Векторное поле убийства - Killing vector field

В математика, а Векторное поле убийства (часто называемый Поле смерти), названный в честь Вильгельм Киллинг, это векторное поле на Риманово многообразие (или псевдориманово многообразие ), который сохраняет метрика. Поля смерти - это бесконечно малые генераторы из изометрии; это, потоки генерируемые Killing поля непрерывные изометрии из многообразие. Проще говоря, поток генерирует симметрия, в том смысле, что перемещение каждой точки на объекте на одинаковое расстояние в направлении Вектор убийства не искажает расстояния на объекте.

Определение

В частности, векторное поле Икс является полем убийства, если Производная Ли относительно Икс метрики г исчезает:^[1]

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{X}g=0\,.}$

Что касается Леви-Чивита связь, это

${\displaystyle g(\nabla _{Y}X,Z)+g(Y,\nabla _{Z}X)=0\,}$

для всех векторов Y и Z. В местные координаты, это составляет уравнение Киллинга^[2]

${\displaystyle \nabla _{\mu }X_{\nu }+\nabla _{\nu }X_{\mu }=0\,.}$

Это условие выражается в ковариантной форме. Следовательно, достаточно установить его в предпочтительной системе координат, чтобы он сохранялся во всех системах координат.

Примеры

Векторное поле на круге, который указывает по часовой стрелке и имеет одинаковую длину в каждой точке, является векторным полем Киллинга, поскольку перемещение каждой точки на круге вдоль этого векторного поля просто вращает круг.

Вектор Киллинга в гиперболической плоскости

Пример игрушки для векторного поля Киллинга находится на верхняя полуплоскость ${\displaystyle M=\mathbb {R} _{y>0}^{2}}$ оснащен Метрика Пуанкаре ${\displaystyle g=y^{-2}(dx^{2}+dy^{2})}$. Пара ${\displaystyle (M,g)}$ обычно называется гиперболическая плоскость и имеет векторное поле Киллинга ${\displaystyle \partial _{x}}$ (с использованием стандартных координат). Это должно быть интуитивно понятно, поскольку ковариантная производная ${\displaystyle \nabla _{\partial _{x}}g}$ переносит метрику по интегральной кривой, генерируемой векторным полем (изображение которого параллельно оси x).

Смертельные поля на двумерной сфере

Поля смерти на двумерной сфере ${\displaystyle S^{2}}$, или любая сфера, должны быть в некотором смысле «очевидными» с точки зрения обычной интуиции: сферы, будучи сферосимметричными, должны обладать полями Киллинга, которые генерируются бесконечно малыми вращениями вокруг любой оси. Это даже просто на соответствующем уровне абстракции. Однако при явном выражении в терминах карты координат, поля Киллинга имеют неочевидную структуру, которая затемняет их природу. Об этом говорится ниже. Эта «неочевидная» структура характерна для многообразий, которые не являются сферами, и, таким образом, 2-сфера представляет собой хорошую игрушечную модель, на которой можно исследовать интуитивную интерпретацию полей Киллинга.

Обычная метрика на сфере

${\displaystyle g(\Omega )=d\theta ^{2}+\sin ^{2}\theta d\phi ^{2}}$.

и, очевидно, вращение вокруг полюса должно быть изометрией. Бесконечно малый генератор вращения может быть идентифицирован как генератор поля Киллинга. Это можно сразу записать: это

${\displaystyle U=\partial _{\phi }}$

Обратите внимание, что это нормализовано к единице длины. Поверхность сферы двумерна, поэтому очевидно, что существует еще один генератор изометрий; это можно принять как

${\displaystyle V=\partial _{\theta }.}$

Поля уничтожения обладают тем свойством, что Кронштейн лжи из двух полей уничтожения все еще остается полем уничтожения. Таким образом, поля Киллинга на многообразии M таким образом сформировать Подалгебра Ли векторных полей на M. Некоторый интерес представляет размерность этой алгебры (сколько в ней образующих?) И ее размерность. структурные константы - учитывая ортонормированный базис ${\displaystyle e_{1},\cdots ,e_{n}}$ этой алгебры, каковы числа ${\displaystyle {f_{ij}}^{k}}$ появляясь в ${\displaystyle [e_{i},e_{j}]={f_{ij}}^{k}e_{k}?}$

Прямое вычисление ${\displaystyle W=[U,V]}$ приводит к непонятному взрыву синусов и косинусов. Возможно, это не очевидно; конечно, на экваторе ${\displaystyle \theta =\pi /2}$, есть это ${\displaystyle [\partial _{\phi },\partial _{\theta }]=0.}$ Однако при удалении от экватора два векторных поля ${\displaystyle \partial _{\phi }}$ и ${\displaystyle \partial _{\theta }}$ больше не ортонормированы, и поэтому в общем ${\displaystyle [\partial _{\phi },\partial _{\theta }]\neq 0}$ на точку ${\displaystyle (\theta ,\phi )\in S^{2}}$ в общем положении. Хуже того, чтобы получить размерность алгебры, нужно либо определить, что ${\displaystyle U,V,W}$ образуют полный, линейно независимый базис алгебры (делая алгебру трехмерной), или что, возможно, существует четвертое, пятое, ... (линейно независимое) векторное поле, полученное путем вычисления ${\displaystyle [U,W]}$ и ${\displaystyle [U,[U,W]]}$ и так далее. Нет особого априори причина полагать, что алгебра двумерна или трехмерна; это нужно как-то доказать. Система координат сферы не поддается таким расчетам.

Самое простое решение - встроить сферу в трехмерное евклидово пространство, а затем работать в ортонормированных декартовых координатах. ${\displaystyle x,y,z}$ где коммутаторы прямолинейны. Обычная 3-пространственная система координат задается формулой

${\displaystyle x=\sin \theta \cos \phi \qquad y=\sin \theta \sin \phi \qquad z=\cos \theta }$

Генератор ${\displaystyle \partial _{\phi }}$ признается вращением вокруг ${\displaystyle z}$-ось

${\displaystyle R=x\partial _{y}-y\partial _{x}=\sin ^{2}\theta \,\partial _{\phi }}$

Второй генератор, вращающийся вокруг ${\displaystyle x}$-ось, явно

${\displaystyle S=z\partial _{y}-y\partial _{z}}$

Перемещая этих двоих, ${\displaystyle T=[R,S]}$ можно быстро найти третий генератор для вращения вокруг ${\displaystyle y}$-ось

${\displaystyle T=z\partial _{x}-x\partial _{z}}$

То, что это составляет полную основу, легко проверить, отметив, что

${\displaystyle [R,S]=T\quad [S,T]=R\quad [T,R]=S}$

Можно сделать вывод, что алгебра Ли для полей Киллинга на двумерной сфере трехмерна и что множество ${\displaystyle R,S,T}$ обеспечивают полную основу алгебры. Это удовлетворяет ${\displaystyle {\mathcal {L}}_{R}g={\mathcal {L}}_{S}g={\mathcal {L}}_{T}g=0}$ должны быть либо очевидны из конструкции, либо могут быть непосредственно подтверждены пост фактум. Как векторные поля, они не ортонормированы глобально; они не ортогональны и не имеют единичной длины для точек общего положения. Их нельзя глобально нормализовать с помощью "теорема о волосатом шарике ", в том, что" нельзя расчесать волосы на сфере, не оставив пучка или лысины ".

Попытки дальнейшей ортогонализации или нормализации этих векторных полей бесплодны, и нет никаких особых дальнейших упрощений, кроме работы в vielbein система координат. В данном конкретном случае работа в ${\displaystyle x,y,z}$ системе координат можно применить Ходж Дуал (в перекрестное произведение в трех измерениях). Полученные векторы не лежат в касательном пространстве ${\displaystyle TS^{2}}$, и так находятся «вне коллектора». Они везде нормальные к сфере; координаты ${\displaystyle x,y,z}$ находятся внешний, по сравнению с внутренний координаты ${\displaystyle \theta ,\phi }$. Полезность этого заключается в том, что теперь в пространстве для встраивания ${\displaystyle \mathbb {R} ^{3}}$, двойники Ходжа ${\displaystyle *R,*S,*T}$ глобально ортонормированы (т.е. ортонормированы в каждой точке сферы.)

Работа во внутренней системе координат ${\displaystyle \theta ,\phi }$, достаточно легко сделать одно из векторных полей единичной длины. По общепринятому в общей теории относительности например в Координаты Шварцшильда, это генератор вращений вокруг ${\displaystyle z}$-ось. Нормализовав это и выразив в сферических координатах, мы получим

${\displaystyle R^{\prime }={\frac {R}{\sin ^{2}\theta }}=\partial _{\phi }}$

${\displaystyle S^{\prime }={\frac {S}{\sin ^{2}\theta }}=\sin \phi \,\partial _{\theta }+\cot \theta \,\cos \phi \,\partial _{\phi }}$

${\displaystyle T^{\prime }={\frac {T}{\sin ^{2}\theta }}=\cos \phi \,\partial _{\theta }-\cot \theta \,\sin \phi \,\partial _{\phi }}$

и легко проверить, что коммутаторы все еще верны:

${\displaystyle [R^{\prime },S^{\prime }]=T^{\prime }\quad [S^{\prime },T^{\prime }]=R^{\prime }\quad [T^{\prime },R^{\prime }]=S^{\prime }}$

Это три образующих алгебры. Конечно, любая другая (невырожденная) линейная комбинация из них также будет порождать алгебру. Обратите внимание на несколько неинтуитивный подсчет: хотя поверхность сферы двумерна, и поэтому можно ожидать двух различных изометрий, на самом деле их больше. Этот несколько удивительный результат является общим свойством симметричные пространства. Это описано ниже, как Картановское разложение: в каждой точке многообразия алгебра полей Киллинга естественным образом распадается на две части, одна из которых касается многообразия, а другая обращается в нуль (в выбранной точке).

Поля смерти в пространстве Минковского

Поля смерти Пространство Минковского - три генератора вращений ( маленькая группа ) и три генератора повышает. Эти

• Векторные поля, генерирующие три поворота, часто называемые J генераторы,

  ${\displaystyle -y\partial _{x}+x\partial _{y}~,\qquad -z\partial _{y}+y\partial _{z}~,\qquad -x\partial _{z}+z\partial _{x}~;}$

• Векторные поля, генерирующие три повышения, K генераторы,

  ${\displaystyle x\partial _{t}+t\partial _{x}~,\qquad y\partial _{t}+t\partial _{y}~,\qquad z\partial _{t}+t\partial _{z}.}$

Вместе они создают Группа Лоренца. См. Эту статью для подробного обсуждения.

Поля Киллинга в общей теории относительности

Типичное использование поля Киллинга - выразить симметрию в общая теория относительности (в котором геометрия пространство-время как искажено гравитационные поля рассматривается как четырехмерный псевдориманов многообразие). В статической конфигурации, в которой ничего не меняется со временем, вектор времени будет вектором Киллинга, и, следовательно, поле Киллинга будет указывать в направлении поступательного движения во времени. Например, Метрика Шварцшильда имеет четыре поля Киллинга: одно временноподобное и две изометрии, происходящие из его сферической симметрии; они разделены на три, показанные для системы координат сферы выше. В Метрика Керра имеет только два поля Киллинга: времяподобное поле и осесимметричное поле (решения Керра соответствуют вращающимся черным дырам и не являются сферически симметричными; они только аксиально-симметричны относительно оси вращения). Координаты Шварцшильда # векторные поля убийства для примера.

Поле смерти постоянной координаты

Если метрические коэффициенты ${\displaystyle g_{\mu \nu }\,}$ в некотором координатном базисе ${\displaystyle dx^{a}\,}$ не зависят от одной из координат ${\displaystyle x^{\kappa }\,}$, тогда ${\displaystyle K^{\mu }=\delta _{\kappa }^{\mu }\,}$ - вектор Киллинга, где ${\displaystyle \delta _{\kappa }^{\mu }\,}$ это Дельта Кронекера.^[3]

Чтобы доказать это, предположим ${\displaystyle g_{\mu \nu },_{0}=0\,}$. потом ${\displaystyle K^{\mu }=\delta _{0}^{\mu }\,}$ и ${\displaystyle K_{\mu }=g_{\mu \nu }K^{\nu }=g_{\mu \nu }\delta _{0}^{\nu }=g_{\mu 0}\,}$
Теперь давайте посмотрим на условие убийства.

${\displaystyle K_{\mu ;\nu }+K_{\nu ;\mu }=K_{\mu ,\nu }+K_{\nu ,\mu }-2\Gamma _{\mu \nu }^{\rho }K_{\rho }=g_{\mu 0,\nu }+g_{\nu 0,\mu }-g^{\rho \sigma }(g_{\sigma \mu ,\nu }+g_{\sigma \nu ,\mu }-g_{\mu \nu ,\sigma })g_{\rho 0}\,}$

и из ${\displaystyle g_{\rho 0}g^{\rho \sigma }=\delta _{0}^{\sigma }\,}$. Условие убийства становится

${\displaystyle g_{\mu 0,\nu }+g_{\nu 0,\mu }-(g_{0\mu ,\nu }+g_{0\nu ,\mu }-g_{\mu \nu ,0})=0\,}$

это ${\displaystyle g_{\mu \nu ,0}=0}$, что является правдой.

• Физический смысл состоит, например, в том, что, если ни один из метрических коэффициентов не является функцией времени, многообразие должно автоматически иметь временноподобный вектор Киллинга.
• С точки зрения непрофессионала, если объект не трансформируется или не «развивается» во времени (по прошествии времени), прохождение времени не изменит его размеры. Сформулированный таким образом результат звучит как тавтология, но нужно понимать, что этот пример очень надуманный: поля уничтожения применимы также к гораздо более сложным и интересным случаям.

Свойства

Поле Киллинга однозначно определяется вектором в некоторой точке и его градиентом (т.е. ковариантные производные поля в точке).

В Кронштейн лжи из двух полей уничтожения все еще остается полем уничтожения. Поля Киллинга на многообразии M таким образом сформировать Подалгебра Ли векторных полей на M. Это алгебра Ли группа изометрии многообразия, если M является полный. А Риманово многообразие с транзитивной группой изометрий является однородное пространство.

Для компактный коллекторы

• Отрицательный Кривизна Риччи следует, что нет нетривиальных (ненулевых) полей Киллинга.
• Неположительная кривизна Риччи означает, что любое поле Киллинга параллельно. т.е. ковариантная производная по любому векторному полю j тождественно равна нулю.
• Если секционная кривизна положительный, а размер M четное, поле убийства должно иметь ноль.

Дивергенция любого векторного поля Киллинга равна нулю.

Если ${\displaystyle X}$ - векторное поле Киллинга и ${\displaystyle Y}$ это гармоническое векторное поле, тогда ${\displaystyle g(X,Y)}$ это гармоническая функция.

Если ${\displaystyle X}$ - векторное поле Киллинга и ${\displaystyle \omega }$ это гармоническая p-форма, тогда ${\displaystyle {\mathcal {L}}_{X}\omega =0\,.}$

Геодезические

Каждый вектор Киллинга соответствует количеству, которое сохраняется геодезические. Эта сохраняющаяся величина является метрическим произведением между вектором Киллинга и геодезическим касательным вектором. То есть по геодезической с некоторым аффинным параметром ${\displaystyle \lambda ,}$ уравнение

${\displaystyle {\frac {d}{d\lambda }}\left(K_{\mu }{\frac {dx^{\mu }}{d\lambda }}\right)=0}$

доволен. Это помогает аналитически изучать движения в пространство-время с симметриями.^[4]

Картановское разложение

Как отмечалось выше, Кронштейн лжи из двух полей уничтожения все еще остается полем уничтожения. Поля Киллинга на многообразии ${\displaystyle M}$ таким образом сформировать Подалгебра Ли ${\displaystyle {\mathfrak {g}}}$ всех векторных полей на ${\displaystyle M.}$ Выбор точки ${\displaystyle p\in M~,}$ алгебра ${\displaystyle {\mathfrak {g}}}$ можно разложить на две части:

${\displaystyle {\mathfrak {h}}=\{X\in {\mathfrak {g}}:X(p)=0\}}$

и

${\displaystyle {\mathfrak {m}}=\{X\in {\mathfrak {g}}:\nabla X(p)=0\}}$

где ${\displaystyle \nabla }$ это ковариантная производная. Эти две части ортогональны и разделяют алгебру в том смысле, что ${\displaystyle {\mathfrak {g}}={\mathfrak {m}}\oplus {\mathfrak {h}}}$и${\displaystyle {\mathfrak {m}}\cap {\mathfrak {h}}=\varnothing ~.}$

Интуитивно изометрии ${\displaystyle M}$ локально определить подмногообразие ${\displaystyle N}$ всего пространства, а поля Киллинга показывают, как «скользить» по этому подмногообразию. Они покрывают касательное пространство этого подмногообразия. Касательное пространство ${\displaystyle T_{p}N}$ должны иметь ту же размерность, что и изометрии, действующие эффективно в таком случае. То есть ожидается ${\displaystyle T_{p}N\cong {\mathfrak {m}}~.}$ Тем не менее, в общем, количество полей Киллинга больше, чем размер этого касательного пространства. Как это может быть? Ответ заключается в том, что «лишние» поля убийства избыточны. Взятые вместе, поля обеспечивают избыточную основу для касательного пространства в любой конкретной выбранной точке; линейные комбинации можно заставить исчезнуть в этой конкретной точке. Это было видно на примере полей убийства на 2-сферической сфере: есть 3 поля убийства; в любой заданной точке два охватывают касательное пространство в этой точке, а третий является линейной комбинацией двух других. Выбор любых двух определений ${\displaystyle {\mathfrak {m}};}$ оставшиеся вырожденные линейные комбинации определяют ортогональное пространство ${\displaystyle {\mathfrak {h}}.}$

Инволюция Картана

В Инволюция Картана определяется как отражение или изменение направления геодезической на противоположное. Его дифференциал меняет направление касательных к геодезической. Это линейный оператор нормы один; у него есть два инвариантных подпространства с собственным значением +1 и -1. Эти два подпространства соответствуют ${\displaystyle {\mathfrak {p}}}$ и ${\displaystyle {\mathfrak {m}},}$ соответственно.

Это можно уточнить. Фиксация точки ${\displaystyle p\in M}$ рассмотреть геодезический ${\displaystyle \gamma :\mathbb {R} \to M}$ проходя через ${\displaystyle p}$, с участием ${\displaystyle \gamma (0)=p~.}$ В инволюция ${\displaystyle \sigma _{p}}$ определяется как

${\displaystyle \sigma _{p}(\gamma (\lambda ))=\gamma (-\lambda )}$

Эта карта является инволюцией в том смысле, что ${\displaystyle \sigma _{p}^{2}=1~.}$ Если ограничиться геодезическими вдоль полей Киллинга, это также явно изометрия. Он определен однозначно. ${\displaystyle G}$ - группа изометрий, порожденная полями Киллинга. Функция ${\displaystyle s_{p}:G\to G}$ определяется

${\displaystyle s_{p}(g)=\sigma _{p}\circ g\circ \sigma _{p}=\sigma _{p}\circ g\circ \sigma _{p}^{-1}}$

это гомоморфизм из ${\displaystyle G}$. Его бесконечно малый ${\displaystyle \theta _{p}:{\mathfrak {g}}\to {\mathfrak {g}}}$ является

${\displaystyle \theta _{p}(X)=\left.{\frac {d}{d\lambda }}s_{p}(e^{\lambda X})\right|_{\lambda =0}}$

Инволюция Картана является гомоморфизмом алгебр Ли в том смысле, что

${\displaystyle \theta _{p}[X,Y]=[\theta _{p}X,\theta _{p}Y]}$

для всех ${\displaystyle X,Y\in {\mathfrak {g}}~.}$ Подпространство ${\displaystyle {\mathfrak {m}}}$ имеет нечетный паритет по Инволюция Картана, в то время как ${\displaystyle {\mathfrak {h}}}$ имеет четный паритет. То есть, обозначая инволюцию Картана в точке ${\displaystyle p\in M}$ так как ${\displaystyle \theta _{p}}$ надо

${\displaystyle \left.\theta _{p}\right|_{\mathfrak {m}}=-Id}$

и

${\displaystyle \left.\theta _{p}\right|_{\mathfrak {h}}=+Id}$

где ${\displaystyle Id}$ это тождественная карта. Отсюда следует, что подпространство ${\displaystyle {\mathfrak {h}}}$ является подалгеброй Ли в ${\displaystyle {\mathfrak {g}}}$, в этом${\displaystyle [{\mathfrak {h}},{\mathfrak {h}}]\subset {\mathfrak {h}}~.}$Так как это подпространства четности и нечетности, скобки Ли разделяются, так что${\displaystyle [{\mathfrak {h}},{\mathfrak {m}}]\subset {\mathfrak {m}}}$и${\displaystyle [{\mathfrak {m}},{\mathfrak {m}}]\subset {\mathfrak {h}}~.}$

Приведенное выше разложение выполняется во всех точках ${\displaystyle p\in M}$ для симметричное пространство ${\displaystyle M}$; доказательства можно найти в Jost.^[5] Они также действуют в более общих настройках, но не обязательно во всех точках коллектора.^{[нужна цитата ]}

В частном случае симметричное пространство, очевидно, что ${\displaystyle T_{p}M\cong {\mathfrak {m}};}$ то есть поля Киллинга охватывают все касательное пространство симметричного пространства. Эквивалентно, тензор кривизны ковариантно постоянен на локально симметричных пространствах, и поэтому они локально распараллеливаемы; это Теорема Картана – Амброуза – Хикса..

Обобщения

• Векторные поля Киллинга можно обобщить на конформные векторные поля Киллинга определяется ${\displaystyle {\mathcal {L}}_{X}g=\lambda g\,}$ для некоторого скаляра ${\displaystyle \lambda .}$ Производные однопараметрических семейств конформные карты являются конформными полями Киллинга.
• Тензор убийства поля симметричны тензор поля Т такая, что бесследная часть симметризации ${\displaystyle \nabla T\,}$ исчезает. Примеры многообразий с тензорами Киллинга включают вращающаяся черная дыра и Космология FRW.^[6]
• Векторные поля Киллинга также могут быть определены на любом (возможно неметрический ) многообразие M если взять любую группу Ли г играет роль на нем вместо группы изометрий.^[7] В этом более широком смысле векторное поле Киллинга является продолжением правого инвариантного векторного поля на г групповым действием. Если действие группы эффективно, то пространство векторных полей Киллинга изоморфно алгебре Ли ${\displaystyle {\mathfrak {g}}}$ изг.

Смотрите также

• Аффинное векторное поле
• Коллинеация кривизны
• Гомотетическое векторное поле
• Форма убийства
• Горизонт смерти
• Убийство спинора
• Коллинеация материи
• Симметрии пространства-времени

использованная литература

1. Йост, Юрген (2002). Риманова геометрия и геометрический анализ. Берлин: Springer-Verlag. ISBN  3-540-42627-2.
2. Адлер, Рональд; Базен, Морис; Шиффер, Менахем (1975). Введение в общую теорию относительности (Второе изд.). Нью-Йорк: Макгроу-Хилл. ISBN  0-07-000423-4.. См. Главы 3, 9.
3. Миснер, Торн, Уиллер (1973). Гравитация. В. Фриман и компания. ISBN  0-7167-0344-0.
4. Кэрролл, Шон (2004). Пространство-время и геометрия: введение в общую теорию относительности. Эддисон Уэсли. стр.133 –139.
5. Юрген Йост, (2002) «Риммановская геометрия и геометрический анализ» (третье издание), Springer. (См. Раздел 5.2 на страницах 241-251.}
6. Кэрролл, Шон (2004). Пространство-время и геометрия: введение в общую теорию относительности. Эддисон Уэсли. стр.263, 344.
7. Шоке-Брюа, Ивонн; ДеВит-Моретт, Сесиль (1977), Анализ, многообразия и физика, Амстердам: Эльзевир, ISBN  978-0-7204-0494-4