Тензор Ейнштейна

Матеріал з Вікіпедії — вільної енциклопедії.
Перейти до: навігація, пошук

Те́нзор Ейнште́йна (G_{\mu\nu}\,) — тензорна величина, що являє собою варіаційну похідну скалярної кривини зв'язності Леві-Чівіти за метричним тензором. У цій якості стоїть в лівій частині рівняння Ейнштейна. Тензор Ейнштейна - симетричний тензор другого рангу в n-вимірному просторі, тобто містить n(n+1)/2 незалежних компонент, що являють собою складні комбінації компонент метричного тензора та його перших і других похідних.

Зміст

Означення тензора Ейнштейна у випадку гіперповерхні[ред.ред. код]

Тензор Ейнштейна m-го степеня:

(2) \qquad G^{[m] i}_j = {(-1)^{m+1} \over m!} g^{i s_1 s_2 \dots s_m}_{j p_1 p_2 \dots p_m} b^{p_1}_{s_1} \cdots b^{p_m}_{s_m}

Найпростіші властивості тензора Ейнштейна[ред.ред. код]

Із формул (2) і (3) легко бачити, що неповна згортка тензора Ейнштейна з тензором повної кривини гіперповерхні дорівнює тензору Річчі на одиницю більшого степеня:

(4) \qquad G^{[m] i}_k b^k_j = {(-1)^{m+1} \over m!} g^{i s_1 s_2 \dots s_m}_{k p_1 p_2 \dots p_m} b^k_j b^{p_1}_{s_1} \cdots b^{p_m}_{s_m} = R^{[m+1] i}_j

Дещо складніше обчислювати слід тензора Ейнштейна. Для цього треба скористатися наступною властивістю тензора метричної матрьошки:

(6) \qquad g^{i s_1 \dots s_m}_{i p_1 \dots p_m} = (n - m) g^{s_1 \dots s_m}_{p_1 \dots p_m}

В результаті маємо:

(7) \qquad G^{[m] i}_i = (n-m) {(-1)^{m+1} \over m!} g^{s_1 \dots s_m}_{p_1 \dots p_m} b^{p_1}_{s_1} 
\cdots b^{p_m}_{s_m} = - (n-m) K^{[m]}

Дивергенція тензора Ейнштейна[ред.ред. код]

Оскільки тензор метричної матрьошки перестановочний з коваріантною похідною, то ми можемо записати:

(8) \qquad \nabla_i G^{[m] i}_j = {(-1)^{m+1} \over m!} g^{i s_1 \dots s_m}_{j p_1 \dots p_m} \nabla_i 
\left ( b^{p_1}_{s_1} \dots b^{p_m}_{s_m} \right ) = {(-1)^{m+1} \over m!} g^{i s_1 \dots s_m}_{j p_1 \dots p_m} 
\left ( (\nabla_i b^{p_1}_{s_1}) b^{p_2}_{s_2} \cdots b^{p_m}_{s_m} + b^{p_1}_{s_1} (\nabla_i b^{p_2}_{s_2}) \cdots b^{p_m}_{s_m}
+ \dots ) \right )

Перший доданок в сумі симетричний по індексах (i, s_1) внаслідок рівняння Петерсона-Кодацці (дивіться статтю Гіперповерхня):

(9) \qquad \nabla_i b^{p_1}_{s_1} = \nabla_{s_1} b^{p_1}_i

Оскільки тензор метричної матрьошки антисиметричний по цих самих індексах, то результатом їхньої згортки буде нуль. Аналогічно дорівнює нулю згортка тензора метричної матрьошки з усіма наступними доданками суми в правій частині рівняння (8). Отже одержуємо такий результат: дивергенція тензора Ейнштейна дорівнює нулю.

(9) \qquad \nabla_i G^{[m] i}_j = 0

Розклад тензора метричної матрьошки[ред.ред. код]

Для виводу наступних формул, що повязують тензори Ейнштейна та Річчі, треба вивести формулу, як тензор метричної матрьошки (що за означенням дорівнює визначнику матриці, складеної з дельта-символів) розкладається по першому рядку матриці.

Нехай ми маємо тензор метричної матрьошки 2 (m+1) рангу, який записується у вигляді визначника матриці розміром (m+1) \times (m+1). Запишемо його розклад по першому рядку:

(10) \qquad g^{i s_1 \dots s_m}_{j p_1 \dots p_m} = \begin{vmatrix} 
\delta^i_j & \delta^i_{p_1} & \cdots & \delta^i_{p_m} \\
\delta^{s_1}_j & \delta^{s_1}_{p_1} & \cdots & \delta^{s_1}_{p_m} \\
\cdots & \cdots & \cdots & \cdots \\
\delta^{s_m}_j & \delta^{s_m}_{p_1} & \cdots & \delta^{s_m}_{p_m}
\end{vmatrix} = \delta^i_j \begin{vmatrix} \delta^{s_1}_{p_1} & \cdots & \delta^{s_1}_{p_m} \\
\cdots & \cdots & \cdots \\ \delta^{s_m}_{p_1} & \cdots & \delta^{s_m}_{p_m} \end{vmatrix} -
\qquad - \delta^i_{p_1} \begin{vmatrix} \delta^{s_1}_j & \delta^{s_1}_{p_2} & \cdots & \delta^{s_1}_{p_m} \\
\cdots & \cdots & \cdots & \cdots \\
\delta^{s_m}_j & \delta^{s_m}_{p_2} & \cdots & \delta^{s_m} \end{vmatrix} + \delta^i_{p_2}
\begin{vmatrix} \delta^{s_1}_j & \delta^{s_1}_{p_1} & \delta^{s_1}_{p_3} & \cdots & \delta^{s_1}_{p_m} \\
\cdots & \cdots & \cdots & \cdots & \cdots \\
\delta^{s_m}_j & \delta^{s_m}_{p_1} & \delta^{s_m}_{p_3} & \cdots & \delta^{s_m}_{p_m} \end{vmatrix} - \dots

В правій частині цієї формули m \times m матриці визначників доданків утворюються в результаті викреслення з матриці розкладу першого рядка і відповідно першого, другого, третього ... стовпців. Знаки доданків чергуються. Формулу (10) можна записати також в позначенні тензора метричної матрьошки:

(10a) \qquad g^{i s_1 \dots s_m}_{j p_1 \dots p_m} = \delta^i_j g^{s_1 s_2 \dots s_m}_{p_1 p_2 \dots p_m} -
\delta^i_{p_1} g^{s_1 s_2 \dots s_m}_{j \, p_2 \dots p_m} + \delta^i_{p_2} g^{s_1 s_2 \dots s_m}_{j \, p_1 \dots p_m} - \dots + (-1)^{m-1} \delta^i_{p_m} g^{s_1 s_2 \dots s_m}_{j \, p_1 \dots p_{m-1}}

Подивимось більш прискіпливо на перші три доданки, звертаючи увагу на відповідність верхніх та нижніх індексів тензора метричної матрьошки. Перші два доданки в цьому розумінні задовільні. Що ж до третього доданка, то формула стане в деякому розумінні симетричнішою, якщо в тензорі метричої матрьошки ми переставимо місцями (з відповідною зміною знаку доданка) нижні індекси (j, p_1). Зробимо аналогічні зміни і для решти доданків. В результаті маємо таку формулу:

(11) \qquad g^{i s_1 \dots s_m}_{j p_1 \dots p_m} = \delta^i_j g^{s_1 s_2 \dots s_m}_{p_1 p_2 \dots p_m} -
\delta^i_{p_1} g^{s_1 s_2 \dots s_m}_{j \, p_2 \dots p_m} - \delta^i_{p_2} g^{s_1 s_2 \dots s_m}_{p_1 j \, \dots p_m} 
- \dots - \delta^i_{p_m} g^{s_1 s_2 \dots s_m}_{p_1 p_2 \dots j}

В цій формулі перший доданок стоїть зі знаком "плюс", а решта m доданків зі знаком "мінус". Принагідно зазначимо, що із формули (11) легко слідує формула згортки (6).

Можна одержати ще одну формулу, аналогічну (11), якщо розкладати визначник не по рядку, а по стовпцю:

(12) \qquad g^{i s_1 \dots s_m}_{j p_1 \dots p_m} = \delta^i_j g^{s_1 s_2 \dots s_m}_{p_1 p_2 \dots p_m} -
\delta^{s_1}_j g^{i \, s_2 \dots s_m}_{p_1 p_2 \dots p_m} - \delta^{s_2}_j g^{s_1 i \, \dots s_m}_{p_1 p_2 \dots p_m} 
- \dots - \delta^{s_m}_j g^{s_1 s_2 \dots i}_{p_1 p_2 \dots p_m}

Основний зв'язок тензора Ейнштейна з тензором Річчі[ред.ред. код]

Підставимо розклад (12) в формулу (2). Одержуємо:

(13) \qquad G^{[m] i}_j = {(-1)^{m+1} \over m!} \left ( \delta^i_j g^{s_1 s_2 \dots s_m}_{p_1 p_2 \dots p_m} -
\delta^{s_1}_j g^{i \, s_2 \dots s_m}_{p_1 p_2 \dots p_m} - \delta^{s_2}_j g^{s_1 i \, \dots s_m}_{p_1 p_2 \dots p_m} 
- \dots - \delta^{s_m}_j g^{s_1 s_2 \dots i}_{p_1 p_2 \dots p_m} \right ) b^{p_1}_{s_1} \cdots b^{p_m}_{s_m}

При розкриванні дужок перший доданок дає в результаті згортки

\qquad - K^{[m]} \delta^i_j

а решта доданків, внаслідок симетрії тензора метричної матрьошки щодо перестановки "вертикальних" пар індексів, кожен дає однаковий результат:

(14) \qquad {(-1)^{m} \over m!} g^{i \, s_2 \dots s_m}_{p_1 p_2 \dots p_m} b^{p_1}_j \cdots b^{p_m}_{s_m} = {1 \over m} R^{[m] i}_j

Оскільки кількість доданків (14) у правій частині формули (13) дорівнює m, то маємо:

(15) \qquad G^{[m] i}_j = R^{[m] i}_j - K^{[m]} \delta^i_j

Симетрія тензорів Ейнштейна та Річчі[ред.ред. код]

Оскільки згідно з формулою (15) тензор Річчі відрізняється від тензора Ейнштейна додаванням симетричного тензора K^{[m]} g_{ij}, то нам достатньо довести симетрію тільки одного, наприклад тензора Ейнштейна. Жонглюючи індексами (піднімаючи та опускаючи) у формулі (2), знаходимо для коваіантних координат тензора Ейнштейна:

(16) \qquad G^{[m]}_{ij} = {(-1)^{m+1} \over m!} g_{i s_1 \dots s_m, j p_1 \dots p_m} b^{s_1 p_1} \cdots b^{s_m p_m}

Оскільки тензор b^{ij} симетричний, то ми можемо в тензорі метричної матрьошки в формулі (16) переставити кожен індекс s_i з відповідним йому індексом p_i:

(17) \qquad G^{[m]}_{ij} = {(-1)^{m+1} \over m!} g_{i p_1 \dots p_m, j s_1 \dots s_m} b^{s_1 p_1} \cdots b^{s_m p_m}

Далі, тензор метричної матрьошки симетричний відносно груп індексів. Переставляючи групи індексів в тезорі метричної матрьошки формули (17), ми прийдемо до правої частини формули (16) з переставленими індексами i, j. Отже

(18) \qquad G^{[m]}_{ij} = G^{[m]}_{ji}

Запис тензорів Ейнштейна та Річчі парного степеня через тензор Рімана[ред.ред. код]

Аналогічно до того, як це ми обчислювали для кривин Ґаусса, знаходимо:

(19) \qquad G^{[2m] i}_j = - {1 \over 2^m (2m)!} g^{i s_1 p_1 \dots s_m p_m}_{j k_1 l_1 \dots k_m l_m} R^{k_1 l_1}_{s_1 p_1} \cdots R^{k_m l_m}_{s_m p_m}
(20) \qquad R^{[2m] i}_j = {1 \over 2^m (2m - 1)!} g^{i \, p_1 \dots s_m p_m}_{k_1 l_1 \dots k_m l_m} R^{k_1 l_1}_{j \, p_1} \cdots R^{k_m l_m}_{s_m p_m}

Отже для парних степенів тензори Ейнштейна та Річчі є об'єктами внутрішньої геометрії, а тому визначені для всіх многовидів, а не лише для гіперповерхонь.

Цікаво, що всі основні властивості тензорів Ейнштейна та Річчі (нульова дивергенція тензора Ейнштейна, основний зв'язок між тензором Ейнштейна та тензором Річчі, їхня симетрія) зберігаються для всіх многовидів, якщо для їх виводу користуватися формулами (19), (20). Наприклад обчислимо дивергенцію тензора Ейнштейна:

(21) \qquad \nabla_i G^{[2m] i}_j = - {1 \over 2^m (2m)!} g^{i s_1 p_1 \dots s_m p_m}_{j k_1 l_1 \dots k_m l_m} \left ( \nabla_i R^{k_1 l_1}_{s_1 p_1} \right ) \cdots R^{k_m l_m}_{s_m p_m} + \cdots

Тут виписано тільки перший доданок від похідної добутку, решта доданків (з похідними наступних співмножників) аналогічні. В цьому доданку звернемо увагу на три індекси i, s_1, p_1, за якими ведеться згортка. Ці три індекси попарно різні, оскільки вони входять в одну антисиметричну групу індексів метричної матрьошки, і в ході згортки перебираються усі перестановки (в тому числі циклічні) цих індексів. Але для тензора Рімана сума циклічних перестановок дорівнює нулю внаслідок диференціальної тотожності Біанкі:

(22) \qquad \nabla_i R^{k_1 l_1}_{s_1 p_1} + \nabla_{s_1} R^{k_1 l_1}_{p_1 i} + \nabla_{p_1} R^{k_1 l_1}_{i \, s_1} = 0

тому перший доданок у правій частині формули (21) дорівнює нулю. Для решти доданків аналогічно.

Скалярне поле, складене з тензорів внутрішньої геометрії[ред.ред. код]

До тензорів внутрішньої геометрії віднесемо прямий (g_{ij}) та обернений (g^{ij}) метричні тензори, тензор Рімана R^s_{\;ijk} і його коваріантні похідні (\nabla_p R_{ijkl}, \, \nabla_p \nabla_q R_{ijkl}, \, \dots).
Із вищезгаданих тензорів можна утворювати різноманітні первинні скаляри, користуючись множенням і згорткою тензорів, наприклад:

(1) \qquad \phi_1 = g^{ik} R^s_{\;isk} \qquad \phi_2 = R_{ijkl} R^{ijkl} 
\qquad \phi_3 = \nabla_k R^s_{\;isj} \nabla^k R_p^{\;ipj} \qquad \dots

Далі, із цих первинних скалярів можна скласти будь-яку скалярну функцію:

(2) \qquad L = L(\phi_1, \phi_2, \dots) = L(g_{ij}, R_{ijkl}, \nabla_p R_{ijkl}, \dots)

Ця функція є скалярним полем на многовиді. Очевидно, значення скалярного поля L в будь-якій точці многовиду не залежить від вибору системи координат. Те саме стосується інтегралу від L об'єму многовида:

(2) \qquad S = \int L d \tau = \int L \sqrt{g} \, d u^1 d u^2 \dots d u^n

Інтеграл S не зміниться, якщо його обчислювати в іншій системі координат.

Узагальнений тензор Ейнштейна як коефіцієнт при варіації метрики[ред.ред. код]

Якщо змінювати сам метричний тензор g_{ij}, наприклад на малу величину варіації \delta g_{ij}:

(3) \qquad \tilde g_{ij} = g_{ij} + \delta g_{ij}

то будуть змінюватися також скалярне поле L і інтеграл S. Варіацію інтеграла S можна записати так:

(4) \qquad \delta S = \delta \int L \, d \tau = \int G_{ij} \delta g^{ij} \, d\tau

Коефіцієнти G_{ij} в цій формулі становлять симетричний тензор, його ми і назвемо узагальненим тензором Ейнштейна.

Ясно, що узагальнений тензор Ейнштейна можна обчислити виходячи з формули (4) - він залежить від скаляра L. Цей факт можна відобразити індексом L в квадратних дужках вгорі:

(5) \qquad G_{ij} = G^{[L]}_{ij}

Дивергенція узагальненого тензора Ейнштейна[ред.ред. код]

В загальному випадку варіація \delta S в формулі (4) не дорівнює нулю. Але є один спеціальний випадок, коли ми можемо стверджувати що \delta S = 0. Це перехід в іншу систему координат. Нехай координати в новій системі відрізняються від старих координат на малий вектор v^i:

(6) \qquad \tilde u^i = u^i + v^i

Тоді варіація метричного тензора дорівнює:

(7) \qquad \delta g_{ij} = - \nabla_i v_j - \nabla_j v_i

І з формули (4) знаходимо:

(8) \qquad 0 = \delta S = \int G_{ij} \delta g^{ij} \, d \tau = - \int G^{ij} \delta g_{ij} d \tau = 
\int \left ( G^{ij} \nabla_i v_j + G^{ij} \nabla_j v_i \right ) d \tau

Два останні доданки в формулі (8) однакові, зважаючи на симетрію G^{ij}. Продовжимо перетворення:

(9) \qquad 0 = 2 \int G^{ij} \nabla_j v_i \, d \tau = 2 \int \nabla_j \left (G^{ij} v_i \right) \, d \tau - 
2 \int \left (\nabla_j G^{ij} \right ) v_i \, d \tau

Перший інтеграл в (9) є інтегралом від дивергенції вектора G^{ij} v_i а тому може за теоремою Остроградського-Ґаусса перетворитися в поверхневий інтеграл довкола області інтегрування. Цей інтеграл можна зробити нулем, якщо розглядати лише локальні варіації v^i системи координат, а на межі вважати v^i = 0. Отже з формули (9) одержуємо:

(10) \qquad \int \left (\nabla_j G^{ij} \right ) v_i \, d \tau = 0

Ця рівність виконується при будь-якому виборі вектора варіації v^i = v^i(u^1, u^2, \dots u^n). Звідси робимо висновок, що коефіцієнт при варіації повинен дорівнювати нулю:

(11) \qquad \nabla_j G^{ij} = 0

Тобто дивергенція узагальненого тензора Ейнштейна дорівнює нулю.

Перший крок обчислення, загальний випадок[ред.ред. код]

Помітимо, що під інтегралом в правій частині формули (2) стоять два множника, залежні від метрики: власне функція L і корінь \sqrt{g} із визначника метричного тензора g_{ij}. В статті Прості обчислення диференціальної геометрії було знайдено варіацію другого множника:

(12) \qquad \delta \left ( \sqrt{g} \right ) = - {1 \over 2} \sqrt{g} g_{ij} \, \delta g^{ij}

Тому варіація функціонала S дорівнює:

(13) \qquad \delta S = \int \left (\delta (L \sqrt{g}) \right ) d u^1 d u^2 \dots d u^n = 
\int \left ( \delta L - {L \over 2} g_{ij} \delta g^{ij} \right ) \sqrt{g}\, d u^1 d u^2 \dots d u^n

Порівнюючи формули (4) і (13) можна прийти до поняття узагальненого тензора Річчі R^{[L]}_{ij}:

(14) \qquad G^{[L]}_{ij} = R^{[L]}_{ij} - {L \over 2} g_{ij}

де перший доданок походить від варіації L:

(15) \qquad \int L d \tau = \int R^{[L]}_{ij} \delta g^{ij} \; d \tau

а другий - від варіації \sqrt{g}.

Корисною э також наступна формула зв'язку між варіаціями прямого та оберненого метричних тензорів (див. Прості обчислення диференціальної геометрії):

(16) \qquad \delta g_{ij} = - g_{ik} g_{jp} \delta g^{kp}

звідки для довільного тензора a^{ij} маємо таке перетворення інтегралів (для спрощення запису в цій та деяких наступних формулах елемент об'єму d \tau = \sqrt{g} d u^1 d u^2 \dots d u^n опускаємо):

(17) \qquad \int a^{ij} \delta g_{ij} = - \int a^{ij} g_{ik} g_{jp} \delta g^{kp} = 
- \int a_{kp} \delta g^{kp} = - \int a_{ij} \delta g^{ij}

Випадок функціональної залежності, без похідних від тензора Рімана L = L (g_{ij}, R^s_{\;ijk})[ред.ред. код]

Нехай функція L залежить лише від метричного тензора та тензора Рімана:

(18) \qquad L = L (g_{ij}, R^s_{\;ijk})

тоді варіація цієї функції виглядає так:

(19) \qquad \delta L = {\partial L \over \partial g_{ij}} \delta g_{ij} + 
{\partial L \over \partial R^s_{\;ijk}} \delta R^s_{\;ijk} = a_{ij} \delta g^{ij} + c_s^{\;ijk}\delta R^s_{\;ijk}

де коефіцієнт a_{ij}, враховуючи (16), дорівнює:

(20) \qquad a_{ij} = - g_{ik} g_{jp} \; {\partial L \over \partial g_{kp}} = {\partial L \over \partial g^{ij}}

Для знаходження інтеграла від останнього доданка в формулі (19) скористаємося результатами статті Допоміжні інтеграли з варіаціями:

(21) \qquad \int c_s^{\;ijk}\delta R^s_{\;ijk} = \left ( \oint_S w_s^{\;ijk} n_k \delta \Gamma^s_{ij} \; d S\right )
- \int \nabla_k w_s^{\;ijk} \delta \Gamma^s_{ij}

де ведено позначення:

(22) \qquad w_s^{\; ijk} = c_s^{\;ikj} - c_s^{\;ijk}

Перший інтеграл в правій частині формули (21) береться по межі області, де ми можемо вважати варіацію метричного тензора (а отже і варіацію всіх залежних величин) рівною нулю. Тобто цей (та інші!) поверхневий інтеграл можна опустити. Останній інтеграл у правій частині (21) теж обчислюється за результатами статті Допоміжні інтеграли з варіаціями. Для цього спочатку розглядаємо допоміжний тензор із трьома індексами:

(23) \qquad a_{\;\;s}^{ij} = \nabla_k w_s^{ijk} \qquad a^{ijs} = \nabla_k w^{sijk}

тоді із врахуванням формули (16) маємо:

(24) \qquad \int c_s^{\;ijk}\delta R^s_{\;ijk} = - \int a_{\;\;s}^{ij} \delta \Gamma^s_{ij}
= \int \nabla_k v^{ijk} \delta g_{ij} = - \int \nabla^k v_{ijk} \delta g_{ij}

де введено ще одне позначення:

(25) \qquad v^{ijk} = {1 \over 2} \left ( a^{kji} + a^{ikj} - a^{ijk} \right ) =
{1 \over 2} \nabla_s \left ( w^{ikjs} + w^{jiks} - w^{kijs} \right )

або, те саме після жонглювання індексами:

(26) \qquad v_{ijk} = {1 \over 2} \nabla^s \left ( w_{ikjs} + w_{jiks} - w_{kijs} \right ) =  {1 \over 2} \nabla^s \left ( c_{iksj} - c_{ikjs} + c_{jisk} - c_{jiks}
- c_{kisj} + c_{kijs} \right )

Збираючи формули (19-26) і порівнюючи з формулою (15), маємо для узагальненого тензора Річчі:

(27) \qquad R^{[L]}_{ij} = a_{ij} - {1 \over 2} \nabla^k \nabla^s 
\left (c_{iksj} - c_{ikjs} + c_{jisk} - c_{jiks} - c_{kisj} + c_{kijs} \right )

Розглянемо випадок, коли функція L залежить від згорнутого тензора Рімана (тобто від тензора Річчі другого степеня R_{ij} = R^{[2]}_{ij} = R^s_{\;isj}). Тоді в формулі (19) можна покласти:

(28) \qquad c_s^{\;ijk} = c^{ik} \delta^j_s \qquad c_{ijkl} = c_{jl} g_{ik}

виділивши множник символа Кронекера, що відповідає за згортку і одержуючи таку формулу:

(29) \qquad \delta L = a_{ij} \delta g^{ij} + c^{ik}\delta R_{ik}

Тензор c^{ik} очевидно буде симетричним. Тоді із формули (27) маємо:

(30) \qquad R^{[L]}_{ij} = a_{ij} - {1 \over 2} \nabla^k \nabla^s 
\left (c_{kj} g_{is} - c_{ks} g_{ij} + c_{ik} g_{js} - c_{is} g_{jk}
 - c_{ij} g_{ks} + c_{is} g_{kj} \right )

Поглянемо на вираз в дужках. Четвертий і шостий доданки взаємно знищуються. Із решти чотирьох доданків два мають додатній знак (з врахуванням мінуса перед дужками). Це другий доданок {1 \over 2} \left ( \nabla^k \nabla^s c_{ks} \right ) g_{ij}, і п'ятий в якому згортка метричного тензора з наблами утворює лапласіан: {1 \over 2} \nabla^2 c_{ij}. Два інші доданки (перший і третій) мають знак "мінус", в них метричний тензор опускає індекс у другій наблі. Таким чином формула (30) дещо спрощується:

(31) \qquad R^{[L]}_{ij} = a_{ij} + {1 \over 2} \left (
 \nabla^k \nabla^s c_{ks} g_{ij} + \nabla^2 c_{ij} - \nabla^k \nabla_i \, c_{kj} - \nabla^k \nabla_j \, c_{ki} \right )

Як бачимо, вираз вийшов симетричним, якщо враховувати симетрію по індексах тензора c_{ij} Враховуючи (14), запишемо формулу для узагальненого тензора Ейнштейна:

(32) \qquad G^{[L]}_{ij} = a_{ij} - {L \over 2} g_{ij} + {1 \over 2} \left (
 \nabla^k \nabla^s c_{ks} g_{ij} + \nabla^2 c_{ij} - \nabla^k \nabla_i \, c_{kj} - \nabla^k \nabla_j \, c_{ki} \right )

Приклад 1: обчислення узагальненого тензора Ейнштейна для L = f(R)[ред.ред. код]

Загальна формула[ред.ред. код]

Нехай L буде скалярною функцією від скалярної кривини многовида:

(33) \qquad L = f(R)

Знаходимо її варіацію:

(34) \qquad \delta L = f' \delta R = f' \delta \left ( R_{ij} g^{ij} \right ) = 
f' R_{ij} \delta g^{ij} + f' g^{ij} \delta R_{ij}

Порівнюючи (34) з (29), маємо:

(35) \qquad a_{ij} = f' R_{ij} \qquad c_{ij} = f' g_{ij}

Для обчислення узагальненого тензора Ейнштейна, нам достатньо підставити тензори (35) в формулу (31). Після зведення однакових доданків одержуємо:

(36) \qquad G^{[f(R)]}_{ij} = f' R_{ij} - {f \over 2} g_{ij} + \nabla^2 f' g_{ij} - \nabla_i \nabla_j f'

Частинні випадки[ред.ред. код]

Застосуємо цю формулу до деяких степеневих функцій.

(37) \qquad f(R) = R, \qquad f' = 1
(37a) \qquad G^{[R]}_{ij} = R_{ij} - {R \over 2} g_{ij}

тобто ми одержали добре відомий вираз із рівняння Ейнштейна. Тепер спробуємо квадратичну функцію:

(38) \qquad f(R) = R^2, \qquad f' = 2 R
(38a) \qquad G^{[R^2]}_{ij} = 2 R R_{ij} - {R^2 \over 2} g_{ij} + 2 \nabla^2 R g_{ij} - 2 \nabla_i \nabla_j R

І функцію квадратного кореня:

(39) \qquad f(R) = \sqrt{R}, \qquad f' = {1 \over 2 \sqrt{R}}
(39a) \qquad G^{[\sqrt{R}]}_{ij} = {1 \over 2} \left ( {R_{ij} \over \sqrt{R}} - \sqrt{R} g_{ij} + 
\nabla^2 {1 \over \sqrt{R}} g_{ij} - \nabla_i \nabla_j {1 \over \sqrt{R}} \right )

Очевидно, підкореневий вираз має бути додатнім, тому вищенаведену формулу можна використовувати в тих областях многовида, де скалярна кривина R додатня. В тих областях, де R від'ємна, можна записати аналогічну формулу з квадратним коренем:

(40) \qquad f(R) = \sqrt{-R}, \qquad f' = -{1 \over 2 \sqrt{-R}}
(40a) \qquad G^{[\sqrt{-R}]}_{ij} = - {1 \over 2} \left ( {R_{ij} \over \sqrt{-R}} + \sqrt{-R} g_{ij} + 
\nabla^2 {1 \over \sqrt{-R}} g_{ij} - \nabla_i \nabla_j {1 \over \sqrt{-R}} \right )

Контрольна перевірка дивергенції[ред.ред. код]

Формулу (11) ми вивели для довільного узагальненого тензора Ейнштейна, в тому числі вона має бути дійсною і для тензора (36). Тож перевіримо, що дивергенція (36) дорівнює нулю. Ця перевірка додасть впевненості, що при виводі формули (36) ми нічого не наплутали (особливо в знаках доданків).

Розглянемо окремо дві складові в дивергенції формули (36):

(41) \qquad \nabla^j G^{[f(R)]}_{ij} = a_i + b_i

Вектор a_i є дивергенцією від перших двох (алгебраїчних) доданків:

(42) \qquad a_i = \nabla^j \left (f' R_{ij} - {f \over 2} g_{ij} \right) =
\left ( \nabla^j f' \right ) R_{ij} + f' \left ( \nabla^j R_{ij} - {1 \over 2} \nabla_i R \right )

Вираз в останніх дужках дорівнює нулю внаслідок подвійної згортки диференціальної тотожності Біанкі:

(43) \qquad \nabla_i R^{ps}_{jk} + \nabla_j R^{ps}_{ki} + \nabla_k R^{ps}_{ij} = 0
(44) \qquad \nabla_i R^{jk}_{jk} + \nabla_j R^{jk}_{ki} + \nabla_k R^{jk}_{ij} = 
\nabla_i R - \nabla_j R^j_i - \nabla_k R^k_i = \nabla_i R - 2 \nabla^j R_{ij} = 0

Отже

(45) \qquad a_i = R_{ij} \nabla^j f'

Другий доданок у формулі (41) є дивергенцією двох останніх доданків (36), які містять коваріантні похідні:

(46) \qquad b_i = \nabla^j \left ( \nabla^2 f' g_{ij} - \nabla_i \nabla_j f' \right ) =
\nabla_i \nabla_j \nabla^j f' - \nabla_j \nabla_i \nabla^j f' = [\nabla_i \nabla_j] \left ( \nabla^j f' \right )

В правій частині цієї формули стоїть комутатор коваріантних похідних [\nabla_i \nabla_j] = \nabla_i \nabla_j - \nabla_j \nabla_i, що діє на вектор \nabla^j f'. Він, за означенням, дорівнює згортці вектора з тензором Рімана:

(47) \qquad b_i = R^j_{\; sij} \nabla^s f' = - R_{si} \nabla^s f' = - R_{ij} \nabla^j f'

Порівнюючи вирази (45) і (47) бачимо що дійсно, дивергенція узагальненого тензора Ейнштейна (формули 36,41) дорівнює нулю.

Приклад 2: узагальнений тензор Ейнштейна для згортки тензорів Річчі[ред.ред. код]

Нехай функція L є згорткою добутку двох тезорів Річчі (другого степеня):

(48) \qquad L = R^i_j R^j_i

тоді

(49) \qquad \delta L = 2 R^i_j \delta R^j_i = 2 R^i_j \left ( R_{ik} \delta g^{kj} + g^{kj} \delta R_{ik} \right ) =
2 R_{is} R^s_j \delta g^{ij} + 2 R^{ij} \delta R_{ij}

Порівнюючи (49) і (29), знаходимо коефіцієнти:

(50) \qquad a_{ij} = 2 R_{is} R^s_j, \qquad c_{ij} = 2 R_{ij}

які підставимо в формулу (32) для знаходження узагальненого тензора Ейнштейна:

(51) \qquad G^{[R^{\alpha}_{\beta} R^{\beta}_{\alpha}]}_{ij} = 2 R_{is} R^s_j - {R^s_k R^k_s \over 2} g_{ij}
+ \left (\nabla^k \nabla^s R_{ks} \right ) g_{ij} + \nabla^2 R_{ij} - \nabla^k \nabla_i R_{kj} - \nabla^k \nabla_j R_{ki}

Можна перевірити, аналогічно до попереднього пункту, що дивергенція тензора G^{[R^{\alpha}_{\beta} R^{\beta}_{\alpha}]}_{ij} теж дорівнює нулю.