Формализм ADM

Часть цикла статей о
Общая теория относительности
${\ displaystyle G _ {\ mu \ nu} + \ Lambda g _ {\ mu \ nu} = {\ frac {8 \ pi G} {c ^ {4}}} T _ {\ mu \ nu}}$
Вступление История Математическая формулировка Тесты
Основные концепции Принцип относительности Теория относительности Одновременность Относительность одновременности Относительное движение Мероприятие Точка зрения Инерциальная система отсчета Масса Инертная масса Рама отдыха Рамка центра импульса Кривизна Геодезический Принцип эквивалентности Масса в общей теории относительности Эквивалентность массы и энергии Инвариантный Инвариантная масса Симметрии пространства-времени Специальная теория относительности Двойная специальная теория относительности инвариант де Ситтера специальная теория относительности Масштаб относительности Скорость света Производная по времени Подходящее время Правильная длина Уменьшение длины Действия на расстоянии Принцип локальности Риманова геометрия Энергетическое состояние
Явления Гравитоэлектромагнетизм Проблема Кеплера Сила тяжести Гравитационное поле Гравитационный колодец Гравитационное линзирование Гравитационные волны Гравитационное красное смещение Красное смещение Синее смещение Замедление времени Гравитационное замедление времени Задержка Шапиро Гравитационный потенциал Гравитационное сжатие Гравитационный коллапс Перетаскивание кадра Геодезический эффект Видимый горизонт Горизонт событий Гравитационная сингулярность Обнаженная особенность Черная дыра Белая дыра Пространство-время Стрела времени Световой конус Мировая линия Трехмерное пространство Четырехмерное пространство Космос Время Многообразие Гладкий коллектор Риманово многообразие Пространство конфигурации Государственное пространство Фазовое пространство Гильбертово пространство Евклидово пространство Топологическое пространство Топологический дефект Диаграммы пространства-времени Пространство-время Минковского Скаляр Лоренца Замкнутая временная кривая (CTC) Червоточина Червоточина Эллиса
Уравнения Формализмы Уравнения Линеаризованная гравитация Уравнения поля Эйнштейна Фридман Геодезические Матиссон – Папапетру – Диксон Гамильтон – Якоби – Эйнштейн Инвариант кривизны (общая теория относительности) Преобразование Лоренца Лоренцево многообразие Глобально гиперболическое многообразие Условия причинности Причинная структура Формализмы ADM БССН Ньюман – Пенроуз Постньютоновский Продвинутая теория Теория Бранса – Дике Гипотеза космической цензуры Теория Калуцы – Клейна Квантовая гравитация Супергравитация
Решения Релятивистский диск Шварцшильд ( интерьер ) Рейсснер-Нордстрём Гёдель Керр Керр – Ньюман Kasner Лемэтр – Толман Тауб-ОРЕХ Milne Робертсон – Уокер pp-волна van Stockum пыль Вейль – Льюис – Папапетру Вакуумный раствор
Теоремы Теорема Биркгофа Теорема Героха о расщеплении Теорема Гольдберга – Сакса. Теорема Лавлока Теорема об отсутствии волос Теоремы Пенроуза – Хокинга об особенностях Теорема положительной энергии
Ученые Эйнштейн Лоренц Гильберта Пуанкаре Шварцшильд де Ситтер Рейсснер Nordström Weyl Эддингтон Фридман Milne Цвикки Лемэтр Гёдель Уиллер Робертсон Бардин Уокер Керр Чандрасекхар Элерс Пенроуз Хокинг Райчаудхури Тейлор Hulse van Stockum Тауб Новичок Яу Торн другие
v т е

ADM формализм (названный по имени его авторам Ричард Арновитт , Стэнли Дезеро и Мизнер ) является гамильтонова формулировкой общей теории относительности , которая играет важную роль в канонической квантовой гравитации и численной относительности . Впервые он был опубликован в 1959 г. ^[2]

Всеобъемлющий обзор формализма , что авторы опубликовали в 1962 году ^[3] была перепечатана в журнале общей теории относительности и гравитации , ^[4] в то время как оригинальные документы можно найти в архивах Physical Review . ^{[2] [5]}

Обзор [ править ]

Формализм предполагает , что пространство -время является слоеной в семью пространственноподобных поверхностей , маркированные их координаты времени , и с координатами на каждом срезе заданного . В качестве динамических переменных этой теории берется метрический тензор трехмерных пространственных срезов и их сопряженных импульсов . Используя эти переменные, можно определить гамильтониан и тем самым записать уравнения движения для общей теории относительности в форме уравнений Гамильтона .${\ displaystyle \ Sigma _ {t}}$${\ displaystyle t}$${\ Displaystyle х ^ {я}}$${\ Displaystyle \ гамма _ {ij} (т, х ^ {к})}$ ${\ Displaystyle \ pi ^ {ij} (т, х ^ {к})}$

В дополнение к двенадцати переменных и есть четыре множителей Лагранжа : функция покадровой , и компоненты сдвига векторного поля , . Они описывают, как каждый из «листов» слоения пространства-времени сваривается вместе. Уравнения движения для этих переменных можно задавать произвольно; эта свобода соответствует свободе указывать, как расположить систему координат в пространстве и времени.${\ displaystyle \ gamma _ {ij}}$${\ displaystyle \ pi ^ {ij}}$${\ displaystyle N}$${\ displaystyle N_ {i}}$${\ displaystyle \ Sigma _ {t}}$

Обозначение [ править ]

В большинстве ссылок используется нотация, в которой четырехмерные тензоры записываются в нотации абстрактных индексов, и что греческие индексы - это индексы пространства-времени, принимающие значения (0, 1, 2, 3), а латинские индексы - пространственные индексы, принимающие значения (1, 2, 3). При выводе здесь верхний индекс (4) добавляется к величинам, которые обычно имеют как трехмерную, так и четырехмерную версии, такие как метрический тензор для трехмерных срезов и метрический тензор для всего четырехмерного пространства-времени. .${\ displaystyle g_ {ij}}$${\ Displaystyle {^ {(4)}} г _ {\ му \ ню}}$

В тексте используются обозначения Эйнштейна, в которых предполагается суммирование по повторяющимся индексам.

Используются два типа производных: частные производные обозначаются либо оператором, либо индексами, перед которыми ставится запятая. Ковариантные производные обозначаются либо оператором, либо индексами, перед которыми ставится точка с запятой.${\ displaystyle \ partial _ {я}}$${\ Displaystyle \ набла _ {я}}$

Модуль определителя матрицы коэффициентов метрического тензора представлен как (без индексов). Другие тензорные символы , написанные без индексов представляют собой след соответствующего тензора , такие как .${\ displaystyle g}$${\ Displaystyle \ pi = г ^ {ij} \ pi _ {ij}}$

Вывод [ править ]

Лагранжева формулировка [ править ]

Отправной точкой для формулировки ADM является лагранжиан

${\ Displaystyle {\ mathcal {L}} = {^ {(4)} R} {\ sqrt {^ {(4)} g}},}$

который является произведением квадратного корня из определителя четырехмерного метрического тензора для полного пространства-времени и его скаляра Риччи . Это лагранжиан действия Эйнштейна – Гильберта .

Желаемый результат вывода - определить вложение трехмерных пространственных срезов в четырехмерное пространство-время. Метрика трехмерных срезов

${\displaystyle g_{ij}={^{(4)}}g_{ij}}$

будут обобщенными координатами для гамильтоновой формулировки. Тогда сопряженные импульсы могут быть вычислены как

${\displaystyle \pi ^{ij}={\sqrt {^{(4)}g}}\left({^{(4)}}\Gamma _{pq}^{0}-g_{pq}{^{(4)}}\Gamma _{rs}^{0}g^{rs}\right)g^{ip}g^{jq},}$

используя стандартные методы и определения. Эти символы представляют собой символы Кристоффеля, связанные с метрикой полного четырехмерного пространства-времени. Промежуток${\displaystyle {^{(4)}}\Gamma _{ij}^{0}}$

${\displaystyle N=\left(-{^{(4)}g^{00}}\right)^{-1/2}}$

и вектор сдвига

${\displaystyle N_{i}={^{(4)}g_{0i}}}$

- остальные элементы четырехметрического тензора.

После определения величин для формулировки следующий шаг - переписать лагранжиан в терминах этих переменных. Новое выражение для лагранжиана

${\displaystyle {\mathcal {L}}=-g_{ij}\partial _{t}\pi ^{ij}-NH-N_{i}P^{i}-2\partial _{i}\left(\pi ^{ij}N_{j}-{\frac {1}{2}}\pi N^{i}+\nabla ^{i}N{\sqrt {g}}\right)}$

удобно записать в терминах двух новых величин

${\displaystyle H=-{\sqrt {g}}\left[^{(3)}R+g^{-1}\left({\frac {1}{2}}\pi ^{2}-\pi ^{ij}\pi _{ij}\right)\right]}$

и

${\displaystyle P^{i}=-2\pi ^{ij}{}_{;j},}$

которые известны как гамильтонова связь и ограничение по импульсу соответственно. Промежуток и сдвиг появляются в лагранжиане как множители Лагранжа .

Уравнения движения [ править ]

Хотя переменные в лагранжиане представляют собой метрический тензор в трехмерных пространствах, встроенных в четырехмерное пространство - время , можно и желательно использовать обычные процедуры лагранжевой механики для вывода «уравнений движения», которые описывают временную эволюцию обоих. метрика и сопряженный с ней импульс . Результат${\displaystyle g_{ij}}$${\displaystyle \pi ^{ij}}$

${\displaystyle \partial _{t}g_{ij}={\frac {2N}{\sqrt {g}}}\left(\pi _{ij}-{\tfrac {1}{2}}\pi g_{ij}\right)+N_{i;j}+N_{j;i}}$

и

${\displaystyle {\begin{aligned}\partial _{t}\pi ^{ij}=&-N{\sqrt {g}}\left(R^{ij}-{\tfrac {1}{2}}Rg^{ij}\right)+{\frac {N}{2{\sqrt {g}}}}g^{ij}\left(\pi ^{mn}\pi _{mn}-{\tfrac {1}{2}}\pi ^{2}\right)-{\frac {2N}{\sqrt {g}}}\left(\pi ^{in}{\pi _{n}}^{j}-{\tfrac {1}{2}}\pi \pi ^{ij}\right)\\&+{\sqrt {g}}\left(\nabla ^{i}\nabla ^{j}N-g^{ij}\nabla ^{n}\nabla _{n}N\right)+\nabla _{n}\left(\pi ^{ij}N^{n}\right)-{N^{i}}_{;n}\pi ^{nj}-{N^{j}}_{;n}\pi ^{ni}\end{aligned}}}$

представляет собой нелинейную систему дифференциальных уравнений в частных производных .

Принимая вариации по отношению к провалу и сдвигу, получаем уравнения связи

${\displaystyle H=0}$

и

${\displaystyle P^{i}=0,}$

а сами погрешности и сдвиги могут быть заданы произвольно, что отражает тот факт, что системы координат можно свободно задавать как в пространстве, так и во времени.

Приложения [ править ]

Приложение к квантовой гравитации [ править ]

Используя формулировку ADM, можно попытаться построить квантовую теорию гравитации таким же образом, как строят уравнение Шредингера, соответствующее данному гамильтониану в квантовой механике . То есть заменить канонические импульсы и пространственные метрические функции линейными функционально-дифференциальными операторами${\displaystyle \pi ^{ij}(t,x^{k})}$

${\displaystyle {\hat {g}}_{ij}(t,x^{k})\mapsto g_{ij}(t,x^{k}),}$

${\displaystyle {\hat {\pi }}^{ij}(t,x^{k})\mapsto -i{\frac {\delta }{\delta g_{ij}(t,x^{k})}}.}$

Точнее, замена классических переменных операторами ограничивается коммутационными соотношениями . Шляпы представляют операторов в квантовой теории. Это приводит к уравнению Уиллера – ДеВитта .

Применение к численным решениям уравнений Эйнштейна [ править ]

Существует относительно немного известных точных решений уравнений поля Эйнштейна . Чтобы найти другие решения, существует активная область исследований, известная как численная теория относительности, в которой суперкомпьютеры используются для поиска приближенных решений уравнений. Чтобы построить такие решения численно, большинство исследователей начинают с формулировки уравнений Эйнштейна, тесно связанных с формулировкой ADM. Наиболее распространенные подходы начинаются с задачи начального значения, основанной на формализме ADM.

В гамильтоновых формулировках основным моментом является замена системы уравнений второго порядка другой системой уравнений первого порядка. Мы можем легко получить эту вторую систему уравнений с помощью гамильтоновой формулировки. Конечно, это очень полезно для числовой физики, потому что понижение порядка дифференциальных уравнений часто удобно, если мы хотим подготовить уравнения для компьютера.

Энергия и масса ADM [ править ]

Энергия ADM - это особый способ определения энергии в общей теории относительности , который применим только к некоторым специальным геометриям пространства-времени, которые асимптотически приближаются к четко определенному метрическому тензору на бесконечности - например, к пространству-времени, которое асимптотически приближается к пространству Минковского . Энергия ADM в этих случаях определяется как функция отклонения метрического тензора от заданной асимптотики. Другими словами, энергия ADM вычисляется как сила гравитационного поля на бесконечности.

Если требуемая асимптотика не зависит от времени (например, само пространство Минковского), то она соблюдает трансляционную симметрию во времени . Тогда из теоремы Нётер следует, что энергия ADM сохраняется. Согласно общей теории относительности, закон сохранения полной энергии не выполняется в более общих, зависящих от времени фонах - например, он полностью нарушается в физической космологии . Космическая инфляция, в частности, способна производить энергию (и массу) из «ничего», потому что плотность энергии вакуума примерно постоянна, но объем Вселенной растет экспоненциально .

Применение к модифицированной гравитации [ править ]

Используя разложение ADM и вводя дополнительные вспомогательные поля, в 2009 году Deruelle et al. нашел метод нахождения граничного члена Гиббонса – Хокинга – Йорка для модифицированных теорий гравитации, «чей лагранжиан является произвольной функцией тензора Римана». ^[6]

Противоречие [ править ]

В 2008 году Кирющева и Кузьмин опубликовали формальное опровержение четырех традиционных мудростей, окружающих формализм ADM, ^{[7] в} первую очередь то, что только в формализме гамильтониана Дирака, а не в формализме ADM, можно восстановить инвариантность диффеоморфизма посредством канонических преобразований. Различие в канонической структуре гамильтоновых формализмов Дирака и ADM является продолжающимся спором, которое еще предстоит завершить в физической литературе.

См. Также [ править ]

• Канонические координаты
• Уравнение Гамильтона – Якоби – Эйнштейна.
• Метрика Переса

Заметки [ править ]

Ссылки [ править ]

• Кифер, Клаус (2007). Квантовая гравитация . Оксфорд, Нью-Йорк: Издательство Оксфордского университета . ISBN 978-0-19-921252-1.