Efeito do relógio gravitomagnético - Gravitomagnetic clock effect

Relatividade geral
${\ displaystyle G _ {\ mu \ nu} + \ Lambda g _ {\ mu \ nu} = {8 \ pi G \ over c ^ {4}} T _ {\ mu \ nu}}$
Introdução História Formulação matemática Testes
Conceitos fundamentais Princípio de equivalência Relatividade especial Linha mundial Variedade pseudo-riemanniana
Fenômenos Problema Kepler Lente gravitacional Ondas gravitacionais Arrasto de quadro Efeito geodésico Horizonte de eventos Singularidade Buraco negro Espaço-tempo Diagramas de espaço-tempo Espaço-tempo de Minkowski Ponte Einstein-Rosen
Equações Formalismos Equações Gravidade linearizada Equações de campo de Einstein Friedmann Geodésica Mathisson – Papapetrou – Dixon Hamilton – Jacobi – Einstein Formalismos ADM BSSN Pós-newtoniana Teoria avançada Teoria de Kaluza-Klein Gravidade quântica
Soluções Schwarzschild ( interior ) Reissner – Nordström Gödel Kerr Kerr-Newman Kasner Lemaître – Tolman Taub-NUT Milne Robertson – Walker onda pp poeira van Stockum Weyl − Lewis − Papapetrou
Cientistas Einstein Lorentz Hilbert Poincaré Schwarzschild de Sitter Reissner Nordström Weyl Eddington Friedman Milne Zwicky Lemaître Gödel Wheeler Robertson Bardeen andador Kerr Chandrasekhar Ehlers Penrose Hawking Raychaudhuri Taylor Hulse van Stockum Taub Novo homem Yau Thorne outras
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Na física, o efeito do relógio gravitomagnético é um desvio da terceira lei de Kepler que, de acordo com a aproximação de campo fraco e câmera lenta da relatividade geral , será sofrido por uma partícula em órbita em torno de um corpo girando (lentamente), como um planeta ou estrela típica .

Explicação

De acordo com a relatividade geral , em sua aproximação linearizada de campo fraco e movimento lento, um corpo girando lentamente induz um componente adicional do campo gravitacional que atua sobre uma partícula de teste em queda livre com uma força gravitomagnética semelhante a Lorentz não central .

Entre suas consequências no movimento orbital da partícula, há uma pequena correção à terceira lei de Kepler , a saber

${\ displaystyle T _ {\ rm {Kep}} = 2 \ pi {\ sqrt {\ frac {a ^ {3}} {GM}}}}$

onde T _Kep é o período da partícula, M é a massa do corpo central e a é o semieixo maior da elipse da partícula . Se a órbita da partícula for circular e ficar no plano equatorial do corpo central, a correção é

${\ displaystyle T = T _ {\ rm {Kep}} + T _ {\ rm {Gvm}} = T _ {\ rm {Kep}} \ pm {\ frac {S} {Mc ^ {2}}},}$onde S é a do corpo central momento angular e c é a velocidade da luz no vácuo.

Partículas orbitando em direções opostas experimentam correções gravitomagnéticas T _Gvm com sinais opostos, de modo que a diferença de seus períodos orbitais cancelaria os termos keplerianos padrão e adicionaria os gravitomagnéticos .

Observe que o sinal + ocorre para a rotação da partícula em relação à rotação do corpo central, enquanto o sinal - é para a contra-rotação. Ou seja, se o satélite orbita na mesma direção em que o planeta gira, leva mais tempo para fazer uma órbita completa, ao passo que se ele se mover de forma oposta em relação à rotação do planeta, seu período orbital ficará mais curto.

Veja também

• Introdução à relatividade geral
• Atraso de tempo gravitomagnético

Referências