции, Рикардо Герас, arXiv: 1411.2559 [1]
48. Браун (2003)
49. Миллер (1981), 98–99.
50. Миллер (1982), 1.4 и 1.5
51. Янссен (1995), 3.1
52. Дарригол (2000), гл. 8,5
53. Макроссан (1986)
54. Яннсен (1995), Кап. 3.3
55. Миллер (1981), гл. 1.12.2
56. Яннсен (1995), гл. 3.5.6
57. Дарригол (2005), Кап. 4
58. Паис (1982), гл. 6c
59. Кацир (2005), 280–288
60. Миллер (1981), гл. 1.14
61. Миллер (1981), гл. 6
62. Паис (1982), Кап. 7
63. Дарригол (2005), гл. 6
64. Уолтер (1999a)
65. Бейтман (1910/12), стр. 358–359.
66. Baccetti (2011), см. Ссылки 1–25 в нем.
67. Картан и этюд (1908), разделы 35–36
68. Зильберштейн (1914), стр. 156
69. Паули (1921), стр. 555
70. Маделунг (1921), стр. 207
71. Мёллер (1952/55), стр. 41–43.

• Баччетти, Валентина; Тейт, Кайл; Виссер, Мэтт (2012). «Инерциальные системы отсчета без принципа относительности». Журнал физики высоких энергий. 2012 (5): 119. arXiv:1112.1466. Bibcode:2012JHEP ... 05..119B. Дои:10.1007 / JHEP05 (2012) 119.
• Бахманн, П. (1898). Die Arithmetik der quadratischen Formen. Erste Abtheilung. Лейпциг: B.G. Тюбнер.
• Бахманн, П. (1923). Die Arithmetik der quadratischen Formen. Zweite Abtheilung. Лейпциг: B.G. Тюбнер.
• Барнетт, Дж. Х. (2004). «Вход, центр сцены: ранняя драма гиперболических функций» (PDF). Математический журнал. 77 (1): 15–30. Дои:10.1080 / 0025570x.2004.11953223.
• Барретт, Дж. Ф. (2006), Гиперболическая теория относительности, arXiv:1102.0462
• Бохер, Максим (1907). «Квадратичные формы». Введение в высшую алгебру. Нью-Йорк: Макмиллан.
• Бонди, Герман (1964). Относительность и здравый смысл. Нью-Йорк: Doubleday & Company.
• Бонола, Р. (1912). Неевклидова геометрия: критическое и историческое исследование ее развития. Чикаго: Открытый суд.
• Браун, Харви Р. (2001), "Истоки сокращения длины: I. Гипотеза деформации Фитцджеральда-Лоренца", Американский журнал физики, 69 (10): 1044–1054, arXiv:gr-qc / 0104032, Bibcode:2001AmJPh..69.1044B, Дои:10.1119/1.1379733 См. Также «Майкельсон, Фитцджеральд и Лоренц: новый взгляд на истоки теории относительности», В сети.
• Картан, Э .; Этюд, Э. (1908). "Номбре комплексы". Encyclopédie des Sciences Mathématiques Pures et Appliquées. 1.1: 328–468.
• Картан, Э .; Фано, Г. (1955) [1915]. "Теория непрерывных групп и геометрия". Encyclopédie des Sciences Mathématiques Pures et Appliquées. 3.1: 39–43. (В 1915 году были опубликованы только страницы 1-21, вся статья, включая страницы 39-43, касающиеся групп Лагерра и Лоренца, была посмертно опубликована в 1955 году в сборнике статей Картана, а в 1991 году была переиздана в энциклопедии.)
• Кулидж, Джулиан (1916). Трактат о круге и сфере. Оксфорд: Clarendon Press.
• Дарриголь, Оливье (2000), Электродинамика от Ампера до Эйнштейна, Оксфорд: Oxford Univ. Нажмите, ISBN  978-0-19-850594-5
• Дарриголь, Оливье (2005), «Возникновение теории относительности» (PDF), Семинэр Пуанкаре, 1: 1–22, Bibcode:2006eins.book .... 1D, Дои:10.1007/3-7643-7436-5_1, ISBN  978-3-7643-7435-8
• Диксон, Л. (1923). История теории чисел, Том III, Квадратичные и высшие формы. Вашингтон: Вашингтонский институт Карнеги.
• Фьелстад, П. (1986). «Расширение специальной теории относительности с помощью недоуменных чисел». Американский журнал физики. 54 (5): 416–422. Bibcode:1986AmJPh..54..416г. Дои:10.1119/1.14605.
• Жирар П. Р. (1984). «Группа кватернионов и современная физика». Европейский журнал физики. 5 (1): 25–32. Bibcode:1984EJPh .... 5 ... 25G. Дои:10.1088/0143-0807/5/1/007.
• Грей, Дж. (1979). «Неевклидова геометрия - переосмысление». Historia Mathematica. 6 (3): 236–258. Дои:10.1016/0315-0860(79)90124-1.
• Gray, J .; Скотт В. (1997). "Вступление" (PDF). Trois Suppléments sur la découverte des fonctions fuchsiennes (PDF). Берлин. С. 7–28.
• Хокинс, Томас (2013). «Проблема Кэли – Эрмита и матричная алгебра». Математика Фробениуса в контексте: путешествие по математике 18–20 веков. Springer. ISBN  978-1461463337.
• Янссен, Мишель (1995), Сравнение теории эфира Лоренца и специальной теории относительности в свете экспериментов Траутона и Нобла (тезис)
• Каструп, Х.А. (2008). «О достижениях конформных преобразований и связанных с ними симметрий в геометрии и теоретической физике». Annalen der Physik. 520 (9–10): 631–690. arXiv:0808.2730. Bibcode:2008AnP ... 520..631K. Дои:10.1002 / andp.200810324.
• Кацир, Шауль (2005), "Релятивистская физика Пуанкаре: ее происхождение и природа", Физика в перспективе, 7 (3): 268–292, Bibcode:2005ФП ..... 7..268К, Дои:10.1007 / s00016-004-0234-у
• Кляйн, Ф. (1897) [1896]. Математическая теория вершины. Нью-Йорк: Скрибнер.
• Кляйн, Феликс; Блашке, Вильгельм (1926). Vorlesungen über höhere Geometrie. Берлин: Springer.
• фон Лауэ, М. (1921). Die Relativitätstheorie, группа 1 (четвертое издание "Das Relativitätsprinzip" изд.). Vieweg.; Первое издание 1911 г., второе расширенное издание 1913 г., третье расширенное издание 1919 г.
• Лоренте, М. (2003). «Представления классических групп на решетке и их приложение к теории поля на дискретном пространстве-времени». Симметрии в науке. VI: 437–454. arXiv:hep-lat / 0312042. Bibcode:2003hep.lat..12042L.
• Макроссан, М. Н. (1986), «Заметка о теории относительности до Эйнштейна», Британский журнал философии науки, 37 (2): 232–234, CiteSeerX  10.1.1.679.5898, Дои:10.1093 / bjps / 37.2.232
• Маделунг, Э. (1922). Die Mathematischen Hilfsmittel des Physikers. Берлин: Springer.
• Майерник, В. (1986). «Представление релятивистских величин тригонометрическими функциями». Американский журнал физики. 54 (6): 536–538. Дои:10.1119/1.14557.
• Мейер, В.Ф. (1899 г.). "Инвариантная теория". Encyclopädie der Mathematischen Wissenschaften. 1.1: 322–455.
• Миллер, Артур I. (1981), Специальная теория относительности Альберта Эйнштейна. Возникновение (1905 г.) и ранняя интерпретация (1905–1911 гг.), Читает: Эддисон – Уэсли, ISBN  978-0-201-04679-3
• Мёллер, К. (1955) [1952]. Теория относительности. Oxford Clarendon Press.
• Мюллер, Эмиль (1910). "Die verschiedenen Koordinatensysteme". Encyclopädie der Mathematischen Wissenschaften. 3.1.1: 596–770.
• Мусен, П. (1970). «Обсуждение метода светских возмущений Хилла ...». Небесная механика. 2 (1): 41–59. Bibcode:1970CeMec ... 2 ... 41M. Дои:10.1007 / BF01230449. HDL:2060/19700018328.
• Наймарк, М. А. (2014) [1964]. Линейные представления группы Лоренца.. Оксфорд. ISBN  978-1483184982.
• Пачеко, Р. (2008). «Бьянки-Бэклунд трансформирует и одевает действия снова». Geometriae Dedicata. 146 (1): 85–99. arXiv:0808.4138. Дои:10.1007 / s10711-009-9427-5.
• Паули, Вольфганг (1921), "Die Relativitätstheorie", Encyclopädie der Mathematischen Wissenschaften, 5 (2): 539–776
  По-английски: Паули, В. (1981) [1921]. Теория относительности. Фундаментальные теории физики. 165. Dover Publications. ISBN  978-0-486-64152-2.
• Паис, Авраам (1982), Тонкость - это Господь: наука и жизнь Альберта Эйнштейна, Нью-Йорк: Издательство Оксфордского университета, ISBN  978-0-19-520438-4
• Penrose, R .; Риндлер В. (1984), Спиноры и пространство-время: том 1, двухспинорное исчисление и релятивистские поля, Издательство Кембриджского университета, ISBN  978-0521337076
• Пламмер, Х.С. (1910), «О теории аберраций и принципе относительности», Ежемесячные уведомления Королевского астрономического общества, 70: 252–266, Bibcode:1910МНРАС..70..252П, Дои:10.1093 / mnras / 70.3.252
• Рэтклифф, Дж. Г. (1994). «Гиперболическая геометрия». Основы гиперболических многообразий. Нью-Йорк. стр.56–104. ISBN  978-0387943480.
• Рейнольдс, В. Ф. (1993). «Гиперболическая геометрия на гиперболоиде». Американский математический ежемесячник. 100 (5): 442–455. Дои:10.1080/00029890.1993.11990430. JSTOR  2324297.
• Риндлер, В. (2013) [1969]. Основная теория относительности: специальная, общая и космологическая. Springer. ISBN  978-1475711356.
• Робинсон, Э.А. (1990). Относительность Эйнштейна в метафоре и математике. Прентис Холл. ISBN  9780132464970.
• Розенфельд, Б.А. (1988). История неевклидовой геометрии: эволюция концепции геометрического пространства. Нью-Йорк: Спрингер. ISBN  978-1441986801.
• Роте, Х. (1916). "Системный геометрический анализ". Encyclopädie der Mathematischen Wissenschaften. 3.1.1: 1282–1425.
• Шоттенлоэр, М. (2008). Математическое введение в теорию конформного поля. Springer. ISBN  978-3540706908.
• Зильберштейн, Л. (1914). Теория относительности. Лондон: Макмиллан.
• Собчик, Г. (1995). "Гиперболическая числовая плоскость". Математический журнал колледжа. 26 (4): 268–280. Дои:10.2307/2687027. JSTOR  2687027.
• Соммервиль, Д. М. Л. Я. (1911). Библиография неевклидовой геометрии. Лондон: Лондонский паб. Харрисоном для Университета Сент-Эндрюс.
• Synge, J. L. (1956), Относительность: специальная теория, Северная Голландия
• Synge, J.L. (1972). «Кватернионы, преобразования Лоренца и матрицы Конвея – Дирака – Эддингтона». Сообщения Дублинского института перспективных исследований. 21.
• Тернг, К. Л., и Уленбек, К. (2000). «Геометрия солитонов» (PDF). Уведомления AMS. 47 (1): 17–25.
• Тома, Дж. Р., Тремейн, С., и Казанджян, М. В. (2009). «Смягченный метод Гаусса для секулярной динамики». Ежемесячные уведомления Королевского астрономического общества. 394 (2): 1085–1108. arXiv:0811.2812. Дои:10.1111 / j.1365-2966.2009.14409.x.
• Волк, О. (1976). «Разное из истории небесной механики». Небесная механика. 14 (3): 365–382. Bibcode:1976CeMec..14..365V. Дои:10.1007 / bf01228523.
• Вальтер, Скотт А. (1999a). «Минковский, математики и математическая теория относительности». У Х. Геннера; Дж. Ренн; Дж. Риттер; Т. Зауэр (ред.). Расширяющиеся миры общей теории относительности. Исследования Эйнштейна. 7. Бостон: Биркхойзер. С. 45–86. ISBN  978-0-8176-4060-6.
• Вальтер, Скотт А. (1999b). «Неевклидов стиль теории относительности Минковского». В J. Gray (ed.). Символическая Вселенная: геометрия и физика. Оксфорд: Издательство Оксфордского университета. С. 91–127.
• Вальтер, Скотт А. (2018). «Фигуры света в ранней истории относительности». In Rowe D .; Зауэр Т .; Уолтер С. (ред.). Помимо Эйнштейна. Исследования Эйнштейна. 14. Нью-Йорк: Биркхойзер. С. 3–50. Дои:10.1007/978-1-4939-7708-6_1. ISBN  978-1-4939-7708-6.

внешняя ссылка

• Математические страницы: 1.4 Относительность света