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ASTRONOMIE | ASTROPHYSIQUE | RELATIVITÉ RESTREINTE
RELATIVITÉ GÉNÉRALE | COSMOLOGIE | THÉORIE DES CORDES

LISTE DES SUJETS TRAITÉS SUR CETTE PAGE

Nous avons toujours considéré jusqu'à maintenant lors de tous nos développements que les interactions (relations de cause à effet) entre les corps se faisaient instantanément, ainsi que l'observation d'un phénomène avait lieu instantanément après que celui-ci soit. Or, deux physiciens (Michelson et Morley) au cours d'une expérience découvrirent quelque chose qui allait changer radicalement toute la physique classique : la vitesse (célérité) de la lumière était invariante (constante) quelque soit le mouvement que l'on avait par rapport à elle !

Cette observation est d'autant plus importante que nous savons que c'est la lumière qui nous permet de percevoir et de ressentir les choses. Il convient également de prendre en considération que le champ électrostatique et magnétique sont comme nous l'avons vu en physique quantique des champs (voir chapitre du même nom) véhiculés par le vecteur d'interaction qu'est le photon qui se déplace à la vitesse finie de la lumière c. Cette constatation nous permet aussi de supposer que le champ gravitationnel finalement a aussi un vecteur d'interaction (qui serait le "graviton" dont l'existence semble prouvée indirectement) qui se propage à la vitesse de la lumière. Il convient dès lors de prendre en compte cette non-instantanéité et les conséquences que cela entraîne dans les phénomènes observés pour déterminer finalement ce qui est réellement que de ce qui semble être.

Avant de nous attaquer aux calculs, il convient de définir un petit peu ce qui va être étudié dans ce chapitre.

Définition: La "relativité restreinte" est une théorie confinée aux référentiels inertiels isolés (galiléens), c'est-à-dire à l'étude de référentiels animés d'un mouvement rectiligne uniforme (inertiels). La raison sera donnée lors de l'énoncé du principe de relativité restreinte (voir plus bas).

Remarques:

R1. Restreindre l'étude à des référentiels inertiels n'empêche bien évidemment pas qu'à l'intérieur de ceux-ci les corps peuvent êtres animés d'une vitesse uniforme ou non!

R2. La relativité générale a pour rôle de prendre en compte des référentiels non inertiels et dans n'importe quel système de coordonnées en faisant usage de la puissance du calcul tensoriel pour être applicable dans n'importe quel type d'espace (autre que plat donc !).

La relativité restreinte se base principalement sur trois concepts très importants :

1. Le postulat d'invariance (de la vitesse de la lumière).

2. Le principe cosmologique (voir plus bas)

3. Le principe de relativité restreinte (voir plus bas)

Il convient aussi de prévenir le lecteur que nous allons utiliser ici beaucoup de concepts vus dans les chapitres d'algèbre linéaire, calcul tensoriel, trigonométrie hyperbolique, calcul différentiel et intégral, mécanique analytique, mécanique classique, électrostatique, magnétostatique et électrodynamique. Il est fortement conseillé d'avoir parcouru ces différents sujets au risque de décrocher dans la lecture de ce qui va suivre.

principes et postulats

Les lois physiques expriment des relations entre des grandeurs physiques fondamentales. Si les lois physiques sont invariantes par changement de référentiel galiléen comme nous l'avons vu en mécanique classique, il n'en est pas forcément de même des grandeurs physiques. Ces dernières peuvent se transformer d'un référentiel galiléen à un autre selon une loi de transformation simple comme nous l'avons vu au chapitre de Mécanique Classique. Il en est de même en relativité restreinte mais nous devons maintenant prendre en compte ce que nous avions négligé lors de notre des transformations de Galilée : l'intervalle de temps entre deux événements n'est pas le même pour deux observateurs si la vitesse de la lumière est finie ! (trivial)

postulat d'invariance

Des mesures de laboratoire (expérience de Michelson-Morley comme nous en avons fait mention) ont, depuis fort longtemps, montré que la vitesse c mesurée par un référentiel inertiel (en ligne droite et à vitesse constante) est bien constante quelque soit sa vitesse d'entraînement. Nous devons alors postuler la propriété suivante :

Postulat d'invariance : la vitesse de la lumière (vecteur de transport de l'information) ne peut ni s'ajouter, ni se soustraire, à la vitesse d'entraînement du référentiel dans lequel nous la mesurons (plus clairement cela signifie que quelque soit la vitesse à laquelle vous vous déplacerez vous mesurerez toujours la vitesse de lumière comme valant c numériquement constant et fini!).

Corollaire : le principe de relativité Galiléen (cf. chapitre de Mécanique Classique) selon ce postulat est complètement mis à défaut et il nous faut alors développer une nouvelle théorie qui prend en compte cette propriété de la lumière

Remarque: Il est important de noter que nous considérons que la lumière est dans le cadre actuel de la relativité restreinte, le messager de l'information d'un corps sur un autre !!!

principe cosmologique

Nous supposons que notre position dans l'Univers est typique, non seulement dans l'espace comme l'affirme le modèle standard de l'Univers (cf. chapitre d'Astrophysique), mais aussi dans le temps. Ainsi, un astronome situé dans une galaxie éloignée doit observer les mêmes propriétés générales de l'Univers que nous, qu'il ait vécu un milliard d'années plus tôt, ou qu'il l'observe dans un milliard d'années. 

En fait, il est relativement naturel d'aller plus loin et d'énoncer que : l'Univers présente le même aspect en chacun de ses points, c'est-à-dire qu'il est homogène. Cette homogénéité s'énonce donc sous la forme du "principe cosmologique".

Ce principe ne repose pas sur les observations, si fragmentaires par rapport à la démesure du cosmos qu'elles ne sauraient permettre d'établir sa validité. Il constitue bien un présupposé à toute étude physique de l'Univers. Sa raison d'être tient à son caractère, indispensable à toute cosmologie scientifique, et peut-être à une certaine réaction par rapport à l'ancienne vision géocentrique ou héliocentrique : il est supposé désormais qu'aucun lieu n'est privilégié dans le cosmos !

principe de relativité restreinte

Rappelons (cf. chapitre de Mécanique Classique) que les transformations galiléennes nous disent qu'aucun référentiel ne peut être considéré comme un référentiel absolu puisque les relations entre les grandeurs physiques sont identiques dans tous les référentiels galiléens ("principe de relativité galiléen"). Le mouvement galiléen est donc relatif.

Au 20ème siècle les physiciens constatèrent qu'une importante catégorie de phénomènes physiques violait le principe de relativité galiléen : les phénomènes électromagnétiques.

En appliquant les transformations galiléennes aux équations de Maxwell nous obtenons un jeu d'équations différent selon que l'observateur se trouve dans un référentiel fixe ou un référentiel mobile.

Effectivement, nous avons montré dans le chapitre d'Électrodynamique que l'équation de propagation du champ électrique ou magnétique s'écrivait sous la forme :

  (49.1)

où représente l'un quelconque des deux champs.

Nous avions aussi vu dans le chapitre de Mécanique Classique qu'un facteur important de la validité d'une théorie était l'invariance de l'expression de ses lois sous une transformation galiléenne (transformée de Galilée) en posant :

  (49.2)

Nous avons également montré dans le chapitre de Calcul Différentiel Et Intégral que la différentielle totale d'une fonction s'écrivait (exemple à deux variables) :

  (49.3)

Soit :

  (49.4)

Ce qui nous amène simplement à écrire :

  (49.5)

Après élimination de f et en utilisant le théorème de Schwarz (cf. chapitre de Calcul Différentiel et Intégral):

  (49.6)

Si nous écrivons de même avec le temps :

  (49.7)

Enfin de compte la transformation galiléenne de l'équation d'onde censée avoir une forme invariante devient :

  (49.8)

La forme de l'équation d'onde a donc été complètement altérée par la transformation. Au fait, nous savons que cela est dans un sens normal. Effectivement, après tout le champ magnétique, créer par des charges en mouvement disparaît quand nous utilisons un référentiel en mouvement avec les charges (ou inversement). Cependant, les champs électrique et magnétique ne se transforment pas correctement sous les transformations Galiléennes.

Pour fixer la situation, suite à ces deux exemples, nous avons trois hypothèses :

H1. Les équations de Maxwell sont fausses. Les équations correctes restent à être découvertes et devront être invariantes sous une transformation Galiléenne.

H2. L'invariance Galiléenne est valide pour la mécanique mais pas pour l'électromagnétisme (c'est la solution historique avant Einstein, un "éther" détermine l'existence d'une sorte de référentiel absolu où les équations de Maxwell ne changent pas)

H3. L'invariance Galiléenne est fausse. Il y a une invariance plus générale, qu'il reste à découvrir, qui préserve la forme des équations de Maxwell. La mécanique classique doit être reformulée telle qu'elle soit invariante sous cette nouvelle transformation.

Remarque: Il s'avère que les deux premières hypothèses sont exclues par les faits expérimentaux.

Albert Einstein n'admettait pas la violation du principe de relativité galiléenne par l'électromagnétisme. De son point de vue il fallait au contraire le généraliser à toutes les lois physiques.

Il postula donc que les lois physiques devaient être identiques dans tous les référentiels galiléens ce qui implique, implicitement, que du point de vue des lois physiques, il n'est pas possible de distinguer un référentiel galiléen d'un autre. Ce résultat est plus fréquemment formulé sous la forme qu'au référentiel n'est privilégié. Ce principe fut baptisé "principe de relativité". En effet, cette relativité est étant restreinte aux cas des référentiels galiléens (dit aussi "référentiels inertiels") exclusivement.

En d'autres termes, les lois physiques doivent rester inchangées après un changement de référentiel. Il nous faut donc déterminer les nouvelles transformations adéquates qui se substitueront aux transformations galiléennes.

Dans le cas des référentiels non galiléens les référentiels ne sont plus indiscernables. Effectivement, imaginons une personne se trouvant dans un train se déplaçant à une certaine vitesse constante et une autre personne sur la terre ferme chacun pourra dire c'est l'autre qui est en mouvement (relatif) et ce indistinctement. Par contre, si le train se met à accélérer, bien que les deux individus puissent dire que c'est l'autre qui accélère, seulement celui qui est dans le train ressentira l'effet de cette accélération.... ainsi les référentiels ne sont plus indistinguables.

Einstein abolit ainsi aussi l'idée qu'il existe un point de référence absolu qui ne bouge pas et par rapport auquel on peut définir un temps absolu, une longueur absolue ou une masse absolue. On peut cependant définir un point de référence privilégié pour tout objet dans l'univers. Celui-ci est le référentiel se déplaçant à la même vitesse et dans la même direction que l'objet en question. Le temps mesuré dans ce référentiel privilégié est minimal et est appelé le "temps propre". Similairement, la dimension de l'objet y est maximale, c'est sa "dimension propre", et sa masse y est minimale, c'est sa "masse au repos".

Transformations de Lorentz

Pour que soit possible l'invariance de c (postulat d'invariance), nous devons admettre que le temps ne s'écoule pas de la même manière pour l'observateur immobile O que pour l'observateur O' dans un référentiel en translation uniforme en x (soit un référentiel inertiel) à vitesse relative (le terme "relative" est important!) v (attention ! la vitesse relative entre les référentiels est souvent notée u dans la littérature).

Remarque: Ce cas particulier de dispositions des référentiels dans lesquels les axes d'espaces sont parallèles amènent à ce que nous appelons les "transformations de Lorentz pures" ou "transformations de Lorentz spéciales" et le déplacement relatif selon un axe particulier est souvent appelée un "boost".

Pour étudier le comportement des lois physique, nous devons alors nous munir de deux horloges qui donnent t et t' (le référentiel qui contient son horloge/instrument de mesure est appelé "référentiel propre") 

Mettons en place l'expérience imaginaire suivante :

Lorsque les observateurs O et O' sont superposés, nous posons t=0 et t'=0 et nous émettons un flash lumineux dans la direction d'un point A repéré par r et r' :

  (49.9)

Il est évident que lorsque le flash arrivera en A, l'observateur O mesurera un temps t et O' un temps t'.

L'observateur O conclut dès lors : 

  (49.10)

L'observateur O' lui, conclut :

  (49.11)

Étant donne que le déplacement de O' ne se fait qu'en x, nous avons pour les deux observateurs :

  (49.12)

De plus, si la trajectoire du rayon lumineux se confond dans Ox, nous avons :

  (49.13)

Ce qui nous donne dès lors et d'où :

et   (49.14)

Ce deux relations sont donc égales (nulles) en tout x, x', t, t' entre les deux observateurs. Ce sont les premiers "invariants relativistes" (valeurs égales quelque soit le référentiel) que retrouvons sous une forme plus généralisée lorsque qu'appliquée à tout l'espace:

  (49.15)

Il convient maintenant de se rappeler, que dans le modèle classique (relativité galiléenne), nous aurions écrit que la position du point A pour l'observateur O à partir des informations données par O' serait  et réciproquement (cf. chapitre de Mécanique Classique) tel que :

    (49.16)

Dans le modèle relativiste, nous devons par contre admettre que le temps t qui est en relation avec x n'est pas le même que t' qui est en relation avec x' parce que le principe de relativité oblige (sinon quoi il serait donc impossible d'expliquer l'invariance de la vitesse de la lumière) !

Nous sommes alors amenés à poser la relation précédente sous la forme suivante :

  (49.17)

où  serait une valeur numérique à déterminer. 

De plus, si , nous devons aussi pouvoir exprimer t' comme fonction de t et de x sous la même similaire : 

  (49.18)

Résumons la forme du problème :

  (49.19)

à déterminer . Et ensuite :

  (49.20)

à déterminer : a,b.

Nous cherchons alors à déterminer la relation permettant de connaître la valeur des coefficients , a,b qui satisfont simultanément:

 et   (49.21)

Donc, avec les trois dernières relations, nous obtenons :

  (49.22)

Distribuons : 

  (49.23)

Pour satisfaire la relation: 

  (49.24)

Il faut que :

     (1)

     (2)

   (3)
  (49.25)

Il est facile de résoudre (2) : 

  (49.26)

Nous introduisons alors ce résultat dans (1) et (3) et nous arrivons à :

     (1')

     (2')
  (49.27)

Si nous divisons (1') par (2'), nous obtenons : 

  (49.28)

et en introduisant ce dernier résultat dans la relation _, nous obtenons le résultat remarquable suivant:

  (49.29)

que nous notons souvent :

  (49.30)

et que nous appelons "facteur de Michelson-Morley" avec :

  (49.31)

En introduisant également : 

  (49.32)

dans :

  (49.33)

nous obtenons :

  (49.34)

Posons maintenant (afin d'être à compatible avec les notations d'usage) :

  (49.35)

avec .

QUADRIVECTEUR DÉPLACEMENT

Nous en tirons les relations de "transformation de Lorentz" pour passer des valeurs mesurées par O' et celles mesurées par O et inversement :

  (49.36)

qui ont par ailleurs comme propriété d'être covariantes (se traduisent comme par des relations ayant même structure lors d'un changement de référentiel Galiléen).

Remarque: Si v est beaucoup plus petit que c nous retrouvons la transformation de Galilée.

Nous pouvons aussi écrire les dernières relations sous la forme (le lecteur remarquera que les unités de tous les termes à gauche de l'égalité sont toutes identiques- il s'agit à chaque fois d'une distance!) :

  (49.37)

Nous pouvons alors mettre les transformations de Lorentz des coordonnées et du temps sous la forme matricielle (cf. chapitre d'Algèbre Linéaire) traditionnelle suivante qui définit la "matrice de Lorentz" ou de "matrice de Lorentz-Poincaré":

  (49.38)

et réciproquement :

  (49.39)

ce qui donne :

  (49.40)

sous forme indicielle cela est plus fréquemment noté :

  (49.41)

ce qui sous forme tensorielle s'écrit :

ou   (49.42)

Il s'agit de la forme traditionnelle chez les physiciens de l'expression de changement de référentiel localement inertiel par une transformation de Lorentz.

Remarque: Nous retrouvons le tenseur (la matrice) de transformation de Lorentz dans certains ouvrages sous la forme condensée   voir parfois  ou encore .

Le vecteur :

  (49.43)

est appelé le "quadrivecteur d'espace-temps" ou encore "quadrivecteur déplacement".

Remarquons que puisque :

  (49.44)

la transformation par la matrice conserve donc la norme. En termes, géométriques il s'agit donc d'une isométrie.

INVARIANCE DE L'ÉQUATION D'ONDE

Maintenant que nous avons déterminé les transformations de Lorentz, nous pouvons contrôler si l'équation d'onde est invariante relativement à ces dernières (rappelons que nous avons démontré plus haut qu'elle n'était pas invariante à une transformation Galiléenne).

Partant de la transformation de Lorentz écrite en clair :

  (49.45)

nous calculons les dérivées partielles par rapport à x et t (l'expression après la deuxième égalité ayant été démontrée plus haut dans ce chapitre):

  (49.46)

Ces relations peuvent aussi s'écrire :

  (49.47)

Au carré :

  (49.48)

Dans les équations de Maxwell, ou plutôt dans l'équation de propagation du champ électrique ou magnétique dans le vide, nous avons montré (cf. chapitre d'Électrodynamique) que l'opérateur suivant apparaissait :

  (49.49)

En substituant les expressions différentielles précédentes :

  (49.50)

Nous avons donc bien :

  (49.51)

qui montre qu'une transformation de Lorentz laisse invariant cet opérateur (Jackpot!). Nous avons donc obtenu ce que nous cherchions!

interprétation hypergéometrique

Revenons maintenant à nos transformations de Lorentz. Rappelons que nous nous sommes restreints au cas particulier où les axes d'espaces étaient parallèles (ce qui nous avait amené à définir le terme "transformations de Lorentz pures"). Cette configuration spéciale a une propriété géométrique intéressante dont parfois dont de nombreux ouvrages font usage.

Voyons de quoi il s'agit :

Nous avons vu dans le cadre des transformations de Lorentz des longueurs que nous avions une transformation spéciale (boost) que selon l'axe Ox, ayant pour les autres composantes . Ce qui nous permet tout à fait de réduire la matrice de transformation que nous avions à une matrice plutôt que comme nous l'avions obtenu plus haut :

  (49.52)

Les propriétés A, B, C, D de ses composantes sont telles que :

  (49.53)

La première relation peut être mise en relation avec une des relations remarquables de la trigonométrie hyperbolique (cf. chapitre de Trigonométrie) tel que :

et   (49.54)

la deuxième qu'il existe tel que :

et   (49.55)

Remarque: Le choix du signe "-" pour C et B sont utiles car comme nous avons toujours (de même pour qui est strictement positif) cela nous imposera à la fin des calculs d'avoir . Dès lors, comme et la seule manière pour que C (ainsi que B) puisse être négatif c'est de mettre un "-".

La troisième donne alors la relation d'addition remarquable :

  (49.56)

et donc que nous noterons plus simplement . Ce qui valide les relations :

  (49.57)

Finalement les transformations de Lorentz spéciales de vitesse v suivant l'axe X peuvent aussi s'écrire :

  (49.58)

ce qui nous amène à écrire :

et   (49.59)

La quantité (sans dimensions) est appelée "rapidité" par ceux qui l'utilisent en physique des hautes énergies. Nous nous arrêterons ici en ce qui concerne l'étude géométrique de la relativité restreinte trouvant que cela à de moins en moins d'intérêt de procéder ainsi (bien que ce soit fort sympathique).

QUADRIVECTEUR VITESSE

Nous pouvons de même déterminer les transformations de Lorentz des vitesses. Considérons une particule en mouvement dans un référentiel inertiel O' tel qu'au temps t', ses coordonnées sont x', y', z'. Dès lors, les composantes de la vitesse v' sont :

  (49.60)

Quelles sont alors les composantes dans la vitesse dans O (rappelons que O s'éloigne à vitesse v) ?

A nouveau, nous écrivons :

  (49.61)

Nous pouvons différentier les équations de transformation des composantes que nous avons obtenus avant et ainsi pouvons écrire :

  (49.62)

Dès lors, nous avons :

  (49.63)

et de même :

  (49.64)

et :

  (49.65)

Et comme la vitesse constante du référentiel O' est donné par , nous avons alors :

  (49.66)

et inversement :

  (49.67)

Dans la limite de la mécanique classique, où la vitesse de la lumière était supposée comme instantanée et donc , nous avons :

  (49.68)

qui sont les transformations de Galilée telles que nous les avons vues en mécanique classique.

Comme nous pouvons le voir, les transformations des vitesses ne suivent pas trop la forme de la matrice de Lorentz que nous avions déterminé plus haut pour les coordonnées. Les physiciens, n'aimant pas ce qui est inhomogène, ont cherché à avoir les mêmes transformations pour les deux.

Ainsi, reprenons les relations de transformation des vitesses et récrivons les tels que ci-dessous :

  (49.69)

Ces relations peuvent s'écrire différemment si nous calculons :

  (49.70)

Soit en simplifiant un peu :

  (49.71)

Posons :

  (49.72)

et :

  (49.73)

et :

  (49.74)

Avec cette notation, la relation :

  (49.75)

s'écrit :

  (49.76)

En procédant de même pour chacune des composantes, nous aurons au total :

  (49.77)

et nous avons atteint ici notre objectif d'homogénéisation qui nous permet d'écrire si nous posons :

  (49.78)

ce qui sous forme tensorielle s'écrit :

ou   (49.79)

Le vecteur :

  (49.80)

est quant à lui appelé le "quadrivecteur vitesse".

QUADRIVECTEUR COURANT

Nous avons défini naturellement lors de notre introduction du tenseur du champ électromagnétique (cf. chapitre d'Électrodynamique) le quadrivecteur courant :

  (49.81)

que nous pouvons écrire :

  (49.82)

Dès lors, en considérant comme la densité de charge dans le référentiel propre se déplaçant à la vitesse v par rapport au référentiel O'. Du fait de la contraction des longueurs dans la direction de la vitesse, le volume occupé par une charge donnée sera multipliée par le facteur de sorte que :

  (49.83)

qui n'est d'autre que le "quadrivecteur courant" où nous retrouvons le quadrivecteur vitesse déterminé précédemment.

QUADRIVECTEUR ACCÉLÉRATION

Ayant obtenu précédemment une quadrivecteur vitesse transformable à l'aide de la matrice de Lorentz cherchons aussi l'équivalent pour l'accélération. Le quadrivecteur accélération s'exprime naturellement comme la dérivée par rapport au temps propre de la quadrivitesse tel que:

  (49.84)

Remarque: Attention!! Si le lecteur a compris les développements jusqu'à maintenant, l'accélération que nous cherchons à calculer est celle d'un objet accéléré dans un des référentiels en mouvement relatif par rapport à un autre (ce ne sont donc pas les référentiels qui sont en mouvement accéléré ici!!).

Il faudra d'abord que le lecteur admette (nous le démontrons cependant un peu plus loin) que :

  (49.85)

Dès lors, nous avons :

  (49.86)

Si nous introduisons l'accélération ordinaire nous voyons que :

  (49.87)

alors :

  (49.88)

En utilisant la relation (cf. chapitre de Calcul Vectoriel) :

  (49.89)

nous trouvons que le quadrivecteur accélération peut être écrit :

  (49.90)

Le vecteur :

  (49.91)

est appelé "quadrivecteur accélération" et se transforme donc aussi à l'aide de la matrice de Lorentz.

Nous voyons que si et cette dernière relation se simplifie en :

  (49.92)

Nous retrouvons donc l'accélération classique.

En utilisant la métrique de Minkowski (voir sa définition plus loin), notée calculons la norme du quadrivecteur accélération :

  (49.93)

Remarque: Il faut bien comprendre que quand nous écrivons il s'agit dans ce cas implicitement de la somme du carré des composantes du calcul entre la parenthèse.

Et comme :

  (49.94)

nous rassemblons cela :

  (49.95)

Maintenant, nous développons la somme de la grosse parenthèse qui devient dès lors :

  (49.96)

Nous simplifions :

  (49.97)

d'où :

  (49.98)

Or, nous avons la relation :

  (49.99)

et la propriété du produit vectoriel :

  (49.100)

Ce qui nous donne finalement :

  (49.101)

Imaginons maintenant un objet avec un mouvement relatif uniformément accéléré (accélération constante) dans notre propre référentiel. Si nous supposons notre référentiel fixe, nous avons . Dès lors :

  (49.102)

In extenso, si le mouvement accéléré ne se fait que le long d'une seule composante :

  (49.103)

Or, nous avons aussi :

  (49.104)

Donc finalement, nous pouvons écrire :

  (49.105)

Ce qui après intégration donne :

  (49.106)

Nous voyons que la vitesse u n'atteint jamais c alors que la force est toujours la même!

Nous avons donc :

  (49.107)

ce qui nous donne :

  (49.108)

Après réarrangement, nous écrivons cela :

  (49.109)

Nous sommes bien loin de la relation du mouvement uniformément accéléré que nous avions en mécanique classique. Cependant, pour t proche de zéro, nous retrouvons la relation de la mécanique classique en prenant le développement de Taylor au deuxième ordre de la racine (cf. chapitre Suites Et Séries) :

  (49.110)

Cependant, ceci ne nous donne pas les relations de transformations de composantes de l'accélération sous une forme simple. Voyons donc comment les obtenir.

Rappelons d'abord que nous avions obtenu pour la vitesse :

  (49.111)

Il vient en les différentiant :

  (49.112)

et donc :

  (49.113)

Rappelons maintenant que nous avions démontré que :

  (49.114)

en différenciant il vient :

  (49.115)

d'où finalement :

  (49.116)

et pour les composantes y, z :

  (49.117)

et donc :

  (49.118)

Donc finalement :

  (49.119)

Rappelons que ces relations s'appliquent lorsque les mouvements des référentiels sont de translation uniforme!

Addition relativiste des vitesses

Comme la vitesse de la lumière est une vitesse supposée indépassable nous venons maintenant à nous demander quelle sera alors finalement la vitesse d'un objet lancé à une vitesse proche de celle de la lumière (par exemple...) à partir d'un référentiel se déplaçant lui aussi à une vitesse proche de la lumière (pourquoi pas non plus...). 

Il nous faut alors trouver une relation qui donne la vitesse réelle V à partir de la vitesse de lancement  et de la vitesse de référentiel .

Nous savons que pour l'objet lancé : 

  (49.120)

Comme celui qui est intéressé ne connaît pas la vitesse réelle V, il se doit d'utiliser les transformations de Lorentz. Ainsi, nous savons que :

et nous avons également : 

  (49.122)

d'où :

  (49.123)

Nous savons que  d'où finalement la "loi de compositions des vitesses relativistes" :

  (49.124)

qui est donc la vitesse d'un corps en mouvement dans la référentiel en mouvement par rapport au référentiel au repos (ou autrement dit : vu par le référentiel en mouvement).

Et réciproquement vu de l'autre référentiel en mouvement nous avons en faisant les mêmes développements (avec inversion des signes et des vitesses bien sûr):

  (49.125)

qui est donc la vitesse d'un corps en mouvement dans la référentiel en repos par rapport au référentiel en mouvement (ou autrement dit : vu par le référentiel en mouvement).

VARIATION relativiste des longUeurs

Considérons maintenant que longueur d'un objet est donnée par la distance entre ses deux extrémités A et B. Considérons cet objet AB immobile dans le référentiel O' et orienté selon l'axe O' x'. Sa longueur est donc la distance entre ses deux extrémités :

  (49.126)

Pour l'observateur O, l'objet est en mouvement. Les positions de A et B devraient donc être mesurées simultanément :   

  (49.127)

Il vient donc :

  (49.128)

d'où le résultat remarquable :

  (49.129)

Ainsi, la longueur d'une règle observée dans un référentiel mobile par rapport au référentiel propre de la règle est inférieure à sa longueur propre. Ce phénomène porte le nom de "contraction des longueurs".

variation relativiste du temps

Un événement est un phénomène qui se produit en un endroit donné et à un instant donné. L'origine du temps étant difficile à préciser, nous préfèrerons souvent définir la notion d'intervalle de temps comme le temps qui s'écoule entre 2 événements comme d'habitude.

Considérons maintenant deux événements A et B consécutifs qui se produisent au même endroit x' (!) dans le référentiel en translation. 

Pour l'observateur O', l'intervalle de temps est simplement :

  (49.130)

Pour mesurer cet intervalle, l'observateur O dans le référentiel fixe, doit aussi imposer que x' est commun aux 2 événements :

  (49.131)

d'où le résultat remarquable ci-dessous : 

  (49.132)

Donc l'observateur O mesure un intervalle de temps d'autant plus grand que le référentiel dans lequel se déroule le phénomène se déplace rapidement. Le temps dans le référentiel mobile semble comme dilaté par rapport à celui en vigueur dans le référentiel fixe.

Variation relativiste de la masse

Bon d'abord attention le titre est abusif par tradition! Nous verrons plus loin pourquoi.

En attendant, imaginons une collision frontale entre deux objets identiques (1), (2) ayant dans le référentiel des vitesses égales mais opposées. Nous supposerons que cette collision est élastique, c'est-à-dire que l'énergie cinétique et la quantité de mouvement sont conservées. Avant le choc, les composantes des vitesses des objets (1) et (2) sont :

  (49.133)

comme indiqué ci-dessous :

  (49.134)

Après le choc nous avons :

  (49.135)

Maintenant, plaçons nous dans un référentiel R qui se déplace par rapport à avec la vitesse suivant Ox, les composantes des vitesses sont avant choc :

  (49.136)

et après le choc :

  (49.137)

Nous avons donc trivialement :

  (49.138)

mais en appliquant la loi de composition des vitesses démontrée plus haut :

  (49.139)

pour les composantes de l'axe horizontal nous avons :

  (49.140)

et pour le mouvement vertical, nous avons vu plus haut que :

  (49.141)

Ainsi il vient :

  (49.142)

En passant de à R, la composant suivant y de la quantité de mouvement total doit rester nulle (comme c'était le cas dans R initialement). Or :

  (49.143)

Pour sortir de cette impasse, il faut admettre que les masses respectivement des objets (1) et (2) ne peuvent être identiques dans R. Alors cela nous amène à imposer :

  (49.144)

entraîne :

  (49.145)

Dans R, les normes des vitesses des deux objets sont :

  (49.146)

La dernière relation peut s'écrire :

  (49.147)

de sorte que :

  (49.148)

où nous avons posé :

  (49.149)

Nous trouvons ainsi :

  (49.150)

Nous poserons maintenant :

  (49.151)

où est évidemment la masse au repos de l'un ou l'autre des objets identiques (1) et (2).

Le raisonnement que nous venons de faire sur un exemple simple, montre que l'inertie (et non la masse!) d'un objet semble dépendre de sa vitesse v dans un référentiel donné. Au fait, pour être plus exact, c'est le facteur de Michelson-Morley qui varie et non pas la masse en elle même car celle-ci est un invariant relativiste!

D'une façon générale, étant la "masse au repos" :

  (49.152)

Ainsi, le facteur de Michelson-Morley tend vers l'infini lorsque la vitesse tend vers la vitesse c de la lumière dans le vide. C'est une raison supplémentaire pour affirmer que c est la limite supérieur assignée à la vitesse de tout objet matériel, ce qui est conforme à la fois à l'expérience et aux conséquences déjà formulées de la transformation de Lorentz.

Équivalence masse-énergie

Sous l'action d'une force F, la vitesse d'une masse m augmente ou diminue sur chaque portion de la trajectoire. Le travail de la composante  peut s'interpréter alors en énergie cinétique _.. 

Dans la théorie relativiste, la masse varie avec la vitesse, donc:

  (49.153)

L'intégration par partie (cf. chapitre de Calcul Différentiel Et Intégral) :

  (49.154)

nous donne :

    (49.155)

Le gain d'énergie cinétique d'une particule peut donc être considéré comme gain de sa masse. Puisque  est la masse au repos, la quantité  est appelée "énergie au repos" de la particule.

Nous avons donc :

  (49.156)

où  représente l'énergie de mouvement. 

La somme :

  (49.157)

représente donc l'énergie totale E de la particule en absence de champ de potentiel. Ce qui nous amène à écrire :

    (49.158)

LAGRANGIEN RELATIVISTE

Les développements suivants vont nous permettre dans l'étude de l'électrodynamique (si ce chapitre n'a pas encore été lu), de déterminer l'expression du tenseur du champ électromagnétique ainsi qu'en physique quantique relativiste de déterminer l'équation de Klein-Gordon avec champ magnétique. Il faut donc bien lire ce qui va suivre.

En relativité, nous voulons donc que les équations du mouvement aient la même forme dans tous les référentiels inertiels. Pour cela, il faut que l'action S (cf. chapitre de Mécanique Analytique) soit donc invariante par rapport aux transformations de Lorentz. Guidés par ce principe, essayons d'obtenir l'action d'une particule libre. Supposons que l'action soit dans le référentiel :

  (49.159)

Remarques:

R1. Le choix du signe moins deviendra évident lors de notre étude de l'électrodynamique.

R2. La notation au lieu de L pour le lagrangien permet simplement de mettre en évidence qu'il s'agit d'un cas d'étude ou le système est libre. Cette distinction de notation sera utile lors de notre étude de la relativité générale et de la détermination du tenseur du champ électromagnétique.

R3. Nous somme pas censés savoir à quel type de masse nous avons affaire (masse au repos ou inertielle) d'où le fait que dans l'ignorance nous travaillerons avec la masse inertielle m quitte à corriger cette hypothèse plus loin.

Et rappelons que :

  (49.160)

Dans le référentiel O, nous avons alors "l'action invariant de Lorentz":

  (49.161)

Donc selon notre hypothèse initiale, nous avons pour le lagrangien relativiste (en l'absence de champ de potentiel donc... puisque le système est "libre") :

  (49.162)

Dans l'approximation non-relativiste , nous avons selon le développement de MacLaurin :

  (49.163)

Nous retrouvons donc le lagrangien habituel d'un système libre en mouvement mais plus une constante qui n'affecte cependant pas les équations du mouvement que nous obtenons en mécanique classique mais qui nous sera absolument nécessaire en électrodynamique.

Rappelons maintenant que le moment généralisé (cf. chapitre de Mécanique Analytique) est défini par :

  (49.164)

Nous allons voir maintenant que cette définition n'est pas fortuite. Effectivement :

  (49.165)

L'hamiltonien (cf. chapitre de Mécanique Analytique) vaut :

  (49.166)

ce qui donne  :

  (49.167)

L'hamiltonien est dans ce cas égal à l'énergie totale de la particule. Son expression nous amène à finalement à changer un peu notre hypothèse initiale et finalement à écrire au lieu de m dans l'expression de l'action S.

Ainsi nous avons finalement :

  (49.168)

et :

  (49.169)

Dans l'approximation non relativiste , devient avec un développement de MacLaurin (cf. chapitre sur les Suites Et Séries):

  (49.170)

Nous reconnaissons l'énergie cinétique usuelle, plus une constante : l'énergie au repos. Ce qui correspond bien aux calculs que nous avions fait avant où nous avons obtenu :

  (49.171)

Quantité de mouvement relativiste

L'énergie totale E et la quantité de mouvement  d'une particule peuvent donc prendre n'importe quelle valeur positive (si la vitesse tend vers la valeur limite c, la masse s'adapte pour que le produit  ne soit pas borné).

Dans l'expression de E , nous pouvons remplacer la vitesse  par une fonction de :

  (49.172)

introduit dans :

    (49.173)

nous avons :

  (49.174)

d'où (nous reviendrons sur cette relation de la plus haute importance lors de notre démonstration de la relation d'Einstein) :

  (49.175)

Nous n'avons pas gardé la partie négative de l'égalité précédente car elle n'a aucun sens en physique classique. Cependant, lorsque nous étudierons la physique quantique relativiste, il s'avérera indispensable de la préserver sinon quoi nous arriverons à des absurdités.

Cependant, nous pouvons bien évidemment écrire cette dernière relation aussi sous la forme :

  (49.176)

ou encore (beurk!) :

  (49.177)

En d'autres termes, l'énergie totale d'une particule en mouvement est égale à son énergie de masse additionnée par son énergie cinétique (rien de fondamentalement nouveau).

Cette relation présente deux cas limite où nous pouvons réduire la formule :

C1. Pour une particule au repos (p=0), nous pouvons réduire l'expression à (en omettant l'énergie négative...pour l'instant).

C2. Nous pouvons appliquer l'équation à une particule sans masse de manière à éliminer le premier terme ce qui nous donne alors .Un photon, par exemple, à une masse nulle au repos mais il n'est jamais au repos... Par définition, c'est un quantum d'énergie, son énergie cinétique n'est donc jamais nulle et il a donc un masse correspondant à son énergie cinétique. Ainsi, une particule de masse nulle au repos se déplace à la vitesse de la lumière, quel que soit le référentiel choisi! A l'inverse, une particule ayant une masse au repos non-nulle ne pourra jamais atteindre la vitesse de la lumière dans aucun référentiel.

Remarques:

R1. Comme nous le démontrerons plus loin (voir la "relation d'Einstein"), à partir de la définition de la loi de Planck, nous pourrons écrire

R2. La masse du photon peut difficilement être non nulle! Effectivement, la théorie quantique serait alors dans le cas contraire fausse. Or, elle n'a jamais été mise à défaut à ce jour (cf. chapitre de Physique Quantique Ondulatoire). On aurait également un léger changement sur la loi des forces électrostatiques et gravitationnel selon le potentiel de Yukawa (cf. chapitre de Physique Quantique Des Champs) et cela se remarquerait.

Cherchons maintenant les relations entre p et p' ainsi qu'entre E et E', pour qu'il soit possible à O' d'écrire :

  (49.178)

Nous commençons alors à nous débarrasser de la racine carrée:

  (49.179)

Si O écrit : 

  (49.180)

O' doit pouvoir écrire :

  (49.181)

Nous avons donc : 

  (49.182)

Si nous comparons : 

, ,  et   (49.183)

nous obtenons des expressions exactement semblables à celles utilisées pour les transformations de Lorentz des composantes spatiales et temporelles. Nous pouvons alors écrire, par similitude, que les transformations pour la quantité de mouvement et l'énergie sont dès lors données par :

  (49.184)

À nouveau, si nous prenons :

     (49.185)

toujours avec .

Nous avons dès lors en exprimant toutes les relations précédentes de transformation dans les mêmes unités en se souvent que :

  (49.186)

Nous pouvons alors définir un matrice telle que:

  (49.187)

où nous retrouvons la "matrice de Lorentz" ou "tenseur symétrique de Lorentz" .

Le vecteur :

  (49.188)

est quant à lui, appelé le "quadrivecteur d'énergie-impulsion". Son utilité est que sa valeur est conservée, lors d'une réaction nucléaire. Si nous additionnons ces vecteurs sur toutes les particules (sans oublier les photons) avant et après la réaction, nous trouve les mêmes sommes pour les 4 composantes.

Remarques:

R1. La transformation inverse étant effectuée bien évidemment avec la matrice inverse que nous avons déjà exposée plus haut.

R2. Nous utilisons en optique relativises le quadrivecteur , où est la pulsation de l'onde et le vecteur d'onde (cf. chapitre de Mécanique Ondulatoire ou Optique Ondulatoire). Ce quadrivecteur est l'équivalent pour une onde électromagnétique du quadrivecteur pour une particule, multiplié par la constant de Planck . En effet, la dualité onde-corpusccule (cf. chapitre de Physique Quantique Ondulatoire) attribue à une onde une énergie :

  (49.189)

et une quantité de mouvement dont la norme est :

  (49.190)

RELATION D'EINSTEIN

Suivant le principe de relativité, nous souhaitons que la relation entre la quantité de mouvement et l'énergie d'une onde électromagnétique s'écrive de la même manière pour deux observateurs d'inertie en translation l'un par rapport à l'autre:

Si O écrit :

  (49.191)

alors O' doit pouvoir écrire :

  (49.192)

Reprenons la première relation ci-dessus et mettons-la au carré sans oublier que le photon à une masse nulle . Alors :

  (49.193)

et comme :

  (49.194)

Étant donnée connue la relation de Planck (définie en thermodynamique) :

nous  sommes amenés à écrire la fameuse "relation d'Einstein" que nous retrouverons très souvent en physique quantique ainsi qu'en thermodynamique :

  (49.195)

FORCE RELATIVISTE

Suivant le principe de la relativité, nous voulons que la relation entre la force et la quantité de mouvement s'écrive de la même manière par deux observateurs d'inertie en translation l'un par rapport à l'autre:

Ainsi, si O écrit :

  (49.196)

O' doit pouvoir écrire :

  (49.197)

La relation entre  est assez compliquée dans le cas général. Nous nous limiterons ici au cas particulier où un corps est momentanément immobile dans O' et où donc l'observateur O' ne tiendra compte que de la force  qu'il applique. Il l'appellera par ailleurs "force propre", car il n'a pas à se préoccuper d'autres forces (comme une force centrifuge, par exemple).

Il faut substituer p' et t' par p et t dans :

  (49.198)

Puisque :

  (49.199)

nous aurons :

  (49.200)

Nous avons par ailleurs vu que :

  (49.201)

Il reste donc :

  (49.202)

La composante de la force est donc invariable dans la direction du déplacement.

Pour les directions y, z perpendiculaires au déplacement:

 et   (49.203)

En résumé:

  (49.204)

Cependant, pour passer d'un référentiel à un autre, il vaut mieux utiliser le "quadrivecteur force" défini comme la dérivée du quadrivecteur impulsion par rapport au temps propre :

  (49.205)

Effectivement, rappelons que :

  (49.206)

éLéCTRODYNAMIQUE RELATIVISTE

Avec un spectromètre de masse, nous établissons que le rapport m/q de la masse m d'une particule par sa charge électrique q varie de la même manière que la masse m lorsque la vitesse v de la particule varie :

  (49.207)

Ainsi, il vient que :

  (49.208)

La charge d'une particule est donc indépendante de sa vitesse comme nous l'avons démontré dans la section d'électromagnétisme (cf. chapitre d'Électrodynamique) lors de la détermination de l'équation de conservation de la charge.

Considérons maintenant deux charges q et Q immobiles dans le référentiel O' en translation à vitesse v par rapport à O :

  (49.209)

Nous allons nous restreindre au cas où la vitesse est parallèle à l'axe X :

La charge Q est placée en O' et elle est donc immobile pour O' . L'observateur O'   conclut qu'une force électrostatique :

    (49.210)

agit donc sur la charge témoin q placée en .

  (49.211)

L'observateur O voit également un champ électrostatique  en , mais il voit aussi que Q est en mouvement selon l'axe X. Il en déduit donc l'existence d'un champ magnétique  en  orienté dans le plan YZ :

  (49.212)

Il mesure donc la force (cf. chapitre de Magnétostatique) de Lorentz (supposée connue) : 

  (49.213)

Mais :

  (49.214)

Donc :

  (49.215)

Nous avons vu maintenant:

  (49.216)

La comparaison des expressions ci-dessus donne les transformations relativistes du champ électrique :

  (49.217)

Comme pour la transformation de Lorentz des composantes spatiales et temporelles, nous avons obtenu les transformations inverses en échangeant les champs et en considérant que O' voit O reculer (nous remplaçons donc v par -v).

Pour obtenir les transformations du champ magnétique nous procédons comme ci-dessous:

  (49.218)

Après quelques petites manipulations d'algèbre très élémentaire, nous obtenons :

  (49.219)

Nous faisons identiquement:

  (49.220)

Après encore une fois quelques petites manipulations d'algèbre très élémentaire, nous obtenons :

  (49.221)

et ainsi de suite. Nous obtenons finalement :

  (49.222)

Etudions maintenant le comportant du champ électromagnétique d'une charge en mouvement :

Soient deux référentiels parallèles O et O', en translation à vitesse constante v selon l'axe XX' :

  (49.223)

où une charge immobile Q est placée en O'. 

Il est clair alors que l'observateur O mesure  partout et qu'au point P du plan X 'Y ', en  il mesure le champ électrostatique :

  (49.224)

Si l'observateur O est informé des valeurs de et de , il peut les introduire dans les transformées relativistes donnant le champ électrique  qu'il observe:

  (49.225)

Pour écrire une expression du champ au point P, l'observateur O doit déterminer, à un instant t de son temps local, les composantes du vecteur qui sépare le point P de la charge Q (en sommant les vecteurs positions de ces deux derniers points matériels).

Les coordonnées du point P et de la charge Q qu'il voit dans le plan XYZ sont données par les transformations de Lorentz habituelles :

 et   (49.226)

Il en déduit donc facilement, par sommation les distances x,y.

Une autre méthode, plus simple, est que étant donné que la composante x est une longueur, elle subit donc les transformations de Lorentz et :

  (49.227)

Car rappelons-le:

 et   (49.228)

La transformée relativiste du champ électrique donne alors:

  (49.229)

et :

  (49.230)

Écrit sous forme vectorielle :

  (49.231)

Il nous faut encore déterminer exprimer r' en fonction de r :

  (49.232)

car (théorème de Pythagore) :

  (49.233)

L'écriture se simplifie si nous utilisons l'angle formé par le vecteur champ électrique et l'axe X. Nous notons alors   dans O' et  dans O les angles données par :

  et   (49.234)

avec  à cause de la dilatation des longueurs selon l'axe X.

Nous élimine y avec :

  (49.235)

Ainsi, le champ électrique  que voit O est donné par :

  (49.236)

Le facteur contenant  montre que le champ électrique  d'une charge en mouvement n'a plus la symétrie sphérique. Il dépend de la direction du vecteur .

A distance égales, le champ électrique est plus intense dans la direction verticale à celle du déplacement ()  que dans la direction du déplacement de la charge ().

Si v=0, nous retrouvons par ailleurs l'expression classique et connue: 

  (49.237)

Remarque: Rappelons que nous avons effectué (et continuons dans ce sens) ici une étude d'une charge en mouvement rectiligne uniforme, c'est-à-dire à vitesse constante.

Pour trouver maintenant l'expression du champ magnétique , nous introduisons :

 et

 et  
  (49.238)

dans:

  (49.239)

Nous obtenons dès lors:

  (49.240)

qui sont les composantes de :

  (49.241)

Pour connaître  en fonction de , nous substituons l'expression obtenue pour

  (49.242)

Dans le cas où la vitesse est faible, le terme relativiste tend vers 1 et le champ d'une charge Q se déplaçant à la vitesse v devient:

  (49.243)

car comme nous l'avons dans le chapitre d'Électrodynamique :

Remarques:

R1. En chaque endroit, les lignes du champ  sont contenues dans un plan perpendiculaire à la direction de déplacement de la charge Q (produit vectoriel oblige)

R2. Si la charge en mouvement est vue comme un dQ attaché au point O', nous pouvons interpréter son déplacement à vitesse v comme un courant I en un point du référentiel O où se trouve O'. Ainsi :

  (49.244)

Cette dernière relation est connue sous le nom de la "loi de Biot et Savart" et nous la retrouverons au début de la section traitant de l'électromagnétisme. Cet état de fait, valide encore le modèle relativiste.

TRANSFORMATION DU TENSEUR DE CHAMP

Nous avons vu et démontré dans le chapitre d'Électrodynamique que l'ensemble du champ électromagnétique se résumait au tenseur du même nom. Il serait alors bon de regarder comment se transforme ce tenseur et s'il le fait correctement relativement aux résultats obtenus plus hauts.

Considérons la transformation (où le tenseur du champ électromagnétique est en unités naturelles!!!) :

  (49.245)

Avec :

  (49.246)

Prenons, par exemple, la vitesse parallèle à l'axe x, alors nous avons démontré plus haut que :

  (49.247)

Soit, donc :

  (49.248)

Nous calculons les transformées (ce rappeler que le tenseur du champ électromagnétique est antisymétrique!) :

  (49.249)

Nous en déduisons donc, pour le champ électrique (ce qui correspond parfait à ce que nous avions obtenu plus haut) :

  (49.250)

Nous faisons un second calcul pour la composante perpendiculaire :

  (49.251)

d'où :

  (49.252)

ce qui correspond à nouveau parfaitement à ce que nous avions obtenu plus haut (en unités naturelles, ne pas oublier que nous avons alors ) !

La vérification se fait de même pour le champ magnétique :

  (49.253)

et :

  (49.254)

ce qui donne :

  (49.255)

etc.

Espace-temps de Minkowski

Nous avons démontré plus haut que:

  (49.256)

Écrivons cela sous la forme :

  (49.257)

Multiplions les deux membres par :

    (49.258)

ce qui nous donne :

  (49.259)

Si , l'équation s'annule :

  (49.260)

Ce résultat traduit, que les dimensions d'espace et de temps sont comme arrêtées dans le référentiel relativiste, car la vitesse relative de l'objet est égale à celle de la lumière!

Imaginons maintenant qu'un faisceau lumineux soit émis à l'instant et se propage depuis l'origine du référentiel. Nous savons que dans l'espace-temps (application du théorème de Pythagore dans l'espace euclidien à trois dimensions) la distance parcoure par le photon lumineux est :

  (49.261)

En changeant t de membre et en portant le tout au carré pour supprimer la racine, nous obtenons :

  (49.262)

Remarque: Nous pouvons assimiler cette équation à la représentation d'un front d'onde sphérique d'une onde lumineuse se propageant à la vitesse de la lumière (voir l'équation d'une sphère centrée à l'origine dans le chapitre de Géométrie Analytique).

Considérons maintenant deux événements de coordonnées  et  et pour éviter la confusion changeons de lettre . Nous pouvons dès lors écrire l'intervalle spatio-temporel tel quel :

  (49.263)

En passant à la limite, nous obtenons la forme quadratique :

    (49.264)

qui à la même forme et même valeur quelque soit le référentiel considéré. L'intervalle infinitésimal d'espace-temps entre deux événements infiniment voisions est donc un invariant relativiste que nous appelons souvent "abscisse curviligne d'espace-temps", c'est l'intervalle d'espace-temps où, comme le dit simplement Einstein, le "carré de la distance".... Le fait que cette grandeur puisse être positive, négative (!) ou nulle est liée au caractère absolu de la vitesse de la lumière (nous y reviendrons juste après).

Nous pouvons aussi maintenant nous intéresser au caractère relativiste de cette métrique. Si elle est invariante, c'est qu'elle doit aussi l'être par les transformations de Lorentz. Nous disons alors que "la métrique est invariante par transformation de Lorentz". Une telle transformation peut être trouvée en s'inspirant de celle utilisée pour le tenseur du champ électromagnétique (voir plus haut). Le lecteur vérifiera sans peine en s'inspirant de l'exemple détaillé du champ électromagnétique que pour le tenseur métrique, nous avons la relation :

  (49.265)

L'abscisse curviligne peut s'exprimer aussi par la norme du quadrivecteur déplacement que nous avions défini plus comme étant . Effectivement, la norme (cf. chapitre de Calcul Tensoriel) s'écrit en descendant les indices à l'aide de la "métrique de Minkowski" ou "métrique pseudo-riemannienne" :

  (49.266)

avec par définition (nous reviendrons là-dessus dans les détails au début de notre étude de la relativité générale) :

  (49.267)

Si nous mettons les deux relations suivantes en correspondance :

 et   (49.268)

nous avons alors  lorsque que les deux événements sont reliés à la vitesse de la lumière. 

De plus, si nous posons  nous pouvons alors écrire :

  (49.269)

Ceci n'est rien d'autre que l'équation d'un cône (cf. chapitre de Géométrique Analytique) d'axe d'ordonnée ... le fameux "cône d'Univers" (sur lequel nous consacrons une étude plus loin). Tout événement est donc par extension dans ce cône et l'évolution de tout système peut donc y être décrit (par sa position spatiale et temporelle), par ce que nous appelons sa "ligne d'Univers". La ligne d'Univers d'une particule est donc la séquence d'événements qu'elle occupe durant sa vie.

quadrivecteurs

Nous venons de définir ce qu'était la métrique de Minkowski, nous pouvons maintenant définir correctement le concept de quadrivecteur que nous avons déjà abordé sans toutefois toujours savoir ce que l'on faisait.

Définition: Dans un espace à quatre dimensions de type Minkowski, quatre grandeurs (peu importe l'ordre des termes pour cette définition ou que les indices soient des chiffres ou des lettres correspondant aux quatre composantes spatio-temporelles) forment un quadrivecteur covariant si elles se transforment suivant la transformation de Lorentz :

  (49.270)

La pseudo-norme d'un quadrivecteur dans un espace de Minkowski à métrique est alors :

  (49.271)

où nous voyons que le quadrivecteur multiplié contravariant multiplié par la métrique redonne le quadrivecteur covariant.

La quantité suivante étant invariante par changement de référentiel Galiléen comme nous l'avons vu presque tout au début de ce chapitre :

  (49.272)

Cette propriété d'invariance par changement de référentiel Galiléen des quadrivecteurs est leur propriété principale. Ainsi deux observateurs en mouvement relatif uniforme l'un par rapport à l'autre doivent pour comparer les résultats d'une même mesure utiliser la norme des quadrivecteurs. De même, les lois qu'ils cherchent à déterminer pour être les plus générales possibles doivent utiliser ces quantités invariantes!

Nous pouvons par ailleurs aussi écrire la norme sous la forme :

  (49.273)

et les quadrivecteurs sous la forme :

  (49.274)

cône d'univers

La topologie du cône de lumière trouve son origine dans les relations d'antériorité et postériorité des événements relativistes, ce qui permet de faire la distinction entre un événement dans le passé d'un autre ou dans le futur de celui-ci.

Les cônes de lumière ont pour objectif principal dans les ouvrages de vulgarisation de la physique théorique de schématiser l'histoire d'impulsions lumineuses émises en un point de l'espace où peuvent régner certaines conditions. Les points sont représentés dans l'espace par une série d'instantanés à divers instants ,etc. (voir figure ci-dessous), le front d'onde sphérique de la lumière grossissant dans l'espace. Dans l'espace-temps, le même événement (en bas sur la figure) est représenté par un "cône de lumière", dont le sommet est le point d'émission.

Sur une feuille de papier, nous devons supprimer l'une des dimensions spatiales. Les axes spatiaux sont dessinés dans le plan horizontal et l'axe temporel dirigé vers le haut. Les sections du cône aux instants  correspondant aux instantanés de la représentation spatiale : les fronts d'ondes à deux dimensions sont des cercles dont le rayon est celui du front d'onde sphérique à l'instant considéré. Le cône de lumière montre un seul diagramme de l'histoire continue du front d'onde d'un signal lumineux.

  (49.275)

Plus rigoureusement, les "instantanés" dont il a été fait mention plus haut sont appelés des "événements ponctuels" et ceux-ci apparaissent instantanés (approximation reposée sur l'optique géométrique) à tout observateur capable de les voir. Une collision entre deux particules ponctuelles fournit un exemple d'événement ponctuel. Il est tout à fait possible qu'un événement instantané non ponctuel apparaisse instantané à un certain observateur mais, à cause de la vitesse de propagation finie de la lumière, non instantané à un autre observateur.

Définitions:

D1. Nous disons par définition que deux événements ponctuels occupent le même point d'espace-temps s'ils apparaissent simultanés à tout observateur capable des les voir. 

D2. L'ensemble M de tous les points de l'espace-temps est appelé "l'espace-temps".

D3. La frontière définie par le cône d'Univers est appelée "horizon cosmologique"

Rappelons que si aucune force n'agit sur une particule ponctuelle, nous la qualifions "d'inertielle" ou de "libre". Nous disons également qu'elle est en "mouvement inertiel".

Étant donné le point p, N(p) est une structure géométrique absolue, indépendante de l'observateur. Sa composante future sera notée ; sa composante passée et elle sera représentée par le cône suivant :

 
  (49.276)

Effectivement, rappelons que l'équation de Minkowski est invariante puisque :

  (49.277)

Rapporté à trois paramètres (nous enlevons une dimension spatiale) nous avons, si les événements ponctuels sont reliés à la vitesse de la lumière (voir plus haut) :

  (49.278)

Ce que nous pouvons aussi écrire sous la forme :

  (49.279)

à comparer avec l'équation d'un cône (cf. chapitre de Géométrie Analytique) :

  (49.280)

lorsque nous posons c=1 (ce qui est fréquent en physique théorique comme nous en avons déjà fait mention de nombreuses fois).

Donc l'équation de Minkowski peut donc bien être représentée par un cône.

Remarque: Si nous gardons les trois paramètres spatiaux et l'intervalle de temps constant, le lecteur remarquera certainement que nous tomberions non plus sur l'équation d'un cône mais sur celle d'une sphère. Il s'agit de la "sphère céleste" où à un instant donné, à sa surface, se créent de multiples cônes de lumière.

La ligne d'univers de tout observateur qui occupe instantanément p et dont la ligne d'univers passe donc par p lui-même, est contenue à l'intérieur de N(p) définit par un point unique sur sa sphère céleste (celle qui est donc décrite par le vecteur d'information - qu'est le photon - dans toutes les directions de l'espace). Cela veut dire qu'il peut y avoir, in extenso, autant de rayons nuls (foyers des cônes) passant par p que de points sur une sphère.

L'exemple suivant paraîtra plus évident :

  (49.281)

Comme illustré sur la figure ci-dessus, un événement lumineux au point O de l'espace-temps produit un faisceau de photons, tous dans le cône nul du futur O, (ces photons ont été émis par des atomes dans des états de mouvement variés, dont les lignes d'univers l  et l' passent par O, mais sont entièrement contenues à l'intérieur de ). La ligne d'univers n peut seulement être décrite par une particule se mouvant à la vitesse de la lumière car elle définit la frontière du cône (nous disons alors que la ligne d'Univers est "du genre lumière").

Remarque: La représentation des lignes d'Univers dans la partie inférieur (cône renversé) vient du fait qu'un événement peut également avoir un passé... donc le schéma généralise l'exemple particulier.

Soit  la ligne d'univers d'un personnage P immobile (d'où la verticalité de sa ligne d'Univers sur la figure ci-dessus) et n celle d'un rayon lumineux ayant pour origine O. Tous deux résident dans l'espace à quatre dimensions et ils se coupent selon un point unique P. Les points O et P se situent sur un rayon nul (d'un future cône), n, de .  En P, le personnage P voit un flash soudain dans la direction définie par n, pour lui la direction de l'événement lumineux (décrite uniquement par sa vitesse donc, ainsi une ligne d'univers d'une particule inertielle peut être décrite uniquement par le temps et sa vitesse).

Un atome dont la ligne d'Univers coupe n au point Q, absorbe un photon de l'événement lumineux O et réémet peu de temps après un faisceau de photons. Ceux-ci forment alors à leur tour des rayons nuls dans , mais seuls ceux de direction n atteindront le personnage P et seront vus par lui au point P.

Si P se trouve à l'intérieur de N(O), le cône nul de O, nous dirons que sa ligne d'Univers est de "genre temps". Dans ce cas, O et P sont situés sur la ligne d'Univers d'un observateur ou d'une particule massive. Il existe bien évidemment deux types de déplacements de genre temps :

1. Si P est dans le futur de O (selon un observateur dont la ligne d'univers passe par O et P), nous dirons que P "pointe vers le futur"

2. Dans le cas contraire, nous dirons bien entendu qu'il "pointe vers le passé". 

Si P se situe sur N(O), nous dirons alors qu'il est "nul" et P n'est ni nul ni de genre temps, alors P se situe à l'extérieur de N(O). Nous disons alors que qu'il est de "genre espace" :

  (49.282)

Cela se traduit mathématiquement par en se rappelant (voir plus haute) que:

  (49.283)

D1. : la ligne d'univers est donc de "type lumière" et c'est elle qui décrit la surface du cône par définition (selon ce que nous avons démontré précédemment et quelque soit le choix de la métrique) soit que:

  (49.284)

ce qui est le cas d'un photo de lumière (d'où le nom...).

D2. : nous disons alors que la ligne d'univers est de "type espace" soit que:

  (49.285)

Deux événements qui ont lieu simultanément mais à des lieux différents sont donc de type espace.

D3. : nous disons alors que l'intervalle ou la ligne d'univers sont de "type temps" soit que:

  (49.286)

  (49.287)

D4. Une "ligne causale" est une ligne de genre lumière ou temps qui est toujours orientée vers le futur.

Revenons à nos équations après ce petit interlude... les équations conduisent donc à faire plusieurs observations. Ainsi, dans l'Univers euclidien à quatre dimensions de Minkowski, les trajectoires des objets dans l'espace-temps sont toujours des droites. Effectivement, l'exemple trivial consiste à considérer que l'objet reste au repos, seul le temps continue alors à s'écouler. Nous avons dès lors:

  (49.288)

en posant  , cela nous nous donne :

  (49.289)

donc :

      (49.290)

et aussi :

  (49.291)

La primitive étant (constante d'intégration nulle):

  (49.292)

qui est bien une droite et représente donc la ligne d'Univers de l'objet considéré dans le cône d'Univers. Nous pouvons aussi observer aussi que dans ce cas, l'évolution du phénomène est purement temporelle quand l'intervalle est positif (ce qui appuie ce que nous avions dit tout à l'heure).

Remarques:

R1. Si la vitesse de la lumière est infinie nous retrouvons le cas particulier de l'univers newtonien, où un phénomène peut instantanément se produire en dehors de tout lien de causalité (nous disons alors que l'effet à lieu avant la cause). Le temps y est absolu et il n'existe pas d'horizon cosmologique car le cône à une ouverture maximale (angle droit).

R2. Si nous posons que la vitesse de lumière est égale à l'unité, comme nous l'avons fait, l'axe des ordonnées du cône est dit "axe purement temporel".

R3. Il faut comprendre par soi-même que l'Univers a son propre cône d'Univers (cône... si l'espace est de type Minkowskien bien sûr...).

Enfin, indiquons que la théorie de la relativité restreinte, au même titre que celle de la relativité générale, n'impose pas un nombre de dimensions spatiles données pour rester consistante: ce qui est dommage pour les physiciens théoriciens qui souhaiteraient une théorie qui s'impose à elle-même une nombre fini de dimensions pour rester consistante (ce que par contre la théorie des cordes fait avec 25 dimensions... et celle des supercordes avec 11).