Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Иваненко Д. -> "Новейшие проблемы гравитации" -> 22

Новейшие проблемы гравитации - Иваненко Д.

Иваненко Д. Новейшие проблемы гравитации — Москва, 1961. — 489 c.
Скачать (прямая ссылка): noveyshieproblemi1961.djvu
Предыдущая << 1 .. 16 17 18 19 20 21 < 22 > 23 24 25 26 27 28 .. 142 >> Следующая


JVb 1, 1961. Иваненко Д., Курдгелаидзе Д. Ф., ЖЭТФ, 40, JVb 4 (1961).

§ И

216. Фок В. А., Иваненко Д., Phys. Zs., 30, 648 (1929);

Compt. Rend., 188, 1470 (1929).

217. Фок В. A., Zs. f. Phys., 57, 261 (1929).

218. Weyl H., Zs. f. Phys., 56, 330 (1929).

219. Schrodinger E., Berlin. Ber., 105 (1932).

220. Infeld L., der W a e r d e n, Berlin. Ber., 380 (1933).

221. Dirac P. A. M., в сборнике «Max-Planck Festschrift», Ber-

lin, 1958, S. 339.

222. Belinfante F., Physica, 7, 305 (1940).

223. Кар тан Э., Теория спиноров, ИЛ, 1947.

224. Bade W., Jehle H., Rev. Mod. Phys., 25, 714 (1953).

225. Misner C., Phys. Rev., 118, 1110 (1960).

226. Riesz M., XII Congres d. Math. Scandinaves 241, 1953.

227. Regge T., Nuovo Cimento, 7, 215 (1958).

228. Salecker H., Wigner E., Phys. Rev., 109, 571 (1958).

229. П и й p И., Труды института физики АН ЭССР, 1957.

230. Euwema Thesis, Princeton, 1958.

231. Мицкевич Н. В., ЖЭТФ, 34, JVb 6 (1958).

232. Arnowitt, Dese г, Misner, Preprint, Princeton,

1960.

233. Фишер И. 3., ЖЭТФ, 18, 636 (1948); 19, 271 (1949).

234. Moller С., Ninth Ann. Intern. Conf on High-Energy Phy-

sics (Kiev, 1959).

235. Kimura T., Progr. Theor. Phys., 16, 157, 555 (1956).

236. Coish H. R., Phys. Rev. 114,383 (1959).

237. A M б a p ц у M я H В. А., Иваненко Д., Zs. f. Phys.,

64, 563 (1930).

238. Schild A., Phys. Rev., 73, 414 (1948); Canad. Journ. Math.,

1, 29 (1949). 64

Вступительная чтатья

239. Snyder H., Phys. Rev., 71, 38 (1947).

240. Шапиро И. С., Nuci. Phys., 21, 474 (1960).

241. Гольфанд Ю. А., ЖЭТФ, 37, 504 (1959).

242. Станюкович К. П., ДАН СССР, 119, Nq 2 и 4 (1958).

243. Станюкович К. П., ЖЭТФ, 36, Ns 6 (1959).

244. Станюкович К. П., Бюллетень ВАГО АН СССР, Кя 4,

1958.

245 Sakurai J„ Ann. of Phys., 11, 1 (1960). I. КЛАССИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ ГРАВИТАЦИИ

1. ЭНЕРГИЯ НЕЗАМКНУТЫХ СИСТЕМ В ОБЩЕЙ ТЕОРИИ ОТНОСИТЕЛЬНОСТИ

X. Мёллер

С. Moller, в сборнике «Max-Planck Festschrift», 1958, Berlin,

S. 139-153

В работе прежде всего показывается, что при надлежащем определении плотности псевдотензора энергии-импульса можно получить инвариантное по отношению к пространственным преобразованиям выражение для энергии, содержащейся в ограниченной области пространства, так что можно говорить о локализации энергии в гравитационном поле. Кроме того, при расчете полной энергии замкнутой системы больше нет необходимости применять си* стему квазигалилеевых координат.

Это создает основу для однозначной трактовки распределения энергии и потока энергии внутри незамкнутых систем. Важнейшим Примером такого рода систем являются гравитационные волны.

Апроксимация решений нелинейных уравнений поля решениями линеаризованных уравнений оказывается непригодной для обсуждения вопроса о существовании гравитационных волн, несущих энергию. На основании до сих пор известных точных решений нелинейных уравнений поля для пустого пространства показывается, что полная энергия этих гравитационных волн равна нулю. В этом усматривается веский довод в пользу предположения, что вообще не существует гравитационных волн, несущих энергию, и, таким образом, становится понятным, почему применение к гравитационному полю обычных методов квантования не привело К удовлетворительному результату.

§ 1. Введение

Имя Макса Планка связано прежде всего с открытием элементарного кванта действия. Но, кроме того, в первом десятилетии нашего века целый ряд важных работ Планка [1—4] внес значительный вклад в развитие специальной теории относительности, в особенности релятивистской механики и термодинамики. В этом развитии существенную роль играло понятие тензора энергии-импульса Т\ произвольной материальной системы, поскольку общие законы

5 Заказ № 738 10O

X. Мёллер

сохранения энергии и импульса могут быть выражены как обращение в нуль четырехмерной дивергенции этого тензора:

О)

Обобщение этих уравнений в общей теории относительности однозначно проводится с помощью принципа эквивалентности Эйнштейна, так что вместо (1) мы получим

= О, (Г)

где в левой части уравнения стоит ковариантная дивергенция тензора материи Т*. В такой форме эти уравнения, конечно, не представляют собой непосредственно законов сохранения. Так, например, уравнение (Г) с / = 4, напротив, выражает несохранение энергии, связанной с материей. Путем введения известной псевдотензорной плотности

V^g (Tk+ (2)

которая является суммой «материальной» и «гравитационной» (полевой) частей и удовлетворяет уравнениям

«*..-#-<>. (3)

Эйнштейну и другим [5 — 8] удалось непротиворечивым образом сформулировать законы сохранения для замкнутых систем. В формуле (2), так же как и в уравнениях (1) и (Г), Ti представляет собой тензор энергии-импульса материи, который в уравнениях поля Эйнштейна

Rhi-^gkiR=-KThi (4)

выступает как источник гравитационного поля. Далее, g есть детерминант метрического тензора gik и 0? — аффинный тензор, который зависит только от gik и их производных первого порядка gik л. Так как Oi — однородные функции от то они обращаются в нуль в локальной инерциальной системе отсчета, и уравнения (3) переходят тогда в уравнения 1) и (Г) специальной теории относительности. 1. Энергия незамкнутых систем в общей теории относительности 67
Предыдущая << 1 .. 16 17 18 19 20 21 < 22 > 23 24 25 26 27 28 .. 142 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed