Vecteur de killing

Vecteur de Killing

En mathématiques, un vecteur de Killing^[1], ou champ de Killing, est un champ vectoriel sur une variété riemannienne qui conserve la métrique de cette variété. Le nom de vecteur de Killing est donné en l'honneur du mathématicien allemand Wilhelm Killing (1847-1923).

Intuitivement un vecteur de Killing peut être vu comme un « champ de déplacement » $ξ$ , c'est-à-dire associant à un point M de la variété le point M' défini par le déplacement de M le long de la courbe passant par M dont $ξ$ est le vecteur tangent. Sa propriété fondamentale est que ce champ représente une isométrie, c'est-à-dire qu'il conserve les distances. Ainsi, la distance entre deux points M et N est égale à la distance entre leurs images M' et N' par l'action de $ξ$ .

Appliqué à une surface (variété de dimension 2) vue comme étant plongée dans un espace à trois dimensions, un tel champ permet par exemple de la faire « glisser » sur elle-même, sans qu'elle ne se déchire ni se plisse.

La formulation mathématique de cette propriété est appelée équation de Killing. Elle stipule que la dérivée de Lie de la métrique riemannienne par rapport au vecteur de Killing $ξ$ est nulle, soit, dans un système de coordonnées quelconque,

D a ξ b + D b ξ a = 0

D étant la dérivée covariante associée à la métrique.

À partir de celle-ci, on en déduit un certain nombre de propriétés associées aux vecteurs de Killing.

Propriétés

Divergence

En contractant l'équation de Killing avec la métrique, on obtient immédiatement :

D a ξ a = 0

Un vecteur de Killing est toujours à divergence nulle.

Constantes du mouvement

Le produit scalaire d'un vecteur de Killing avec le vecteur tangent d'une géodésique est constant le long d'une trajectoire. Si on note $u a$ ce vecteur tangent, on a donc

$\frac{D}{d \tau} (u^a \xi_a) = 0$ ,

l'opérateur $D / d τ$ représentant la dérivée par rapport à un paramètre affine de la géodésique.

Démonstration

L'opérateur $D / d τ$ peut se réécrire, d'après la définition d'une géodésique,

D / d τ = u b D b

On a donc

$\frac{D}{d \tau} (u^a \xi_a) = u^b D_b (u^a \xi_a)$ .

En utilisant la règle de Leibniz des dérivées, on obtient alors

u b D b (u a ξ a) = u b u a D b ξ a + u b ξ a D b u a

Le seond terme de l'égalité est nul. En effet, la définition même d'une géodésique est que son vecteur tangent est conservé le long de la géodésique, soit

$\frac{D}{d \tau} u^a = u^b D_b u^a = 0$ .

Le premier terme de l'égalité est également nul. En effet, l'équation de Killing indique que le tenseur $D a ξ b$ est antisymétrique. Sa contraction avec un tenseur symétrique est donc nulle. Ainsi, on a bien

$\frac{D}{d \tau} (u^a \xi_a) = 0$ .

Cette propriété est particulièrement utile pour intégrer l'équation des géodésiques. En effet, l'existence d'un nombre suffisant de vecteurs de Killing permet alors d'exhiber un nombre suffisant de constantes du mouvement qui permettent la résolution immédiate et explicite de l'équation des géodésiques. Un exemple simple est celui de la métrique de Schwarzschild, qui est à la fois à symétrie sphérique et statique. La première propriété permet d'exhiber deux vecteurs de Killing et la seconde un vecteur de Killing supplémentaire. Les constantes du mouvement associées sont la norme du moment cinétique, sa projection le long d'un axe, et une quantité qui dans une approche non relativiste pourrait être identifiée à l'énergie de la particule. Ainsi les lois habituelles de conservation de l'énergie et du moment cinétique de la mécanique classique se traduisent-elles en relativité générale par l'existence de vecteurs de Killing.

Relation avec le tenseur de Riemann

En prenant la dérivée de l'équation de Killing et en utilisant les propriétés de commutation des dérivées covariantes, l'on obtient une équation reliant la dérivée seconde d'un vecteur de Killing au tenseur de Riemann. Cette relation s'écrit :

$D_{ab} \xi_c = - R^d_{\;acb} \xi_d$ .

Démonstration

À partir de l'équation de Killing, on effectue une dérivation supplémentaire. On obtient donc :

D c a ξ b + D c b ξ a = 0

Les dérivées covariantes ne commutent pas en général, mais peuvent être commutées si on leur adjoint un terme supplémentaire faisant appel au tenseur de Riemann (c'est même la définition du tenseur de Riemann) :

$D_{cb} \xi_a = D_{bc} \xi_a - R^d_{\;acb} \xi_d$ .

On obtient ainsi

$D_{ca} \xi_b + D_{bc} \xi_a = R^d_{\;acb} \xi_d$ .

On peut réécrire cette équation en effectuant des permutations sur les indices a, b et c :

$D_{ab} \xi_c + D_{ca} \xi_b = R^d_{\;bac} \xi_d$ .

$D_{bc} \xi_b + D_{ab} \xi_c = R^d_{\;cba} \xi_d$ .

En effectuant la somme de ces trois égalités, on obtient

$2 D_{ca} \xi_b + 2 D_{bc} \xi_a + 2 D_{ab} \xi_c = (R^d_{\;acb} + R^d_{\;bac} + R^d_{\;cba}) \xi_d$ .

En vertu de la première identité de Bianchi, les termes du membre de droite s'annulent. On a donc

D c a ξ b + D b c ξ a + D a b ξ c = 0

En soustrayant ceci à la première égalité faisant intervenir le tenseur de Riemann, il vient alors

$D_{ab} \xi_c = - R^d_{\;acb} \xi_d$ .

Cette relation possède nombre de conséquences intéressantes :

En la contractant sur a et b, on obtient une relation entre le d'alembertien du champ et le tenseur de Ricci :

$D_a D^a \xi^c = - R^d_{\;c} \xi^d$ .
Il s'agit là d'une équation assez semblable à celle du potentiel vecteur en électromagnétisme dans la jauge de Lorentz (d'autant que de même que le potentiel vecteur est de divergence nulle dans la jauge de Lorentz, le vecteur de Killing est également par construction de divergence nulle). La seule différence vient du signe du tenseur de Ricci qui est l'opposé de celui que l'on trouve en électromagnétisme. Dans le cas où le tenseur de Ricci s'annule, l'analogie entre vecteur de Killing et potentiel vecteur est encore plus grande (les deux obéissent exactement à la même équation).
Cette équation, appliquée le long d'une géodésique, implique que le vecteur de Killing le long de cette géodésique est entièrement déterminé par sa valeur et celle de ses dérivées en un point. Par extension, le vecteur de Killing dans toute la variété est entièrement déterminé par ses valeurs et celle de ses dérivées en un seul point.
Par suite, si la dimension de la variété est n, la données du vecteur de Killing est déterminée par n nombres (ses composantes), et ses dérivées par n (n - 1) / 2 composantes (du fait de l'antisymétrie de l'équation de Killing). Le nombre maximum de vecteurs de Killing pouvant exister sur une variété de dimension n est donc n (n + 1) / 2. Une variété possédant son nombre maximum de vecteurs de Killing est dite à symétrie maximale. L'espace de de Sitter est un exemple d'espace à symétrie maximale.
Plus généralement, il est commode de classer les variétés de dimension données en fonction de leurs vecteurs de Killing. Cette classification, appliquée à une certaine catégorie d'espace-temps de dimension 4 (les espaces homogènes), s'appelle classification de Bianchi.

Relations avec le théorème de Noether

La contraction d'un vecteur de Killing avec le tenseur énergie-impulsion T_ab permet d'exhiber un vecteur de divergence nulle.

Démonstration

En effet, la divergence de la quantité $T a b ξ b$ donne

D a (T a b ξ b) = T a b D a ξ b + ξ b D a T a b

Le premier terme est nul, car étant la contraction d'un tenseur symétrique (T^ab) et d'un tenseur antisymétrique (D_aξ_b, d'après l'équation de Killing). Le second terme est également nul car le tenseur énergie impulsion est par définition de divergence nulle (D_a T^ab = 0). On a donc

D a (T a b ξ b) = 0

L'existence de ce vecteur de divergence nulle permet alors de définir des quantités conservées par l'intermédiaire du théorème de Noether.

Dans l'espace de Minkowski et des coordonnées cartésiennes, le vecteur $\partial / \partial t$ , noté $\partial_t$ est un vecteur de Killing, qui dit simplement que l'espace de Minkowski est invariant par translation dans le temps. Cela implique alors que la conservation de l'énergie^[2]. De même, les vecteurs $\partial_{x^i}$ sont également des vecteurs de Killing. Cela implique la conservation de la quantité de mouvement. Aucun de ces vecteurs n'est cependant un vecteur de Killing dans un univers en expansion. C'est la raison pour laquelle l'énergie du rayonnement électromagnétique n'est pas conservée au cours du temps : c'est le phénomène de décalage vers le rouge. D'une manière générale, il n'y a pas forcément de vecteurs de Killing dans un espace-temps quelconque. Cela implique qu'en relativité générale, il n'y a pas conservation de l'énergie, sauf cas particuliers, comme celui des espaces asymptotiquement plats.

Toujours dans l'espace de Minkowski, les vecteurs $x \partial_y - y \partial_x$ , $y \partial_z - z \partial_y$ , $z \partial_x - x \partial_z$ sont également des vecteurs de Killing. L'existence de ces vecteurs implique la conservation du moment cinétique. De même, les vecteurs $x_i \partial_t + t \partial_{x_i}$ sont trois vecteurs de Killing. Dans la limite non relativiste, ils correspondent à la quantité $x i - v i t$ , soit la valeur de la i^e coordonnée à l'instant $t = 0$ .^[3] Ces vecteurs, au nombre de 10, forment tous les vecteurs de Killing linéairement indépendants de l'espace de Minkowski.

Algèbre de Lie des vecteurs de Killing

Le crochet de Lie de deux vecteurs de Killing $ξ$ et $ζ$ est également un vecteur de Killing

Démonstration

Le crochet de Lie de $ξ$ par $ζ$ s'écrit, en termes de composantes,

ζ b D b ξ a - ξ b D b ζ a

Pour que ce vecteur soit un vecteur de Killing, il faut et il suffit qu'il satisfasse à l'équation de Killing. On calcule donc

$D_a \left(\zeta^c D_c \xi_b - \xi^c D_c \zeta_b \right) - D_b \left(\zeta^c D_c \xi_a - \xi^c D_c \zeta_a \right)$

$= \zeta^c \left(D_{ac} \xi_b - D_{bc} \xi_a \right) + \xi^c \left(D_{bc} \zeta_a - D_{ac} \zeta_b\right) + D_a \zeta^c \; D_c \xi_b - D_c \zeta_b \; D_a \xi^c - D_b \zeta^c \; D_c \xi_a + D_c \zeta_a \; D_b \xi^c$ .

Les termes comprenant des produits de deux dérivées premières peuvent être manipulés en utilisant l'équation de Killing pour $ξ$ et $ζ$ , de sorte que l'indice c ne porte pas sur la dérivée covariante, mais sur le vecteur. Ainsi, on a

$D_a \zeta^c \; D_c \xi_b - D_c \zeta_b \; D_a \xi^c - D_b \zeta^c \; D_c \xi_a + D_c \zeta_a \; D_b \xi^c = - D_a \zeta^c \; D_b \xi_c + D_b \zeta_c \; D_a \xi^c - D_b \zeta^c \; D_a \xi_c + D_a \zeta_c \; D_b \xi^c = 0$ ,

car les termes s'annulent deux à deux. Pour les termes comprenant des dérivées seconde, on utilise également les équations de Killing pour chasser l'indice c des dérivées covariantes. On a

$\zeta^c \left(D_{ac} \xi_b - D_{bc} \xi_a \right) + \xi^c \left(D_{bc} \zeta_a - D_{ac} \zeta_b\right) = \zeta^c \left(- D_{ab} \xi_c + D_{ba} \xi_c \right) + \xi^c \left(D_{ba} \zeta_c - D_{ab} \zeta_c\right).$

On reconnaît le commutateur des dérivées covariantes, que l'on peut réécrire à l'aide du tenseur de Riemann :

$\zeta^c \left(- D_{ab} \xi_c - D_{ba} \xi_c \right) + \xi^c \left(D_{ba} \zeta_c - D_{ab} \zeta_c\right) = \zeta^c R^d_{\;cab} \xi_d - \xi^c R^d_{\;cba} \zeta_d$ .

En utilisant enfin les relations d'antisymétrie sur les deux paires d'indices du tenseur de Riemann et en intervertissant les indices muets c et d sur un des deux membres du résultat, on obtient

$\zeta^c R^d_{\;cab} \xi_d - \xi^c R^d_{\;cba} \zeta_d = \zeta^c \xi^d R_{dcab} - \xi^c \zeta^d R_{dcba} = \zeta^c \xi^d R_{dcab} - \zeta^c \xi^d R_{cdba} = \zeta^c \xi^d (R_{dcab} - R_{cdba}) = \zeta^c \xi^d (R_{dcab} - R_{dcab}) = 0$ .

Ainsi donc, le crochet de Lie de deux vecteurs de Killing est également un vecteur de Killing.

Ceci permet de munir l'espace des vecteurs de Killing d'une structure d'algèbre de Lie. En relativité générale, c'est par ce biais que sont effectuées certaines classifications des espace-temps, comme la classification de Bianchi évoquée plus haut qui porte sur les espace-temps quadridimensionnels dont les sections spatiales sont homogènes.

Transformation conforme

Lors d'une transformation conforme, un vecteur de Killing perd sa propriété fondamentale et ne satisfait plus à l'équation de Killing. Il satisfait cependant à une autre équation qui peut dans certains cas s'avérer intéressantes. On parle alors de vecteur de Killing conforme.

Espace-temps statique

En relativité générale, un espace-temps (ou une région de celui-ci) est dit statique s'il admet un vecteur de Killing de genre temps qui puisse être vu comme la normale à des hypersurfaces. Pour cela, en plus de l'équation de Klling, il faut que le vecteur de Killing soit proportionnel à un gradient (les hypersurfaces pouvant être vues comme les régions où un certain paramètre est constant). Cette dernière condition s'écrit sous la forme

ξ [a D b ξ c] = 0

ce que l'on démontre grâce au théorème de Frobenius. Dans un espace-temps à quatre dimensions, cette condition est alors équivalente à celle sur la forme duale associée,

ε d a b c ξ [a D b ξ c] = 0

où $ε$ est un tenseur complètement antisymétrique dans tous ses indices.

La métrique de Schwarzschild, est un exemple d'espace-temps statique dans la région extérieure au rayon de Schwarzschild. La métrique de Reissner-Nordström possède la même propriété. La métrique de tels espaces peut s'écrire dans un certain système de coordonnées $(t, x i)$ sous la forme

${\mathrm d} s^2 = V^2(x^k) - \sum_{ij} h_{ij} (x^k) \;{\mathrm d}x^i \;{\mathrm d}x^j$ .

La staticité se voit :

Par le fait que la métrique ne dépend pas de la coordonnées t (équation de Killing)
Par le fait qu'il n'y a pas de termes en ${\mathrm d}t \;{\mathrm d}x^i$ (orthogonalité aux hypersursurfaces)

Espace-temps stationnaire

Un espace-temps est dit stationnaire s'il admet un vecteur de Killing de genre temps, sans que celui-ci possède la propriété d'orthogonalité à des hypersurfaces. Dans le système de coordonnées précédentm la métrique associée est plus générale :

${\mathrm d} s^2 = V^2(x^k) - \sum_{ij} h_{ij} (x^k) \;{\mathrm d}x^i \;{\mathrm d}x^j + \sum_{i} N_i (x^k) \;{\mathrm d}t \;{\mathrm d}x^i$ .

Espace-temps axisymétrique

Un espace-temps est dit axisymétrique s'il est stationnaire (il possède donc un vecteur de Killing de genre temps $ξ$ , voir ci-dessus) et possède un autre vecteur de Killing $η$ de genre espace dont le flot forme des courbes fermées et qui commute avec le précédent :

[ξ,η] = 0

La métrique de Kerr et celle de Kerr-Newman sont des exemples connus de métriques axisymétriques. Le bivecteur $ξ [a η b]$ dit, pour des raisons évidentes, de Killing joue un rôle important dans les démonstrations sur les théorèmes sur les singularités.

Généralisations

Une équation du type équation de Killing peut se généraliser à des tenseurs d'ordre plus élevé. On parle alors, selon la généralisation choisie, de tenseur de Killing ou de tenseur de Killing-Yano. Dans le cadre des théorèmes sur les singularités, on introduit parfois le concept de bivecteur de Killing, formé à l'aide de deux vecteurs de Killing.

Notes

↑ Le terme vecteur est un abus de langage classique en physique, qui assimile par facilité élément et ensemble, vecteur et champ de vecteurs.
↑ La quantité conservée est le facteur de Lorentz γ, qui a une constante près est égal dans la limite non relativiste à la somme de l'énergie de masse et de l'énergie cinétique.
↑ Dans le cas relativiste, la quantité conservée est la position multipliée par le facteur de Lorentz, qui lui même est une quantité conservée du fait que $\partial_t$ est un vecteur de Killing (voir plus haut).

Voir aussi

Référence

(fr) Astrophysique - Étoiles, Univers et relativité, Jean Heyvaerts, Dunod, 2006 ISBN 2-10-049862-2, page 188.
(en) Robert M. Wald, General Relativity, University of Chicago Press, 1984, 498 pages (ISBN 0226870332), pages 119, 120, 312 à 324, et 441 à 443.
(en) D. Kramer, Hans Stephani, Malcolm Mac Callum & E. Herlt, Exact solutions of Einstein's field equations, Cambridge University Press, Cambridge, Angleterre, 1980, 428 pages (ISBN 0521230411), chapitre 6 (p. 76 et 77), chapitre 8 (p. 94 à 97 et 99 à 102), et chapitre 17 (p. 192).

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Catégorie : Géométrie riemannienne

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