Transformation des forces
\( \vec{F} = \frac{d}{dt}(\gamma(\vec{u}) m \vec{u}) = m \left( \frac{d \gamma(\vec{u})}{dt} \, \vec{u} + \gamma(\vec{u}) \, \vec{a} \right) \).
Développons \( \vec{u} \frac{d \gamma(\vec{u}) }{dt} = \vec{u} \frac{d}{dt} \left((1 - \vec{u}^2)^{-\frac{1}{2}}\right) = \vec{u} (1 - \vec{u}^2)^{-\frac{3}{2}} (\vec{u} . \vec{a}) = \gamma(\vec{u})^3 (\vec{u} . \vec{a}) \vec{u}\).
Au final \( \vec{F} = \gamma(\vec{u})^3 m (\vec{u} . \vec{a}) \vec{u} + \gamma(\vec{u}) m \vec{a} \), où il apparaît que forces et accélérations ne sont pas généralement colinéaires.
Si \( \vec{u} \parallel \vec{a} \), on obtient a \( \vec{F} = \gamma(\vec{u})^3 m \vec{a} \).
Si \( \vec{u} \perp \vec{a} \), on obtient a \( \vec{F} = \gamma(\vec{u}) m \vec{a} \).
En appliquant la définition de la force :
\(\vec{F}' = \frac{d \vec{P'}}{dt'} \)
\(\vec{F}_{\perp}' = \frac{d \vec{P}_{\perp}'}{dt'} = \frac{d \vec{P}_{\perp}}{dt} \frac{dt}{dt'} = \frac{\vec{F}_{\perp}}{\gamma (1 - v u_{\|}) }\)
\(\vec{F}_{\|}' = \frac{d \vec{P}_{\|}'}{dt'} = \frac{d}{dt} \left( \gamma (\vec{P}_{\|} - \gamma(\vec{u}) m \vec{v} ) \right) \frac{dt}{dt'} = \left( \vec{F}_{\|} - m \vec{v} \frac{d}{dt} (\gamma(\vec{u})) \right) \frac{1}{1 - v u_{\|}} \)
\(\vec{F}_{\|}' = \left( \vec{F}_{\|} - \vec{v} \gamma(\vec{u})^3 m (\vec{u} . \vec{a}) \right) \frac{1}{1 - v u_{\|}} \).
\( \vec{F}.\vec{u} = \gamma(\vec{u})^3 m (\vec{u} . \vec{a}) \vec{u}^2 + \gamma(\vec{u}) m (\vec{u} . \vec{a}) = \gamma(\vec{u}) m (\vec{u} . \vec{a}) \left( \gamma(\vec{u})^2 \vec{u}^2 + 1\right) = \gamma(\vec{u})^3 m (\vec{u} . \vec{a}) \)
\(\vec{F}_{\|}' = \left( \vec{F}_{\|} - \vec{v} (\vec{F} . \vec{u}) \right) \frac{1}{1 - v u_{\|}} \)
\(\vec{F}_{\|}' = \left( \vec{F}_{\|} - \vec{v} (\vec{F}_{\|} . \vec{u}_{\|} + \vec{F}_{\perp} . \vec{u}_{\perp} ) \right) \frac{1}{1 - v u_{\|}} \)
\(\vec{F}_{\|}' = \vec{F}_{\|} - \vec{v} \frac{ \vec{F}_{\perp} . \vec{u}_{\perp}}{1 - v u_{\|} } \).
Finalement :
\(\vec{F}_{\perp}' = \frac{\vec{F}_{\perp}}{\gamma (1 - v u_{\|}) }\)
\(\vec{F}_{\|}' = \vec{F}_{\|} - \vec{v} \frac{ \vec{F}_{\perp} . \vec{u}_{\perp}}{1 - v u_{\|} } \).
À l'aide de la transformation des vitesses, nous pouvons écrire l'expression complète de la force dans le référentiel \( R' \) en fonction de la vitesse \( \vec{u}' \) du mobile :
\(\vec{F}' = \gamma (1 + \vec{v} \cdot \vec{u}') \vec{F}_{\perp} + \vec{F}_{\|} - \gamma \vec{v} (\vec{F}_{\perp} \cdot \vec{u}') \)
En identifiant le produit mixte \( (\vec{v} \cdot \vec{u}') \vec{F}_{\perp} - \vec{v} (\vec{F}_{\perp} \cdot \vec{u}') = \vec{u}' \times (\vec{F}_{\perp} \times \vec{v} )\)
nous obtenons l'expression suivante :
\( \vec{F}' = \vec{F}_{\|} + \gamma \vec{F}_{\perp} + \vec{u}' \times (\vec{F} \times \vec{v} \frac{\gamma}{c^2} ) \)
dans laquelle apparaît une force perpendiculaire et proportionnelle à la vitesse \( \vec{u}' \) du mobile \( \vec{F}_{m} = \vec{u} \times (\vec{F} \times \vec{v} \frac{\gamma}{c^2} )\). Cet effet est connu depuis le 19ème siècle, nous savons que des particules électriquement chargées plongées dans un champ magnétique subissent une force ayant exactement cette propriété : c'est la force magnétique de Lorentz \(\vec{F} = \vec{u} \times q \vec{B} \) .
Une autre façon de décomposer les forces en relativité :
\( \vec{F}' = \vec{F}_{\|} + \gamma \vec{F}_{\perp} + \vec{F}_m \)
Les transformations du champ électromagnétique déduites de la force de Lorentz
\( \frac{\vec{F}}{q} = \vec{E} + \vec{u} \times \vec{B}\)
On cherche \( \vec{E}'\) et \( \vec{B}'\) tels que :
\( \frac{\vec{F}'}{q} = \vec{E}' + \vec{u}' \times \vec{B}'\).
Au chapitre sur les forces, nous avons vu la transformation de la force sous cette forme où \( \vec{u}'\) est la vitesse de l'objet sur lequel la force est appliquée :
\( \vec{F}' = \vec{F}_{\|} + \gamma \vec{F}_{\perp} + \vec{u}' \times (\vec{F} \times \vec{v} \frac{\gamma}{c^2} ) \)
Si \( \vec{B} = 0\), nous avons \( \vec{F} = q \vec{E} \). En appliquant la transformation de la force nous obtenons dans \( R' \) :
\(\vec{F}' = q \left(\vec{E}_{\|} + \gamma \vec{E}_{\perp} + \vec{u}' \times (\vec{E} \times \vec{v} \frac{\gamma}{c^2} ) \right) = q (\vec{E}' + \vec{u}' \times \vec{B}')\)
La transformation du champ est évidente :
\( \vec{E}' = \vec{E}_{\|} + \gamma \vec{E}_{\perp} \)
\( \vec{B}' = - \frac{\gamma}{c^2} \vec{v} \times \vec{E} \)
Voyons maintenant comment se transforment les champs avec \( \vec{E}=0\) :
\( \vec{F} = q \, \vec{u} \times \vec{B} \)
\( \frac{\vec{F}'}{q} = {(\vec{u} \times \vec{B})}_{\|} + \gamma {(\vec{u} \times \vec{B})}_{\perp} + \vec{u}' \times ( (\vec{u} \times \vec{B}) \times \vec{v} \frac{\gamma}{c^2}) \)
En développant on finit par obtenir :
\( \frac{\vec{F}'}{q} = \gamma \vec{v} \times \vec{B} + \vec{u}' \times \left( \vec{B}_{\|} + \gamma \vec{B}_{\perp} \right) \)
d'où
\( \vec{E}' = \gamma \vec{v} \times \vec{B} \)
\( \vec{B}' = \vec{B}_{\|} + \gamma \vec{B}_{\perp} \)
En combinant les deux résultats on retrouve la transformation complète :
\( \vec{E}' = \gamma (\vec{E}_{\perp} + \vec{v} \times \vec{B}) + \vec{E}_{\|} \)
\( \vec{B}' = \gamma (\vec{B}_{\perp} - \frac{\vec{v}}{c^2} \times \vec{E}) + \vec{B}_{\|} \)
Champ de force d'un objet en mouvement
Soit une force distante de type Coulombienne exercée par une particule sur une autre (gravité, force électrique ou autre). Considérons une particule \( P_1\) au repos à la position \( \vec{r}\) qui produit une force distante \( \vec{F} = K \, \vec{r}\) sur une particule \( P_2\) placée à l'origine du repère d'un référentiel \( R \). Que devient la force produite par \( P_1\) lorsqu'elle est en mouvement de translation uniforme? Pour le savoir plaçons nous dans un référentiel \( R'\) et voyons comment agit cette force sur une particule au repos \(P_3\), dans ce référentiel la particule \( P_1\) est donc vu en mouvement à la vitesse \( \vec{u} = -\vec{v}\). Pour simplifier les calculs on fixe l'origine du repère à l'instant et à la position de croisement de \( P_2\) et \( P_3\).
En combinant la transformation de \( \vec{F}\) :
\( \vec{F}_{\|}' = \vec{F}_{\|}\)
\( \vec{F}_{\perp}' = \gamma \, \vec{F}_{\perp}\)
et la transformation de \( \vec{r}\) :
\( \vec{r}_{\|} = \gamma \, \vec{r}_{\|}'\)
\( \vec{r}_{\perp} = \vec{r}_{\perp}'\)
On obtient finalement \( \vec{F}' = \gamma K \, \vec{r}' \) où l'on voit que la force exercée par une particule en mouvement est dirigée dans la direction de sa position instantanée. Ce résultat est suffisamment contre intuitif pour être souligné, en raison du caractère fini de la vitesse de propagation des interactions, on pourrait penser que la force est dirigée vers la position que la particule en mouvement occupait à un instant antérieur qui correspondrait au délai de propagation de l'interaction jusqu'à \( P_3\). Nous voyons ici qu'il n'en est rien et que le champ de force crée par une particule en mouvement est radial dans tous les référentiels.