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大学数学基礎解説
文献あり

【相対論】Birkhoffの定理

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 source freeな電磁場を重力源とし宇宙項を持つEinstein-Maxwell系の厳密解についての定理としてBirkhoff(バーコフ)の定理というものが有名です。この記事ではBirkhoffの定理を証明します。

イントロ

 1916年に4次元静的球対称のEinstein方程式の真空解であるSchwartzschild計量が見つかりました。そして1923年にGeorge David Birkhoff(ジョージ・デビット・バーコフ)は「4次元の真空解で空間的球対称なものは静的で漸近的平坦、すなわちSchwartzschild計量のみである」というBirkhoffの定理を証明しました。ただ1921年に既にノルウェーの物理学者Jørg Tofte Jebsen(ヨルグ・トフテ・イェブセン)がこの定理を発表していたらしいのでJebsen-Birkhoffの定理と呼ぶべきなのかもしれません。

Birkhoff Birkhoff

 さらにBirkhoffの定理はsource-freeな電磁場を含むEinstein-Maxwell系にまで一般化されています。この記事ではこの一般化されたBirkhoffの定理を証明します。一般相対論を勉強すると必ずSchwartzschild計量の導出はやると思いますが、Birkhoffの定理を勉強することでより一般的な立場から応用も効きやすい形で学べるのでおすすめです。

 Lorentz計量の符号はtimelikeを負に取るようにします。

定義と定理の定式化

 まずEinstein-Maxwell系とは以下です。

Einstein-Maxwell系

時空(M,g)とし、U(1)ゲージ場Aに対してそのfield strengthをF=dAとする。重力場gと電磁場Fの組(g,F)がEinstein-Maxwell方程式
Ric=Tem12tr(Tem)g+Λg, ΛRTem(X,Y)=g(ιXF,ιYF)14||F||g(X,Y)dF=0
を満たすとき、(g,F)Einstein-Maxwell系を成すという。

 時空が静的であることと球対称であることの定義は以下です。

静的、球対称

(M,g)n+1次元時空とする。このとき(M,g)静的(static)であるとは、timelike Killingベクトル場ξが存在し、ξdξ=0が成り立つことである。すなわちξに関する直交分布がFrobenious可積分となることである。このときξに直交するspacelike超曲面のfoliationが存在する。
(M,g)球対称であるとは、SO(n)Mに等長変換として作用し、その軌道がn2次元のspacelike曲面のfoliationを成すことである。

 次のBirkhoffの定理が成り立ちます。

Birkhoffの定理(Einstein-Maxwell ver)

4次元時空(M,g)が球対称なEinstein-Maxwell系の解であるとする。さらにSO(3)の軌道の断面曲率K||K||20とする。このとき適当な座標近傍Uがありg|U
g|U=f(r)dt2+f(r)1dr2+r2(dθ2+sin2θdϕ2)f=12mr+e22r213Λr2
と表される。

 さらにθ0=fdt,θ1=f1dr,θ2=rdθ,θ3=rsinθdϕとするとき、電磁場は
F=Qer2θ0θ1+Qmr2θ2θ3, e2=Qe2+Qm2
で与えられる。

証明

 ではBirkhoffの定理を証明します。まず群作用から計量がどこまで決定されるかを見ます。

(M,g)を4次元時空とし、3次元Lie群GMに等長変換群として作用しているとする。このとき、Mの2次元の部分多様体によるfoliationLがあり、Gは各leafに推移的に作用しているとする。また各leafはnullではないとする。

このとき適当な座標近傍(U,{x0,x1,x2,x3})があり
g=ϵe2λ(dx0)2+e2ν(dx1)2+r2dσ2
と表される。ここでGの軌道がspacelikeなときはϵ=+1で、timelikeなときはϵ=1とし、
dσ2=(dx2)2+ϵf(x2)2(dx3)2f(x2)={sin(x2) x2 sinh(x2) 
であり、λ,ν,rx0,x1の関数である。
さらにGの軌道の断面曲率K||K||20を満たすならx1=rとできる。

局所的に座標{y0,y1,y2,y3}があり、Lの各leafがこの座標に関して(y0,y1)が一定となるようにできる。各leafをL(y0,y1)と書く。

あるleafL(y00,y01)に対して、p=(y00,y01,y02,y03)L(y00,y01)を通りL(y00,y01)に直交する測地線をc:IMとする。Gの作用が作るKillingベクトル場をXとすると、g(c˙,X)p=0であり、また測地線とKillingベクトル場の内積はその測地線上で一定であるから、g(c˙,X)c(t)=0である。Xは各leafに接しており、Gは各leafに推移的に作用するからcは各leafL(y0,y1)に直交する。

pL(y00,y01)を通り、L(y00,y01)に直交する測地線の集合が定める2次元の部分多様体をL(y02,y03)とする。上で示したことによりL(y02,y03)は各leafL(y0,y1)に直交する。L(y00,y01)上で各(y2,y3)に対してL(y2,y3)を作るとnullでない2次元部分多様体のfoliationLが得られる。

Lの各leaf上で一定となる独立な2つの関数{x0,x1}Lの各leaf上の座標となる。Lの各leaf上で一定となる独立な2つの関数{x2,x3}Lの各leaf上の座標となる。さらに{x0,x1,x2,x3}がMの適当な開近傍の座標となる。
以下、i,j,k{0,1},a,b{2,3},μ,ν{0,1,2,3}などとする。L(x2,x3)上の誘導計量をhL(x0,x1)上の誘導計量をγとするとg=h+γとなる。

GGの各軌道に制限しても等長変換群として作用しているから、LXg=0,LXγ=0よりLXh=0である。またGの作用の作るKillingベクトル場はX=X22+X33X2,X3は適当な関数)と表されるので
0=LXhij=X(hij)+hiμjXμ+hμjiXμ=X(hij)+hikjXk+hkjiXk=X(hij)
となる。Gが推移的に作用することを考えるとhijx2,x3に依存せず、h=hij(x0,x1)dxidxjとなる。さらにx0,x1を適当に取り換えることで
h=ϵe2λ(dx0)2+e2ν(dx1)2
としてよい( 2次元擬リーマン多様体の計量の対角化座標について )。

各leafL(x0,x1)は2次元定曲率空間であり、Gの等質空間であることから曲率の正、負、0は全てのleafL(x0,x1)で同一である(曲率はGのLie環で決まる)。よってdσ2を断面曲率がk=+1,0,1のいずれかの計量とするとき、γ=r(x0,x1)2dσ2と表される。x2,x3を適当に取ることで
dσ2=(dx2)2+ϵf(x2)2(dx3)2
f(x2)={sin(x2) (k=1)x2 (k=0)sinh(x2) (k=1)
と表される。ただしGの軌道がspacelikeのときϵ=1、timelikeのときϵ=1とする。またx0,x1の構成の仕方から||r||20のときはx1=rと取ることが可能である。
Warped積多様体の曲率 の断面曲率の公式より
K=kr2||r||2r2
であるから、||r||2=0となることがありえない(もしそうならrが定数となりKも定数となってしまう)。よってx1=rとできる。

 次に上のような時空上のsource-free Maxwell方程式を満たす電磁場を決定します。  

(M,g)を4次元時空、Gを3次元Lie群とする。
GMに等長変換群として作用し、その軌道はMのspacelikeな2次元の部分多様体によるfoliationを成すとする。
このとき適当な座標近傍(U,{x0,x1,x2,x3})において
g=e2λ(dx0)2+e2ν(dx1)2+r2dσ2
と表されているとする。ここでλ,ν,rx0,x1の関数である。また
dσ2=(dx2)2+f(x2)2(dx3)2,f(x2)={sin(x2) x2 sinh(x2) 
とする。
co-frameをθ0=eλdx0,θ1=eνdx1,θ2=rdx2,θ3=rfdx3とするとき、Maxwell方程式を満たし、Gの作用で不変な電磁場F
F=E(x0,x1)θ0θ1+B(x0,x1)θ2θ3
で与えられる。特にx1=rのとき、E=Qer2, B=Qmr2となる。

i,j,k{0,1},a,b{2,3},μ,ν{0,1,2,3}などとする。
F=Eθ0θ1+Fiaθiθa+Bθ2θ3とおく。

Gの作用が作るKillingベクトル場をXとする。このとき、
LXθi=ιXdθi=0であり、またLXθi=0,g(ei,ea)=0よりLXθa=A  baθbとなる。
またこのとき0=Xg(ea,eb)=(LXθa)(eb)+(LXθb)(ea)=Aba+Aabが成り立つ。

次に
LXF=X(E)θ0θ1+X(Fia)θiθa+FiaAbaθiθb+X(B)θ2θ3=X(E)θ0θ1+(X(Fia)+FibAab)θiθa+X(B)θ2θ3=0
であるから、E=E(x0,x1),B=B(x0,x1)となる。
また任意の点pUに対してXpの固定部分群の生成するKillingベクトル場とすると、Xp=0であるから、上の式の第二項は
0=XpFia(p)+Fib(p)Aab(p)=Fib(p)Aab(p)
であり、
LXθ2=ιX(drdx2)+drX(x2)+rd(X(x2))=rd(X(x2))=r3(X(x2))dx30
であるから、行列Aab(p)は正則であり、Fib(p)=0となる。
よって
F=Eθ0θ1+Bθ2θ3
となる。

さらにx1=rのとき
dF=0Bdx0θ2θ3+1Bdrθ2θ3+Bdrdx2θ3Bθ2(fdrdx3+rdfdx3)=0Bdx0θ2θ3+1Bdrθ2θ3+2Brdrθ2θ3=0
となるから、
0B=0,rB+2rB=0
となり、
B=Qmr2
が得られる。
またdF=d(Bθ0θ1Eθ2θ3)=0より同様にして
E=Qer2
となる。

 さらにEinstein-Maxwell方程式から計量を決定します。

時空(M,g)の適当な座標近傍(U,{t,r,θ,ϕ})において
g=e2λdt2+e2νdr2+r2(dθ2+f(θ)2dϕ2)
と表されているとする。ここでλ,νt,rの関数である。また
f(θ)={sinθ (k=1)θ (k=0)sinhθ (k=1)
とする。co-frameをθ0=eλdt,θ1=eνdr,θ2=rdθ,θ3=rfdϕとするとき、電磁場が
F=Eθ0θ1+Bθ2θ3, E=Qer2, B=Qmr2
で与えられているとする。このとき(g,F)がEinstein-Maxwell方程式を満たしているならば、λ=νであり、
e2λ=k2mr+e22r213Λr2
となる。

{θi}に関して、
Tem12tr(Tem)g=e22r4diag(1,1,1,1), e2=Qe2+Qm2
であるから、 Warped積多様体の曲率 の例より
MRictr=2rtν=0
となるから、ν=ν(r)である。さらに
MRictt=K(gB)tt2rHttrMRicrr=K(gB)rr2rHrrr
より
(MRic)tt(MRic)rr=2r((Hr)tt(Hr)rr)=2r(e2νrλ+e2νrν)=2re2νr(λ+ν)=0
であるから、λ(t,r)+ν(r)tのみの関数でなければならないからこれは定数である。座標tを適当に取り換えればこの定数は0としてよいからλ=νである。
さらに
MRicθθ=1r2(krΔr||r||2)=1r2(kre2νr(λν)e2ν)=kr(re2λ)=e22r4+Λ
となり、これはrで積分でき、積分定数を2mとすると
re2λ=(ke22r2Λr2)dr=kr+e22r13Λr32me2λ=k2mr+e22r213Λr2
を得る。

 以上より次の定理を得ます。

一般化Birkhoffの定理

4次元時空(M,g)に3次元Lie群Gが等長変換として作用しその軌道が2次元のspacelikeなfoliationを成すとし、その軌道の断面曲率K||K||20とする。G不変な電磁場Fがあり、(g,F)がEinstein-Maxwell方程式を満たすならば、適当な座標近傍Uがありg|U
g|U=f(r)dt2+f(r)1dr2+r2dσ2f=k2mr+e22r213Λr2
と表される。ここでk=1,0であり、dσ2は断面曲率がkの2次元定曲率リーマン多様体の計量である。

 さらにθ0=fdt,θ1=f1dr,θ2=rdθ,θ3=rsinθdϕとするとき、電磁場は
F=Qer2θ0θ1+Qmr2θ2θ3, e2=Qe2+Qm2
で与えられる。

まとめと議論

有名な解

 定理5において、k,m,e,λを以下のようにするとよく知られた時空が得られます。

MkmeΛ
Schwartzschild1non zero00
Reissner-Nordstrom1non zeronon zero0
de Sitter, anti-de Sitter100non zero
Schwartzschild-de Sitter1non zero0non zero
Reissner-Nordstrom-de Sitter1non zeronon zeronon zero

質量体の球対称な振動

 Birkhoffの定理からは面白い結論が得られます。質量を持った球の半径が変わるような振動をしているとします。このときBirkhoffの定理から少し離れた位置にいる観測者には球がどれだけ激しく振動していてもその振動が球対称である限り計量は変化しないことになります。これは質量体の球対称な振動は重力波を生じさせないことを意味しています。

参考文献

[1]
佐藤 文隆, 小玉 英雄, 一般相対性理論
[2]
Barrett O'Neill, Semi-Riemannian Geometry With Applications to Relativity
投稿日:20231015
OptHub AI Competition

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投稿者

Submersion
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専門は相対論やLorentz幾何です。Einstein系の厳密解の構成や接触幾何の応用などの研究をしています。Ph.D保有者の中ではクソ雑魚の部類です。

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