WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 |   ...   | 29 | 30 || 32 | 33 |   ...   | 43 |

В “фокальной” точке трактрисы, отвечающей = = Arsh 1 0,881:

uF = 2/2 0,707 (yF = 1 - 2/2), zR = - 2/2 0,174, l = ln 2; = 1.

F (d z) d y F Из этих же соотношений для неё вытекает неравенство прямоугольного треугольника:

(1 - sch ) + ( - th ) > ln ch > (1 - sch )2 + ( - th )2, (dy + dz > d l > dy2 + dz2 ).

242 Приложение. Тригонометрические модели движений Формально скорость равноускоренного движения в сжатых координатах, согласно (106A), выражается соотношением:

d R * dR = c /sh = cosch ·c = с2/v, то есть в процессе движения она изменяется от до 0.

Кроме того, из (106A) и (105A) получаются предельные формулы:

lim R = R; lim (c - cR) = R; lim (l - cR) = R (1 - ln 2);

· R lim (c - l ) = R ln 2 (c > l > cR ).

· R R Отсюда, в частности, следует, что в процессе равноускоренного движения какой-либо материальной точки, согласно его описанию в сжатых координатах, её мировая точка асимптотически приближается к оси cR [рис. 2А (4)].

Ввиду того, что гиперпсевдосфера Бельтрами получается вращением радиуса R трактрисы относительно своей асимптоты – оси cR, то ортогонально ей она имеет тот же коэффициент подобия «R».

Следовательно, все гиперпсевдосферы Бельтрами подобны между собой n + в объемлющем квазиевклидовом пространстве{‹E ›} аналогично n + 1 n + гиперсферам в ‹E › и гиперболоидам Минковского в ‹P ›.

Гиперпсевдосфера Бельтрами получается вращением трактрисы с числом степеней свободы (n – 1). Главные радиусы её сферической кривизны:

* R1 = - R sh - R tg () = - R ctg = - R с /v · · · · – по меридианам (трактрисам), (109А) * R2 = + R /sh = uR /th uR /sin () = uR /cos = R v /с · – по локальным параллелям (ортогональным дугам) (R1F = - R, R2F = + R ; F = /4).

Здесь = ( /2 – ) – угол между нормалью ct к поверхности и локальным радиусом вращения uR, согласно теореме Менье. Он же, согласно (26А), есть угол параллельности Лобачевского, но в геометрии Бельтрами. Меридианы и локальные параллели псевдосферы используются в качестве геодезических (нормальных) криволинейных координат в её внутренней геометрии. Гауссова кривизна псевдосферы выражается в виде:

KG = 1/R1·1/R2 = - 1/R2 = const < 0.

Глава 6А. Изоморфное отображение псевдоевклидова пространства Это, согласно теореме Бельтрами, определяет на поверхности гиперпсевдосферы гиперболическую метрику Ламберта, или метрику геометрии Лобачевского – Больяи.

С другой стороны, главные радиусы псевдокривизны гиперболоида I Минковского (гиперболической и сферической) постоянны по всей его поверхности:

R1 = - R – по меридианам (гиперболам), R2 = + R – по локальным параллелям (ортогональным дугам).

Соответственно эти меридианы и локальные параллели могут использоваться в качестве геодезических (псевдоортогональных) криволинейных координат в его внутренней геометрии.

В геометрии Лобачевского – Больяи «R» есть некий вселенский параметр, или константа Гаусса – Швейкарта. Он характеризует степень искривления пространства Лобачевского – Больяи по отношению к плоскому евклидову пространству. Он же есть радиус гипотетической мнимой сферы Ламберта – Тауринуса, воплощённой впоследствии в гиперболоиде II Минковского. Обратим внимание на то, что гиперболоид II (верхний) повсюду вогнут и его радиус псевдокривизны постоянен во всех точках, как для сферы. А именно он равен «+ iR». Изначальная идея Ламберта и последующее её развитие Тауринусом исторически открывали наиболее простой и естественный путь к реализации полноценной гиперболической неевклидовой геометрии – таковой на сфере мнимого радиуса. Этот путь стал возможен к реализации в полном объёме после открытия Пуанкаре и Минковским псевдоевклидова пространства с целью его применения в теории относительности.

Зоммерфельд (1909 г.) впервые установил гиперболический характер закона сложения скоростей в СТО, рассмотрев его действие как бы на сфере мнимого радиуса для случаев двух коллинеарных и двух ортогональных скоростей [62]. Варичак (1910 г.) сделал предположение о тождественности закона сложения скоростей и правила сложения отрезков в геометрии Лобачевского – Больяи [65]. Теоретическое обоснование этому дал Клейн, доказав изоморфизм группы Лоренца и группы однородного движения в пространстве Лобачевского – Больяи.

Он же дал трактовку гиперболической геометрии в псевдоевклидовом пространстве Минковского – на гиперболоиде II [37, с. 111; 25; 26].

Сценарий дальнейшего развития событий в данной области исследований был предопределён. Решающую роль в понимании того, что различные способы построения одной и той же неевклидовой геометрии приводят к тождественным конечным результатам сыграли классические проективные модели Клейна и Пуанкаре. Отсюда на первый план выходит выбор наиболее простого и наглядного способа аналитического изучения неевклидовых геометрий вообще.

244 Приложение. Тригонометрические модели движений В данной монографии для изучения движений и деформаций в гиперболической и в сферической неевклидовых геометриях применяются относительно простые средства квадратичной тензорной тригонометрии. Тригонометрический подход к данной проблеме (в скалярной форме) был применён впервые именно в изначальных классических работах Пуанкаре и Минковского по СТО. Неевклидовы геометрии рассматриваются здесь внешним образом – с позиции тензорных тригонометрий объемлющих линейных метрических n + 1 n + пространств ‹P › и ‹Q ›. При этом используются соответствующие линейные тригонометрические преобразования ротационного (синусно-косинусного) и деформационного (тангенсно-секансного) типа в элементарных формах.

Кроме того, такая внешняя точка зрения позволяет, в принципе, изучать движения в любых многомерных геометриях с постоянной кривизной (в гиперболических – с отрицательной и в сферических – с положительной) в наиболее общем виде. Такого рода геометрии присущи n + q собственному гиперболоиду в ‹P › и собственному гиперсфероиду n + q в ‹Q › при q 1. Для них ротационные и деформационные тригонометрические преобразования применяются в самых общих формах, изложенных в основной части монографии. В частности, каждому рефлектор-тензору объемлющего пространства отвечают собственные множества псевдоевклидовых и квазиевклидовых тригонометрических ротаций (рефлексий), а также их общее подмножество ортосферических ротаций (рефлексий).

Глава 7А. Тригонометрические модели неколлинеарных двух-, многоступенчатых и интегральных движений в СТО и в гиперболической геометрии Продолжим изучение двух- и многоступенчатых гиперболических ротаций – движений, но уже не обязательно в пределах одной и той же псевдоплоскости. Как и ранее (§ 11.3), для анализа многоступенчатых, но теперь элементарных ротаций применяется полярное разложение итогового преобразования типа (474), (475). Напомним, что в этом разложении одна и та же сферическая ротационная матрица всегда выражается в базисе своего действия. Согласно (497), она имеет общую структуру, отвечающую рефлектор-тензору псевдоевклидова пространства Минковского по следующей схеме:

rot I {rot }33 o I33 o. (110A) o 1 o -В свою очередь, гиперболическая ротационная матрица roth Г в базисе своего действия, как и в любом другом собственном универсальном базисе, имеет каноническую форму (363). Здесь фигурируют тензорные углы: Г – угол гиперболической ротации; – угол ортосферической ротации (ортогональной по отношению к Г), согласно их определению в (349). Все они отвечают заданному рефлектор-тензору пространства.

Вначале рассмотрим двухступенчатую элементарную гиперболическую ротацию с целью наиболее общего – матричного вывода закона суммирования двух движений (скоростей) в скалярной, векторной и тензорной формах. Новый псевдодекартов базис представляется различными способами с учётом (486) и (491) в виде:

3 = {roth Г12 roth Г23 roth Г12– }1 roth Г12 1 = · · · · = roth Г12 roth Г23 1 = T 1 = (111А) · · · = roth Г13 rot 13 1 = rot 13 roth Г13 1.

· · · · 246 Приложение. Тригонометрические модели движений Матрицы roth Г12 и roth Г13 выражены и действуют в 1. Матрица roth Г23 исходно выражена и действует в 2h = roth Г12 1. Матрица · rot 13 в первом случае выражена и действует в гиперболически смещённом базисе 3h = roth Г13 1. Во втором случае она выражена · и действует в исходном базисе 1. Как было показано в § 10.4, при многоступенчатых движениях в формулах активных преобразований координат базисов или элементов пространства применяется обратный порядок следования исходно заданных частных матриц. В свою очередь, при пассивном преобразовании координат элемента имеет место прямой порядок. Для его полярного представления имеем:

u(3) = rot (- 13) roth (- Г13) u(1) = roth (- Г13) rot (- 13) u(1).

· · · · Итоговая гиперболическая ротация выполняется в двух указанных вариантах – либо из 1 как roth Г13, либо из сферически смещённого базиса 1u = rot 13 1 как · roth Г13 = rot 13 roth Г13 rot 13. (112A) · · Вектор направляющих косинусов угла Г13 смещён сферически в обратную сторону e = rot (- 13) e. (113A) · Согласно формулам полярного представления (474), (475) и с учётом (111А) имеем:

roth Г13 = TT = roth Г12 roth 2 Г23 roth Г12 = roth 2 Г13, (114А) · · rot 13 = roth (-Г13) roth Г12 roth Г23 = roth Г13 roth (-Г12) roth (-Г23). (115А) · · · · В случае 1 = {I} при перемене порядка последовательности движений или скоростей на противоположный новый псевдодекартов базис :

задают вектор-строки той же матрицы 3 = {roth Г23 roth Г12} = {T} = {roth Г13 rot (- 13)} = · · (116А) = {rot (- 13) roth Г13}.

· Матрицы roth Г23 и roth Г13 выражены и действуют в 1 = {I}.

Матрица roth Г12 исходно выражена и действует в 2h = roth Г23 1.

· Итоговая гиперболическая ратация выполняется в двух вариантах – либо из 1 как roth Г13, либо из сферически смещённого базиса 1u = rot (- 13) 1 как roth Г13. В этом заключается двойственность · во взгляде на матрицу roth Г13. Для обратного порядка имеем:

Глава 7А. Модели неколлинеарных гиперболических движений T roth Г13 = T = roth Г roth 2 Г roth Г = roth 2 Г13, (117А) · · 23 12 rot(-13) = roth Г23 rothГ12 roth(-Г13) = roth (-Г23) roth(-Г12) rothГ13. (118А) · · · · В СТО угол ортосферического сдвига 13 имеет чисто релятивистскую природу. Реально из исходного базиса 1 этот релятивистский эффект воспринимается таким образом, что неточечный объект в результате суммирования двух поступательных, но неколлинеарных скоростей воспринимается наблюдателем N1 сферически повёрнутым в плоскости, задаваемой векторами v12 и v23. Этот геометрический эффект дополняет лоренцево сокращение того же объекта (в повёрнутом виде) в направлении вектора суммарной скорости v13. Аналогичный эффект ортосферического сдвига проявляется в гиперболической и в сферической геометриях для неколлинеарного суммарного поступательного движения неточечных объектов или координатного базиса.

Впервые угол ортосферического сдвига в скалярной форме был выявлен Зоммерфельдом (1931г.) для сложения двух ортогональных скоростей с трактовкой на сфере мнимого радиуса по формулам гиперболической геометрии. Это имело целью дать наглядную трактовку релятивистского коэффициента «1/2» в прецессии Томаса [5, 63].

Тензорные углы Г13 и Г13 отличаются только векторами своих направляющих косинусов. Поэтому результат суммирования двух движений в векторной и в тензорной формах не зависит от порядка их последовательности тогда и только тогда, когда направляющие косинусы этих движений либо равны, либо аддитивно противоположны, то есть когда ротационные матрицы тригонометрически согласованы. Заметим, что итоговый результат в скалярной форме для двух движений от этого порядка не зависит.

Пусть e = {cos 1,3} – вектор направляющих косинусов для Г12, sh 12, th 12 и v12 в декартовом суббазисе 1(3); e = {cos 1,3} – вектор направляющих косинусов для Г23, sh 23, th 23 и v23 в декартовом суббазисе 2(3). Определим условную характеристику – угол между e и e, как если бы они находились в одном и том же ‹ ›, через формальное значение его косинуса:

cos 1 cos cos = cos 2 cos 2 = e e (0, 0 sin 1) (119А) · · cos 3 cos (cos2 1 + cos2 1 + cos2 3 = 1 = cos2 1 + cos2 2 + cos2 3).

Если частные косинусы попарно равны, то cos = +1. Если они попарно аддитивно противоположны, то cos = - 1. Соответственно 248 Приложение. Тригонометрические модели движений тогда v12 и v23 условно коллинеарны, но либо однонаправленно, либо разнонаправленно. Если же cos = 0, то v12 и v23 условно сферически ортогональны. В общем случае эти векторы образуют условно угол.

Далее вычисляем элементы итоговой гиперболической матрицы roth Г13, согласно (114А). Из них найдем значения характеристик суммарного движения, в том числе его направляющие косинусы cos 1, cos 2, cos 3 в декартовом суббазисе 1(3). В свою очередь, для обратного порядка последовательности движений скалярный гиперболический ) угол итогового движения (в матрице roth Г13 есть тот же 13.

В тензорной форме он имеет направляющие косинусы cos 1, cos 2, cos 3. Из (113А) вытекает, что cos 1 cos cos 13 = cos 2 cos 2 = e e. (120А) · · cos 3 cos Связь между двумя вариантами двухступенчатого движения (прямым и обратным) сводится к замене частных углов по схеме:

12 23, k k. (121A) Сначала найдём элементы матрицы-произведения в (114А):

B = {roth Г12 roth 2Г23} = {bij}.

· При этом для дальнейших вычислений требуются только элементы её четвёртой строки. Гиперболические матрицы roth Г здесь можно использовать в любой из канонических форм (363) или (364). Далее:

b41 = (sh 12 ch 223 cos + ch 12 sh 223) cos 1 + sh 12 (cos 1 - cos cos 1), · · · · · · b42 = (sh 12 ch 223 cos + ch 12 sh 223) cos 2 + sh 12 (cos 2 - cos cos 2), · · · · · · b43 = (sh 12 ch 223 cos + ch 12 sh 223) cos 3 + sh 12 (cos 3 - cos cos 3), · · · · · · b44 = sh 12 sh 223 cos + ch 12 ch 223.

· · · Затем вычисляем нижний диагональный элемент (скаляр) матрицы roth2 Г13 = roth 2Г13, перемножая четвёртую строку В на четвёртый столбец roth Г12:

s44 = ch 213 = 2ch2 13 - 1 = = ch 212 ch 223 + cos sh 212 sh 223 - 2sin2 sh2 12 sh2 23 = · · · · · = 2 (ch 12 ch 23 + cos sh 12 sh 23)2 - 1.

· · · · Глава 7А. Модели неколлинеарных гиперболических движений Отсюда сразу же следует известная скалярная косинусная формула гиперболической неевклидовой геометрии Лобачевского – Больяи:

ch 13 = ch 12 ch 23 + cos sh 12 sh 23 = · · · (122А).

Pages:     | 1 |   ...   | 29 | 30 || 32 | 33 |   ...   | 43 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.