WikiDer > Тензор Ланцоша

В Тензор Ланцоша или же Потенциал Ланцоша это тензор 3 ранга в общая теория относительности что порождает Тензор Вейля.^[1] Впервые он был представлен Корнелиус Ланцош в 1949 г.^[2] Теоретическая важность тензора Ланцоша состоит в том, что он служит калибровочное поле для гравитационное поле так же, как, по аналогии, электромагнитный четырехпотенциальный генерирует электромагнитное поле.^[3][4]

Определение

Тензор Ланцоша можно определить несколькими способами. Наиболее распространенное современное определение - это уравнения Вейля – Ланцоша, которые демонстрируют порождение тензора Вейля из тензора Ланцоша.^[4] Эти уравнения, представленные ниже, были даны Такено в 1964 году.^[1] Первоначально Ланцош ввел тензор как Множитель Лагранжа^[2][5] на условиях ограничений, изученных в вариационный подход к общей теории относительности.^[6] При любом определении тензор Ланцоша ЧАС проявляет следующие симметрии:

${ displaystyle H_ {abc} + H_ {bac} = 0, ,}$

${ displaystyle H_ {abc} + H_ {bca} + H_ {cab} = 0.}$

Тензор Ланцоша всегда существует в четырех измерениях.^[7] но не распространяется на более высокие измерения.^[8] Это подчеркивает особенность четырех измерений.^[3] Обратите внимание, что полный Тензор Римана вообще не может быть получен из одних только производных потенциала Ланцоша.^[7][9] В Уравнения поля Эйнштейна должен предоставить Тензор Риччи для завершения компонентов Разложение Риччи.

В Curtright Field имеет динамику калибровочного преобразования, аналогичную тензору Ланцоша. Но поле Кертрайта существует в произвольных размерах> 4D.^[10]

Уравнения Вейля – Ланцоша

Уравнения Вейля – Ланцоша целиком выражают тензор Вейля как производные от тензора Ланцоша:^[11]

${ displaystyle C_ {abcd} = H_ {abc; d} + H_ {cda; b} + H_ {bad; c} + H_ {dcb; a} + (H ^ {e} {} _ {(ac); e} + H _ {(a | e |} {} ^ {e} {} _ {; c)}) g_ {bd} + (H ^ {e} {} _ {(bd); e} + H_ { (b | e |} {} ^ {e} {} _ {; d)}) g_ {ac} - (H ^ {e} {} _ {(ad); e} + H _ {(a | e | } {} ^ {e} {} _ {; d)}) g_ {bc} - (H ^ {e} {} _ {(bc); e} + H _ {(b | e |} {} ^ { e} {} _ {; c)}) g_ {ad} - { frac {2} {3}} H ^ {ef} {} _ {f; e} (g_ {ac} g_ {bd} -g_ {ad} g_ {bc})}$

куда ${ displaystyle C_ {abcd}}$ - тензор Вейля, точка с запятой обозначает ковариантная производная, а нижние скобки указывают симметризация. Хотя приведенные выше уравнения могут использоваться для определения тензора Ланцоша, они также показывают, что он не уникален, а скорее имеет свобода измерения под аффинная группа.^[12] Если ${ displaystyle Phi ^ {a}}$ произвольный векторное поле, то уравнения Вейля – Ланцоша инвариантны относительно калибровочного преобразования

${ displaystyle H '_ {abc} = H_ {abc} + Phi _ {[a} g_ {b] c}}$

где нижние скобки указывают антисимметризация. Часто удобным выбором является алгебраическая калибровка Ланцоша, ${ displaystyle Phi _ {a} = - { frac {2} {3}} H_ {ab} {} ^ {b},}$ который устанавливает ${ displaystyle H '_ {ab} {} ^ {b} = 0.}$ Калибровка может быть дополнительно ограничена с помощью дифференциальной калибровки Ланцоша. ${ displaystyle H_ {ab} {} ^ {c} {} _ {; c} = 0}$. Такой выбор калибровки приводит уравнения Вейля – Ланцоша к более простому виду

${ displaystyle C_ {abcd} = H_ {abc; d} + H_ {cda; b} + H_ {bad; c} + H_ {dcb; a} + H ^ {e} {} _ {ac; e} g_ {bd} + H ^ {e} {} _ {bd; e} g_ {ac} -H ^ {e} {} _ {ad; e} g_ {bc} -H ^ {e} {} _ {bc ; e} g_ {ad}.}$

Волновое уравнение

Тензор потенциала Ланцоша удовлетворяет волновому уравнению^[13]

${ displaystyle { begin {align} Box H_ {abc} = & J_ {abc} & {} - 2 {R_ {c}} ^ {d} H_ {abd} + {R_ {a}} ^ { d} H_ {bcd} + {R_ {b}} ^ {d} H_ {acd} & {} + left (H_ {dbe} g_ {ac} -H_ {dae} g_ {bc} right) R ^ {de} + { frac {1} {2}} RH_ {abc}, end {align}}}$

куда ${ displaystyle Box}$ это оператор Даламбера и

${ displaystyle J_ {abc} = R_ {ca; b} -R_ {cb; a} - { frac {1} {6}} left (g_ {ca} R _ {; b} -g_ {cb} R_ {; a} right)}$

известен как Тензор хлопка. Поскольку тензор Коттона зависит только от ковариантные производные из Тензор Риччи, возможно, его можно интерпретировать как своего рода ток материи.^[14] Дополнительные члены самосвязи не имеют прямого электромагнитного эквивалента. Однако эти члены самосвязи не влияют на вакуумные решения, где тензор Риччи обращается в нуль, а кривизна полностью описывается тензором Вейля. Таким образом, в вакууме Уравнения поля Эйнштейна эквивалентны однородный волновое уравнение ${ displaystyle Box H_ {abc} = 0,}$ в полной аналогии с вакуумным волновым уравнением ${ displaystyle Box A_ {a} = 0}$ электромагнитного четырехпотенциала. Это показывает формальное сходство между гравитационные волны и электромагнитные волны, с тензором Ланцоша, хорошо подходящим для изучения гравитационных волн.^[15]

В приближении слабого поля, когда ${ displaystyle g_ {ab} = eta _ {ab} + h_ {ab}}$, удобный вид тензора Ланцоша в калибровке Ланцоша имеет вид^[14]

${ displaystyle 4H_ {abc} приблизительно h_ {ac, b} -h_ {bc, a} - { frac {1} {6}} ( eta _ {ac} {h ^ {d}} _ {d , b} - eta _ {bc} {h ^ {d}} _ {d, a}).}$

Пример

Самый простой нетривиальный случай выражения тензора Ланцоша - это, конечно, Метрика Шварцшильда.^[4] Простейшее явное представление компонентов в натуральные единицы для тензора Ланцоша в этом случае

${ displaystyle H_ {trt} = { frac {GM} {r ^ {2}}}}$

со всеми остальными компонентами, исчезающими с точностью до симметрии. Однако этой формы нет в системе координат Ланцоша. Неисчезающие члены тензора Ланцоша в калибровке Ланцоша:

${ displaystyle H_ {trt} = { frac {2GM} {3r ^ {2}}}}$

${ displaystyle H_ {r theta theta} = { frac {-GM} {3 (1-2GM / r)}}}$

${ displaystyle H_ {r phi phi} = { frac {-GM sin ^ {2} theta} {3 (1-2GM / r)}}}$

Кроме того, можно показать, даже в этом простом случае, что тензор Ланцоша в общем случае не может быть сведен к линейной комбинации спиновых коэффициентов Формализм Ньюмана – Пенроуза, что свидетельствует о фундаментальности тензора Ланцоша.^[11] Подобные расчеты использовались для построения произвольных Петров тип D решения.^[16]

Смотрите также

• Тензор Баха
• Исчисление Риччи
• Тензор Схоутена
• тетрадное действие Палатини
• Самодвойственное действие Палатини

Рекомендации

внешняя ссылка

• Питер О'Доннелл, Введение в 2-спиноры в общей теории относительности. Всемирный научный, 2003.