| Born Rigidity, Acceleration, and Inertia |
在物理学里，理想刚体（rigid body）是一种有限尺寸，可以忽略形变的固体。不论是否感受到外力，在刚体内部，质点与质点之间的距离都不会改变。根据相对论，这种物体不可能实际存在，但物体通常可以假定为完美刚体，前提是必须满足运动速度超小于光速的条件。在经典力学里，刚体通常被视为连续质量分布体；在量子力学里，刚体被视为一群粒子的聚集。例如，分子（由假定为质点的电子与核子组成）时常会被视为刚体（请参阅条目分子的分类为刚性转子）。
以上来自维基
http://tieba.baidu.com/p/1810706956?pn=2#23687205009l
问题1：相对论与刚体有关系吗？假如有，这是一个什么样的刚体？
问题2：光（电磁波）在刚体中是如何传播的？
问题3：能量（力）在刚体中是如何传播的？
问题4：声音在刚体中是如何传播的？
问题5：长度为1光年的刚体“超光速”问题？
问题6：......
没有加速度，经典力学的刚体模型就不会出问题，
不过也就没有任何存在的价值了
狭义相对论里的刚体
2009-07-29 21:42:16来自: cmp0xff不小心(添加签名档)
关于旋转系里面时空结构改变的解释里面，很经典的是一片二维的刚体，绕一根垂直于它表面的定轴旋转。那么以轴和刚体的交点为原点任选一个惯性系S(也就是站在刚体外面观察刚体)，刚体径向的长度度量是不变的(径向速度为0)，而切向的长度度量发生洛仑兹收缩(切向速度为omega*r)，因而在刚体上任意取一个“圆周”，其周长与半径之比小于2*PI。
因此这个刚体的“形状”发生了改变。那么这个刚体的“刚性”表现在哪里呢？如果真的有这样一个盘子，让它高速旋转起来，盘子的物质结构又会发生什么变化呢？ 喜欢
2009-07-29 22:53:57 捕.风 Sophy (这是病，得治。)
你看盘子的时候是在两个不同状态下看的吧。
一个是盘子静止的时候，一个是盘子旋转的时候。在这两个状态切换的时候才有洛伦茨变换。单独考虑它在其中一个状态的时候，它还是刚性的呀。
下面一个问题让我想到另一个问题，我们讨论物质结构的时候，究竟是应该站在那个参考系来考量呢？如果想对盘子静止的话，它就没有改变了吧。
呵呵，程度尚浅，不知道对不对，等待牛牛解答。
2009-07-30 07:20:14 cmp0xff不小心 (添加签名档) @捕风
如果考虑盘子从静止缓慢加速，那么就有“非刚性”的“形变”了吧。
呃这里我的结论发生了一些问题，ms不是小于2*PI而是大于2*PI，jiong
2009-07-30 13:38:24 捕.风 Sophy (这是病，得治。)
嗯，的确在加速的过程中是“形变”了，不过想问一下刚体的刚性定义是在什么情况下“任意两个点的距离不变”呢？
ms是指在受力的情况下吧。若是考虑相对论效应的情况下，任何物质都不能保持“形状不变”吧。呵呵，我也不是很清楚。
2009-07-30 14:01:43 [已注销]
相对论情况下就不存在刚体这个模型。。。
想想看如果真的存在刚体的话
那么你随意找个点a作用下b马上就会有反映了。。。
超距作用就达成了。。。
2009-07-30 14:53:36 cmp0xff不小心 (添加签名档) @Γει|ωЭ>
爱因斯坦爷爷写的《相对论》一书里面提到了我说的(包含“刚体”模型)例子，作为支持“非惯性系中时空结构发生改变”的例证
@捕风
不知道啊不知道……
2009-08-04 11:40:31 VapourNov (君子固穷)
改变的是“空间”本身，而不是存在于空间中的“体”。
2010-02-07 20:46:54 cmp0xff不小心 (添加签名档)
恩这个问题似乎最终解决了。在转动起来之后刚体确实[必须]发生形变，因此刚体模型是不能在相对论情形里面在有加速度的情形中存在的。
2010-02-08 09:04:48 [已注销] 相对论考虑的就是信息的传播，缸体模型就不是干这个的。更好的提法似乎是，相对论观点中的客体会怎样行为。
2009-08-04 11:40:31 VapourNov (君子固穷)
改变的是“空间”本身，而不是存在于空间中的“体”。
2010-02-07 20:46:54 cmp0xff不小心 (添加签名档)
恩这个问题似乎最终解决了。在转动起来之后刚体确实[必须]发生形变，因此刚体模型是不能在相对论情形里面在有加速度的情形中存在的。
2010-02-08 09:04:48 [已注销] 相对论考虑的就是信息的传播，缸体模型就不是干这个的。更好的提法似乎是，相对论观点中的客体会怎样行为。
改变的是“空间”本身，而不是存在于空间中的“体”。
2010-02-07 20:46:54 cmp0xff不小心 (添加签名档)
恩这个问题似乎最终解决了。在转动起来之后刚体确实[必须]发生形变，因此刚体模型是不能在相对论情形里面在有加速度的情形中存在的。
2010-02-08 09:04:48 [已注销] 相对论考虑的就是信息的传播，缸体模型就不是干这个的。更好的提法似乎是，相对论观点中的客体会怎样行为。
数学真可谓延伸人类思维的神器～
前面鱼姐已经给出了一个提纲。我就打算按这个来逐条讨论这些问题，不过当中可能改变顺序甚至合并一些问题。另外，我在这里会尽量避免公式，计算之类，而以解释为主，侧重点不在证明的严谨，而在于怎么从物理的观点来理解各种现象。而且这是贴吧不是课堂，所以我有时也许会天马行空一番，歪下楼完全可能，希望大家有耐心（话说我码字速度也巨慢无比）。最后，下面要讲的纯属个人的理解，所以错漏难免，希望大神们能及时指正。
前些时候有吧友问了这么一个问题：“假设有甲乙两人相距一光年。甲拿着一根长一光年的棍子伸到乙的面前打出各种信息（比如莫尔斯电码），这样岂不就实现超光速通讯了？”
上面问题中其实有个隐含条件，就是这根棍子是我们在经典力学中经常遇到的“理想刚体”。相吧对这类问题中的道具都已经有了“昵称”，把它叫做“神棍”。这根“神棍”的神奇之处就在于它无论在加速过程中还是受力情况下都不会发生形变。换句话说，棍子上各点之间的距离永远不变。
利用这样一根刚体长棍，实现超距瞬间通讯的确不难。熟悉狭义相对论的朋友会很快指出，这正说明了经典力学中的刚体概念跟狭相是不相容的。也就是说相对论中没有牛顿力学的理想刚体。
但是有很多人也许对这个简单的否定答案不能完全满意。我们当然相信狭义相对论，所以理想刚体显然不存在。但是怎么从物理上来理解这一点呢？假如我真拿根很长的铁棒钢棍之类，靠推拉它来传递信息，会出现什么情况呢？如果不能瞬间完成，那么真正的信息传递速度应该是多少呢？
前些时候有吧友问了这么一个问题：“假设有甲乙两人相距一光年。甲拿着一根长一光年的棍子伸到乙的面前打出各种信息（比如莫尔斯电码），这样岂不就实现超光速通讯了？”
上面问题中其实有个隐含条件，就是这根棍子是我们在经典力学中经常遇到的“理想刚体”。相吧对这类问题中的道具都已经有了“昵称”，把它叫做“神棍”。这根“神棍”的神奇之处就在于它无论在加速过程中还是受力情况下都不会发生形变。换句话说，棍子上各点之间的距离永远不变。
利用这样一根刚体长棍，实现超距瞬间通讯的确不难。熟悉狭义相对论的朋友会很快指出，这正说明了经典力学中的刚体概念跟狭相是不相容的。也就是说相对论中没有牛顿力学的理想刚体。
但是有很多人也许对这个简单的否定答案不能完全满意。我们当然相信狭义相对论，所以理想刚体显然不存在。但是怎么从物理上来理解这一点呢？假如我真拿根很长的铁棒钢棍之类，靠推拉它来传递信息，会出现什么情况呢？如果不能瞬间完成，那么真正的信息传递速度应该是多少呢？
1. 刚体与相对论的不兼容以及力的传播速度
首先我们应该看到，理想刚体这个概念本身就蕴含了一个假设，就是信息可以瞬间传递。为什么这么说呢？因为刚体在加速过程中各点之间距离不变，所以如果在一端受力的话，刚体上所有的点必须同时得到一个大小和方向相同的加速度。问题是，刚体远端的点凭什么知道近端受到了压力呢？允许刚体概念的存在就必然要承认“近端受力”这个信息可以按无穷大的速度传遍整个刚体上每一个点，所以它在理念上就跟狭相的“信息传递速度有上限”不相容。而在牛顿力学中就没有这个问题，牛顿力学中至少在理论上是允许有理想刚体的，尽管在现实中物体总会有形变。
那么，在物理现实中“一端受力”这个信息究竟是怎么传递的，又是以多快的速度传递的呢？答案其实是大家都熟悉的现象，就是声波！它的传递速度自然就是声速。
在固体中，组成它的微粒（分子，原子）是以电磁力结合在一起的。固体跟气体和液体的区别在于每个微粒的位置是相对固定的。作为一个简化的模型，我们可以想象这些粒子就像一些彼此用弹簧连在一起的小球，弹簧的弹力在这里就代表电磁力。当我们移动小球时，小球会在一个方向压缩弹簧，另一个方向拉伸弹簧，从而把能量传递给周围的弹簧；弹簧又推动其它小球，把能量进一步传递出去。另外弹簧被压迫时，所连的小球会互相靠近，拉伸时小球会彼此远离，就会在我们的模型中造成疏密相间的情况。最初的小球因为弹簧的固定作用会很快静止下来，但这些小球的位移造成的疏密相间的密度变化却会一直向前传播，这就是我们熟悉的声波。用手推棍子的一端所造成的密度变化只不过是一种频率特低，振幅很不稳定的声波而已，它的传播速度跟我们能听到的声波遵从同样的规律。
以上的朴素模型不仅可以用来解释力的传播机制，并且可以用来理解它的传播速度依赖哪些因素。首先，连接小球的弹簧越硬（不易被拉伸或压缩），旁边的小球就会越快受到影响；其次，小球越重，惯性就越大，就越不容易推动，传播速度就越慢。弹簧的抗拉伸抗压缩能力是固体的组成材料的固有特性，我们有个专门名词来称呼它，叫做“弹性模量”（elastic modulus）；而小球在单位体积的质量就是材料的密度。弹性模量越大，密度越小的固体，声波在其中的传播速度就越大。它跟声波本身特性（频率，强度等等）反而没什么关系。
那么假如你一门心思地要让力的传播速度超过声速，比如用超过声速的高速来推拉这根棍子，结果会怎么样呢？首先这极难做到（如果在空气中要做到这一点，你就得突破所谓音障。固体的音障会更难突破），如果真做到了，会对棍子造成结构性的破坏（多半远远没到那样的高速时棍子就断了）。
最后稍稍歪下楼。前面提到密度越小声速越快时，估计有好多人在心里偷偷怀疑了一下。这是很自然的，因为声速在空气中最慢，液体中其次，固体中最快，所以分明是密度越大速度越快。解释也很容易，这是因为固体的弹性模量大于液体，液体又远大于气体，所以它们的密度差异被弹性模量的大小差异完全掩盖了。
今天先到这里，下次讨论相对论中的刚性问题。
fishwoodok: 先顶再看。
- 2012-8-23 03:08回复
如果使用经典力学的刚体定义，就会出现“杠杆悖论”和“陷阱悖论”，只要按相对论认为最理想的刚体传递应力的最大速度不能超过光速，就可以解决“杠杆悖论”和“陷阱悖论”。
- wolfking97: 回复 狐说笆道 :恩，我有点明白你的意思了。你可以看看当初对以太的要求。那个会很接近你想象的理想刚体，因为那个就是用经典力学模式来传递光速用的。
2012-8-23 06:37回复
根据wolfking97及其他吧友的论述，是否可以有下述结论？
1.刚体仅在牛顿体系中成立，其信息（？）传播速度（音速）是无穷大；
2.信息在刚体中的传播速度是无穷大，这与相对论原理相悖；
3.刚体内部是不允许有应变存在的。
楼下继续~~
1.刚体仅在牛顿体系中成立，其信息（？）传播速度（音速）是无穷大；
2.信息在刚体中的传播速度是无穷大，这与相对论原理相悖；
3.刚体内部是不允许有应变存在的。
楼下继续~~
有一点我觉得值得指出，那就是，在牛顿力学框架下，理想刚体内部是不会有“声音”这种东西的。——想想声音是怎么在固体内传播的，就不难理解这种事情。既然牛顿力学中的刚体内部不可能存在声音，自然也不存在所谓的音速，实际上意思是任何形变在一瞬间就传遍了整个刚体，所以过渡到相对论框架下一切作用就必须以光速传递，此时与其说某物质团块是刚体，不如说时空本身是个刚体。
- fishwoodok: 所谓声音传播，无非是一个扰动或者形变吧，这并不矛盾。 假如你说时空就是一个刚体，请问一个问题：在你所定义的时空内，放进一个物体后，原先的时空结构或者流形会发生变化吗？
2012-8-25 07:20回复 - wolfking97: 这只是semantics而已，不必太追究。这里的“音速”可以理解为任何状态变化信息的传播速度。刚体本质上是个有体积的质点，只有外部性质，没有内部结构。
2012-8-25 07:21回复
昨天躺床上想了想，23楼昨天最后给出的思路具有以下特点：
1.由于使用固有时作为参量，四维间隔作为考量标准，这两者都是四维标量，所以自然满足洛伦兹协变。
2.它在低速情况下的确可以变成牛顿力学中的刚体，因为此时坐标时与固有时相同，而四维间隔的相等也就意味着三维空间距离的相等。
3.这种刚体在物理上具有的一个明显特性是，在刚体的随动系看来，物体不会发生任何形变。
1.由于使用固有时作为参量，四维间隔作为考量标准，这两者都是四维标量，所以自然满足洛伦兹协变。
2.它在低速情况下的确可以变成牛顿力学中的刚体，因为此时坐标时与固有时相同，而四维间隔的相等也就意味着三维空间距离的相等。
3.这种刚体在物理上具有的一个明显特性是，在刚体的随动系看来，物体不会发生任何形变。
wolfking97: 回复 fishwoodok :他的意思是，4维时空就代表了过去现在永远，一切发生过跟尚未发生的事情。所以黑洞的互相吞噬是时空结构的一部分。把Z轴暂时当时间轴的话，z=0时有两个黑洞，z=1时只有一个大黑洞，两个时刻空间结构当然不同，但却是整个一体的“时空”。
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我确实理解不了。四维时空是一个“概念”，所有的事件都可以涵盖在这样的一个概念中。根据你的说法，四维时空的组成是：其间各异的时空结构的**？
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我确实理解不了。四维时空是一个“概念”，所有的事件都可以涵盖在这样的一个概念中。根据你的说法，四维时空的组成是：其间各异的时空结构的**？
- wolfking97: 你可以认为，其间各异的空间结构通过时间完美融合在一起。当然在这里我们已经是在考虑广相了。从狭相的角度，时空是平直的，物体的“运动史”构成上面的一个流（current）。这两种理论都是决定论的，理论上说，整个世界的历史，从过去到无限的未来，都在上面被决定了，都有自己固定的“流”。
2012-8-26 08:03回复 - wolfking97: 所谓的按时间的“演变”，从相对论角度看只是我们硬把时间停住截取的一个个截面。就像你去做MRI,仪器给出的是空间的一个个二维截面，所以你会先看到五根手指骨的五个圆形截面，然后截面渐渐变粗，到上面融合成掌骨，最后到手腕，手臂。但其实整个人的解剖结构才是全部的几何。
2012-8-26 08:14回复 - wolfking97: 决定论的物理学，就是指通过前面指骨的截面，可以推出以后到掌骨的融合等等。前面的物质分布也决定了后面的分布。跟熟悉人体解剖学的医师从指掌部分多少可以推测手臂部分不无相似之处。
2012-8-26 08:21回复 - wolfking97: 回复 wolfking97 :相对论的最大贡献，在于指出了时空是密不可分的，以前我们常做的那种MRI，只是因为那台机器有问题，能拍出片子的似乎都是一个角度，于是大家以为MRI只能按一个角度拍。后来又进口了一台，才发觉你完全可以用其它角度取截面。这意味着“现在”这个词不再有明确意义。
- wolfking97: 我觉得你的想法离波恩的定义不远了。就是不知道你这里会不会条件太强。
（继续相对论中的刚性）
此时大家都意识到问题的关键是对做加速运动的物体如何定义刚性。就是说与其说在定义刚体，不如说是在定义刚性运动。最先做出尝试的是爱因斯坦本人，但他只考虑了非常特殊的情况，并且没有完全解决问题。1909年波恩首先给出了被大家普遍接受的刚性概念。
（下面的定义相对抽象，大家包涵点，这样的地方不会很多）波恩的做法是，考虑动体上的每一点的运动轨迹，用固有时（proper time，这个词是从@坂上中微子 那里刚学的）把轨迹曲线参量化，这些参量化后的运动轨迹就构成了4维时空中的一个流（current），或者用我们熟悉的说法就是所有轨迹上每点的切矢量构成了一个矢量场。对一条轨迹上的每个点，他再考虑跟切向正交的子空间，然后考虑闵氏度规在子空间上诱导的度规（induced metric）。波恩的刚性要求就是，这个诱导度规关于固有时这个参量的导数处处为零。
好了说了一大堆，大家恐怕已经不耐烦了。我们赶紧回头看看波恩到底想说什么。不严谨但直观的说法就是，一个运动物体要满足波恩刚性，那么对物体上每一个点每一个瞬间，从它的随动参照系看这个点到其它点的距离一直保持不变。
这听起来似乎是个很自然的定义。但是后来人们发现它对物体的运动是有很强的限制的。我们今天先看一个简单的例子，以后再来介绍一些相对复杂些的情况（比如埃伦费斯特（Paul Ehrenfest）佯谬）。最后如果大家有兴趣我们会介绍一个刻画波恩刚性的赫格洛茨-诺特定理（Herglotz-Noether theorem）。
此时大家都意识到问题的关键是对做加速运动的物体如何定义刚性。就是说与其说在定义刚体，不如说是在定义刚性运动。最先做出尝试的是爱因斯坦本人，但他只考虑了非常特殊的情况，并且没有完全解决问题。1909年波恩首先给出了被大家普遍接受的刚性概念。
（下面的定义相对抽象，大家包涵点，这样的地方不会很多）波恩的做法是，考虑动体上的每一点的运动轨迹，用固有时（proper time，这个词是从@坂上中微子 那里刚学的）把轨迹曲线参量化，这些参量化后的运动轨迹就构成了4维时空中的一个流（current），或者用我们熟悉的说法就是所有轨迹上每点的切矢量构成了一个矢量场。对一条轨迹上的每个点，他再考虑跟切向正交的子空间，然后考虑闵氏度规在子空间上诱导的度规（induced metric）。波恩的刚性要求就是，这个诱导度规关于固有时这个参量的导数处处为零。
好了说了一大堆，大家恐怕已经不耐烦了。我们赶紧回头看看波恩到底想说什么。不严谨但直观的说法就是，一个运动物体要满足波恩刚性，那么对物体上每一个点每一个瞬间，从它的随动参照系看这个点到其它点的距离一直保持不变。
这听起来似乎是个很自然的定义。但是后来人们发现它对物体的运动是有很强的限制的。我们今天先看一个简单的例子，以后再来介绍一些相对复杂些的情况（比如埃伦费斯特（Paul Ehrenfest）佯谬）。最后如果大家有兴趣我们会介绍一个刻画波恩刚性的赫格洛茨-诺特定理（Herglotz-Noether theorem）。
- wolfking97: 回复 坂上中微子 :恩我不确定的，就是你是否只考虑正交子空间上的度量还是整个的。前者对应的是Killing运动，后者才是波恩的刚性运动。前面那个微分方程是线性的，因为求导对象就是闵氏度量，后面那个是非线性的，因为诱导度量本身又是动体轨迹的函数。
2012-8-27 21:27回复 - wolfking97: 回复 wolfking97 :前面的“前者”跟“后者”搞反了！对整个度规求导是Killing motion。我感觉你已经认识到两者区别了，只是没有在前面明确表述。
2012-8-27 21:30回复 - 坂上中微子: 回复 wolfking97 :诱导度规是轨迹的函数——这是显然的，但不意味着有非线性的问题，因为它对轨迹没有动力学反馈。（不过我怎么忽然感觉我可能对诱导度规这个东西可能理解得不对呢= =）
刚体这玩意要是真正存在………………假设有一个一光年长的棍子，这个棍子是刚体。如果你拿着棍子的一边。另一个人站在棍子的另一边，当你有足够大的力时，将棍子向另一边挪动一点距离，一光年长的另一边会顷刻感受到你在戳他。因为棍子是刚体嘛。但是，他感受到的是你从一光年外给棍子的能量，而能量在一瞬间就传到了一光年外，明显做了超光速运动。这不符合相对论的基本思想。这是个悖论题，所以刚体是悖论。
- wolfking97: 这个帖子就是你的问题的讨论中派生出来的。建议从头读一下，如何认为有问题可以向我提出来，我会考虑的
我想起了开车等绿灯通行的时候,红灯一灭,最前面的车起步要时间.它后面的车看到前面的车起步了,它才能起步走.这样又有一个反应时间.一直下去....可以看到红绿灯前面车流的速度是很慢的.比车速度要慢多了.
（继续相对论中的刚性）
例子一：匀加速直线运动下的波恩刚性。
考虑一根与x轴平行摆放的细杆（我们不妨认为它就跟x轴的某一段重合，或者说就是x轴的一段）。我们希望让这个杆子沿x轴从静止开始向右（x轴的正向）做加速运动，并且同时保持波恩刚性。通过前面的讨论我们已经知道如果只是在右端拉或是左端推都会让杆子发生形变，并且这个形变会以音速传递到另一端，而在形变传到之前另一端还是静止的。所以这个过程不可能让杆子具有波恩刚性（因为有一端仍然适用静止参照系的度规，而形变的杆子在静止系中的长度显然已经改变）。
利用同样的推理过程，我们可以看出唯一可能让杆子在运动中具有波恩刚性的办法，是对杆子上每一个点同时加速！波恩选了个最简单的做法，就是让每点做匀加速运动（准确地说，是具有恒定“固有加速度”（proper acceleration）的运动，所谓固有加速度是随动系中测得的加速度。以下的匀加速都是指固有加速度不变，但这个细节对大家理解问题没有影响）。
波恩从最简单的情形出发，首先考虑x轴上单个质点向右作匀加速运动的世界线。他发现跟牛顿力学中类似，这条世界线也是一条圆锥曲线，但牛顿力学中得到的是一条抛物线，而在闵氏时空中得到的是一条双曲线。于是波恩就把这样的匀加速运动取名为“双曲运动”（hyperbolic motion）。波恩还发现，假设加速度为a，当他把坐标原点取在质点左边（1/a）个单位的位置上时，这个方程有很简单的表达式（以下我们都调整单位使得光速c = 1），就是 x^2 – t^2 = 1/a^2 （这里 x^2 表示x平方）。这是个以1/a为半长轴，以光锥 t = x
为渐近线的双曲线。如果对杆子上每点我们都用该点到原点距离的倒数作为加速度，那么我们会得到如下图所示的曲线族（看到这个曲线族熟悉的人估计马上想到Rindler坐标）：
（图的来源是http://mathpages.com/home/kmath422/kmath422.htm）
巧妙的是，任取一条双曲线，并且在这双曲线上任取一点，代表该点的随动坐标系的直线正好经过原点（图中的直线族）！而前面的双曲线方程左边正好成了随动系中该点到原点的长度的平方，所以每个质点在运动过程中到原点的距离在各自的随动系中没有变，都是加速度的倒数1/a！这说明从任何一个质点的随动系看，杆子的长度都没有变过，所以这符合波恩刚性的要求！上面图中的红色部分就是杆子的世界线在加速中的不同位置。
好了，用口语代替数学公式的活儿干完了。如果你已经完全迷糊的话，下面是总结：如果把一根细杆放在原点右方的x轴上，然后让每点以x坐标的倒数为加速度做匀加速运动，我们就会得到一个波恩刚性运动。它的特点是，越靠近杆子右端，加速度越小；越靠近左端，加速度越大。就是说，左边必须用更大的加速度追赶右边才能保持距离不变。并且杆子左端趋向于原点时，需要的加速度会趋于无穷大！
所以一旦杆子右端的加速度确定，原点的位置就确定了（往左移1/a，这也说明坐标系的选取没有特殊性，只是简化计算而已），而这也给杆子长度加了限制，因为左端不可能到达原点。所以棍子长度不能超过右端加速度的倒数。这是波恩刚性给匀加速运动的细杆所加的限制。
例子一：匀加速直线运动下的波恩刚性。
考虑一根与x轴平行摆放的细杆（我们不妨认为它就跟x轴的某一段重合，或者说就是x轴的一段）。我们希望让这个杆子沿x轴从静止开始向右（x轴的正向）做加速运动，并且同时保持波恩刚性。通过前面的讨论我们已经知道如果只是在右端拉或是左端推都会让杆子发生形变，并且这个形变会以音速传递到另一端，而在形变传到之前另一端还是静止的。所以这个过程不可能让杆子具有波恩刚性（因为有一端仍然适用静止参照系的度规，而形变的杆子在静止系中的长度显然已经改变）。
利用同样的推理过程，我们可以看出唯一可能让杆子在运动中具有波恩刚性的办法，是对杆子上每一个点同时加速！波恩选了个最简单的做法，就是让每点做匀加速运动（准确地说，是具有恒定“固有加速度”（proper acceleration）的运动，所谓固有加速度是随动系中测得的加速度。以下的匀加速都是指固有加速度不变，但这个细节对大家理解问题没有影响）。
波恩从最简单的情形出发，首先考虑x轴上单个质点向右作匀加速运动的世界线。他发现跟牛顿力学中类似，这条世界线也是一条圆锥曲线，但牛顿力学中得到的是一条抛物线，而在闵氏时空中得到的是一条双曲线。于是波恩就把这样的匀加速运动取名为“双曲运动”（hyperbolic motion）。波恩还发现，假设加速度为a，当他把坐标原点取在质点左边（1/a）个单位的位置上时，这个方程有很简单的表达式（以下我们都调整单位使得光速c = 1），就是 x^2 – t^2 = 1/a^2 （这里 x^2 表示x平方）。这是个以1/a为半长轴，以光锥 t = x
为渐近线的双曲线。如果对杆子上每点我们都用该点到原点距离的倒数作为加速度，那么我们会得到如下图所示的曲线族（看到这个曲线族熟悉的人估计马上想到Rindler坐标）：
（图的来源是http://mathpages.com/home/kmath422/kmath422.htm）
巧妙的是，任取一条双曲线，并且在这双曲线上任取一点，代表该点的随动坐标系的直线正好经过原点（图中的直线族）！而前面的双曲线方程左边正好成了随动系中该点到原点的长度的平方，所以每个质点在运动过程中到原点的距离在各自的随动系中没有变，都是加速度的倒数1/a！这说明从任何一个质点的随动系看，杆子的长度都没有变过，所以这符合波恩刚性的要求！上面图中的红色部分就是杆子的世界线在加速中的不同位置。
好了，用口语代替数学公式的活儿干完了。如果你已经完全迷糊的话，下面是总结：如果把一根细杆放在原点右方的x轴上，然后让每点以x坐标的倒数为加速度做匀加速运动，我们就会得到一个波恩刚性运动。它的特点是，越靠近杆子右端，加速度越小；越靠近左端，加速度越大。就是说，左边必须用更大的加速度追赶右边才能保持距离不变。并且杆子左端趋向于原点时，需要的加速度会趋于无穷大！
所以一旦杆子右端的加速度确定，原点的位置就确定了（往左移1/a，这也说明坐标系的选取没有特殊性，只是简化计算而已），而这也给杆子长度加了限制，因为左端不可能到达原点。所以棍子长度不能超过右端加速度的倒数。这是波恩刚性给匀加速运动的细杆所加的限制。
- wolfking97: 回复 坂上中微子 :那个帖子讲得挺好的。跟这里描述的其实都是波恩刚性，只不过没用具体公式，可能对初学者反而容易理解。那里唯一模糊一点的是先提到了“让棍子的各个部分同步感受到一股相同的加速度”，下面又说后端要有更大的加速追赶前端，可能有个别细心的会觉得困惑。我是看到后面就忘了前面。
2012-8-28 09:54回复 - 坂上中微子: 回复 wolfking97 :所以我特意指明了“感受到一股相同的加速度”的确切含义，如果细心，在看完后面的论述也就明白了。
坂上中微子: 本来我这个思路也只不过是简单的把三维中的刚体“两点距离不变”这一定义中的三维概念代之以四维，唯一有那么点技术含量的只是找了固有时这一四维标量作为参量，没想到误打误撞和波恩不谋而合
wolfking97: 回复 坂上中微子 :这个还真不知道
对上面例子的几点补充：
1.上面叙述的过程被我戏剧化了一点：）波恩在他1909年的文章里是先用一个参数方程给出了上面的匀加速运动轨迹，然后平淡地说了句“让我们消去参数p”就给出了上面的双曲线方程。
2.原点的选取是个很自然的过程，因为它是双曲线的两条渐近线的交点。
3.如果有个观者A坐在例子中匀加速的杆子上，另有个观者B则静止在原点，那么从A看B会出现一个奇怪的景象：尽管在拼命加速离开原点，但在A看来他/她跟B之间的距离却是恒定的！也就是说，A所选取的加速度的大小要正好把自己加速到一个合适的速度，使得自己跟B的距离（话说这个也依赖于加速度的选取！）由于尺缩效应而始终不变！从这里我们也可以体会到为什么这个波恩刚性是个看来自然，却限制很大的条件。
4.另外从这里我们可以窥见一点刚性条件为什么是个非线性微分方程的原因：在这里方程简单地表现为A到B（原点）的距离为常数（对固有时求导当然就为零）。但这个距离不是闵空间本身的度规（那样的话就直接是x坐标了！），而是闵空间的度规在随动系上的诱导度规（就是固有长度），这个诱导度规非线性地依赖于质点的速度（要乘上洛仑兹因子，所以会出现导数的平方项）！
5.（这个有趣的想法来自上面引用的那个世界线图片的mathpages网页）上面的例子引发我们思考一个可以称为“深刻”的问题，就是惯性的本源。这个问题恐怕无数物理学家都考虑过，其中牛顿，马赫，爱因斯坦大概是大家最熟悉的。而如果分析上面例子中的加速作用，就会发现尽管杆子的各点之间保持了距离不变，但由于各点加速度不同，在经过同样的固有时间后，各点的速度并不相同，也就是说，在它们的随动系中时间流逝的速度各不相同！这可以理解为物体从闵氏时空继承的几何性质（诱导度规的又一种说法）对加速运动的一种抗拒（或者说惯性！）：要么各点之间距离改变，要么各点之间时间不同步，总之无法两全。要想距离不变，时间同步，只有在一个各点引力梯度完全相同的引力场中做自由落体运动。而这时各点固有加速度为零，所以局部地每点都处于惯性运动中。
下一个例子打算介绍贝尔飞船佯谬。这是大家熟悉的素材，但我们会从刚性的角度作一点分析。
1.上面叙述的过程被我戏剧化了一点：）波恩在他1909年的文章里是先用一个参数方程给出了上面的匀加速运动轨迹，然后平淡地说了句“让我们消去参数p”就给出了上面的双曲线方程。
2.原点的选取是个很自然的过程，因为它是双曲线的两条渐近线的交点。
3.如果有个观者A坐在例子中匀加速的杆子上，另有个观者B则静止在原点，那么从A看B会出现一个奇怪的景象：尽管在拼命加速离开原点，但在A看来他/她跟B之间的距离却是恒定的！也就是说，A所选取的加速度的大小要正好把自己加速到一个合适的速度，使得自己跟B的距离（话说这个也依赖于加速度的选取！）由于尺缩效应而始终不变！从这里我们也可以体会到为什么这个波恩刚性是个看来自然，却限制很大的条件。
4.另外从这里我们可以窥见一点刚性条件为什么是个非线性微分方程的原因：在这里方程简单地表现为A到B（原点）的距离为常数（对固有时求导当然就为零）。但这个距离不是闵空间本身的度规（那样的话就直接是x坐标了！），而是闵空间的度规在随动系上的诱导度规（就是固有长度），这个诱导度规非线性地依赖于质点的速度（要乘上洛仑兹因子，所以会出现导数的平方项）！
5.（这个有趣的想法来自上面引用的那个世界线图片的mathpages网页）上面的例子引发我们思考一个可以称为“深刻”的问题，就是惯性的本源。这个问题恐怕无数物理学家都考虑过，其中牛顿，马赫，爱因斯坦大概是大家最熟悉的。而如果分析上面例子中的加速作用，就会发现尽管杆子的各点之间保持了距离不变，但由于各点加速度不同，在经过同样的固有时间后，各点的速度并不相同，也就是说，在它们的随动系中时间流逝的速度各不相同！这可以理解为物体从闵氏时空继承的几何性质（诱导度规的又一种说法）对加速运动的一种抗拒（或者说惯性！）：要么各点之间距离改变，要么各点之间时间不同步，总之无法两全。要想距离不变，时间同步，只有在一个各点引力梯度完全相同的引力场中做自由落体运动。而这时各点固有加速度为零，所以局部地每点都处于惯性运动中。
下一个例子打算介绍贝尔飞船佯谬。这是大家熟悉的素材，但我们会从刚性的角度作一点分析。
- wolfking97: 回复 坂上中微子 :恩这是我混淆了概念，我说的是随动系，其实脑子里想的是随动系中经过该点的等时线。诱导度规就是4维度规，但如果你只生活在三维的等时线上，你就会把它当成三维空间的空间度规，这是因为等时线可以看成是跟切向正交的子空间，而世界线的切向是类时的，所以等时线的诱导度规是正定的。
2012-8-29 06:41回复 - wolfking97: 回复 fishwoodok :拉普拉斯那个橡皮筋是个什么样的故事？
wolfking97: 回复 fishwoodok :看到了一点。他是用橡皮筋比喻非惯性系，用刚体比喻惯性系，跟这里的说法有共通之处。上面例子中的双曲运动通常被说成只有一个“自由度”，因为一旦头上的加速度确定了，整个杆子的运动就确定了。
wolfking97: 回复 坂上中微子 :我给你举个例子：比如正常的欧式平面，是个平直的空间。现在我考虑以原点为圆心的单位圆。什么是上面的诱导度规呢？就是普通的弧长。诱导度规是个局部的概念，是局部用切线来逼近子流形上的曲线来定义长度，或者用形象的语言就是局部把曲线拉直了来量长度。
2012-8-30 04:16回复
wolfking97: 回复 坂上中微子 :你的诱导度规理解应该没问题，是我这里讲得不清楚，而且我没有真把双曲线用固有时参量化后去算等时线上诱导度规的导数，而是希望简单地用随动系下到原点距离不变这个条件来推出双曲线的微分方程。
2012-8-30 13:14回复
wolfking97: 回复 wolfking97 :我是以为两种做法本质上是等价的，但这个想法不一定对。等我回头再仔细算一下。
| Born Rigidity, Acceleration, and Inertia |
| Consider a uniform distribution of particles at rest along some segment of the x axis of an inertial coordinate system x,t at the time t = 0. Each particle is subjected to a constant proper acceleration (hyperbolic motion) such that, with respect to its instantaneously co-moving inertial rest frames, the distances to each of the other particles remain constant. This condition is called "Born ridigity", named after Max Born, who first suggested it as a natural relativistic analog of the (untenable) classical concept of a rigid body. Let xj denote the coordinate where a given particle crosses the x axis, and let aj denote the constant value of proper acceleration to which this particle is subjected. At t = 0 we have dx/dt = 0 and dv/dt = aj. Also, the space axis of the particle's new instantaneous rest frame has the slope v, so the particle's locus of simultaneity intersects the original x axis at the point xp = xj - dt/dv = xj - 1/aj, which shows that the instantaneous locus of simultaneity of the particle simply pivots around the event on the x axis at a distance 1/aj in the direction opposite the direction of acceleration. (We're using units such that c=1. In conventional units the expression 1/aj has units of sec2/m, so to convert this to units of distance it must be multiplied by c2. Thus the location of the "pivot point" is -c2/aj.) |
| It follows that this pivot event is fixed for the entire acceleration, the particle's path is a hyperbola asymptotic to the lightlines through this pivot event, and the particle's proper distance from this event (with respect to it's co-moving inertial frames) is constant. Likewise every other hyperbolic path asymptotic to the same light lines (i.e., sharing the same pivot event) maintains a constant proper distance from that event and, therefore, from every other path in this class. Hence, in order for our set of particles distributed along the x axis to accelerate while maintaining constant proper distances from each other, the magnitude of the constant proper acceleration of each particle must be inversely proportional to it's (signed) distance from the pivot event xp. In other words, if xj is the location of the jth particle at time t = 0, then this particle's constant proper acceleration must be aj = 1/(xj - xp). Notice that the magnitude of the acceleration goes to infinity at the pivot event, and also changes sign, so particles on opposite sides of the pivot event are accelerating in opposite directions. Choosing our initial coordinates such that the pivot event is as the origin, the worldlines of several uniformly spaced particles undergoing this kind of "Born acceleration" are shown in the figure below. |
 |
| The segments highlighted in red indicate snapshots of a finite rod (located entirely to the right of the pivot event) undergoing Born acceleration, and each segment represents an "instant" with respect to the co-moving inertial frames of the rod. The equation of motion of the jth particle is |
 |
| Taking the differential of both sides, we have 2x dx - 2t dt = 0, and therefore the velocity of the particle at each point is v = dx/dt = t/x. The differential lapse of proper time along any one of these worldlines is then given by |
 |
| Defining the proper time of each particle to be zero as it crosses the x axis, we can integrate this relation to give |
 |
| Solving for t as a function of t, and substituting into the equation of motion to give x, we have the parametric equations for x and t as a function of the proper time t along the worldline of the jth particle |
 |
| Since the velocity of the particle is v = t/x, this gives |
 |
| To illustrate the application of these formulas, suppose a finite rod (initially at rest with respect to the inertial coordinates x,t) is subjected to Born acceleration such that the leading end of the rod moves with constant proper acceleration and achieves the speed V by the time it has traveled a distance of D. In other words, by the particle's proper time tf it has moved a distance D and reached the speed V, so we have |
 |
| Solving the right hand equation for ajtf , substituting into the left, and solving for aj gives |
 |
| This is the magnitude of the constant proper acceleration which the leading end of the rod must undergo in order to meet the stated conditions. Also, the reciprocal of this value represents the distance of the leading end of the rod from the pivot event. Trailing sections of the rod must undergo a greater acceleration in order to maintain Born rigidity with the leading end, and the required acceleration is inversely proportional to the distance from the pivot event. In a sense, this places a limit on the length of the rod, assuming we impose the additional condition that all the parts of the rod were stationary with respect to the x,t coordinates prior to t = 0. This is because particles more than 1/aj behind the leading end of the rod are on the opposite side of the pivot event, and can only be part of the Born acceleration if they are accelerating in the opposite direction in both space and in time. This is shown clearly in the figure above. The line of simultaneity for the accelerating particles simply rotates about the pivot event, and it sweeps into negative values of t on the left as it sweeps into positive values of t on the right. An arbitrarily long sequence of particles undergoing Born acceleration requires that the particles on one side of the pivot event must already have been in motion prior to t = 0, specifically, they must have been approaching that event while accelerating away from it, in a reflected and time-reversed version of the motions of the particles on the other side of the pivot event in the positive t direction. |
| Given a set of particles articulating the full hyperbolic paths on both branches, the totality of these particles for all time is symmetrical both spatially and temporally. The entire complex of worldlines fit completely within the "present" of the pivot event. The set of instantaneous co-moving inertial frames for these particles is also symmetrical, in the sense that we cannot say absolutely whether the line pivots clockwise or counter-clockwise. Each direction represents increasing proper time for the particles on one side of the pivot event, and decreasing proper time for the particles on the other side. In either case, the instantaneous proper distances between the particles remains fixed. |
| On the other hand, with respect to the original inertial coordinates x,t, the two branch families represent two widely separate clusters of particles, initially both approaching the pivot event at near light speed and highly contracted spatially. As they approach, each cluster slows down and expands, until finally the two clusters both come to rest at time t = 0, just as they touch each other and achieve their maximum lengths. Then they separate again, each accelerating away and contracting. |
| It sometimes puzzles people when they consider a physical rod of some arbitrarily great length L, initially at rest, and then subjected to forces so that the leading end of the rod accelerates in the positive x direction with constant acceleration a > 1/L. What happens to the rest of the rod? Needless to say, if we accelerate the leading end simply by pulling on that end, the effect will propagate down the length of the rod at roughly the speed of sound in the rod material, and the rod will not maintain Born rigidity. However, it is theoretically possible to apply coordinated forces to each section of the rod in unison, so we can imagine trying to accelerate the entire rod to maintain Born ridigity with the leading end. The problem is that the acceleration which each section must undergo increases, and is inversely proportional to the distance from the pivot event. As a result, it will be necessary to exert arbitrarily large forces, and eventually the required acceleration goes to infinity. Another way of saying this is that the acceleration must be accomplished in less and less time as we approach the pivot event, and it must be instantaneous at the pivot event. On the other side of this event, the acceleration must be accomplished in negative time, i.e., those sections of the rod would need to have been accelerating (in the opposite direction) prior to the time t = 0 when the leading end began its acceleration. |
| Of course, nothing prevents us from accelerating every part of an arbitrarily long rod, all in the same direction, in unison, but this sort of acceleration does not maintain Born rigidity. The instantaneous rest length of the rod increases, i.e., the rod is stretched. It sometimes confuses people to think of (say) a steel rod being stretched, typically because they fail to recognize that any object, of any material whatsoever, is essentially perfectly stretchy on a scale and over a time duration such that the radius of the sound cones over the duration in question is small compared with the size of the object. In other words, if a rod is 1000 units long, and the speed of sound is only one unit per unit of time, then on the time scale of one unit of time the overall rod can be accurately regarded as essentially a sequence of independent parts, since material stresses cannot propagate more than a tiny fraction of the length of the rod in this interval of time. In this context, the application of the same force profile to each section of a rod would result, not in Born rigid motion, but in a stretching of the rod such that it's length with respect to the original rest frame (in which the force applications are synchronized) is constant. |
| More fundamentally, it's worth recognizing that, even in circumstances when Born rigid motion of a configuration of particles is feasible, it does not actually represent perfectly "stressless" motion, because although the proper distances with respect to the instantaneously co-moving reference frames remain constant, the proper times of the different parts of the object do not remain coherent. In other words, if we contrive to hold the spatial relations fixed during an acceleration, a phase shift is introduced between different parts of the object, just as, if the phase is held constant, there is spatial stretching. (This is even more obvious in the case of angular acceleration, because in that case both spatial and temporal distortions are unavoidable.) This raises the question of whether material particles and their associated fields resist changes in their temporal as well as their spatial relationships. Typically we regard the equilibrium conditions as dependent only on the latter, and ignore differences in elapsed proper time, probably because such differences are extremely slight for the motions of ordinary macroscopic objects. Also, once a phase shift has been introduced, the assumed memorylessness of elementary entities ensures that the new equilibrium configuration will have the same spatial relations as the old. Nevertheless, it may still be the case that entities resist changes in their proper phase relations. |
| This leads to the intriguing idea that inertia, i.e., the resistance of objects to acceleration, may be partly or totally due to self-stresses of extended configurations. When we push on an object, it seeks to maintain not only the pre-existing spatial relations between its parts, but also the temporal phase relations. As we've seen, a direct consequence of the Minkowskian structure of spacetime is that if all these relations are held constant, the object cannot be accelerated. In order for the object to be accelerated, it is necessary to overcome the object's intrinsic resistance to changes in these relations (spatial, temporal, or both), and this resistance might be identified with the resistance of inertial bodies to acceleration. The only truly stressless "acceleration" would be of objects in a perfectly uniform gravitational field, in which case the intrinsic curvature of spacetime conforms identically to the skewed spatio-temporal relations usually associated with acceleration, so that in a local sense the object is actually moving inertially. |
| In the years around 1900 there was considerable debate among physicists (notably Lorentz and Abraham) about the shape of an electron, and whether it remained spherical or became flattened into an ellipsoid (with respect to the lab coordinates) when put in motion. Subsequently the electron came to be regarded as a point particle, although its field gives it a non-zero scattering radius. If we were to identify inertia totally with internal stresses of extended objects, this might suggest that a truly point-like entity (if such a thing exists) would necessarily be massless. On the other hand, even an object with zero spatial extent has non-zero temporal extent, and (presumably) interacts with surrounding entities, so it could still resist changes in temporal phase relative to its surroundings. |
| The idea that inertia may arise naturally from the Minkowskian structure of spacetime can also be expressed in more elementary terms. If we let A and B denote two systems of inertial coordinates, and A(B) denote the speed of the origin of B with respect to A, then the relativity of position is expressed by A(A) = 0, and the relativity of velocity is expressed by the skew symmetry A(B) + B(A) = 0. Likewise, if acceleration was relative, we would expect the cyclic symmetry A(B) + B(C) + C(A) = 0, and indeed this is in accord with Galilean spacetime. However, in Minkowski spacetime the actual relation between three inertial frames is A(B) + B(C) + C(A) = -A(B)B(C)C(A), and it is this non-linearity that accounts for the absoluteness of acceleration. For more discussion of this topic, see Another Symmetry. According to this view, the inertia of a body is the result of internal forces tending to maintain (or resist changes in) the spatio-temporal configuration (including phase relations) of the body in the context of Minkowski spacetime, the structure of which precludes the fully coherent acceleration of extended configurations. |
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