¡Esta es una buena oportunidad para entrar en la matemática real de la radiación gravitacional! Primero, lo más básico:
- En la relatividad general (GR), las distancias se miden con el tensor métrico, [math] g _ {\ mu \ nu} [/ math]. En espacio-tiempo plano, [matemáticas] g _ {\ mu \ nu} = \ eta _ {\ mu \ nu} = \ begin {pmatrix} -1 && 0 && 0 && 0 \\ 0 && 1 && 0 && 0 \\ 0 && 0 && 1 && 0 \\ 0 && 0 && 0 && 1 \ end {pmatrix} [/ math].
- Si [math] g _ {\ mu \ nu} [/ math] cambia, también lo hace la distancia entre dos puntos, [math] ds ^ 2 = g _ {\ mu \ nu} dx ^ {\ mu} dx ^ {\ nu }[/matemáticas].
Ahora, cuando suponemos que el campo gravitacional es débil, escribimos la métrica como [math] g _ {\ mu \ nu} = \ eta _ {\ mu \ nu} + h _ {\ mu \ nu} [/ math], donde [matemáticas] h _ {\ mu \ nu} [/ matemáticas] es una pequeña perturbación. Si conectamos esto al vacío Ecuaciones de campo de Einstein ([matemáticas] R _ {\ mu \ nu} – \ frac {1} {2} Rg _ {\ mu \ nu} = 0 [/ matemáticas], la ecuación de campo fundamental de GR ), encontramos que (y cambiando a índices contravivantes) [matemática] \ cuadrado h ^ {\ mu \ nu} = (- \ dfrac {\ partial ^ 2} {\ partial t ^ 2} + \ nabla ^ 2) h ^ {\ mu \ nu} = 0 [/ matemáticas].
Puede reconocer esto como una ecuación de onda, similar a la del electromagnetismo. Esto significa que [matemáticas] h ^ {\ mu \ nu} = A ^ {\ mu \ nu} e ^ {ik _ {\ alpha} x ^ {\ alpha}} [/ matemáticas], donde [matemáticas] A ^ { \ mu \ nu} [/ math] y [math] k _ {\ alpha} [/ math] tienen componentes constantes. Identificamos rápidamente [math] k _ {\ alpha} = \ langle \ omega, k \ rangle [/ math] como el vector de onda. Ahora, veamos si hay algo que podamos descubrir sobre el vector de onda con muy poco esfuerzo. ¡Quizás lo más fácil sería enchufar [math] h ^ {\ mu \ nu} [/ math] en la ecuación de onda y ver qué obtenemos! De la definición de [math] h ^ {\ mu \ nu} [/ math], (y recordando que tanto [math] k _ {\ alpha} [/ math] como [math] A ^ {\ mu \ nu} [ / math] son constantes) encontramos que [math] \ eta ^ {\ alpha \ beta} k _ {\ alpha} k _ {\ beta} h ^ {\ mu \ nu} = k ^ {\ alpha} k _ {\ alpha } h ^ {\ mu \ nu} = 0 [/ matemáticas].
Pero debido a que [math] h ^ {\ mu \ nu} [/ math] es, por definición, distinto de cero, hay una curvatura espacio-temporal, entonces [math] k _ {\ alpha} k ^ {\ alpha} = – \ omega ^ 2 + k ^ 2 = 0 [/ matemáticas]. Esto significa que tenemos la relación de dispersión [matemáticas] \ omega ^ 2 = k ^ 2 [/ matemáticas]. En este punto, hemos tomado explícitamente el indicador de armónicos, [matemática] \ parcial _ {\ nu} h ^ {\ mu \ nu} = 0 [/ matemática]. Podemos hacer esto porque hay una libertad de calibre presente en las ecuaciones, es decir, podemos elegir libremente coordenadas en las que [matemática] \ parcial _ {\ nu} h ^ {\ mu \ nu} = 0 [/ matemática], que permite separar los efectos de coordenadas (como la singularidad aparente en el horizonte de eventos de un agujero negro en las coordenadas de Schwarzchild) de los efectos físicos (la singularidad real en el centro de un agujero negro).
Sin embargo, todavía queda algo de libertad de medida. No es demasiado difícil ver que una transformación de coordenadas [matemática] x ^ {\ mu ‘} = x ^ {\ mu} + \ xi ^ {\ mu} [/ matemática] conserva el indicador si [matemática] \ parcial _ {\ alpha} \ partial ^ {\ alpha} \ xi ^ {\ mu} = 0 [/ math]. No voy a pasar por la derivación de exactamente cómo obtenemos nuestras nuevas condiciones de indicador aquí porque simplemente tomaría demasiado tiempo hacerlo correctamente. Si tiene curiosidad, cualquier libro de texto introductorio decente de GR (o Wald si realmente tiene curiosidad por una derivación rigurosa) obtendrá todo esto. Así que solo voy a decirte que esta libertad de medida nos permite imponer una relación de ortogonalidad en [matemáticas] A ^ {\ mu \ nu} [/ matemáticas] y [matemáticas] k ^ {\ alfa} [/ matemáticas]: a saber, que [matemáticas] A ^ {\ mu \ nu} k _ {\ nu} = 0 [/ matemáticas]. También encontramos que [matemática] A ^ {\ mu} _ {\ mu} = 0 [/ matemática], y que, para una arbitraria de cuatro velocidades [matemática] U ^ {\ nu} [/ matemática], [matemática ] A _ {\ mu \ nu} U ^ {\ nu} = 0 [/ math].
Todos estos se combinan para hacer el medidor transversal sin trazas . Tomar este medidor es equivalente a elegir coordenadas de modo que las partículas que flotan libremente en el espacio se “fijen” a las coordenadas, por lo que cualquier movimiento es un efecto físico real y no solo un artefacto de nuestras coordenadas. También significa que, la elección de coordenadas [matemáticas] x ^ {\ mu} = \ langle ct, x, y, z \ rangle [/ matemáticas], [matemáticas] A ^ {\ mu \ nu} [/ matemáticas] solo tiene dos parámetros independientes (hay cuatro parámetros distintos de cero, pero como [math] h ^ {\ mu \ nu} [/ math] es simétrico, [math] A ^ {\ mu \ nu} [/ math] también debe serlo). Eso nos permite escribirlo como [matemáticas] A _ {\ mu \ nu} = \ begin {pmatrix} 0 && 0 && 0 && 0 \\ 0 && A_ {xx} && A_ {xy} && 0 && 0 \\ 0 && A_ {xy} && – A_ {xx} && 0 && 0 \\ 0&& 0 & 0 & 0 \ end {pmatrix} [/ math].
Para ver lo que esto significa, imaginemos dos partículas en el eje [math] x [/ math], separadas por una distancia [math] \ epsilon [/ math], con una partícula en el origen. Recordando el intervalo de línea, [math] s = \ displaystyle \ int \ limits_ {0} ^ {\ epsilon} \ sqrt {g _ {\ mu \ nu} dx ^ {\ mu} dx ^ {\ nu}} [/ math ] Restringir el movimiento al eje [matemático] x [/ matemático], [matemático] s = \ displaystyle \ int \ limits_0 ^ {\ epsilon} \ sqrt {g_ {xx} dx ^ 2} = \ displaystyle \ int \ limits_0 ^ {\ epsilon} \ sqrt {g_ {xx}} dx [/ math]. Porque [matemática] g _ {\ mu \ nu} = \ eta _ {\ mu \ nu} + h _ {\ mu \ nu} [/ matemática] y [matemática] \ eta_ {xx} = 1 [/ matemática], [matemática ] s = [/ matemática] [matemática] \ displaystyle \ int \ limits_0 ^ {\ epsilon} \ sqrt {1 + h_ {xx}} dx = \ epsilon \ sqrt {1 + h_ {xx} (x = 0)} [/matemáticas]. Debido a que [matemática] h_ {xx} (x = 0) [/ matemática] ([matemática] h_ {xx} [/ matemática] evaluada en el punto [matemática] x = 0 [/ matemática]) es pequeña, podemos usar la identidad [matemáticas] \ sqrt {1 + a} \ aprox 1+ \ frac {1} {2} a [/ matemáticas] para pequeñas [matemáticas] a [/ matemáticas].
Entonces, [matemáticas] s \ aprox \ epsilon (1+ \ frac {1} {2} h_ {xx} (x = 0) [/ matemáticas]. Debido a la solución que la ecuación de onda impone a [matemáticas] h _ {\ mu \ nu} [/ math], está claro que [math] h _ {\ mu \ nu} [/ math] no es constante en el tiempo, por lo tanto, la distancia entre las partículas cambia en el tiempo, lo que significa que las ondas gravitacionales afectan los movimientos de las partículas .
Ahora veamos cómo se hacen estas ondas. El tratamiento completo y lo más preciso posible que, por ejemplo, utiliza LIGO es extremadamente difícil de trabajar y no es absolutamente para principiantes, por lo que vamos a omitirlo. Pero si las fuentes de onda se mueven lentamente, podemos usar la fórmula cuadrupolo, [matemática] h_ {jk} = \ dfrac {2G} {c ^ 4 r} \ ddot {\ mathcal {I}} _ {jk} [/ matemáticas]. [math] \ mathcal {I} _ {jk} [/ math] es el tensor de momento de quardupole reducido sin trazas dado por [math] \ mathcal {I} ^ {jk} = I ^ {jk} – \ frac {1} { 3} \ delta ^ {jk} \ delta_ {ab} I ^ {ab} [/ math], donde [math] I ^ {ab} = \ displaystyle \ int d ^ 3x \ rho (t, x) x ^ ax ^ b [/ matemáticas].
En otras palabras, cuando las distribuciones de masa tienen un momento cuadrupolo distinto de cero (que proviene de ciertos tipos de aceleración, como una órbita) irradian ondas gravitacionales, que son perturbaciones en forma de onda en la métrica.