Поля кадра в общей теории относительности - Frame fields in general relativity

В общая теория относительности, а поле кадра (также называемый тетрада или Vierbein) представляет собой набор из четырех точечно -ортонормированный векторные поля, один подобный времени и три космический, определенный на Лоренцево многообразие что физически интерпретируется как модель пространство-время. Времяподобное единичное векторное поле часто обозначается как ${\displaystyle {\vec {e}}_{0}}$ а три пространственноподобных единичных векторных поля - ${\displaystyle {\vec {e}}_{1},{\vec {e}}_{2},\,{\vec {e}}_{3}}$. Все тензорный количества, определенные на многообразие можно выразить с помощью поля кадра и его двойной поле coframe.

Рамки были введены в общую теорию относительности Альберт Эйнштейн в 1928 г.^[1] и по Герман Вейль в 1929 г.^[2]

Обозначения индексов тетрад объясняются в тетрада (индексное обозначение).

Физическая интерпретация

Поля кадра всегда соответствуют семейству идеальных наблюдателей, погруженных в данное пространство-время; то интегральные кривые времениподобного единичного векторного поля являются мировые линии этих наблюдателей и в каждом событии на данной мировой линии три пространственноподобных единичных векторных поля задают пространственная триада несет наблюдатель. Триаду можно рассматривать как определение осей пространственных координат локального лабораторная рама, что справедливо очень близко к мировой линии наблюдателя.

В общем, мировые линии этих наблюдателей не обязательно должны быть времениподобными. геодезические. Если какая-либо из мировых линий отклоняется от геодезического пути в каком-то регионе, мы можем думать о наблюдателях как о тестовые частицы это ускоряться за счет использования идеальных ракетных двигателей с тягой равной величине их вектор ускорения. В качестве альтернативы, если наш наблюдатель привязан к частичке материи в клубке жидкость в гидростатическое равновесие, этот кусочек материи, как правило, будет ускоряться наружу за счет чистого эффекта давление удерживая жидкий шар против притяжения собственной гравитации. Другие возможности включают в себя наблюдателя, прикрепленного к свободной заряженной пробной частице в электровакуумный раствор, который, конечно, будет ускорен Сила Лоренца, или наблюдатель, прикрепленный к прядение пробная частица, которая может быть ускорена спин-спиновой силой.

Важно понимать, что кадры геометрические объекты. То есть векторные поля имеют смысл (в гладком многообразии) независимо от выбора карта координат, и (в лоренцевом многообразии), то же самое с понятиями ортогональности и длины. Таким образом, так же, как векторные поля и другие геометрические величины, поля кадра могут быть представлены в различных диаграммах координат. Вычисления компонентов тензорных величин по отношению к данной системе отсчета всегда будут давать такой же результат, какая бы диаграмма координат ни использовалась для представления кадра.

Эти поля необходимы для записи Уравнение Дирака в искривленном пространстве-времени.

Указание кадра

Чтобы записать кадр, карта координат на лоренцевом многообразии. Тогда каждое векторное поле на многообразии можно записать как линейную комбинацию четырех координатная база векторные поля:

${\displaystyle {\vec {X}}=X^{\mu }\,\partial _{x^{\mu }}.}$

Здесь Соглашение о суммировании Эйнштейна используется, а векторные поля рассматриваются как Первый заказ линейный дифференциальные операторы, а компоненты ${\displaystyle X^{\mu }}$ часто называют контравариантные компоненты. Это следует стандартным условным обозначениям для разделы из касательный пучок. Альтернативные обозначения для обычно используемых векторных полей координатного базиса: ${\displaystyle \partial /\partial x^{\mu }\equiv \partial _{x^{\mu }}\equiv \partial _{\mu }.}$

В частности, векторные поля в кадре можно выразить так:

${\displaystyle {\vec {e}}_{a}={e_{a}}^{\mu }\,\partial _{x^{\mu }}.}$

При «проектировании» каркаса, естественно, необходимо обеспечить использование заданных метрика, что четыре векторных поля всюду ортонормированы.

В более современных текстах используется обозначение ${\displaystyle \mathbf {g} _{\mu }}$ для ${\displaystyle \partial _{x^{\mu }}}$ и ${\displaystyle \gamma _{a}}$ или ${\displaystyle \sigma _{a}}$ для ${\displaystyle {\vec {e}}_{a}}$. Это позволяет визуально хитроумно записать метрику пространства-времени как внутреннее произведение координатных касательных векторов:

${\displaystyle g_{\mu \nu }=\mathbf {g} _{\mu }\cdot \mathbf {g} _{\nu }}$

и метрика Минковского плоского пространства как произведение гамм:

${\displaystyle \eta _{ab}=\gamma _{a}\cdot \gamma _{b}}$

Выбор ${\displaystyle \gamma _{a}}$ поскольку это обозначение является намеренным смешением с обозначением, используемым для Матрицы Дирака; это позволяет ${\displaystyle \gamma _{a}}$ не только как векторы, но и как элементы алгебры, алгебра пространства-времени. При правильном использовании это может упростить некоторые обозначения, используемые при написании спин-соединение.

После принятия подписи двойственность каждый вектор основы имеет двойственный ковектор в кобазисе и наоборот. Таким образом, каждый поле кадра ассоциируется с уникальным поле coframe, и наоборот; поля кофрейма - это набор из четырех ортогональных секций котангенсный пучок.

Указание метрики с помощью coframe

В качестве альтернативы метрический тензор можно указать, записав кофрейм в терминах координатного базиса и указав, что метрический тензор задается

${\displaystyle g=-\sigma ^{0}\otimes \sigma ^{0}+\sum _{i=1}^{3}\sigma ^{i}\otimes \sigma ^{i},}$

где ${\displaystyle \otimes }$ обозначает тензорное произведение.Это просто причудливый способ сказать, что coframe ортонормированный. Используется ли это для получения метрического тензора после записи кадра (и перехода к двойному кофрейму) или начинается с метрического тензора и используется для проверки того, что кадр был получен другими способами, он всегда должен выполняться.

Связь с метрическим тензором в координатном базисе

Поле Вербейна, ${\displaystyle e_{\ a}^{\mu }}$, имеет два вида индексов: ${\displaystyle \mu \,}$ обозначает общую координату пространства-времени и ${\displaystyle a\,}$ обозначает местное пространство-время Лоренца или локальные лабораторные координаты.

Поле vierbein или поля кадра можно рассматривать как «квадратный корень матрицы» метрический тензор, ${\displaystyle g^{\mu \nu }\,}$, поскольку в координатном базисе

${\displaystyle g^{\mu \nu }=e_{\ a}^{\mu }e_{\ b}^{\nu }\eta ^{ab}\,}$

где ${\displaystyle \eta ^{ab}\,}$ это Метрика Лоренца.

Локальные индексы Лоренца повышаются и понижаются с помощью метрики Лоренца так же, как общие пространственно-временные координаты повышаются и понижаются с помощью метрического тензора. Например:

${\displaystyle T^{a}=\eta ^{ab}T_{b}.}$

Поле vierbein обеспечивает преобразование между пространственно-временными и локальными индексами Лоренца. Например:

${\displaystyle T_{a}=e_{\ a}^{\mu }T_{\mu }.}$

Таким же образом можно управлять и самим полем vierbein:

${\displaystyle e_{\ a}^{\nu }=e_{\ a}^{\mu }e_{\ \mu }^{\nu }\,}$, поскольку ${\displaystyle e_{\ \mu }^{\nu }=\delta _{\mu }^{\nu }.}$

И они могут сочетаться.

${\displaystyle T^{a}=e_{\mu }^{\ a}T^{\mu }.}$

Еще несколько примеров: Пространство-время и локальные координаты Лоренца можно смешивать вместе:

${\displaystyle T^{\mu a}=e_{\nu }^{\ a}T^{\mu \nu }.}$

Локальные координаты Лоренца преобразуются иначе, чем общие координаты пространства-времени. При общем преобразовании координат имеем:

${\displaystyle T'^{\mu a}={\frac {\partial x'^{\mu }}{\partial x^{\nu }}}T^{\nu a}}$

в то время как при локальном преобразовании Лоренца мы имеем:

${\displaystyle T'^{\mu a}=\Lambda (x)_{\ b}^{a}T^{\mu b}.}$

Сравнение с координатной базой

Координатные базисные векторы обладают тем особенным свойством, что их попарно Скобки лжи исчезнуть. За исключением локально плоских областей, по крайней мере, некоторые скобки Ли векторных полей из фрейма будут не исчезнуть. Результирующий багаж, необходимый для вычислений с ними, является приемлемым, поскольку компоненты тензорных объектов по отношению к кадру (но не по отношению к базису координат) имеют прямую интерпретацию в терминах измерений, сделанных семейством идеальных наблюдателей, соответствующих кадру. .

Координатные базисные векторы могут быть значение NULL, что по определению не может происходить для векторов фрейма.

Некрутящиеся и инерциальные системы отсчета

Некоторые кадры лучше других. Особенно в вакуум или электровакуумные решения, физический опыт инерциальных наблюдателей (не чувствующих сил) может представлять особый интерес. Математическая характеристика инерциальной системы отсчета очень проста: интегральные кривые времениподобной единицы векторное поле должен определить геодезический соответствие, или другими словами, его вектор ускорения должен исчезнуть:

${\displaystyle \nabla _{{\vec {e}}_{0}}\,{\vec {e}}_{0}=0}$

Также часто желательно убедиться, что пространственная триада, которую несет каждый наблюдатель, не вращать. В этом случае триаду можно рассматривать как гиростабилизированный. Критерий невращающийся инерционный (NSI) рамка снова очень проста:

${\displaystyle \nabla _{{\vec {e}}_{0}}\,{\vec {e}}_{j}=0,\;\;j=0\dots 3}$

Это говорит о том, что когда мы движемся по мировой линии каждого наблюдателя, их пространственная триада параллельно транспортируемый. Некрутящиеся инерциальные системы отсчета занимают особое место в общей теории относительности, поскольку они настолько близки, насколько это возможно, в искривленном лоренцевом многообразии к Рамы Лоренца используется в специальная теория относительности (это специальные невращающиеся инерциальные системы отсчета Пылесос Минковского ).

В более общем смысле, если ускорение наших наблюдателей ненулевое, ${\displaystyle \nabla _{{\vec {e}}_{0}}\,{\vec {e}}_{0}\neq 0}$, мы можем заменить ковариантные производные

${\displaystyle \nabla _{{\vec {e}}_{0}}\,{\vec {e}}_{j},\;j=1\dots 3}$

с (пространственной проекцией) Производные Ферми – Уокера определить не вращающаяся рамка.

Учитывая лоренцево многообразие, мы можем найти бесконечно много кадровых полей, даже если нам потребуются дополнительные свойства, такие как движение по инерции. Однако данное поле кадра вполне может быть определено только на части коллектора.

Пример: статические наблюдатели в вакууме Шварцшильда.

Будет поучительно более подробно рассмотреть несколько простых примеров. Рассмотрим знаменитый Вакуум Шварцшильда которая моделирует пространство-время вне изолированного невращающегося сферически-симметричного массивного объекта, такого как звезда. В большинстве учебников можно найти метрический тензор, записанный в терминах статической полярной сферической диаграммы, следующим образом:

${\displaystyle ds^{2}=-(1-2m/r)\,dt^{2}+{\frac {dr^{2}}{1-2m/r}}+r^{2}\,\left(d\theta ^{2}+\sin(\theta )^{2}\,d\phi ^{2}\right)}$

${\displaystyle -\infty <t<\infty ,\;2m<r<\infty ,\;0<\theta <\pi ,\;-\pi <\phi <\pi }$

Более формально, метрический тензор можно разложить по координатному кобазису как

${\displaystyle g=-(1-2m/r)\,dt\otimes dt+{\frac {1}{1-2m/r}}\,dr\otimes dr+r^{2}\,d\theta \otimes d\theta +r^{2}\sin(\theta )^{2}\,d\phi \otimes d\phi }$

Обрамление можно прочитать из этого выражения:

${\displaystyle \sigma ^{0}={\sqrt {1-2m/r}}\,dt,\;\sigma ^{1}={\frac {dr}{\sqrt {1-2m/r}}},\;\sigma ^{2}=rd\theta ,\;\sigma ^{3}=r\sin(\theta )d\phi }$

Чтобы увидеть, что этот coframe действительно соответствует метрическому тензору Шварцшильда, просто вставьте этот coframe в

${\displaystyle g=-\sigma ^{0}\otimes \sigma ^{0}+\sigma ^{1}\otimes \sigma ^{1}+\sigma ^{2}\otimes \sigma ^{2}+\sigma ^{3}\otimes \sigma ^{3}}$

Двойной каркас - это транспонированный кофрейм, перевернутый как

${\displaystyle {\vec {e}}_{0}={\frac {1}{\sqrt {1-2m/r}}}\partial _{t},\;{\vec {e}}_{1}={\sqrt {1-2m/r}}\partial _{r},\;{\vec {e}}_{2}={\frac {1}{r}}\partial _{\theta },\;{\vec {e}}_{3}={\frac {1}{r\sin(\theta )}}\partial _{\phi }}$

(Знак плюса на ${\displaystyle \sigma ^{0}}$ гарантирует, что ${\displaystyle {\vec {e}}_{0}}$ является будущее указание.) Это рамка, которая моделирует опыт статические наблюдатели кто использует ракетные двигатели для "парить" над массивным объектомТяга, необходимая им для сохранения положения, определяется величиной вектора ускорения.

${\displaystyle \nabla _{{\vec {e}}_{0}}{\vec {e}}_{0}=-{\frac {m/r^{2}}{\sqrt {1-2m/r}}}\,{\vec {e}}_{1}}$

Это направлено радиально внутрь, так как наблюдателям необходимо ускориться. далеко от объекта, чтобы не упасть на него. С другой стороны, пространственно спроецированные производные Ферми пространственных базисных векторов (относительно ${\displaystyle {\vec {e}}_{0}}$) исчезают, так что это не вращающийся фрейм.

Теперь можно вычислить компоненты различных тензорных величин относительно нашего фрейма и его двойного кофрейма.

Например, приливный тензор для наших статических наблюдателей определяется с использованием тензорной записи (для координатного базиса) как

${\displaystyle E[X]_{ab}=R_{ambn}\,X^{m}\,X^{n}}$

где мы пишем ${\displaystyle {\vec {X}}={\vec {e}}_{0}}$ чтобы не загромождать обозначения. Его единственные ненулевые компоненты по отношению к нашему кофрейму оказываются

${\displaystyle E[X]_{11}=-2m/r^{3},\;E[X]_{22}=E[X]_{33}=m/r^{3}}$

Соответствующие компоненты координатного базиса:

${\displaystyle E[X]_{rr}=-2m/r^{3}/(1-2m/r),\;E[X]_{\theta \theta }=m/r,\;E[X]_{\phi \phi }=m\sin(\theta )^{2}/r}$

(Небольшое примечание по поводу обозначений: многие авторы ставят каретки над Абстрактные индексы, относящиеся к кадру. При записи конкретные компоненты, компоненты каркаса удобно обозначать 0,1,2,3, а компоненты координат - ${\displaystyle t,r,\theta ,\phi }$. Поскольку выражение вроде ${\displaystyle S_{ab}=36m/r}$ не имеет смысла как тензорное уравнение, не должно быть путаницы.)

Сравните приливный тензор ${\displaystyle \Phi }$ ньютоновской гравитации, которая является бесследный часть из Гессен гравитационного потенциала ${\displaystyle U}$. Используя тензорную запись для тензорного поля, определенного в трехмерном евклидовом пространстве, это можно записать

${\displaystyle \Phi _{ij}=U_{,ij}-{\frac {1}{3}}{U^{,k}}_{,k}\,\eta _{ij}}$

Читатель может захотеть прокрутить это до конца (обратите внимание, что член следа фактически одинаково исчезает, когда U является гармоническим) и сравнить результаты со следующим элементарным подходом: мы можем сравнить гравитационные силы на двух ближайших наблюдателях, лежащих на одной радиальной линии:

${\displaystyle m/(r+h)^{2}-m/r^{2}=-2mh/r^{3}+3mh^{2}/r^{4}+O(h^{3})}$

Поскольку при обсуждении тензоров мы имеем дело с полилинейная алгебра, мы сохраняем только условия первого порядка, поэтому ${\displaystyle \Phi _{11}=-2m/r^{3}}$. Точно так же мы можем сравнить гравитационную силу на двух ближайших наблюдателях, лежащих на одной сфере. ${\displaystyle r=r_{0}}$. Используя элементарную тригонометрию и приближение малых углов, мы обнаруживаем, что векторы силы отличаются на вектор, касательный к сфере, который имеет величину

${\displaystyle {\frac {m}{r_{0}^{2}}}\,\sin(\theta )\approx {\frac {m}{r_{0}^{2}}}\,{\frac {h}{r_{0}}}={\frac {m}{r_{0}^{3}}}\,h}$

Используя приближение малых углов, мы проигнорировали все члены порядка ${\displaystyle O(h^{2})}$, поэтому тангенциальные компоненты равны ${\displaystyle \Phi _{22}=\Phi _{33}=m/r^{3}}$. Здесь мы имеем в виду очевидную рамку, полученную из полярной сферической карты для нашего трехмерного евклидова пространства:

${\displaystyle {\vec {\epsilon }}_{1}=\partial _{r},\;{\vec {\epsilon }}_{2}={\frac {1}{r}}\,\partial _{\theta },\;{\vec {\epsilon }}_{3}={\frac {1}{r\sin \theta }}\,\partial _{\phi }}$

Очевидно, что координатные компоненты ${\displaystyle E[X]_{\theta \theta },\,E[X]_{\phi \phi }}$ вычисленные выше даже не масштабируются должным образом, поэтому они явно не могут соответствовать тому, что наблюдатель измерит даже приблизительно. (По совпадению компоненты ньютоновского приливного тензора точно совпадают с компонентами релятивистского приливного тензора, которые мы выписали выше.)

Пример: наблюдатели Леметра в вакууме Шварцшильда.

Чтобы найти инерциальный кадр, мы можем усилить наш статический кадр в ${\displaystyle {\vec {e}}_{1}}$ направления с помощью неопределенного параметра ускорения (в зависимости от радиальной координаты), вычислить вектор ускорения нового неопределенного кадра, установить его равным нулю и решить для неизвестного параметра ускорения. В результате получится рамка, которую мы сможем использовать для изучения физического опыта наблюдателей, которые свободно и радиально падают на массивный объект. Правильно подобрав постоянную интегрирования, мы получаем систему отсчета Лемэтр наблюдатели, которые попадают в из покоя в пространственной бесконечности. (Эта фраза не имеет смысла, но у читателя, несомненно, не возникнет затруднений в понимании нашего значения.) В статической полярной сферической диаграмме эта рамка получена из Координаты Лемэтра и может быть записано как

${\displaystyle {\vec {f}}_{0}={\frac {1}{1-2m/r}}\,\partial _{t}-{\sqrt {2m/r}}\,\partial _{r}}$

${\displaystyle {\vec {f}}_{1}=\partial _{r}-{\frac {\sqrt {2m/r}}{1-2m/r}}\,\partial _{t}}$

${\displaystyle {\vec {f}}_{2}={\frac {1}{r}}\,\partial _{\theta }}$

${\displaystyle {\vec {f}}_{3}={\frac {1}{r\sin(\theta )}}\,\partial _{\phi }}$

Обратите внимание, что${\displaystyle {\vec {e}}_{0}\neq {\vec {f}}_{0},\;{\vec {e}}_{1}\neq {\vec {f}}_{1}}$, и это ${\displaystyle {\vec {f}}_{0}}$ "наклоняется внутрь", как и должно быть, поскольку его интегральные кривые - это временноподобные геодезические, представляющие мировые линии падение наблюдатели. Действительно, поскольку ковариантные производные всех четырех базисных векторов (взятых по ${\displaystyle {\vec {e}}_{0}}$) тождественно обращаются в нуль, наш новый фрейм некрутящаяся инерциальная рамка.

Если наш массивный объект на самом деле (невращающийся) черная дыра, мы, вероятно, хотим проследить опыт наблюдателей Лемэтра, когда они горизонт событий в ${\displaystyle r=2m}$. Поскольку статические полярные сферические координаты имеют координатная особенность на горизонте нам нужно переключиться на более подходящую диаграмму координат. Самый простой из возможных вариантов - определить новую временную координату с помощью

${\displaystyle T(t,r)=t-\int {\frac {\sqrt {2m/r}}{1-2m/r}}\,dr=t+2{\sqrt {2mr}}+2m\log \left({\frac {{\sqrt {r}}-{\sqrt {2m}}}{{\sqrt {r}}+{\sqrt {2m}}}}\right)}$

Это дает Диаграмма Пенлеве. Новый элемент строки

${\displaystyle ds^{2}=-dT^{2}+\left(dr+{\sqrt {2m/r}}\,dT\right)^{2}+r^{2}\left(d\theta ^{2}+\sin(\theta )^{2}\,d\phi ^{2}\right)}$

${\displaystyle -\infty <T<\infty ,\;0<r<\infty ,\;0<\theta <\pi ,\;-\pi <\phi <\pi }$

По отношению к карте Пенлеве репер Лемэтра имеет вид

${\displaystyle {\vec {f}}_{0}=\partial _{T}-{\sqrt {2m/r}}\,\partial _{r}}$

${\displaystyle {\vec {f}}_{1}=\partial _{r}}$

${\displaystyle {\vec {f}}_{2}={\frac {1}{r}}\,\partial _{\theta }}$

${\displaystyle {\vec {f}}_{3}={\frac {1}{r\sin(\theta )}}\,\partial _{\phi }}$

Обратите внимание, что их пространственная триада выглядит точно так же, как рамка трехмерного евклидова пространства, о которой мы упоминали выше (когда мы вычисляли ньютоновский приливный тензор). Действительно, пространственные гиперпространства ${\displaystyle T=T_{0}}$ оказалось локально изометрический в плоское трехмерное евклидово пространство! (Это замечательное и довольно особенное свойство вакуума Шварцшильда; большинство пространств-времени не допускают разрезания на плоские пространственные сечения.)

Приливный тензор, взятый относительно наблюдателей Леметра, равен

${\displaystyle E[Y]_{ab}=R_{ambn}\,Y^{m}\,Y^{n}}$

где мы пишем ${\displaystyle Y={\vec {f}}_{0}}$ чтобы не загромождать обозначения. Это другой тензор из полученного выше, потому что он определяется с помощью разная семья наблюдателей. Тем не менее, его ненулевые компоненты выглядят знакомо: ${\displaystyle E[Y]_{11}=-2m/r^{3},\,E[Y]_{22}=E[Y]_{33}=m/r^{3}}$. (Это снова довольно особенное свойство вакуума Шварцшильда.)

Обратите внимание, что просто невозможно определить статических наблюдателей на горизонте событий или внутри него. С другой стороны, наблюдатели Леметра не определены на всей внешний регион покрывается статической полярной сферической картой, поэтому в этих примерах ни фрейм Леметра, ни статический фрейм не определены на всем многообразии.

Пример: наблюдатели Хагихара в вакууме Шварцшильда.

Так же, как мы нашли наблюдателей Леметра, мы можем усилить нашу статическую систему отсчета в ${\displaystyle {\vec {e}}_{3}}$ направления по неопределенному параметру (в зависимости от радиальной координаты), вычислить вектор ускорения и потребовать, чтобы он обратился в нуль в экваториальной плоскости ${\displaystyle \theta =\pi /2}$. Новый Кадр Хагихара описывает физический опыт наблюдателей в стабильные круговые орбиты вокруг нашего массивного объекта. По-видимому, впервые это обсуждалось астрономом. Юсуке Хагихара.

На статической полярной сферической карте кадр Хагихара

${\displaystyle {\vec {h}}_{0}={\frac {1}{\sqrt {1-3m/r}}}\,\partial _{t}+{\frac {\sqrt {m/r^{3}}}{{\sqrt {1-3m/r}}\,\sin(\theta )}}\,\partial _{\phi }}$

${\displaystyle {\vec {h}}_{1}={\sqrt {1-2m/r}}\,\partial _{r}}$

${\displaystyle {\vec {h}}_{2}={\frac {1}{r}}\,\partial _{\theta }}$

${\displaystyle {\vec {h}}_{3}={\frac {\sqrt {1-2m/r}}{r{\sqrt {1-3m/r}}\,\sin(\theta )}}\,\partial _{\phi }+{\frac {\sqrt {m/r}}{{\sqrt {1-2m/r}}\,{\sqrt {1-3m/r}}}}\,\partial _{t}}$

который в экваториальной плоскости становится

${\displaystyle {\vec {h}}_{0}={\frac {1}{\sqrt {1-3m/r}}}\,\partial _{t}+{\frac {\sqrt {m/r^{3}}}{\sqrt {1-3m/r}}}\,\partial _{\phi }}$

${\displaystyle {\vec {h}}_{1}={\sqrt {1-2m/r}}\,\partial _{r}}$

${\displaystyle {\vec {h}}_{2}={\frac {1}{r}}\,\partial _{\theta }}$

${\displaystyle {\vec {h}}_{3}={\frac {\sqrt {1-2m/r}}{r{\sqrt {1-3m/r}}}}\,\partial _{\phi }+{\frac {\sqrt {m/r}}{{\sqrt {1-2m/r}}\,{\sqrt {1-3m/r}}}}\,\partial _{t}}$

Приливный тензор ${\displaystyle E[Z]_{ab}}$ где ${\displaystyle {\vec {Z}}={\vec {h}}_{0}}$ оказывается заданным (в экваториальной плоскости) выражением

${\displaystyle E[Z]_{11}=-{\frac {m}{r^{3}}}\,{\frac {2-3m/r}{1-2m/r}}=-{\frac {2m}{r^{3}}}-{\frac {m^{2}}{r^{4}}}+O(1/r^{5})}$

${\displaystyle E[Z]_{22}={\frac {m}{r^{3}}}\,{\frac {1}{1-3m/r}}=-{\frac {m}{r^{3}}}+{\frac {3m^{2}}{r^{4}}}+O(1/r^{5})}$

${\displaystyle E[Z]_{33}={\frac {m}{r^{3}}}}$

Таким образом, по сравнению со статическим наблюдателем, парящим на заданном координатном радиусе, наблюдатель Хагихара на стабильной круговой орбите с тем же координатным радиусом будет измерять радиальный приливные силы, которые больше по величине, и поперечный приливные силы, которые больше не изотропны (но немного больше перпендикулярно направлению движения).

Обратите внимание, что рамка Хагихара определена только в регионе ${\displaystyle r>3m}$. Действительно, устойчивые круговые орбиты существуют только на ${\displaystyle r>6m}$, поэтому кадр не должен использоваться внутри этого локуса.

Вычисление Производные Ферми показывает, что только что данное поле кадра на самом деле прядение относительно гиростабилизированной рамы. Основную причину этого легко заметить: в этом кадре каждый наблюдатель Хагихары сохраняет свои пространственные векторы. радиально выровненный, так ${\displaystyle {\vec {h}}_{1},\;{\vec {h}}_{3}}$ вращаться вокруг ${\displaystyle {\vec {h}}_{2}}$ когда наблюдатель вращается вокруг центрального массивного объекта. Однако после исправления этого наблюдения небольшая прецессия оси вращения гироскопа, которую несет наблюдатель Хагихара, все еще остается; это прецессия де Ситтера эффект (также называемый геодезическая прецессия эффект).

Обобщения

В этой статье основное внимание уделяется применению системы отсчета в общей теории относительности и, в частности, их физической интерпретации. Здесь мы очень кратко обрисовываем общую концепцию. В п-размерный Риманово многообразие или псевдориманово многообразие, а поле кадра это набор ортонормированный векторные поля который образует основа для касательное пространство в каждой точке коллектора. Это возможно глобально непрерывным образом тогда и только тогда, когда многообразие распараллеливаемый. Как и раньше, фреймы можно задавать в терминах заданного координатного базиса, и в неплоской области некоторые из их попарных скобок Ли не могут исчезнуть.

Фактически, учитывая любые внутреннее пространство продукта ${\displaystyle V}$, мы можем определить новое пространство, состоящее из всех наборов ортонормированных базисов для ${\displaystyle V}$. Применение этой конструкции к каждому касательному пространству дает ортонормированный комплект кадров (псевдо-) риманова многообразия и поля реперов является частью этого расслоения. В более общем плане мы можем рассматривать пакеты кадров, связанные с любым векторный набор, или даже произвольно главный пучки волокон. Обозначение становится немного сложнее, потому что труднее избежать различий между индексами, относящимися к основанию, и индексами, относящимися к волокну. Многие авторы говорят о внутренние компоненты когда речь идет о компонентах, индексированных волокном.

Смотрите также

• Точные решения в общей теории относительности
• Жорж Лемэтр
• Карл Шварцшильд
• Метод перемещения кадров
• Поль Пенлеве
• Фирбейн
• Юсуке Хагихара

использованная литература

1. Альберт Эйнштейн "Riemann-Geometrie mit Aufrechterhaltung des Begriffes des Fernparallelismus", Sitzungsberichte der Preussischen Akademieder Wissenschaften, Physikalisch-MathematischeKlasse, p217-221, 7.6.1928, http://echo.mpiwg-berlin.mpg.de/MPIWG:YP5DFQU1. Английский перевод доступен в Джеффри Йепезе, "Теория поля Вирбейна Эйнштейна искривленного пространства", https://arxiv.org/abs/1106.2037.
2. Герман Вейль "Электрон и гравитация I", Zeitschrift Physik, 56, p330–352, 1929.

• Фландрия, Харлей (1989). Дифференциальные формы с приложениями к физическим наукам. Нью-Йорк: Дувр. ISBN  0-486-66169-5. Увидеть Глава IV. для рам в E³, тогда посмотрите Глава VIII. для полей кадра в Римановы многообразия. Эта книга на самом деле не охватывает лоренцевы многообразия, но с учетом этого читатель хорошо подготовлен к следующему цитированию.
• Миснер, Чарльз; Thorne, Kip S .; Уилер, Джон Арчибальд (1973). Гравитация. Сан-Франциско: В. Х. Фриман. ISBN  0-7167-0344-0. В этой книге поле кадра (поле кадра) называется анголономный базис векторов (ковекторов). Важная информация широко разбросана, но ее легко найти с помощью обширного указателя.
• Ландау, Л. Д .; Лифшиц, Э. Ф. (1980). Классическая теория поля (4-е изд.). Лондон: Баттерворт-Хайнеманн. ISBN  0-7506-2768-9. В этой книге поле кадра называется тетрада (не путать с теперь стандартным термином NP тетрада используется в Формализм Ньюмана – Пенроуза ). Увидеть Статья 98..
• De Felice, F .; Кларк, К. Дж. (1992). Относительность на искривленных многообразиях. Кембридж: Издательство Кембриджского университета. ISBN  0-521-42908-0. Увидеть Глава 4 для рам и рамок. Если вам когда-нибудь понадобится дополнительная информация о полях фрейма, это может быть хорошим местом для поиска!