Синхронный кадр - Synchronous frame

А синхронный кадр является системой отсчета, в которой время координировать определяет подходящее время для всех сопутствующих наблюдателей. Он построен путем выбора некоторого постоянного времени гиперповерхность как начало, такое, что в каждой точке нормальный по временной шкале (находится внутри световой конус с вершиной в этой точке); все интервальные элементы на этой гиперповерхности равны космический. Семья геодезические нормали к этой гиперповерхности рисуются и определяются как временные координаты с началом на гиперповерхности.

Такая конструкция и, следовательно, выбор синхронного кадра возможны всегда, хотя и не уникальны. Он допускает любое преобразование пространственных координат, которое не зависит от времени, а также преобразование, вызванное произвольным выбором гиперповерхности, используемой для этой геометрической конструкции.

Синхронизация по искривленному пространству

Синхронизация Количество часов, расположенных в разных точках пространства, означает, что события, происходящие в разных местах, могут быть измерены как одновременные, если эти часы показывают одинаковое время. В специальная теория относительности, элемент пространственного расстояния дл определяется как интервалы между двумя очень близкими событиями, происходящими в один и тот же момент времени. В общая теория относительности этого нельзя сделать, то есть нельзя определить дл просто заменив dt ≡ dx⁰ = 0 в метрика. Причина в различной зависимости между подходящее время и координата времени Икс⁰ ≡ т в разных точках пространства.

Рисунок 1. Синхронизация часов в искривленном пространстве с помощью световых сигналов.

Найти дл в этом случае время может быть синхронизировано на некотором промежутке пространства следующим образом (рис.1): Боб посылает световой сигнал из какой-то космической точки B с координатами ${displaystyle x^{alpha }+dx^{alpha }}$ Алисе, которая находится очень близко А с координатами Икс^α а затем Алиса немедленно отражает (${displaystyle ds_{A}^{2}=0}$ для фотона) сигнал возвращается Бобу. Время, необходимое для этой операции (измеренное Бобом), умноженное на c это, очевидно, удвоенное расстояние между Алисой и Бобом.

Квадратный интервал с разделенными пространственными и временными координатами равен:

${displaystyle ds^{2}=g_{alpha eta },dx^{alpha },dx^{eta }+2g_{0alpha },dx^{0},dx^{alpha }+g_{00}left(dx^{0}ight)^{2},}$

(экв. 1)

где повторяющийся греческий индекс внутри члена означает суммирование по значениям 1, 2, 3. Интервал между событиями прихода сигнала и его немедленным отражением обратно в точку А равно нулю (два события, прибытие и отражение, происходят в одной и той же точке пространства и времени). Уравнение ${displaystyle ds_{A}^{2}=0}$ решено для dx⁰ дает два корня:

${displaystyle dx^{0(1)}={frac {1}{g_{00}}}left(-g_{0alpha },dx^{alpha }-{sqrt {left(g_{0alpha }g_{0eta }-g_{alpha eta }g_{00}ight),dx^{alpha },dx^{eta }}}ight),}$

${displaystyle dx^{0(2)}={frac {1}{g_{00}}}left(-g_{0alpha },dx^{alpha }+{sqrt {left(g_{0alpha }g_{0eta }-g_{alpha eta }g_{00}ight),dx^{alpha },dx^{eta }}}ight),}$

(экв. 2)

которые соответствуют распространению сигнала в обоих направлениях между Алисой и Бобом. Если Икс⁰ является моментом прихода / отражения сигнала к Алисе в часах Боба, тогда моменты ухода сигнала от Боба и его возвращения к Бобу соответствуют, соответственно, Икс⁰ + dx^{0 (1)} и Икс⁰ + dx^{0 (2)}. Жирные линии на рис.1 - мировые линии Алисы и Боба с координатами Икс^α и Икс^α + dx^αсоответственно, а красные линии - мировые линии сигналов. На рис.1 предполагается, что dx^{0 (2)} положительный и dx^{0 (1)} отрицательно, что, однако, не всегда так: dx^{0 (1)} и dx^{0 (2)} может иметь такой же знак. Дело в том, что в последнем случае значение Икс⁰ (Алиса) в момент прихода сигнала на позицию Алисы может быть меньше значения Икс⁰ (Боб) в момент выхода сигнала от Боба не содержит противоречия, поскольку часы в разных точках пространства не должны быть синхронизированы. Понятно, что полный "временной" интервал между отправлением и прибытием сигнала на место Боба составляет

${displaystyle dx^{0(2)}-dx^{0(1)}={frac {2}{g_{00}}}{sqrt {left(g_{0alpha }g_{0eta }-g_{alpha eta }g_{00}ight),dx^{alpha },dx^{eta }}}.}$

Соответствующий собственный интервал времени получается из приведенного выше соотношения умножением на ${displaystyle {sqrt {g_{00}}}/c}$, а расстояние дл между двумя точками - дополнительным умножением на c/ 2. Как результат:

${displaystyle dl^{2}=left(-g_{alpha eta }+{frac {g_{0alpha }g_{0eta }}{g_{00}}}ight),dx^{alpha },dx^{eta }.}$

(экв. 3)

Это необходимое отношение, которое определяет расстояние через элементы пространственной координаты.

Очевидно, что такая синхронизация должна осуществляться путем обмена световыми сигналами между точками. Рассмотрим снова распространение сигналов между бесконечно близкими точками. А и B на рис. 1. Показания часов в B который совпадает с моментом отражения в А находится посередине между моментами отправки и получения сигнала в B; в этот момент, если часы Алисы показывают у⁰ и часы Боба читают Икс⁰ затем через Условие синхронизации Эйнштейна,

${displaystyle y^{0}={frac {(x^{0}+dx^{0(1)})+(x^{0}+dx^{0(2)})}{2}}=x^{0}+{ frac {1}{2}}left(dx^{0(2)}+dx^{0(1)}ight)=x^{0}+Delta x^{0}.}$

Заменить здесь экв. 2 найти разницу во "времени" Икс⁰ между двумя одновременными событиями, происходящими в бесконечно близких точках, как

${displaystyle Delta x^{0}=-{frac {g_{0alpha },dx^{alpha }}{g_{00}}}equiv g_{alpha },dx^{alpha }.}$

(экв. 4)

Это соотношение позволяет синхронизировать часы в любом бесконечно малом объеме пространства. Продолжая такую ​​синхронизацию дальше от точки А, можно синхронизировать часы, то есть определять одновременность событий по любой открытой линии. Условие синхронизации можно записать в другом виде, умножив экв. 4 к грамм₀₀ и перенос терминов в левую часть

${displaystyle Delta x_{0}=g_{0i}dx^{i}=0}$

(экв. 5)

или «ковариантный дифференциал» dx₀ между двумя бесконечно близкими точками должен быть равен нулю.

Однако в общем случае синхронизировать часы по замкнутому контуру невозможно: выйдя по контуру и вернувшись в начальную точку, можно получить ΔИкс⁰ значение отличное от нуля. Таким образом, однозначная синхронизация часов по всему пространству невозможна. Исключением являются системы отсчета, в которых все компоненты грамм_0α нули.

Неспособность синхронизировать все часы - это свойство системы отсчета, а не самого пространства-времени. Всегда можно бесконечно многими способами в любом гравитационном поле выбрать систему отсчета так, чтобы три грамм_0α становятся нулями и, таким образом, обеспечивают полную синхронизацию часов. К этому классу относятся случаи, когда грамм_0α могут быть обнулены простым изменением временной координаты, которое не требует выбора системы объектов, определяющих пространственные координаты.

В специальной теории относительности собственное время также течет по-разному для часов, движущихся относительно друг друга. В общей теории относительности собственное время различно даже в одной и той же системе отсчета в разных точках пространства. Это означает, что интервал собственного времени между двумя событиями, происходящими в некоторой точке пространства, и интервал времени между событиями, одновременными с событиями в другой точке пространства, в общем, различны.

Метрический тензор пространства

Уравнение 3 можно переписать в виде

${displaystyle dl^{2}=gamma _{alpha eta },dx^{alpha },dx^{eta },}$

(экв. 6)

где

${displaystyle gamma _{alpha eta }=-g_{alpha eta }+{frac {g_{0alpha }g_{0eta }}{g_{00}}}}$

(экв. 7)

- трехмерный метрический тензор, определяющий метрику, то есть геометрические свойства пространства. Уравнения экв. 7 дать отношения между метрикой трехмерного пространства ${displaystyle gamma _{alpha eta }}$ и метрика четырехмерного пространства-времени ${displaystyle g_{ik}}$.

Однако в целом ${displaystyle g_{ik}}$ зависит от Икс⁰ так что ${displaystyle gamma _{alpha eta }}$ меняется со временем. Следовательно, нет смысла интегрировать дл: этот интеграл зависит от выбора мировой линии между двумя точками, на которых он взят. Отсюда следует, что в общей теории относительности расстояние между двумя телами не может быть определено вообще; это расстояние определяется только для бесконечно близких точек. Расстояние можно определить и для конечных областей пространства только в таких системах отсчета, в которых грамм_ik не зависит от времени, поэтому интеграл ${displaystyle int {dl}}$ вдоль пространственной кривой приобретает определенный смысл.

Тензор ${displaystyle -gamma _{alpha eta }}$ обратен контравариантному 3-мерному тензору ${displaystyle g^{alpha eta }}$. Действительно, написав уравнение ${displaystyle g^{ik}g_{kl}=delta _{l}^{i}}$ в компонентах имеется:

${displaystyle g^{alpha eta }g_{eta gamma }+g^{alpha 0}g_{0gamma }=delta _{gamma }^{alpha },}$

${displaystyle g^{alpha eta }g_{eta 0}+g^{alpha 0}g_{00}=0,}$

(экв. 8)

${displaystyle g^{0eta }g_{eta 0}+g^{00}g_{00}=1.}$

Определение ${displaystyle g^{alpha 0}}$ из второго уравнения и подстановка его в первое доказывает, что

${displaystyle -g^{alpha eta }gamma _{eta gamma }=delta _{gamma }^{alpha },}$

(экв. 9)

Этот результат можно представить иначе, сказав, что ${displaystyle g^{alpha eta }}$ компоненты контравариантного 3-мерного тензора, соответствующего метрике ${displaystyle gamma ^{alpha eta }}$:

${displaystyle gamma ^{alpha eta }=-g^{alpha eta }.}$

(экв. 10)

Детерминанты грамм и γ состоит из элементов ${displaystyle g_{ik}}$ и ${displaystyle gamma _{alpha eta }}$, соответственно, связаны между собой простым соотношением:

${displaystyle -g=g_{00}gamma .}$

(экв. 11)

Во многих приложениях удобно определять трехмерный вектор грамм с ковариантными компонентами

${displaystyle g_{alpha }=-{frac {g_{0alpha }}{g_{00}}}.}$

(экв. 12)

Учитывая грамм как вектор в пространстве с метрикой ${displaystyle gamma _{alpha eta }}$, его контравариантные компоненты можно записать как ${displaystyle g^{alpha }=gamma ^{alpha eta }g_{eta }}$. С помощью экв. 11 и второй из экв. 8, легко увидеть, что

${displaystyle g^{alpha }=gamma ^{alpha eta }g_{eta }=-g^{0alpha }.}$

(экв. 13)

С третьего экв. 8, следует

${displaystyle g^{00}={frac {1}{g_{00}}}-g_{alpha }g^{alpha }.}$

(экв. 14)

Синхронные координаты

По заключению экв. 5, условие, позволяющее синхронизировать часы в разных точках пространства, состоит в том, что компоненты метрического тензора грамм_0α нули. Если, кроме того, грамм₀₀ = 1, то временная координата Икс⁰ = т - собственное время в каждой точке пространства (с c = 1). Система отсчета, удовлетворяющая условиям

${displaystyle g_{00}=1,quad g_{0alpha }=0,}$

(экв. 15)

называется синхронный кадр. Элемент интервала в этой системе задается выражением

${displaystyle ds^{2}=dt^{2}-g_{alpha eta },dx^{alpha },dx^{eta },}$

(экв. 16)

с компонентами пространственного метрического тензора, идентичными (с противоположным знаком) компонентам грамм_αβ:

${displaystyle gamma _{alpha eta }=-g_{alpha eta }.}$

(экв. 17)

Фигура 2. Синхронный кадр, построенный с выбором времениподобной гиперповерхности т = const (бирюзовый цвет). Только одна пространственная координата Икс¹ = Икс Показано. У четырех наблюдателей одинаковое время Икс⁰ = т которые нормальны к гиперповерхности в своем локально плоском пространстве-времени (показано световые конусы ). Единичный вектор п⁰ = ты⁰ = 1 отображается желтым цветом. Компоненты пространственной скорости отсутствуют (ты^α = 0), поэтому общее собственное время - это геодезическая линия с началом на гиперповерхности и положительным направлением (красные стрелки).

В синхронном кадровом времени временные линии перпендикулярны гиперповерхностям. т = const. Действительно, единичный четырехвектор, нормальный к такой гиперповерхности п_я = ∂т/∂Икс^я имеет ковариантные компоненты п_α = 0, п₀ = 1. Соответствующие контравариантные компоненты с условиями экв. 15 снова п^α = 0, п⁰ = 1.

Компоненты единичной нормали совпадают с компонентами четырехвектора ты ^я = dx^я/ ds который касается мировой линии Икс¹, Икс², Икс³ = const. В ты ^я с компонентами ты^α = 0, ты⁰ = 1 автоматически удовлетворяет геодезические уравнения:

${displaystyle {frac {du^{i}}{ds}}+Gamma _{kl}^{i}u^{k}u^{l}=Gamma _{00}^{i}=0,}$

так как из условий экв. 15, символы Кристоффеля ${displaystyle Gamma _{00}^{alpha }}$ и ${displaystyle Gamma _{00}^{0}}$ исчезают идентично. Следовательно, в синхронной системе отсчета линии времени являются геодезическими в пространстве-времени.

Эти свойства могут быть использованы для построения синхронного кадра в любом пространстве-времени (рис. 2). Для этого выберите несколько космический гиперповерхность как начало координат, такое, что в каждой точке имеет нормаль на временной шкале (лежит внутри световой конус с вершиной в этой точке); все элементы интервала на этой гиперповерхности пространственноподобны. Затем нарисуйте семейство геодезических, нормальных к этой гиперповерхности. Выберите эти линии как линии координат времени и определите координату времени т как длина s геодезической измеренной с началом на гиперповерхности; в результате получается синхронный кадр.

Аналитическое преобразование в синхронный фрейм может быть выполнено с использованием Уравнение Гамильтона – Якоби. Принцип этого метода основан на том, что траектории частиц в гравитационных полях являются геодезическими. В Уравнение Гамильтона – Якоби для частицы (масса которой принята равной единице) в гравитационном поле есть

${displaystyle g^{ik}{frac {partial S}{partial x^{i}}}{frac {partial S}{partial x^{k}}}=1,}$

(экв. 18а)

где S это действие. Его полный интеграл имеет вид:

${displaystyle S=fleft(xi ^{alpha },x^{i}ight)+Aleft(xi ^{alpha }ight),}$

(экв. 18b)

где ж является функцией четырех координат Икс^я и три параметра ξ^α; постоянная А рассматривается как произвольная функция трех ξ^α. С таким представлением для S уравнения для траектории частицы можно получить, приравняв производные ∂S/ ∂ξ^α к нулю, т.е.

${displaystyle {frac {partial f}{partial xi ^{alpha }}}=-{frac {partial A}{partial xi ^{alpha }}}.}$

(экв. 18c)

Для каждого набора заданных значений параметров ξ^α, правые части уравнений 18a-18c имеют определенные постоянные значения, и мировая линия, определяемая этими уравнениями, является одной из возможных траекторий частицы. Выбирая величины ξ^α, которые постоянны вдоль траектории, как новые пространственные координаты, и величина S в качестве новой временной координаты получается синхронный кадр; преобразование старых координат в новые задается уравнениями 18b-18c. Фактически гарантируется, что при таком преобразовании линии времени будут геодезическими и будут нормальными к гиперповерхностям. S = const. Последнее очевидно из механической аналогии: четырехвектор ∂S/∂Икс^я которая нормальна к гиперповерхности, совпадает в механике с четырехмерным импульсом частицы и, следовательно, совпадает по направлению с ее четырехмерной скоростью ты ^я т.е. с касательной к траектории с четырьмя векторами. Наконец, условие грамм₀₀ = 1, очевидно, выполняется, так как производная -dS/ds действия по траектории - масса частицы, которая была принята равной 1; поэтому |dS/ds| = 1.

Калибровочные условия экв. 15 не фиксируют систему координат полностью и поэтому не являются фиксированными калибр, как пространственноподобная гиперповерхность на ${displaystyle t=0}$ можно выбрать произвольно. По-прежнему есть свобода выполнения некоторых преобразований координат, содержащих четыре произвольные функции в зависимости от трех пространственных переменных. Икс^α, которые легко вычисляются в бесконечно малой форме:

${displaystyle x^{i}={ ilde {x}}^{i}+xi ^{i}({ ilde {x}}).}$

(экв. 18)

Здесь коллекции четырех старых координат (т, Икс^α) и четыре новые координаты ${displaystyle ({ ilde {t}},{ ilde {x}}^{alpha })}$ обозначаются символами Икс и ${displaystyle { ilde {x}}}$, соответственно. Функции ${displaystyle xi ^{i}({ ilde {x}})}$ вместе с их первыми производными - бесконечно малые количества. После такого преобразования четырехмерный интервал принимает вид:

${displaystyle ds^{2}=g_{ik}(x)dx^{i}dx^{k}=g_{ik}^{(new)}({ ilde {x}})d{ ilde {x}}^{i}d{ ilde {x}}^{k},}$

(экв. 19)

где

${displaystyle g_{ik}^{(new)}({ ilde {x}})=g_{ik}({ ilde {x}})+g_{il}({ ilde {x}}){frac {partial xi ^{l}({ ilde {x}})}{partial { ilde {x}}^{k}}}+g_{kl}({ ilde {x}}){frac {partial xi ^{l}({ ilde {x}})}{partial { ilde {x}}^{i}}}+{frac {partial g_{ik}({ ilde {x}})}{partial { ilde {x}}^{l}}}xi ^{l}({ ilde {x}}).}$

(экв. 20)

В последней формуле ${displaystyle g_{ik}({ ilde {x}})}$ те же функции грамм_ik(Икс) в котором Икс следует просто заменить на ${displaystyle { ilde {x}}}$. Если кто-то хочет сохранить калибр экв. 15 также для нового метрического тензора ${displaystyle g_{ik}^{(new)}({ ilde {x}})}$ в новых координатах ${displaystyle { ilde {x}}}$, необходимо наложить следующие ограничения на функции ${displaystyle xi ^{i}({acute {x}})}$:

${displaystyle {frac {partial xi ^{0}({ ilde {x}})}{partial { ilde {x}}}}=0,quad g_{alpha eta }({ ilde {x}}){frac {partial xi ^{eta }({ ilde {x}})}{partial { ilde {t}}}}-{frac {partial xi ^{0}({ ilde {x}})}{partial { ilde {x}}^{alpha }}}=0.}$

(экв. 21 год)

Решения этих уравнений:

${displaystyle xi ^{0}=f^{0}left({ ilde {x}}^{1},{ ilde {x}}^{2},{ ilde {x}}^{3}ight),quad xi ^{alpha }=int {g^{alpha eta }({ ilde {x}}){frac {partial f^{0}left({ ilde {x}}^{1},{ ilde {x}}^{2},{ ilde {x}}^{3}ight)}{partial { ilde {x}}^{eta }}}d{ ilde {x}}^{0}}+f^{alpha }left({ ilde {x}}^{1},{ ilde {x}}^{2},{ ilde {x}}^{3}ight),}$

(экв. 22)

где ж⁰ и ж^α четыре произвольные функции, зависящие только от пространственных координат ${displaystyle { ilde {x}}^{alpha }}$.

Для более элементарного геометрического объяснения рассмотрим рис. 2. Во-первых, линия синхронного времени ξ⁰ = т могут быть выбраны произвольно (Боба, Кэрол, Даны или любого из бесконечного числа наблюдателей). Это делает одну произвольно выбранную функцию: ${displaystyle xi ^{0}=f^{0}left({ ilde {x}}^{1},{ ilde {x}}^{2},{ ilde {x}}^{3}ight)}$. Во-вторых, исходную гиперповерхность можно выбирать бесконечно многими способами. Каждый из этих вариантов изменяет три функции: по одной функции для каждой из трех пространственных координат. ${displaystyle xi ^{alpha }=f^{alpha }left({ ilde {x}}^{1},{ ilde {x}}^{2},{ ilde {x}}^{3}ight)}$. Всего четыре (= 1 + 3) функции произвольны.

При обсуждении общих решений грамм_αβ уравнений поля в синхронных датчиках необходимо иметь в виду, что гравитационные потенциалы грамм_αβ содержат среди всех возможных произвольных функциональных параметров, присутствующих в них, четыре произвольные функции 3-пространства, просто представляющие калибровочную свободу и, следовательно, не имеющие прямого физического значения.

Еще одна проблема с синхронным фреймом заключается в том, что каустика может произойти, что приведет к неправильному выбору датчика. Эти проблемы вызвали некоторые трудности при выполнении космологическая теория возмущений в синхронном кадре, но проблемы теперь хорошо поняты. Синхронные координаты обычно считаются наиболее эффективной системой отсчета для выполнения вычислений и используются во многих современных кодах космологии, таких как CMBFAST. Они также полезны для решения теоретических задач, в которых необходимо зафиксировать пространственноподобную гиперповерхность, например, пространственноподобную гиперповерхность. особенности.

Уравнения Эйнштейна в синхронной системе отсчета

Введение синхронного фрейма позволяет разделить операции пространственного и временного дифференцирования в Уравнения поля Эйнштейна. Чтобы сделать их более краткими, обозначения

${displaystyle varkappa _{alpha eta }={frac {partial gamma _{alpha eta }}{partial t}}}$

(экв. 23)

вводится для производных по времени трехмерного метрического тензора; эти величины также образуют трехмерный тензор. В синхронном кадре ${displaystyle varkappa _{alpha eta }}$ пропорционально вторая основная форма (тензор формы). Все операции сдвига индексов и ковариантного дифференцирования тензора ${displaystyle varkappa _{alpha eta }}$ выполняются в трехмерном пространстве с метрикой γ_αβ. Это не относится к операциям сдвига индексов в пространственных компонентах четырехтензоров р_ik, Т_ik. Таким образом Т_α^β следует понимать как грамм^βγТ_γα + грамм^β0Т_0α, что сводится к грамм^βγТ_γα и отличается знаком от γ^βγТ_γα. Сумма ${displaystyle varkappa _{alpha }^{alpha }}$ - логарифмическая производная определителя γ ≡ | γ_αβ| = − грамм:

${displaystyle varkappa _{alpha }^{alpha }=gamma ^{alpha eta }{frac {partial gamma _{alpha eta }}{partial t}}={frac {partial }{partial t}}ln {(gamma )}.}$

(экв. 24)

Тогда для комплектации Символы Кристоффеля ${displaystyle Gamma _{kl}^{i}}$ получается:

${displaystyle Gamma _{00}^{0}=Gamma _{00}^{alpha }=Gamma _{0alpha }^{0}=0,quad Gamma _{alpha eta }^{0}={frac {1}{2}}varkappa _{alpha eta },quad Gamma _{0eta }^{alpha }={frac {1}{2}}varkappa _{eta }^{alpha },quad Gamma _{alpha eta }^{gamma }=lambda _{alpha eta }^{gamma }}$

(экв. 25)

где ${displaystyle lambda _{alpha eta }^{gamma }}$ - трехмерные символы Кристоффеля, построенные из γ_αβ:

${displaystyle lambda _{alpha eta }^{gamma }={frac {1}{2}}gamma ^{gamma mu }left(gamma _{mu alpha ,eta }+gamma _{mu eta ,eta }-gamma _{alpha eta ,mu }ight),}$

(экв. 26)

где запятая означает частную производную по соответствующей координате.

С символами Кристоффеля экв. 25, компоненты р^я_k = грамм^ilр_lk из Тензор Риччи можно записать в виде:

${displaystyle R_{0}^{0}=-{frac {1}{2}}{dot {varkappa }}-{frac {1}{4}}varkappa _{alpha }^{eta }varkappa _{eta }^{alpha },}$

(экв. 27)

${displaystyle R_{alpha }^{0}={frac {1}{2}}left(varkappa _{alpha ;eta }^{eta }-varkappa _{,alpha }ight),}$

(экв. 28)

${displaystyle R_{alpha }^{eta }=-{frac {1}{2{sqrt {gamma }}}}{dot {left({sqrt {gamma }}varkappa _{alpha }^{eta }ight)}}-P_{alpha }^{eta }.}$

(экв. 29)

Точки сверху обозначают дифференцирование по времени, точки с запятой (";") обозначают ковариантное дифференцирование, которое в этом случае выполняется по трехмерной метрике γ_αβ с трехмерными символами Кристоффеля ${displaystyle lambda _{alpha eta }^{gamma }}$, ${displaystyle varkappa equiv varkappa _{alpha }^{alpha }}$, и п_α^β - трехмерный тензор Риччи, построенный из ${displaystyle lambda _{alpha eta }^{gamma }}$:

${displaystyle P_{alpha }^{eta }=gamma ^{eta gamma }P_{gamma alpha },quad P_{alpha eta }=lambda _{alpha eta ,gamma }^{gamma }-lambda _{gamma alpha ,eta }^{gamma }+lambda _{alpha eta }^{gamma }lambda _{gamma mu }^{mu }-lambda _{alpha mu }^{gamma }lambda _{eta gamma }^{mu }.}$

(экв. 30)

Это следует из экв. 27–29 что уравнения Эйнштейна ${displaystyle R_{i}^{k}=8pi kleft(T_{i}^{k}-{frac {1}{2}}delta _{i}^{k}Tight)}$ (с компонентами тензора энергии-импульса Т₀⁰ = −Т₀₀, Т_α⁰ = −Т_0α, Т_α^β = γ^βγТ_γα) становятся в синхронном кадре:

${displaystyle R_{0}^{0}=-{frac {1}{2}}{dot {varkappa }}-{frac {1}{4}}varkappa _{alpha }^{eta }varkappa _{eta }^{alpha }=8pi kleft(T_{0}^{0}-{frac {1}{2}}Tight),}$

(экв. 31 год)

${displaystyle R_{alpha }^{0}={frac {1}{2}}left(varkappa _{alpha ;eta }^{eta }-varkappa _{,alpha }ight)=8pi kT_{alpha }^{0},}$

(экв. 32)

${displaystyle R_{alpha }^{eta }=-{frac {1}{2{sqrt {gamma }}}}{dot {left({sqrt {gamma }}varkappa _{alpha }^{eta }ight)}}-P_{alpha }^{eta }=8pi kleft(T_{alpha }^{eta }-{frac {1}{2}}delta _{alpha }^{eta }Tight).}$

(экв. 33)

Характерной особенностью синхронных кадров является то, что они не стационарны: гравитационное поле не может быть постоянным в такой структуре. В постоянном поле ${displaystyle varkappa _{alpha eta }}$ станет нулем. Но в присутствии материи исчезновение всего ${displaystyle varkappa _{alpha eta }}$ противоречил бы экв. 31 год (у которого правая сторона отлична от нуля). В пустом пространстве от экв. 33 следует, что все п_αβ, а вместе с ними и все компоненты трехмерного тензора кривизны п_αβγδ (Тензор Римана ) обращаются в нуль, т.е. поле исчезает полностью (в синхронной системе отсчета с Евклидова пространственная метрика пространство-время плоское).

В то же время материя, заполняющая пространство, вообще не может находиться в покое относительно синхронной системы отсчета. Это очевидно из того факта, что частицы материи, внутри которых есть давление, обычно движутся по линиям, не являющимся геодезическими; то мировая линия покоящейся частицы является временной линией и, следовательно, является геодезической в ​​синхронной системе отсчета. Исключение составляет пыль (п = 0). Здесь частицы, взаимодействуя друг с другом, будут двигаться по геодезическим линиям; следовательно, в этом случае условие синхронности кадра не противоречит условию того, что он сопутствует материи. Даже в этом случае, чтобы можно было выбрать синхронно сопутствующий кадр, по-прежнему необходимо, чтобы материя двигалась без вращения. В сопутствующем кадре контравариантные компоненты скорости равны ты⁰ = 1, ты^α = 0. Если кадр также синхронный, ковариантные компоненты должны удовлетворять ты₀ = 1, ты_α = 0, так что его четырехмерный завиток должно исчезнуть:

${displaystyle u_{i;k}-u_{k;i}equiv {frac {partial u_{i}}{partial x^{k}}}-{frac {partial u_{k}}{partial x^{i}}}=0.}$

Но тогда это тензорное уравнение должно быть справедливым и в любой другой системе отсчета. Таким образом, в синхронном, но не сопутствующем кадре условие curl v = 0 для трехмерной скорости v дополнительно требуется. Для других уравнения состояния Подобная ситуация может возникнуть только в частных случаях, когда градиент давления исчезает во всех или в определенных направлениях.

Сингулярность в синхронном кадре

Использование синхронной системы отсчета в космологических задачах требует тщательного изучения ее асимптотического поведения. В частности, должно быть известно, может ли синхронная система отсчета быть расширена до бесконечного времени и бесконечного пространства, всегда сохраняя однозначную маркировку каждой точки в терминах координат в этой системе отсчета.

Было показано что однозначная синхронизация часов по всему пространству невозможна из-за невозможности синхронизировать часы по замкнутому контуру. Что касается синхронизации в течение бесконечного времени, то сначала напомним, что временные линии всех наблюдателей нормальны к выбранной гиперповерхности и в этом смысле «параллельны». Традиционно концепция параллелизм определяется в Евклидова геометрия для обозначения прямых линий, которые везде равноудалены друг от друга, но в произвольной геометрии это понятие может быть расширено до линий, которые геодезические. Было показано что линии времени являются геодезическими в синхронном кадре. Другое, более удобное для данной цели определение параллельных прямых - это те, у которых все или никакие общие точки не совпадают. Исключая случай всех общих точек (очевидно, одной и той же линии), мы приходим к определению параллелизма, когда никакие две временные линии не имеют общей точки.

Поскольку временные линии в синхронной системе отсчета являются геодезическими, эти линии прямые (путь света) для всех наблюдателей на образующей гиперповерхности. Пространственная метрика

${displaystyle dl^{2}=gamma _{alpha eta }dx^{alpha }dx^{eta }}$.

Определитель ${displaystyle gamma }$ метрического тензора - это модуль тройное произведение векторов-строк в матрице ${displaystyle gamma _{alpha eta }}$ который также является объемом параллелепипед натянутые на векторы ${displaystyle {vec {gamma }}_{1}}$, ${displaystyle {vec {gamma }}_{2}}$, и ${displaystyle {vec {gamma }}_{3}}$ (т.е. параллелепипед, соседними сторонами которого являются векторы ${displaystyle {vec {gamma }}_{1}}$, ${displaystyle {vec {gamma }}_{2}}$, и ${displaystyle {vec {gamma }}_{3}}$).

${displaystyle gamma =|{vec {gamma }}_{1}cdot ({vec {gamma }}_{2} imes {vec {gamma }}_{3})|=left|{egin{array}{ccc}gamma _{11}&gamma _{12}&gamma _{13}gamma _{21}&gamma _{22}&gamma _{23}gamma _{31}&gamma _{32}&gamma _{33}end{array}}ight|=V_{ ext{parallelepiped}}}$

Если ${displaystyle gamma }$ обращается в ноль, то объем этого параллелепипеда равен нулю. Это может произойти, когда один из векторов лежит в плоскости двух других векторов, так что объем параллелепипеда трансформируется в площадь основания (высота становится равной нулю) или, более формально, когда два вектора линейно зависимы. Но тогда несколько точек (точки пересечения) можно пометить таким же образом, то есть метрика имеет особенность.

В Группа Ландау ^[1] обнаружили, что синхронная система отсчета обязательно образует сингулярность времени, то есть линии времени пересекаются (и, соответственно, определитель метрического тензора обращается в ноль) за конечное время.

Это доказывается следующим образом. Правая рука экв. 31 год, содержащий тензоры энергии-импульса материи и электромагнитного поля,

${displaystyle T_{i}^{k}=left(p+varepsilon ight) imes u_{i}u^{k}+pdelta _{i}^{k}}$

положительное число из-за сильное энергетическое состояние. Это легко увидеть при написании компонентов.

по делу

${displaystyle T_{0}^{0}-{frac {1}{2}}T={frac {1}{2}}left(varepsilon +3pight)+{frac {left(p+varepsilon ight)v^{2}}{1-v^{2}}}>0}$

для электромагнитного поля

${displaystyle T=0,quad T_{0}^{0}={1 over 2}left(epsilon _{0}E^{2}+{frac {1}{mu _{0}}}B^{2}ight)>0}$

Учитывая вышеизложенное, экв. 31 год затем переписывается в виде неравенства

${displaystyle -R_{0}^{0}={frac {1}{2}}{frac {partial }{partial t}}varkappa _{alpha }^{alpha }+{frac {1}{4}}varkappa _{alpha }^{eta }varkappa _{eta }^{alpha }leq 0}$

(экв. 34)

с равенством, относящимся к пустому пространству.

Используя алгебраическое неравенство

${displaystyle varkappa _{eta }^{alpha }varkappa _{alpha }^{eta }geq {frac {1}{3}}left(varkappa _{alpha }^{alpha }ight)^{2}}$

экв. 34 становится

${displaystyle {frac {partial }{partial t}}varkappa _{alpha }^{alpha }+{frac {1}{6}}left(varkappa _{alpha }^{alpha }ight)^{2}leq 0}$.

Разделив обе стороны на ${displaystyle left(varkappa _{alpha }^{alpha }ight)^{2}}$ и используя равенство

${displaystyle {frac {1}{left(varkappa _{alpha }^{alpha }ight)^{2}}}{frac {partial }{partial t}}varkappa _{alpha }^{alpha }=-{frac {partial }{partial t}}{frac {1}{varkappa _{alpha }^{alpha }}}}$

приходим к неравенству

${displaystyle {frac {partial }{partial t}}{frac {1}{varkappa _{alpha }^{alpha }}}geq {1 over 6}}$.

(экв. 35 год)

Пусть, например, ${displaystyle varkappa _{alpha }^{alpha }>0}$ в какой-то момент времени. Поскольку производная положительна, то отношение ${displaystyle {frac {1}{varkappa _{alpha }^{alpha }}}}$ убывает с уменьшением времени, всегда имея конечную ненулевую производную и, следовательно, он должен стать нулевым, исходя из положительной стороны, в течение конечного времени. Другими словами, ${displaystyle varkappa _{alpha }^{alpha }}$ становится ${displaystyle +infty }$, и потому что ${displaystyle varkappa _{alpha }^{alpha }=partial ln gamma /partial t}$, это означает, что определитель ${displaystyle gamma }$ становится равным нулю (согласно экв. 35 год не быстрее чем ${displaystyle t^{6}}$). Если же, с другой стороны, ${displaystyle varkappa _{alpha }^{alpha }<0}$ изначально то же самое верно и для увеличения времени.

Представление о пространстве в особенности можно получить, рассматривая диагонализованный метрический тензор. Диагонализация делает элементы ${displaystyle gamma _{alpha eta }}$ матрица всюду нулевая, кроме главной диагонали, элементами которой являются три собственные значения ${displaystyle lambda _{1},lambda _{2}}$ и ${displaystyle lambda _{3}}$; это три реальных значения, когда дискриминант из характеристический многочлен больше или равно нулю или одному действительному и двум комплексно сопряженный значения, когда дискриминант меньше нуля. Тогда определитель ${displaystyle gamma }$ это просто произведение трех собственных значений. Если только одно из этих собственных значений становится равным нулю, то весь определитель равен нулю. Пусть, например, действительное собственное значение обращается в ноль (${displaystyle lambda _{1}=0}$). Тогда диагонализованная матрица ${displaystyle gamma _{alpha eta }}$ становится матрицей 2 × 2 с собственными значениями (обычно комплексно сопряженными) ${displaystyle lambda _{2},lambda _{3}}$ по главной диагонали. Но эта матрица - диагонализованный метрический тензор пространства, где ${displaystyle gamma =0}$; поэтому из сказанного следует, что в особенности (${displaystyle gamma =0}$) пространство двумерно, когда только одно собственное значение обращается в нуль.

Геометрически, диагонализация представляет собой поворот базиса векторов, составляющих матрицу, таким образом, чтобы направление базисных векторов совпадало с направлением собственные векторы. Если ${displaystyle gamma _{alpha eta }}$ настоящий симметричная матрица собственные векторы образуют ортонормированный базис таким образом главные оси^{[необходимо разрешение неоднозначности ]} ребра прямоугольный параллелепипед. Величины этих ребер фактически являются тремя собственными значениями, которые называются длиной, шириной и высотой. Этот пример особенно показателен тем, что определитель ${displaystyle gamma }$ который также является объемом параллелепипеда, равным длине × ширине × высоте, т.е. произведению собственных значений. Если сделать объем параллелепипеда равным нулю, например, приравняв высоту к нулю, останется только одна грань параллелепипеда, 2-мерное пространство, площадь которого равна длине × ширине. Продолжая стирание и приравнивая ширину к нулю, остается линия размера длины, одномерное пространство. Дальнейшее приравнивание длины к нулю оставляет только точку, 0-мерное пространство, которое отмечает место, где был параллелепипед.

Рисунок 3.

Аналогия из геометрической оптики - сравнение сингулярности с каустиками, например, яркая картина на рис. 3, которая показывает каустику, образованную стаканом воды, освещенным с правой стороны. Световые лучи, идущие справа, являются аналогом временных линий свободно падающих наблюдателей, локализованных на синхронизированной гиперповерхности. Судя по примерно параллельным сторонам контура тени, отбрасываемой стеклом, можно предположить, что источник света находится практически на бесконечном расстоянии от стекла (например, солнце), но это не обязательно, поскольку источник света не показан на фотография. Таким образом, можно предположить, что световые лучи (временные линии) параллельны, но это не доказано с уверенностью. Стакан с водой - это аналог уравнений Эйнштейна или стоящий за ними агент (агенты), которые искривляют временные линии, чтобы сформировать каустический паттерн (сингулярность). Последний не так прост, как грань параллелепипеда, а представляет собой сложную смесь пересечений различного типа. Можно различить перекрытие двумерных, одномерных или нульмерных пространств, т. Е. Смешение поверхностей и линий, некоторые из которых сходятся к точке (куспид ), например, образование наконечника стрелки в центре каустического рисунка.^[2]

Вывод о том, что времениподобные геодезические векторные поля неизбежно должны достигать сингулярности после конечного времени, достигнутого независимо посредством Райчаудхури другим методом, который привел к Уравнение райчаудхури, которое также называют уравнением Ландау – Райчаудхури в честь обоих исследователей.

Смотрите также

• Нормальные координаты
• Конгруэнтность (общая теория относительности), для вывода кинематическое разложение и уравнения Райчаудхури.

Рекомендации

1. Лифшиц, Судаков и Халатников 1961.
2. Арнольд 1989, Приложение. 16. Особенности лучевых систем. ошибка sfn: цель отсутствует: CITEREFArnol'd1989 (Помогите)

Библиография

• Ландау, Лев Д.; Лифшиц, Евгений М. (1988). «§97. Синхронная система отсчета». Теория поля [Теория поля] (по-русски). Vol. 2 Курса теоретической физики (Изд. 7., испр. Ред.). Москва: Наука, Глав. красный. физико-математической лит-ры. ISBN  5-02-014420-7. OCLC  21793854. (Английский перевод: Ландау, Л. и Лифшиц, Э. (2000). «№97. Синхронная система отсчета». Классическая теория поля. Оксфорд: Elsevier Butterworth Heinemann. ISBN  978-0-7506-2768-9.)
• Лифшиц, Евгений М.; Судаков, В.В .; Халатников, И. (1961). «Особенности космологических решений уравнений гравитации.III». ЖЭТФ. 40: 1847.; Письма с физическими проверками, 6, 311 (1961)
• Арнольд, В. И. (1989). Математические методы классической механики. Тексты для выпускников по математике. 60 (2-е изд.). Нью-Йорк: Springer-Verlag. ISBN  0-387-96890-3. OCLC  18681352.
• Кэрролл, Шон М. (2019). «Раздел 7.2». Пространство-время и геометрия: введение в общую теорию относительности (1-е изд.). Сан-Франциско: Издательство Кембриджского университета. Дои:10.1017/9781108770385. ISBN  978-1-108-48839-6.
• Ма, К.-П. И Бертшингер Э. (1995). «Космологическая теория возмущений в синхронной и конформной ньютоновской калибровке». Астрофизический журнал. 455: 7–25. arXiv:Astro-ph / 9506072. Bibcode:1995ApJ ... 455 .... 7M. Дои:10.1086/176550. S2CID  14570491.