Оптическая метрика - Optical metric - Wikipedia

В Оптическая метрика был определен немецким физиком-теоретиком Уолтер Гордон в 1923 г. ^[1] изучить геометрическую оптику в искривленном пространстве-времени, заполненном движущимися диэлектрическими материалами. Позволять ты_а быть нормализованным (ковариантным) 4-скоростной произвольно движущейся диэлектрической среды, заполняющей пространство-время, и предположим, что электромагнитные свойства жидкости линейны, изотропны, прозрачны, недисперсны и могут быть суммированы двумя скалярными функциями: диэлектрическая проницаемость ε и магнитная проницаемость μ.^[2] потом оптическая метрика тензор определяется как

${\displaystyle {\hat {g}}_{ab}=g_{ab}\pm \left(1-{\frac {1}{\epsilon \mu }}\right)u_{a}u_{b},}$

куда ${\displaystyle g_{ab}}$ это физический метрический тензор. Знак ${\displaystyle \pm }$ определяется метрическая подпись использованное соглашение: ${\displaystyle \pm }$ заменяется знаком плюс (+) для метрическая подпись (-, +, +, +), а знак минус (-) выбран для (+, -, -, -).

Обратный (контравариантный) оптический метрический тензор имеет вид

${\displaystyle {\hat {g}}^{ab}=g^{ab}\pm (1-\epsilon \mu )u^{a}u^{b},}$

куда ты^а - контравариантная 4-скорость движущейся жидкости. Обратите внимание, что традиционный показатель преломления определяется как п(Икс) ≡ √εμ.

Характеристики

Важный факт о Оптическая метрика Гордона состоит в том, что в искривленном пространстве-времени, заполненном диэлектрическим материалом, электромагнитные волны (в приближении геометрической оптики) следуют геодезическим оптической метрики, а не физической метрике. Следовательно, изучение геометрической оптики в искривленном пространстве-времени с диэлектрическим материалом иногда можно упростить, используя оптическую метрику (обратите внимание, что динамика физической системы по-прежнему описывается физической метрикой). Например, оптическая метрика может использоваться для изучить перенос излучения в звездных атмосферах вокруг компактных астрофизических объектов, таких как нейтронные звезды и белые карлики, и в аккреционных дисках вокруг черных дыр.^[3]В космологии оптическая метрика может использоваться для изучения соотношения расстояние-красное смещение в космологических моделях, в которых межгалактическая или межзвездная среда имеет ненулевой показатель преломления.

История

После первоначального введения концепции оптической метрики Гордоном в 1923 году математический формализм оптической метрики был дополнительно исследован Юрген Элерс в 1967 г.^[4] включая подробное обсуждение геометрического оптического приближения в искривленном пространстве-времени и оптические скаляры уравнение переноса. Оптическая метрика Гордона была расширена Бин Ченом и Рональд Кантовски ^[5] включить поглощение света. Оригинал настоящий оптическая метрика была впоследствии расширена до сложный один. Оптическая метрика была далее обобщена Робертом Томпсоном. ^[6] из простых изотропных сред, описываемых только скалярнозначными ε и μ к бианизотропным, магнитоэлектрически связанным средам, находящимся в искривленном фоновом пространстве-времени.

Приложения

Первое приложение оптической метрической теории Гордона к космологии было также сделано Бин Ченом и Рональдом Кантовски.^[7]Отношение расстояния к красному смещению с поправкой на поглощение в однородной и изотропной системе Фридмана-Леметра-Робертсона-Уокера (FLRW) Вселенная называется Гордон-Чен-Кантовски формализм ^[8] и может быть использован для изучения поглощения межгалактической среды (или космической непрозрачности) во Вселенной.

Например, физическая метрика для пространства-времени Робертсона-Уокера может быть записана (используя метрическую подпись (-, +, +, +))

${\displaystyle g=-c^{2}dt^{2}+R^{2}(t)\left[{\frac {dr^{2}}{1-kr^{2}}}+r^{2}(d\theta ^{2}+\sin ^{2}\theta \,d\phi ^{2})\right],}$

куда ${\displaystyle k=1,0,-1}$ для закрытой, плоской или открытой вселенной и ${\displaystyle R(t)}$ это масштаб С другой стороны, оптическая метрика для Вселенной Робертсона-Уокера, заполненной остальным однородным преломляющим материалом, равна

${\displaystyle {\hat {g}}=-{\frac {c^{2}}{n^{2}(t)}}dt^{2}+R^{2}(t)\left[{\frac {dr^{2}}{1-kr^{2}}}+r^{2}(d\theta ^{2}+\sin ^{2}\theta \,d\phi ^{2})\right],}$

куда ${\displaystyle n(t)}$ коэффициент преломления, зависящий от космического времени.

В расстояние яркости -красное смещение соотношение во Вселенной Flat FLRW с темным поглощением можно записать

${\displaystyle d_{L}(z)=(1+z){\frac {c}{H_{0}}}e^{-\tau /2}\int _{0}^{z}{\frac {dz'}{h(z')}}}$

куда z космологическое красное смещение, c это скорость света, ЧАС₀ в Постоянная Хаббла, τ оптическая толщина, вызванная поглощением (или так называемой космической непрозрачностью), и h (z) - безразмерная кривая Хаббла. Ненулевая космическая непрозрачность сделает стандартные свечи, такие как сверхновые звезды типа Ia, более тусклыми, чем ожидалось от прозрачной Вселенной. Это может быть использовано как альтернативное объяснение наблюдаемого видимого ускорения космического расширения.

Аналоговая гравитация

В аналоговые модели гравитации, "форма Гордона" выражает метрику искривленного пространства-времени как сумму плоской метрики (Минковского) и поля 4-скоростей u:

${\displaystyle g_{\mu \nu }=\eta _{\mu \nu }+{\big (}1-n^{-2}{\big )}u_{\mu }u_{\nu },}$

где n - показатель преломления. Это аналогично форме Керра-Шильда, которая использует нулевое векторное поле вместо времениподобного. Открытым вопросом является то, какое пространство-время можно выразить таким образом. Задача состоит в том, чтобы выбрать системы координат, для которых выполняется указанное выше соотношение. Пространство-время Шварцшильда, который описывает невращающуюся черную дыру, можно выразить таким образом.^[9] Был достигнут прогресс Керровское пространство-время который описывает вращающуюся черную дыру, но этот случай остается неуловимым.^[10]

Электродинамика в средах, находящихся в искривленном пространстве-времени

Диэлектрическая проницаемость ε и магнитная проницаемость μ обычно понимаются в 3-векторном представлении электродинамики через соотношения ${\textstyle {\vec {D}}=\varepsilon {\vec {E}}}$ и ${\textstyle {\vec {B}}=\mu {\vec {H}},}$ куда ${\textstyle {\vec {E}},{\vec {B}},{\vec {D}},}$ и ${\textstyle {\vec {H}}}$ являются, соответственно, электрическое поле, плотность магнитного потока, электрическое перемещение, и напряженность магнитного поля, и где ε и μ могли быть матрицы. С другой стороны, общая теория относительности сформулирована на языке 4-мерных тензоров. Чтобы получить тензорную оптическую метрику, свойства среды, такие как диэлектрическая проницаемость, магнитная проницаемость и магнитоэлектрические муфты сначала необходимо преобразовать в 4-мерные ковариантные тензоры, а электродинамика распространения света через такие среды, находящиеся в фоновом пространстве-времени, также должна быть выражена совместимым 4-мерным способом. Здесь электродинамические поля будут описаны в терминах дифференциальные формы, внешняя алгебра, а внешняя производная. Подобно тому, как 3-векторы обозначаются стрелкой, как в ${\textstyle {\vec {E}},}$ 4-мерные тензоры будем обозначать жирным шрифтом, например ${\displaystyle {\boldsymbol {E}}.}$ В музыкальные изоморфизмы будет использоваться для обозначения повышения и понижения индексов с помощью метрики, а точечная нотация используется для обозначения сокращения соседних индексов, например ${\displaystyle {\boldsymbol {u}}\cdot {\boldsymbol {F}}=u^{\alpha }F_{\alpha \beta }.}$ Скорость света установлена ​​на ${\displaystyle c=1,}$ и вакуумная проницаемость и диэлектрическая проницаемость также установлены на 1.

Фундаментальной величиной электродинамики является потенциальная 1-форма ${\displaystyle {\boldsymbol {A}},}$ из которой тензор напряженности поля представляет собой 2-форму ${\textstyle {\boldsymbol {F}}=d{\boldsymbol {A}}.}$ Из нильпотентности внешней производной сразу получаем однородные уравнения Максвелла

${\displaystyle d{\boldsymbol {F}}=0,}$

а вариант действия Янга-Миллса

${\displaystyle S=\int {\frac {1}{2}}{\boldsymbol {F}}\wedge \star {\boldsymbol {F}}-{\boldsymbol {A}}\wedge {\boldsymbol {J}}}$

относительно ${\displaystyle {\boldsymbol {A}}}$ дает неоднородные уравнения Максвелла

${\displaystyle d\star {\mathbf {F} }={\mathbf {J} }}$

куда ${\displaystyle {\boldsymbol {J}}}$ это 3-форма зарядного тока^[11]. Внутри диэлектрической среды существуют заряды, связанные в нейтральных атомах. Эти заряды не могут свободно перемещаться, но искажения в распределении заряда внутри атома могут привести к образованию дипольных (или, в более общем смысле, мультипольных) моментов, с которыми связано дипольное поле. Разделение связанных и бесплатных начислений на три вида начислений ${\textstyle {\boldsymbol {J}}={\boldsymbol {J}}_{bound}+{\boldsymbol {J}}_{free},}$ связанный источник связан с частным решением, называемым полем поляризации ${\textstyle {\boldsymbol {P}}}$ удовлетворение

${\displaystyle d\star {\boldsymbol {P}}={\boldsymbol {J}}_{bound}.}$

Тогда можно написать

${\displaystyle d{\boldsymbol {G}}=d\star ({\boldsymbol {F}}+{\boldsymbol {P}})={\boldsymbol {J}}_{free}}$

с конститутивное уравнение

${\displaystyle {\boldsymbol {G}}=\star ({\boldsymbol {F}}+{\boldsymbol {P}}).}$

В линейных средах дипольный момент индуцируется падающим свободным полем таким образом, что поле поляризации линейно пропорционально свободному полю, ${\displaystyle {\boldsymbol {P}}={\boldsymbol {\zeta }}({\boldsymbol {F}})}$ (в индексах это ${\displaystyle P_{\alpha \beta }=\zeta _{\alpha \beta }{}^{\mu \nu }F_{\mu \nu }}$). Тогда определяющее уравнение можно записать

${\displaystyle {\boldsymbol {G}}=\star {\boldsymbol {\chi }}{\boldsymbol {F}}.}$

В ${\textstyle {\binom {2}{2}}}$ тензор ${\displaystyle {\boldsymbol {\chi }}=\chi _{\alpha \beta }{}^{\mu \nu }}$ антисимметричен по каждой паре индексов, и вакуум рассматривается как тривиальный диэлектрик такой, что ${\textstyle {\boldsymbol {\chi }}_{vac}{\boldsymbol {F}}={\boldsymbol {F}}.}$ Это означает, что распределение диэлектрического материала в искривленном фоновом пространстве-времени можно полностью описать функционально, задав ${\textstyle \chi }$ можно описать плавные переходы из вакуума в среду. электрические и магнитные поля ${\textstyle {\vec {E}},{\vec {B}},{\vec {D}},}$ и ${\textstyle {\vec {H}},}$ как они обычно понимаются в 3-векторном представлении, не имеют независимого существования. Это просто разные части двух форм ${\textstyle {\boldsymbol {F}}}$ и ${\displaystyle {\boldsymbol {G}},}$ как измерено относительно выбранного наблюдателя. Позволять ${\displaystyle {\boldsymbol {u}}}$ - контравариантный 4-вектор скорости наблюдателя. Тогда можно определить ковариантные 1-формы

${\displaystyle {\boldsymbol {E}}={\boldsymbol {u}}\cdot {\boldsymbol {F}},\quad {\boldsymbol {B}}=-{\boldsymbol {u}}\cdot \star {\boldsymbol {F}},}$

${\displaystyle \mathbf {D} =-\mathbf {u} \cdot \star \mathbf {G} ,\quad \mathbf {H} =-\mathbf {u} \cdot \mathbf {G} .}$

Соответствующие 3-векторы получаются в пространстве-времени Минковского путем взятия чисто пространственных (относительно наблюдателя) частей контравариантных версий этих 1-форм. Эти определения полей в 1-форме можно использовать, чтобы переформулировать определяющее уравнение 2-формы в набор из двух уравнений 1-формы^[6]

${\displaystyle {\boldsymbol {D}}={\boldsymbol {\varepsilon }}^{c}\cdot {\boldsymbol {E}}+{\boldsymbol {\gamma }}_{b}^{c}\cdot {\boldsymbol {B}},}$

${\displaystyle {\boldsymbol {H}}={\boldsymbol {\xi }}\cdot {\boldsymbol {B}}+{\boldsymbol {\gamma }}_{e}^{c}\cdot \mathbf {E} .}$

где ${\textstyle {\binom {1}{1}}}$ тензоры ${\displaystyle {\boldsymbol {\varepsilon }}^{c},{\boldsymbol {\xi }},{\boldsymbol {\gamma }}_{b}^{c},}$ и ${\displaystyle {\boldsymbol {\gamma }}_{e}^{c}}$ находятся

${\displaystyle {\boldsymbol {\varepsilon }}^{c}=-2({\boldsymbol {u}}\cdot {\boldsymbol {\chi }}\cdot {\boldsymbol {u}}^{\flat }),}$

${\displaystyle {\boldsymbol {\xi }}=2({\boldsymbol {u}}\cdot \star {\boldsymbol {\chi }}\star \cdot {\boldsymbol {u}}^{\flat }),}$

${\displaystyle {\boldsymbol {\gamma }}_{b}^{c}=-2({\boldsymbol {u}}\cdot {\boldsymbol {\chi }}\star \cdot {\boldsymbol {u}}^{\flat }),}$

${\displaystyle {\boldsymbol {\gamma }}_{e}^{c}=2({\boldsymbol {u}}\cdot \star {\boldsymbol {\chi }}\cdot {\boldsymbol {u}}^{\flat }).}$

Обратите внимание, что каждый из этих тензоров ортогонален или поперечен ${\displaystyle {\boldsymbol {u}},}$ означающий, что ${\displaystyle {\boldsymbol {u}}\cdot {\boldsymbol {\alpha }}={\boldsymbol {\alpha }}\cdot {\boldsymbol {u}}^{\flat }=0}$ для каждого ${\displaystyle {\boldsymbol {\alpha }}\in \{{\boldsymbol {\varepsilon }}^{c},{\boldsymbol {\xi }},{\boldsymbol {\gamma }}_{b}^{c},{\boldsymbol {\gamma }}_{e}^{c}\}}$, что видно из антисимметрии ${\displaystyle {\boldsymbol {\chi }}}$ на каждой паре индексов. Поскольку каждое из полей 1-формы, определенных выше, также поперечно ${\displaystyle {\boldsymbol {u}},}$ мы можем сделать вывод, что каждый ${\displaystyle {\boldsymbol {\alpha }}}$ является автоморфизмом подпространства кокасательного пространства, определяемого ортогональностью относительно наблюдателя. Другими словами, все работает в чисто пространственном трехмерном пространстве наблюдателя. По этим параметрам ${\displaystyle {\boldsymbol {\chi }}}$ оказывается^[6]

${\displaystyle {\boldsymbol {\chi }}={\frac {1}{2}}\left[-({\boldsymbol {u}}^{\flat }\wedge {\boldsymbol {\varepsilon }}^{c}\wedge {\boldsymbol {u}})+\star ({\boldsymbol {u}}^{\flat }\wedge {\boldsymbol {\xi }}\wedge {\boldsymbol {u}})-\star ({\boldsymbol {u}}^{\flat }\wedge {\boldsymbol {\gamma }}_{e}^{c}\wedge {\boldsymbol {u}})+({\boldsymbol {u}}^{\flat }\wedge {\boldsymbol {\gamma }}_{b}^{c}\wedge {\boldsymbol {u}})\star )\right].}$

Хотя приведенная выше совокупность определяющих уравнений 1-формы наиболее естественным образом вытекает из определяющего уравнения ковариантной 2-формы ${\displaystyle {\boldsymbol {G}}=\star {\boldsymbol {\chi }}{\boldsymbol {F}}}$, они не единственная возможность. Действительно, традиционная трехвекторная формулировка определяющих уравнений обычно связывает ${\displaystyle {\vec {B}}}$ и ${\displaystyle {\vec {H}}}$ к ${\displaystyle {\vec {B}}=\mu {\vec {H}}}$. Следовательно, было бы желательно переставить предыдущий набор отношений на

${\displaystyle {\boldsymbol {D}}={\boldsymbol {\varepsilon }}\cdot {\boldsymbol {E}}+{\boldsymbol {\gamma }}_{h}\cdot {\boldsymbol {H}},}$

${\displaystyle {\boldsymbol {B}}={\boldsymbol {\mu }}\cdot {\boldsymbol {H}}+{\boldsymbol {\gamma }}_{e}\cdot {\boldsymbol {E}},}$

куда ${\displaystyle {\boldsymbol {\varepsilon }},{\boldsymbol {\mu }},{\boldsymbol {\gamma }}_{h},{\boldsymbol {\gamma }}_{e}}$ связаны с ${\displaystyle {\boldsymbol {\varepsilon }}^{c},{\boldsymbol {\xi }},{\boldsymbol {\gamma }}_{b}^{c},{\boldsymbol {\gamma }}_{e}^{c}}$ к

${\displaystyle {\boldsymbol {\mu }}={\bar {\boldsymbol {\xi }}},}$

${\displaystyle {\boldsymbol {\varepsilon }}={\boldsymbol {\varepsilon }}^{c}-{\boldsymbol {\gamma }}_{b}^{c}\cdot {\boldsymbol {\mu }}\cdot {\boldsymbol {\gamma }}_{e}^{c},}$

${\displaystyle {\boldsymbol {\gamma }}_{e}=-{\boldsymbol {\mu }}\cdot {\boldsymbol {\gamma }}_{e}^{c},}$

${\displaystyle {\boldsymbol {\gamma }}_{h}={\boldsymbol {\gamma }}_{b}^{c}\cdot {\boldsymbol {\mu }}.}$

Четырехмерный инверсный к этим тензорам не существует, но штриховая запись ${\displaystyle {\bar {\boldsymbol {\xi }}}}$ обозначает обратное, определенное относительно подпространства, ортогонального к ${\displaystyle {\boldsymbol {u}},}$ который существует и является допустимой операцией, поскольку выше было отмечено, что ${\displaystyle {\boldsymbol {\xi }}}$ является автоморфизмом этого подпространства. В пространстве-времени Минковского пространственно-пространственная часть (относительно наблюдателя ${\displaystyle {\boldsymbol {u}}}$) каждого из этих тензоров эквивалентно традиционному ${\displaystyle 3\times 3}$ Материальные матрицы 3-векторной электродинамики. В терминах этого альтернативного набора конститутивных тензоров ${\displaystyle {\boldsymbol {\chi }}}$ оказывается ^[6]

${\displaystyle {\boldsymbol {\chi }}={\frac {1}{2}}\left[-({\boldsymbol {u}}^{\flat }\wedge {\boldsymbol {\varepsilon }}\wedge {\boldsymbol {u}})+[\star ({\boldsymbol {u}}^{\flat }\wedge {\boldsymbol {h}})+{\boldsymbol {u}}^{\flat }\wedge {\boldsymbol {\gamma }}_{h}]\cdot {\bar {\boldsymbol {\mu }}}\cdot [({\boldsymbol {h}}\wedge {\boldsymbol {u}}\star +{\boldsymbol {\gamma }}_{e}\wedge {\boldsymbol {u}}]\right].}$

Здесь,

${\displaystyle {\boldsymbol {h}}={\boldsymbol {\delta }}-{\boldsymbol {u}}^{\flat }\otimes {\boldsymbol {u}}}$

является оператором проекции, аннулирующим любые компоненты тензора, параллельные ${\displaystyle {\boldsymbol {u}}.}$ С ${\displaystyle {\boldsymbol {h}}\cdot {\boldsymbol {\delta }}={\boldsymbol {h}},}$ тогда ${\displaystyle {\boldsymbol {h}}}$ также служит Дельта Кронекера на подпространстве, ортогональном ${\displaystyle {\boldsymbol {u}}.}$ В вакууме ${\displaystyle {\boldsymbol {\varepsilon }}={\boldsymbol {\mu }}={\boldsymbol {h}},{\boldsymbol {\gamma }}_{e}={\boldsymbol {\gamma }}_{h}=0.}$

Геометрическая оптика и оптическая метрика

Для света, распространяющегося через линейные диэлектрические среды, неоднородное уравнение Максвелла в отсутствие свободных источников представляет собой волновое уравнение для ${\displaystyle {\boldsymbol {A}}}$ в Датчик Лоренца, ${\displaystyle \delta {\boldsymbol {A}}=0}$ (здесь ${\displaystyle \delta }$ это кодифференциальный ), заданный

${\displaystyle \star d\star {\boldsymbol {\chi }}d\mathbf {A} =\delta {\boldsymbol {\chi }}d\mathbf {A} =0.}$

Предполагается приближение типа JWKB для плоских волновых решений, такое что

${\displaystyle {\boldsymbol {A}}={\hat {\boldsymbol {A}}}e^{-(i\lambda )^{-1}S}}$

где амплитуда ${\displaystyle {\hat {\boldsymbol {A}}}}$ считается медленно меняющейся по сравнению с фазовой функцией ${\displaystyle S.}$ Подставляя это приближенное решение в волновое уравнение и сохраняя только члены старшего порядка в пределе ${\displaystyle \lambda \to 0}$ приводит к

${\displaystyle -({\boldsymbol {k}}^{\sharp }\cdot {\boldsymbol {\chi }}\cdot {\boldsymbol {k}})\cdot {\hat {\boldsymbol {A}}}=0}$

куда ${\displaystyle {\boldsymbol {k}}=dS.}$ Для существования решения этого уравнения требуется

${\displaystyle \det \left({\boldsymbol {k}}^{\sharp }\cdot {\boldsymbol {\chi }}\cdot {\boldsymbol {k}}\right)=0.}$

Фактически это детерминантное условие выполняется тождественно, так как антисимметрия во второй паре индексов на ${\displaystyle {\boldsymbol {\chi }}}$ показывает, что ${\displaystyle {\hat {\boldsymbol {A}}}\propto {\boldsymbol {k}}}$ это уже тривиальное решение. Следовательно, любые нетривиальные решения должны находиться в трехмерном подпространстве, ортогональном ${\displaystyle {\boldsymbol {k}},}$ так что тензор ${\displaystyle {\boldsymbol {k}}^{\sharp }\cdot {\boldsymbol {\chi }}\cdot {\boldsymbol {k}}}$ фактически только 3-мерный. Таким образом, определяющего условия недостаточно для предоставления какой-либо информации. Однако классический сопоставлять матрицы ${\displaystyle M}$ связана со своим определителем соотношением ${\displaystyle M.\mathrm {adj} (M)=\det(M)I}$. Поскольку в этом случае ${\displaystyle \det(M)=0}$ но ${\displaystyle M}$ произвольно, получаем вторичное условие

${\displaystyle \mathrm {adj} \left({\boldsymbol {k}}^{\sharp }\cdot {\boldsymbol {\chi }}\cdot {\boldsymbol {k}}\right)=0.}$

Обратите внимание, что адъюгат матрицы по-прежнему является матрицей, поэтому условие скалярного детерминанта теперь заменено условием матрицы. Казалось бы, это значительно усложняет проблему, но было показано^[6] что это адъюгат имеет вид

${\displaystyle \mathrm {adj} \left({\boldsymbol {k}}^{\sharp }\cdot {\boldsymbol {\chi }}\cdot {\boldsymbol {k}}\right)=P({\boldsymbol {k}}\otimes {\boldsymbol {k}}^{\sharp }),}$

куда ${\displaystyle P}$ является полиномом четвертого порядка от ${\displaystyle {\boldsymbol {k}}.}$ Таким образом, условие обращения в нуль сопряженной матрицы эквивалентно скалярному условию

${\displaystyle P=0.}$

Теперь наша цель - продемонстрировать, что многочлен ${\displaystyle P}$ принимает форму

${\displaystyle P\propto \left[{\frac {1}{2}}{\boldsymbol {\mathfrak {g}}}_{+}^{-1}({\boldsymbol {k}}\otimes {\boldsymbol {k}})\right]\left[{\frac {1}{2}}{\boldsymbol {\mathfrak {g}}}_{-}^{-1}({\boldsymbol {k}}\otimes {\boldsymbol {k}})\right].}$

Тогда условие ${\displaystyle P=0}$ удовлетворяется одним из ${\displaystyle {\tfrac {1}{2}}{\boldsymbol {\mathfrak {g}}}_{\pm }^{-1}({\boldsymbol {k}}\otimes {\boldsymbol {k}})=0}$ (пишется индексами, ${\displaystyle {\tfrac {1}{2}}{\mathfrak {g}}_{\pm }^{\mu \nu }k_{\mu }k_{\nu }=0}$). До сих пор было показано, что волновые решения уравнений Максвелла в лучевом пределе должны удовлетворять одному из этих двух полиномиальных условий. Тензоры ${\displaystyle {\boldsymbol {\mathfrak {g}}}_{\pm }^{-1}}$ поэтому определите структуры светового конуса. Тот факт, что их два, подразумевает структуру двойного светового конуса - по одному для каждого из двух состояний поляризации, то есть двойного лучепреломления. В вакууме легко найти, что ${\displaystyle {\boldsymbol {\mathfrak {g}}}_{+}^{-1}={\boldsymbol {\mathfrak {g}}}_{-}^{-1}={\boldsymbol {g}}^{-1}}$ вырождается в метрику пространства-времени. Поскольку ${\displaystyle {\boldsymbol {\mathfrak {g}}}_{\pm }^{-1}}$ определить световые конусы в средствах массовой информации таким образом, чтобы ${\displaystyle {\boldsymbol {g}}^{-1}}$ Для вакуума они называются оптическими метриками. Тем не менее, возможно, более уместно принять точку зрения, что метрика пространства-времени также служит оптической метрикой в ​​вакууме.^[6], что неудивительно, если учесть, что метрика пространства-времени - единственная доступная структура в вакууме. до сих пор не было наложено никаких предположений о форме ${\displaystyle {\boldsymbol {\varepsilon }},{\boldsymbol {\mu }},{\boldsymbol {\gamma }}_{e},}$ или же ${\displaystyle {\boldsymbol {\gamma }}_{h},}$ так что в настоящее время существует 36 свободно определяемых параметров. Для определения оптических показателей Томпсон накладывает условия, что ${\displaystyle {\boldsymbol {\gamma }}_{e}}$ и ${\displaystyle {\boldsymbol {\gamma }}_{h}}$ антисимметричны относительно ${\displaystyle {\boldsymbol {g}}}$ (т.е. антисимметричны, когда индексы на ${\displaystyle {\boldsymbol {\gamma }}_{e}}$ и ${\displaystyle {\boldsymbol {\gamma }}_{h}}$ либо оба вверх, либо оба вниз). Условие антисимметрии позволяет записать их в виде

${\displaystyle {\boldsymbol {\gamma }}_{e}=({\boldsymbol {h}}\wedge {\boldsymbol {u}})\star \cdot {\boldsymbol {\gamma }}_{e1},}$

${\displaystyle {\boldsymbol {\gamma }}_{h}=({\boldsymbol {\gamma }}_{h1})^{\sharp }\cdot \star ({\boldsymbol {u}}\wedge {\boldsymbol {h}}).}$

С этим ограничением установлено, что ${\displaystyle P}$ является биквадратный в ${\displaystyle {\boldsymbol {k}}\cdot {\boldsymbol {u}}}$ и может быть учтен

${\displaystyle P=H_{+}H_{-}}$

куда

${\displaystyle H_{\pm }={\frac {1}{2}}({\boldsymbol {u}}.\mathrm {adj} \left({\boldsymbol {\varepsilon }}\right).{\boldsymbol {u}}^{\flat })\left[(u^{\mu }u^{\nu }-{\frac {1}{2}}W_{\alpha }{}^{\alpha \mu \nu })k_{\mu }k_{\nu }\pm {\sqrt {\left({\frac {1}{2}}W_{\alpha }{}^{\beta \mu \nu }W_{\beta }{}^{\alpha \sigma \rho }-{\frac {1}{4}}W_{\alpha }{}^{\alpha \mu \nu }W_{\beta }{}^{\beta \sigma \rho }\right)k_{\mu }k_{\nu }k_{\sigma }k_{\rho }}}\right]}$

с

${\displaystyle W_{\alpha }{}^{\kappa \mu \nu }=u^{\theta }u_{\pi }\delta _{\theta \psi \beta \varphi }^{\pi \lambda \kappa \rho }g_{\lambda \tau }{\bar {\varepsilon }}_{\sigma }{}^{\tau }g^{\sigma \psi }{\bar {\mu }}_{\alpha }{}^{\beta }g^{\eta \varphi }(\delta _{\rho }^{\mu }+(\gamma _{e1})_{\rho }{}u^{\mu })(\delta _{\eta }^{\nu }+(\gamma _{h1})_{\eta }u^{\nu }).}$

Наконец, оптические метрики соответствуют

${\displaystyle {\boldsymbol {\mathfrak {g}}}_{\pm }^{\mu \nu }={\frac {\partial ^{2}H_{\pm }}{\partial k_{\mu }\partial k_{\nu }}}.}$

Наличие квадратного корня в ${\displaystyle H_{\pm },}$ и, следовательно, в ${\displaystyle {\boldsymbol {\mathfrak {g}}}_{\pm }^{-1},}$ показывает, что двулучепреломляющие оптические метрики относятся к псевдофинслеровскому типу. Ключевой особенностью здесь является то, что оптическая метрика является не только функцией положения, но также сохраняет зависимость от ${\displaystyle {\boldsymbol {k}}}$. Эти псевдофинслеровы оптические метрики вырождаются в общую псевдориманову оптическую метрику без двойного лучепреломления для сред, которые подчиняются искривленному пространственно-временному обобщению условий Поста.^[12][6].

Рекомендации

1. В. Гордон, 1923, Анналы физики (Нью-Йорк), 22, 421
2. Дж. Д. Джексон, "Классическая электродинамика", 1998 г. (John Wiley & Sons Inc., Нью-Йорк)
3. Дж. И. Кастор, Радиационная гидродинамика, 2007, (Издательство Кембриджского университета, Кембридж)
4. J. Ehlers, 1968, Z. Naturforsch. 22а, 1328
5. Б. Чен, Р. Кантовски, 2009 г., Physical Review D 79, 104007; Б. Чен, Р. Кантовски, 2009 г., Physical Review D, 80, 044019
6. Томпсон, Роберт Т. (02.03.2018). «Ковариантная электродинамика в линейных средах: оптическая метрика».. Физический обзор D. 97 (6): 065001. arXiv:1712.06872. Дои:10.1103 / PhysRevD.97.065001.
7. Б. Чен, Р. Кантовски, 2008 г., Physical Review D 78, 044040
8. Дж. А. С. Лима, Дж. В. Кунья, В. Т. Занчин, 2012, Astrophysical Journal Letter, 742, 26
9. К. Росквист 2004, Общая теория относительности и гравитации, 2004
10. С. Либерати, Дж. Тричелла, М. Виссер, 2018, Классическая и квантовая гравитация
11. Миснер, Чарльз В. Гравитация. ISBN  9780691177793. OCLC  1006427790.
12. Пост, Э. Дж. (1997). Формальная структура электромагнетизма: общая ковариация и электромагнетизм. Дувр. ISBN  0486654273. OCLC  637016888.