title: Cinematica relativistica
text: # Cinematica relativistica
  
  La teoria della relatività di Albert Einstein cambiò totalmente il modo di vedere la fisica classica nei primi anni del '900. Con le sue intuizioni si arrivò a costruire il primo modello di relatività ristretta (o speciale) che a loro volta porteranno alla fondazione della relatività generale. Qui sarà presa in esame lo studio del moto di un corpo sottoposto a forza costante.
  
  ## Relatività speciale o ristretta
  
  Con la restrizione della validità delle equazioni della dinamica Newtoniana, è stato necessario riscrivere le equazioni più basilari di questa ai fini di poter descrivere fenomeni più complessi, prima non contemplabili, a velocità paragonabili a quella della luce.
  
  Immaginiamo di essere un osservatore di una astronave e che, grazie a un potente motore a combustione di antimateria, ad esempio, questa possa viaggiare nello spazio.
  
  Conoscendo le equazioni della fisica classica, non potremmo mai ottenere una legge oraria che soddisfi la cocente condizione "nulla va più veloce della luce". Ecco perché qui costruiremo un modello puramente cinematico di un corpo sottoposto a una forza costante. Ricordiamo il principio della dinamica, con applicata, la modifica relativistica:
  
      $F={\frac {dP}{dt}}$
      $P=\gamma m_{0}v$
      $\gamma ={\frac {1}{\sqrt {1-{\frac {v^{2}}{c^{2}}}}}}$
  
  dove:
  
  * $F$ è la forza agente
  * $v$ è la velocità istantanea del corpo
  * $m_{0}$ è la massa a riposo del corpo
  * $P$ è la quantità di moto o quadrimpulso
  * $c$ è la velocità della luce
  
  Le leggi del moto sono le seguenti
  
      $a(t)={\frac {a_{0}}{\left(1+{\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}}\right)^{\frac {3}{2}}}}$
      $v(t)={\frac {a_{0}t}{\sqrt {1+{\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}}}}}$
      $s(t)={\frac {c^{2}}{a_{0}}}\cdot \left({\sqrt {1+{\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}}}}-1\right)$
  
  ## Dimostrazione
  
  Discutendo un sistema puramente cinematico, tratteremo $F$ e $m_{0}$ come costanti e anzi, useremo il loro rapporto ${\frac {F}{m_{0}}}=a_{0}$, intendendo con $a_{0}$ l'accelerazione iniziale impressa al corpo e quindi non dipendente da $t$.
  
  Svolgiamo per cominciare la derivata in $t$ della quantità di moto $P$
  
      $P=\gamma m_{0}v$
      ${\frac {dP}{dt}}=m_{0}v{\frac {d\gamma }{dt}}+m_{0}\gamma {\frac {dv}{dt}}\Rightarrow {\frac {dP}{dt}}=m_{0}v{\frac {d\gamma }{dt}}+m_{0}\gamma a$
      $F=\gamma m_{0}a+m_{0}v{\frac {d\gamma }{dt}}\Rightarrow F=m_{0}(\gamma a+v{\frac {d\gamma }{dt}})$
  
  Svolgiamo quindi il differenziale di $\gamma$, ma in $dv$ così da poter integrare in un momento successivo:
  
      $d\gamma ={\frac {v}{c^{2}}}\cdot \gamma ^{3}dv$
  
  e sostituiamo
  
      $F=m_{0}(\gamma a+v{\frac {v}{c^{2}}}\cdot \gamma ^{3}\cdot {\frac {dv}{dt}})$
  
  ovvero
  
      $F=m_{0}(\gamma a+{\frac {v^{2}}{c^{2}}}\cdot \gamma ^{3}\cdot a)$
  
  quindi raccogliamo $a\gamma$
  
      $F=\gamma m_{0}a(1+{\frac {v^{2}}{c^{2}}}\cdot \gamma ^{2})\Rightarrow a_{0}=a\gamma (1+{\frac {v^{2}}{c^{2}}}\cdot \gamma ^{2})$
  
  dividiamo per $m_{0}$ e sostituiamo la variabile $a$ con ${\frac {dv}{dt}}$
  
      $a_{0}dt=dv\gamma (1+{\frac {v^{2}}{c^{2}}}\cdot \gamma ^{2})$
  
  ora possiamo integrare
  
      $\int _{0}^{t}a_{0}dt=\int _{0}^{t}\gamma (1+{\frac {v^{2}}{c^{2}}}\cdot \gamma ^{2})dv$
      $a_{0}t=v(t)\cdot \gamma (t)$
  
  ora esprimiamo il tutto in funzione di v(t)
  
      $a_{0}t={\frac {v(t)}{\sqrt {1-{\frac {v^{2}(t)}{c^{2}}}}}}\Rightarrow a_{0}^{2}t^{2}={\frac {v^{2}(t)}{1-{\frac {v^{2}(t)}{c^{2}}}}}$
      $(1-{\frac {v^{2}(t)}{c^{2}}})a_{0}^{2}t^{2}=v^{2}(t)\Rightarrow a_{0}^{2}t^{2}-{\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}}\cdot v^{2}(t)-v^{2}(t)=0\Rightarrow v^{2}(t)({\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}}+1)=a_{0}^{2}t^{2}$
  
  in conclusione
  
      $v(t)={\frac {a_{0}t}{\sqrt {1+{\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}}}}}$
  
  per ottenere la legge oraria basterà integrare $v(t)$ in $dt$ mentre per avere l'andamento dell'accelerazione, occorrerà farne la derivata
  
      $a(t)={\frac {d}{dt}}v(t)$
      $s(t)=\int v(t)dt$
  
  e i rispettivi risultati sono
  
      $a(t)={\frac {a_{0}}{(1+{\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}})^{\frac {3}{2}}}}$
      $s(t)={\frac {c^{2}}{a_{0}}}\cdot ({\sqrt {1+{\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}}}}-1)$
  
  ## Generalizzazione delle leggi classiche
  
  Queste formule valgono per ogni periodo di tempo $t$, tuttavia non possono entrare in contraddizione con ciò che afferma la fisica Newtoniana. Tali leggi devono valere per t molto piccoli, pertanto andiamo a dimostrare che queste leggi, sono un caso particolare di quelle ricavate dalla dinamica relativistica. Per farlo, usiamo gli sviluppi in serie di Taylor in 0 e otterremo i seguenti risultati
  
      $\lim _{t\rightarrow 0}{\frac {a_{0}}{(1+{\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}})^{\frac {3}{2}}}}=a_{0}$
      $\lim _{t\rightarrow 0}{\frac {a_{0}t}{\sqrt {1+{\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}}}}}=a_{0}t$
      $\lim _{t\rightarrow 0}{\frac {c^{2}}{a_{0}}}\cdot ({\sqrt {1+{\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}}}}-1)={\frac {1}{2}}a_{0}t^{2}$
  
  Viceversa, confermiamo che queste equazioni sono valide in quanto hanno come limite di $v$ per valori di $t$ molto alti, vale $c$
  
      $\lim _{t\rightarrow \infty }{\frac {a_{0}}{(1+{\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}})^{\frac {3}{2}}}}=0$
      $\lim _{t\rightarrow \infty }{\frac {a_{0}t}{\sqrt {1+{\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}}}}}=c$
      $\lim _{t\rightarrow \infty }{\frac {c^{2}}{a_{0}}}\cdot ({\sqrt {1+{\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}}}}-1)=\infty$
  
  I conti tornano: l'accelerazione è una funzione di t che possiede un asintoto orizzontale in 0, mentre $s(t)$ possiede un asintoto obliquo con pendenza uguale a c
  
      $\lim _{t\rightarrow \infty }{\frac {s(t)}{t}}=>$
      $\lim _{t\rightarrow \infty }{\frac {c^{2}}{a_{0}t}}\cdot ({\sqrt {1+{\frac {a_{0}^{2}t^{2}}{c^{2}}}}}-1)=\lim _{t\rightarrow \infty }{\frac {c^{2}}{a_{0}t}}\cdot ({\frac {a_{0}t}{c}}-1)=\lim _{t\rightarrow \infty }{\frac {c^{2}}{a_{0}t}}\cdot {\frac {a_{0}t}{c}}=c$
  
  ## Forza variabile
  
  Prendiamo ora in esame il caso in cui la forza a cui viene sottoposto il nostro corpo non sia costante nel tempo, bensì vari. Questo significa che non potremo più riferirci ad un $a_{0}$, ma dovremo trovare una nuova grandezza su cui riferirci che scopriremo essere il lavoro compiuto nello spostamento.
  
  I passaggi precedenti valgono sino a questo punto:
  
      $F=\gamma m_{0}a(1+{\frac {v^{2}}{c^{2}}}\cdot \gamma ^{2})$
  
  Procediamo
  
      $Fdt=\gamma m_{0}(1+{\frac {v^{2}}{c^{2}}}\cdot \gamma ^{2})dv$
  
  A questo punto integrando otterremmo a sinistra dell'uguaglianza un impulso istantaneo ed essendo quest'ultima una grandezza di non facile misura, senza contare che il risultato ci dice solo quanto già sapevamo riguardo alla quantità di moto, conviene usare un'altra grandezza:
  
  $I(t)=m_{0}\gamma (t)v(t)$
  
  Operiamo quindi come segue, usando il differenziale di spazio anziché quello di tempo, cambiandolo mediante la relazione con la velocità $v={\frac {ds}{dt}}=>dt={\frac {ds}{v}}$
  
      $Fds=\gamma m_{0}v(1+{\frac {v^{2}}{c^{2}}}\cdot \gamma ^{2})dv$
  
  A questo punto, integrando, otteniamo le seguenti uguaglianze
  
      $\int _{0}^{t}Fds=m_{0}\cdot \int _{0}^{t}\gamma v(1+{\frac {v^{2}}{c^{2}}}\cdot \gamma ^{2})dv$
      $L(t)=m_{0}(\int _{0}^{t}\gamma vdv+{\frac {1}{c^{2}}}\int _{0}^{t}v^{3}\cdot \gamma ^{3}dv)$
  
  conoscendo la definizione di Lavoro $dL=Fds$
  
  Risolviamo separatamente gli integrali e otteniamo i seguenti risultati:
  
  * $\int _{0}^{t}\gamma vdv=c^{2}\cdot (1-{\frac {1}{\gamma }})$
  * $\int _{0}^{t}\gamma ^{3}v^{3}dv=c^{4}(\gamma +{\frac {1}{\gamma }}-2)$
  
  Sostituendo
  
      ${\frac {L(t)}{m_{0}}}=c^{2}\cdot (1-{\frac {1}{\gamma }})+c^{2}\cdot (\gamma +{\frac {1}{\gamma }}-2)$
      ${\frac {L(t)}{m_{0}}}=c^{2}\cdot (1-{\frac {1}{\gamma }}+\gamma +{\frac {1}{\gamma }}-2)$
      ${\frac {L(t)}{m_{0}}}=c^{2}\cdot (\gamma -1)$
  
  Quindi esprimiamo tutto in funzione di $v$
  
      ${\frac {L(t)}{m_{0}c^{2}}}+1=\gamma =>(1+L(t)/m_{0}c^{2})^{2}={\frac {1}{1-{\frac {v^{2}(t)}{c^{2}}}}}$
      $(1-{\frac {v^{2}(t)}{c^{2}}})\cdot (1+L(t)/m_{0}c^{2})^{2}=1=>1-{\frac {v^{2}(t)}{c^{2}}}={\frac {1}{(1+L(t)/m_{0}c^{2})^{2}}}$
      ${\frac {v^{2}(t)}{c^{2}}}=1-{\frac {1}{(1+{\frac {L(t)}{m_{0}c^{2}}})^{2}}}$
      $v(t)=c{\sqrt {1-{\frac {1}{(1+{\frac {L(t)}{m_{0}c^{2}}})^{2}}}}}$
  
  Usando le serie di Taylor per $t\rightarrow 0,L\rightarrow 0$
  
      $v(t)={\sqrt {2{\frac {L(t)}{m_{0}}}}}=>{\frac {1}{2}}m_{0}v^{2}(t)=L(t)$
  
  Ed effettivamente il nostro lavoro esercitato sul corpo è quello esclusivamente utilizzato per lo spostamento e si tramuta pertanto in energia cinetica. Possiamo inoltre verificare facilmente che il limite di $v(t)$ per $t\rightarrow \infty$ è $c$: questo sta a significare che per quanta energia forniamo a un corpo, se questa tentiamo di trasformarla tutta in energia cinetica, otterremmo sempre delle velocità più prossime a $c$ e mai superiori.
  
  