Разложение Риччи

Разложение Риччи — это разложение тензора кривизны Римана на неприводимые относительно ортогональной группы тензорные части. Это разложение играет важную роль в римановой и псевдоримановой геометрии.

Составные части тензора РиманаПравить

Разложение выглядит так:

$R_{abcd}=S_{abcd}+E_{abcd}+C_{abcd}.$$R_{abcd}=\,S_{abcd}+E_{abcd}+C_{abcd}.$ 

Его элементами являются:

1. скалярная часть $S_{abcd}$$S_{abcd}$ ,
2. полубесследовая часть $E_{abcd}$$E_{abcd}$ ,
3. полностью бесследовая часть, носящая специальное название тензор Вейля, $C_{abcd}$$C_{{abcd}}$ .

Каждый элемент имеет те же симметрии, как и тензор кривизны, но также обладает специфическими алгебраическими свойствами.

Скалярная часть

$S_{abcd}=\frac{R}{(n-<!--\; -\; -->1)(n-<!--\; -\; -->2)}{H}_{abcd}$$S_{abcd}={\frac {R}{(n-1)\,(n-2)}}\,H_{abcd}$ 

зависит только от скалярной кривизны $R={R^m}_m$$R={R^{m}}_{m}$  (где $R_{ab}={R^c}_{acb}$$R_{ab}={R^{c}}_{acb}$  — тензор Риччи), и метрического тензора $g_{ab}$$g_{{ab}}$ , который комбинируется таким образом, чтобы дать тензор $H_{abcd}$$H_{abcd}$  с симметрией тензора кривизны:

$H_{abcd}=g_{ad}{g}_{cb}-<!--\; -\; -->g_{ac}{g}_{db}=2g_{a[d}{g}_{c]b}.$$H_{abcd}=g_{ad}\,g_{cb}-g_{ac}\,g_{db}=2g_{a[d}\,g_{c]b}.$ 

Полубесследовая часть

$E_{abcd}=\frac{1}{n-<!--\; -\; -->2}\left(g_{ac}{R}_{bd}-<!--\; -\; -->g_{ad}{R}_{bc}+g_{bd}{R}_{ac}-<!--\; -\; -->g_{bc}{R}_{ad}\right)=\frac{2}{n-<!--\; -\; -->2}\left(g_{a[c}{R}_{d]b}-<!--\; -\; -->g_{b[c}{R}_{d]a}\right)$$E_{abcd}={\frac {1}{n-2}}\,\left(g_{ac}\,R_{bd}-g_{ad}\,R_{bc}+g_{bd}\,R_{ac}-g_{bc}\,R_{ad}\right)={\frac {2}{n-2}}\,\left(g_{a[c}\,R_{d]b}-g_{b[c}\,R_{d]a}\right)$ 

получается аналогичным образом из бесследовой части тензора Риччи

$S_{ab}=R_{ab}-<!--\; -\; -->\frac{1}{n}{g}_{ab}R$$S_{ab}=R_{ab}-{\frac {1}{n}}\,g_{ab}\,R$ 

и метрического тензора $g_{ab}$$g_{{ab}}$ .

Тензор Вейля полностью бесследовой в том смысле, что его свёртка по любой паре индексов даёт ноль. Герман Вейль показал, что этот тензор измеряет отклонение псевдориманова многообразия от конформно-плоского: в рамерностях 4 и выше, обращение его в ноль, влечёт, что многообразие локально конформно-эквивалентно плоскому многообразию.

Это разложение — чисто алгебраическое и не включает в себя никаких дифференцирований.

В случае лоренцева 4-мерного многообразия (например, пространства-времени) тензор Эйнштейна $G_{ab}=R_{ab}-<!--\; -\; -->1/2g_{ab}R$$G_{ab}=R_{ab}-1/2\,g_{ab}R$  имеет след, равный скалярной кривизне с обратным знаком, так что бесследовые части тензора Эйнштейна и тензора Риччи совпадают

$S_{ab}=R_{ab}-<!--\; -\; -->\frac{1}{4}{g}_{ab}R=G_{ab}-<!--\; -\; -->\frac{1}{4}{g}_{ab}G.$$S_{ab}=R_{ab}-{\frac {1}{4}}\,g_{ab}\,R=G_{ab}-{\frac {1}{4}}\,g_{ab}\,G.$ 

Замечание о терминологии: обозначения $R_{abcd},C_{abcd}$$R_{abcd},\,C_{abcd}$  — стандартны, $S_{ab},E_{abcd}$$S_{ab},\,E_{abcd}$  — широко распространены, но не общеприняты, а тензоры $S_{abcd}$$S_{abcd}$  и $H_{abcd}$$H_{abcd}$  не имеют устоявшихся обозначений.

Как неприводимое представлениеПравить

Разложение Риччи представляет собой разложение пространства всех тензоров с симметрией тензора кривизны на неприводимые представления ортогональной группы. Пусть V — n-мерное векторное пространство с введённой на нём метрикой (возможно, смешанной сигнатуры). Если оно представляет собой касательное пространство в точке многообразия, то тензор кривизны R с ковариантными индексами представляет собой элемент тензорного произведения V⊗V⊗V⊗V, такой что он антисимметричен по паре первых и последних элементов:

$R(x,y,z,w)=-<!--\; -\; -->R(y,x,z,w)=-<!--\; -\; -->R(x,y,w,z)$$R(x,y,z,w)=-R(y,x,z,w)=-R(x,y,w,z)$ 

и симметричен относительно их перестановки

$R(x,y,z,w)=R(z,w,x,y),$$R(x,y,z,w)=R(z,w,x,y),$ 

для всех x,y,z,w ∈ V^∗. Тогда R принадлежит подпространству $S^2{\mathrm{\Lambda <!--\; \Lambda \; -->}}^{2}V$$S^{2}\Lambda ^{2}V$ , квадратичных форм на бивекторах пространства V. Помимо этого, тензор кривизны должен также удовлетворять тождеству Бианки, обозначающему, что он принадлежит ядру линейного отображения антисимметризации $b:<!--\; :\; -->S^2{\mathrm{\Lambda <!--\; \Lambda \; -->}}^{2}V\to <!--\; \to \; -->{\mathrm{\Lambda <!--\; \Lambda \; -->}}^{4}V$$b\colon S^{2}\Lambda ^{2}V\to \Lambda ^{4}V$ 

$b:<!--\; :\; -->R(x,y,z,w)\mapsto <!--\; \mapsto \; -->\frac{1}{3}\cdot <!--\; \cdot \; -->[R(x,y,z,w)+R(y,z,x,w)+R(z,x,y,w)].$$b\colon R(x,y,z,w)\mapsto {\tfrac {1}{3}}\cdot [R(x,y,z,w)+R(y,z,x,w)+R(z,x,y,w)].$ 

Ядро $\mathrm{K}\mathrm{e}\mathrm{r}<!--\; \; -->b\subset <!--\; \subset \; -->S^2{\mathrm{\Lambda <!--\; \Lambda \; -->}}^{2}V$$\mathop {\rm {Ker}} b\subset S^{2}\Lambda ^{2}V$  представляет собой пространство алгебраических тензоров кривизны. Разложение Риччи представляет собой разложение этого пространства на неприводимые компоненты. Отображение свёртки Риччи

$c:S^2{\mathrm{\Lambda <!--\; \Lambda \; -->}}^{2}V\to <!--\; \to \; -->S^{2}V$$c:S^{2}\Lambda ^{2}V\to S^{2}V$ 

определяется равенством

$c(R)(x,y)=\mathrm{tr}<!--\; \; -->R(x,\cdot <!--\; \cdot \; -->,y,\cdot <!--\; \cdot \; -->).$$c(R)(x,y)=\operatorname {tr} R(x,\cdot ,y,\cdot ).$ 

Это отображение позволяет сопоставить каждому алгебраическому тензору кривизны симметрическую 2-форму. Наоборот, для любых симметрических 2-форм $h$$h$  и $k$$k$  произведение Кулкарни — Номидзу

$h\wedge <!--\; \wedge \; -->◯<!--\; ◯\; -->k(x,y,z,w)=h(x,z)k(y,w)+h(y,w)k(x,z)-<!--\; -\; -->h(x,w)k(y,z)-<!--\; -\; -->h(y,z)k(x,w)$$h{~\wedge \!\!\!\!\!\!\bigcirc ~}k(x,y,z,w)=h(x,z)k(y,w)+h(y,w)k(x,z)-h(x,w)k(y,z)-h(y,z)k(x,w)$ 

определяет алгебраический тензор кривизны.

При $n\ge <!--\; \ge \; -->4$$n\geq 4$  имеется (единственное) ортогональное разложение на неприводимые подпространства:

RV = SV ⊕ EV ⊕ CV,

где

$\mathbf{S}V=\mathbb{R}g\circ <!--\; \circ \; -->g;$$\mathbf {S} V=\mathbb {R} g\circ g;$ 

$\mathbf{E}V=g\circ <!--\; \circ \; -->S_0^{2}V,$$\mathbf {E} V=g\circ S_{0}^{2}V,$  где S2
0V — пространство симметричных 2-форм с нулевым следом;

$\mathbf{C}V=\ker <!--\; \; -->c\cap <!--\; \cap \; -->\ker <!--\; \; -->b.$$\mathbf {C} V=\ker c\cap \ker b.$ 

Компоненты S, E и C разложения Риччи данного тензора Римана R представляют собой ортогональные проекции R на инвариантные подпространства. В частности,

$R=S+E+C$$R=S+E+C$ 

и

$|R{|}^2=|S{|}^2+|E{|}^2+|C{|}^2.$$|R|^{2}=|S|^{2}+|E|^{2}+|C|^{2}.$ 

Разложение Риччи выражает пространство тензоров с симметрией тензора Римана как прямую сумму скалярного подмодуля, подмодуля Риччи и подмодуля Вейля. Каждый из этих модулей представляет собой неприводимое представление ортогональной группы, и таким образом это разложение является частным случаем разложения модуля полупростой группы Ли на неприводимые множители.

В 4-мерном случае, модуль Вейля разлагается дополнительно в пару неприводимых множителей по специальной ортогональной группе: самодуальную и антисамодуальную части W⁺ и W⁻.

Физическая интерпретацияПравить

Разложение Риччи имеет физическое значение в рамках общей теории относительности и других метрических теорий гравитации, где оно называется иногда разложением Гехеняу — Дебевера (Géhéniau-Debever). В этой теории уравнения Эйнштейна

$G^{ab}=8\mathrm{\pi <!--\; \pi \; -->}{T}^{ab},$$G^{ab}=8\pi \,T^{ab},$ 

где $T^{ab}$$T^{ab}$  — тензор энергии-импульса, который содержит плотности и потоки энергии и импульса всей негравитационной материи, утверждают, что тензор Ричи (или, эквивалентно, тензор Эйнштейна) описывают ту часть гравитационного поля, которая непосредственно порождается негравитационными энергией и импульсом. Тензор Вейля представляет собой часть гравитационного поля, которая распространяется даже через области пространства, не содержащие материи или полей негравитационной природы — например, в виде гравитационных волн или приливных сил. Области пространства-времени, в которых тензор Вейля обнуляется, не содержат гравитационных волн и являются конформно плоскими, что влечёт за собой, например, отсутствие гравитационного отклонения света в таких областях.

СсылкиПравить

• Besse, Arthur L. (1987), Einstein manifolds, Ergebnisse der Mathematik und ihrer Grenzgebiete (3) [Results in Mathematics and Related Areas (3)], vol. 10, Berlin, New York: Springer-Verlag, с. xii+510, ISBN 978-3-540-15279-8 .

• Hawking, S. W.; and Ellis, G. F. R. The Large Scale Structure of Space-Time (неопр.). — Cambridge: Cambridge University Press, 1973. — ISBN 0-521-09906-4. See section 2.6 for the decomposition. This book uses opposite signature but the same Landau-Lifshitz spacelike sign convention used in the Wikipedia.

• Weinberg, Steven. Gravitation and Cosmology: Principles and Applications of the General Theory of Relativity (англ.). — New York: John Wiley & Sons, 1972. — ISBN 0-471-92567-5. See section 6.7 for a discussion of the decomposition (but note different sign conventions).

• Wald, Robert M. General Relativity (неопр.). — The University of Chicago Press, 1984. — ISBN 0-226-87033-2. See section 3.2 for a discussion of the decomposition.

• Sharpe, R.W. (1997), Differential Geometry: Cartan's Generalization of Klein's Erlangen Program, Springer-Verlag, New York, ISBN 0-387-94732-9 . Section 6.1 discusses the decomposition. Versions of the decomposition also enter into the discussion of conformal and projective geometries, in chapters 7 and 8.

• Singer, I.M. & Thorpe, J.A. (1969), The curvature of 4-dimensional Einstein spaces, Global Analysis (Papers in Honor of K. Kodaira), Univ. Tokyo Press, с. 355–365 .