Relativité Générale - LUTH - Observatoire de Paris
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90 Équation d’Einstein 4.2 Dérivation covariante (connexion) Nous avons vu au Chap. 2 que sur la variété d’espace-temps E , il y a autant d’espaces vectoriels tangents TP (E ) que de points P dans E (cf. Fig. 2.4). La question se pose alors de comparer des vecteurs définis en des points différents. Par exemple, étant donné un champ vectoriel v sur E , c’est-à-dire la donnée d’un vecteur v(P ) ∈ TP (E ) en tout point P de E , nous aimerions définir son “gradient” en évaluant v(P ′ )−v(P ) pour des points P et P ′ infiniment voisins. Or v(P ′ ) et v(P ) appartenant à des espaces vectoriels différents — les espaces tangents TP ′(E ) et TP (E ) respectivement — la soustraction v(P ′ ) − v(P ) n’est pas bien définie a priori. La situation est plus simple pour un champ scalaire f : E → R, puisque la différence f(P ′ ) − f(P ) entre les deux nombres réels f(P ′ ) et f(P ) est évidemment bien définie. Commençons donc par examiner ce cas pour trouver l’inspiration pour le cas vectoriel. 4.2.1 Gradient d’un champ scalaire Considérons un champ scalaire f : E → R. Nous avons vu au § 2.2.3 que l’on pouvait définir le vecteur déplacement élémentaire −→ dP entre deux points de E P et P ′ infiniment proches. Ce vecteur est un élément de TP (E ) qui vérifie [cf. Eq. (2.35)] δf := f(P ′ ) − f(P ) = −→ dP (f). (4.1) Plutôt que de considérer δf comme le résultat du vecteur −→ dP agissant sur le champ scalaire f, voyons-le comme le résultat d’un opérateur lié à f, que nous noterons ∇f, agissant sur le vecteur −→ dP . Autrement dit posons de sorte que (4.1) s’écrit 〈∇f, −→ dP 〉 := −→ dP (f) , (4.2) δf = 〈∇f, −→ dP 〉 (4.3) On peut étendre la définition de ∇f aux vecteurs non-infinitésimaux en posant, pour tout champ vectoriel v ( 1 ) 〈∇f, v〉 := v(f). (4.4) Il est clair que, de par sa définition, ∇f est un opérateur linéaire. Le résultat 〈∇f, v〉 étant en tout point P un nombre réel, nous en déduisons que ∇f est un champ de formes linéaires, ou encore un champ tensoriel 1-fois covariant, ou encore un champ tensoriel de type 0 (cf. § 2.2.4). Cela justifie la notation bra-ket, car elle est conforme à celle 1 que nous avons introduite au § 2.2.4 pour les formes linéaires. La forme linéaire ∇f est appelée gradient de f. 1 Rappelons que le membre de droite de la formule (4.4) n’est autre que l’expression de la définition première des vecteurs sur une variété comme des opérateurs de dérivation directionnelle agissant sur les champs scalaires (cf. § 2.2.3).
4.2 Dérivation covariante (connexion) 91 Remarque : On prendra soin de remarquer que le gradient d’un champ scalaire est une forme linéaire et non un vecteur. En physique non relativiste, on considère le gradient comme un vecteur parce que l’on fait implicitement correspondre à toute forme linéaire ω un unique vecteur ω via le produit scalaire de l’espace euclidien R 3 suivant si bien que l’on écrit (4.3) comme ∀v ∈ R 3 , 〈ω, v〉 = ω · v, (4.5) δf = ∇f · dP . (4.6) Mais fondamentalement, le gradient est une forme linéaire. Étant donnée une base vectorielle (eα) de TP (E ), il existe une unique base de l’espace des formes linéaires TP (E ) ∗ (espace dual), que nous noterons (e α ), qui vérifie 〈e α , eβ〉 = δ α β. (4.7) On l’appelle la base duale à la base vectorielle (eα). Le gradient ∇f d’un champ scalaire f étant un élément de TP (E ) ∗ , on désigne par ∇αf ses composantes par rapport à la base duale : ∇f =: ∇αf e α . (4.8) Dans le cas où la base vectorielle est une base naturelle, c’est-à-dire liée à un système de coordonnées (x α ) : eα = ∂α, la base duale est constituée par les gradients des coordonnées, que nous noterons avec le symbole d : dx α := ∇x α . (4.9) En effet, en utilisant successivement la définition (4.4) et (2.14), il vient 〈dx α , ∂β〉 = ∂β(x α ) = ∂x α /∂x β , d’où On a alors dans ce cas 〈dx α , ∂β〉 = δ α β . (4.10) 〈∇f, ∂α〉 = 〈∇βf dx β , ∂α〉 = ∇βf〈dx β , ∂α〉 = ∇βfδ α β = ∇αf. (4.11) Par ailleurs, d’après (4.4) et (2.14), 〈∇f, ∂α〉 = ∂α(f) = ∂f . (4.12) ∂xα On en conclut que les composantes du gradient dans la base duale (dx α ) sont tout simplement les dérivées partielles par rapport aux coordonnées (x α ) : ∇αf = ∂f . (4.13) ∂xα
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- Page 42 and 43: 42 Cadre géométrique Fig. 2.16 -
- Page 44 and 45: 44 Cadre géométrique Fig. 2.17 -
- Page 46 and 47: 46 Cadre géométrique Les lignes d
- Page 48 and 49: 48 Cadre géométrique où x0 0, x1
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- Page 52 and 53: 52 Champ gravitationnel à symétri
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- Page 120 and 121: 120 Trous noirs Laplace à la fin d
- Page 122 and 123: 122 Trous noirs Fig. 5.1 - Espace-t
- Page 124 and 125: 124 Trous noirs La première soluti
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- Page 130 and 131: 130 Trous noirs Fig. 5.4. Il est à
- Page 132 and 133: 132 Trous noirs Fig. 5.5 - Satellit
- Page 134 and 135: 134 Trous noirs On retombe donc dan
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- Page 138 and 139: 138 Ondes gravitationnelles Fig. 6.
4.2 Dérivation covariante (connexion) 91<br />
Remarque : On prendra soin <strong>de</strong> remarquer que le gradient d’un champ scalaire est une<br />
forme linéaire et non un vecteur. En physique non relativiste, on considère le gradient<br />
comme un vecteur parce que l’on fait implicitement correspondre à toute forme<br />
linéaire ω un unique vecteur ω via le produit scalaire <strong>de</strong> l’espace euclidien R 3 suivant<br />
si bien que l’on écrit (4.3) comme<br />
∀v ∈ R 3 , 〈ω, v〉 = ω · v, (4.5)<br />
δf = ∇f · <br />
dP . (4.6)<br />
Mais fondamentalement, le gradient est une forme linéaire.<br />
Étant donnée une base vectorielle (eα) <strong>de</strong> TP (E ), il existe une unique base <strong>de</strong> l’espace<br />
<strong>de</strong>s formes linéaires TP (E ) ∗ (espace dual), que nous noterons (e α ), qui vérifie<br />
〈e α , eβ〉 = δ α β. (4.7)<br />
On l’appelle la base duale à la base vectorielle (eα). Le gradient ∇f d’un champ scalaire<br />
f étant un élément <strong>de</strong> TP (E ) ∗ , on désigne par ∇αf ses composantes par rapport à la base<br />
duale :<br />
∇f =: ∇αf e α . (4.8)<br />
Dans le cas où la base vectorielle est une base naturelle, c’est-à-dire liée à un système <strong>de</strong><br />
coordonnées (x α ) : eα = ∂α, la base duale est constituée par les gradients <strong>de</strong>s coordonnées,<br />
que nous noterons avec le symbole d :<br />
dx α := ∇x α . (4.9)<br />
En effet, en utilisant successivement la définition (4.4) et (2.14), il vient 〈dx α , ∂β〉 =<br />
∂β(x α ) = ∂x α /∂x β , d’où<br />
On a alors dans ce cas<br />
〈dx α , ∂β〉 = δ α β . (4.10)<br />
〈∇f, ∂α〉 = 〈∇βf dx β , ∂α〉 = ∇βf〈dx β , ∂α〉 = ∇βfδ α β = ∇αf. (4.11)<br />
Par ailleurs, d’après (4.4) et (2.14),<br />
〈∇f, ∂α〉 = ∂α(f) = ∂f<br />
. (4.12)<br />
∂xα On en conclut que les composantes du gradient dans la base duale (dx α ) sont tout simplement<br />
les dérivées partielles par rapport aux coordonnées (x α ) :<br />
∇αf = ∂f<br />
. (4.13)<br />
∂xα