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donde en la segunda igualdad hemos usado que dgµν(x(τ))/dτ = ∂ρgµν ẋ ρ y en la última igualdad hemos definido los sı́mbolos de Christoffel {ρµν} = 12 g ρλ [ ∂µgλν + ∂νgµλ − ∂λgµν ] . (7.49) Por otro lado, el lado derecho de (7.47) da 2 δL δẋµ dL dτ = 2 gµν ẋ ν √ gµν ẋµ xν d dτ ( ds dτ ) = 2L−1 gµν ẋ ν d 2s dτ2 = 2gµλ ẋ λ ( s̈ ṡ ) . (7.50) Sustituyendo los dos lados en (7.47) y multiplicando con gσµ, vemos que la ecuación de Euler- Lagrange se reduce a ẍσ + {σνρ} ẋν ẋρ = ẋσ ( s̈ ṡ ) . (7.51) Nótese que el lado izquierdo de esta ecuación contiene sólo cantidades geométricas (las coorde- nadas de la curva y las componentes de la métrica), mientras que el lado derecho depende de la parametrización particular de la curva. Esta última no tiene significado fı́sico (geométrico) y siempre podemos elegir una parametrización lineal de la curva, s(τ) = τ + a, de modo que el lado derecho es cero y la ecuación (7.51) se reduce a ẍσ + {σνρ} ẋν ẋρ = 0. (7.52) Obviamente se puede usar cualquier otra parametrización, siempre y cuando se usa (7.51) en ese caso. Como la parametrización de la curva no tiene significado intrı́nsico, las dos ecuaciones (7.51) y (7.52) describen la misma curva en la variedad. Finalmente, paramétricas lorentzianas existen tres tipos de geodésicas: temporales, espaciales y nulas, dependiento si la distancia entre los puntos p y q es temporal, espacial o nula. En el caso de que la geodésica es temporal, el parámetro τ tiene la interpretación del tiempo propio de la partı́cula que viaja a lo largo de la geodésica. Si la geodésica es espacial o nula, el paramétro τ no tiene un significado fı́sico especial. Para distinguir los tres casos hay que añadir a (7.52) una ecuación más que especifica el tipo de geodésica a través del vector tangente a la curva: gµν ẋ µ ẋν = ε, donde ε = 1 si xµ(τ) es temporal, 0 si xµ(τ) es nulo, −1 si xµ(τ) es espacial. (7.53) En el siguiente capı́tulo veremos como la diferencia entre geodésicas afines y métricas desa- parece al usar la conexión de Levi-Civita. 119
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