GEOMETRÍA

GEOMETRÍA DIFERENCIAL

El transporte paralelo de un vector a lo largo de una curva cerrada sobre la esfera, que al igual que el concepto de derivada covariante se basa en la noción de conexión matemática. El ángulo ${\displaystyle \alpha }$ después de recorrer una vez la curva es proporcional al área dentro de la curva.

La derivada covariante (${\displaystyle \scriptstyle \nabla _{i}}$) es una generalización del concepto de derivada parcial (${\displaystyle \scriptstyle \partial _{i}}$) que permite extender el cálculo diferencial sobre ${\displaystyle \scriptstyle \mathbb {R} ^{n}}$con coordenadas cartesianas al caso de coordenadas curvilíneas en ${\displaystyle \scriptstyle \mathbb {R} ^{n}}$(y también al caso todavía más general de variedades diferenciables).

Introducción[editar]

Introduciremos primero el caso de ${\displaystyle \scriptstyle \mathbb {R} ^{n}}$. Supongamos que tenemos ncampos vectoriales que en cada punto forman una base vectorial ${\displaystyle \scriptstyle \{\mathbf {e} _{1},\dots \mathbf {e} _{n}\}}$ y un campo vectorial contravariante adicional ${\displaystyle \scriptstyle \mathbf {v} }$ de tal manera que este campo puede expresarse en términos de la base anterior:

${\displaystyle \mathbf {v} (x)=\sum _{k=1}^{n}v^{k}(x)\mathbf {e} _{k}(x)}$

Donde ${\displaystyle \scriptstyle v^{k}}$ son las componentes del vector en dicha base. Si se usan coordenadas curvilíneas ${\displaystyle \scriptstyle (x^{1},\dots x^{n})}$, los vectores tangentes a las curvas coordenadas cambian de punto a punto. Eso implica que aún cuando el campo vectorial sea constante en general sus coordenadas en la base elegida no serán constantes y en general sucederá que la derivada covariante (${\displaystyle \scriptstyle {\bar {\partial }}}$):

${\displaystyle {\bar {\partial }}_{i}\mathbf {v} \neq {\frac {\partial \mathbf {v} }{\partial x^{i}}}:=\sum _{k=1}^{n}{\frac {\partial v^{k}}{\partial x^{i}}}\mathbf {e} _{k}}$

Ya que también es necesario considerar la variación de orientación de la base vectorial al pasar de un punto a otro, es decir, para evaluar la derivada (covariante) anterior necesitamos evaluar:

(1)${\displaystyle {\bar {\partial }}_{i}\mathbf {v} ={\frac {{\bar {\partial }}\mathbf {v} }{{\bar {\partial }}x^{i}}}:=\sum _{k=1}^{n}{\frac {\partial v^{k}}{\partial x^{i}}}\mathbf {e} _{k}+\sum _{k=1}^{n}v^{k}{\frac {{\bar {\partial }}\mathbf {e} _{k}}{{\bar {\partial }}x^{i}}}}$

Donde el término segundo adicional da cuenta de como cambia la base vectorial al recorrer una línea coordenada curvilínea. Es decir cuando se usan coordenadas cartesianas en ${\displaystyle \scriptstyle \mathbb {R} ^{n}}$ las líneas coordenadas son líneas rectas paralelas a los ejes coordenados, y de alguna manera en cada punto la base vectorial escogida para medir las coordenadas de un campo vectorial en todos los puntos están "sincronizadas". Pero en coordenadas curvilíneas al pasar de un punto a otro, los vectores tangentes a las líneas coordenadas usados como base no coindirán de un punto a otro y es necesario computar su variación al cambiar de punto. En general los vectores ${\displaystyle \scriptstyle \mathbf {e} _{k}(x)}$ no sólo dependen del punto, es necesario especificar como se "conectan" los vectores en diferentes puntos y para ello se define una conexión que en el caso de ${\displaystyle \scriptstyle \mathbb {R} ^{n}}$ puede representarse como un conjunto de coeficientes:

(2)${\displaystyle {\frac {{\bar {\partial }}\mathbf {e} _{k}}{{\bar {\partial }}x^{i}}}:=\sum _{m=1}^{n}\Gamma _{ki}^{m}\mathbf {e} _{m}}$

Los coeficientes ${\displaystyle \scriptstyle \Gamma _{ji}^{k}}$ se llaman símbolos de Christoffel y definen localmente la conexión. Juntanto los resultados de (1) y (2) la derivada covariante parcial de un campo vectorial puede expresarse mediante:

(3a)${\displaystyle \nabla _{i}\mathbf {v} ={\frac {{\bar {\partial }}\mathbf {v} }{{\bar {\partial }}x^{i}}}=\sum _{k=1}^{n}{\frac {\partial v^{k}}{\partial x^{i}}}\mathbf {e} _{k}+\sum _{k=1}^{n}\sum _{m=1}^{n}v^{k}\Gamma _{ki}^{m}\mathbf {e} _{m}}$

Usando el convenio de sumación de Einstein y renombrando los índices la expresión anterior puede escribirse simplemente como:

(3b)${\displaystyle \nabla _{i}\mathbf {v} =\left({\frac {dv^{k}}{dx^{i}}}+\Gamma _{mi}^{k}v^{m}\right)\mathbf {e} _{k}}$

La expresión entre paréntesis representa las componentes de la derivada covariante del vector contravariante ${\displaystyle \scriptstyle \mathbf {v} }$. Análogamente dada una curva ${\displaystyle \scriptstyle t\mapsto (x^{1}(t),\dots ,x^{n}(t))}$ se define la derivada covariante temporal a lo largo de dicha curva como:

${\displaystyle {\frac {D\mathbf {v} }{Dt}}={\dot {x}}^{i}\nabla _{i}\mathbf {v} =\left({\frac {dv^{k}}{dx^{i}}}+\Gamma _{mi}^{k}v^{m}\right){\frac {dx^{i}}{dt}}\mathbf {e} _{k}}$

Caso euclídeo[editar]

La necesidad de la generalización de la derivada ordinaria en ${\displaystyle \scriptstyle \mathbb {R} ^{n}}$ se aprecia cuando su usan coordandas curvilíneas como se ha dicho. Basta el movimiento de una partícula expresado en coordenadas cartesianas y luego el mismo movimiento expresado en coordenadas polares, por ejemplo, consideremos una masa puntual que se mueve a lo largo de la trayectoria recta por:

${\displaystyle {\begin{cases}x(t)=d\cos \theta _{0}-vt\sin \theta _{0}\\y(t)=d\sin \theta _{0}+vt\cos \theta _{0}\end{cases}}\Rightarrow \qquad \qquad y(t)={\frac {d-x\cos(\theta _{0})}{\sin \theta _{0}}}}$

Es decir, el punto se mueve con una velocidad ${\displaystyle \scriptstyle v}$ uniforme a lo largo de una recta, esto puede verse de manera sencilla, si se calculan las velocidades y las aceleraciones de la partícula:

${\displaystyle {\begin{cases}v^{x}={\cfrac {dx}{dt}}=-v\sin \theta _{0}\\v^{y}={\cfrac {dy}{dt}}=+v\cos \theta _{0}\end{cases}},\qquad \qquad {\begin{cases}a^{x}={\cfrac {dv^{x}}{dt}}={\cfrac {\partial v^{x}}{\partial x}}{\dot {x}}+{\cfrac {\partial v^{x}}{\partial y}}{\dot {y}}=0\\a^{y}={\cfrac {dv^{y}}{dt}}=0\end{cases}}}$

Donde se ha usado la notación ${\displaystyle \scriptstyle {\dot {x}}=dx/dt}$ y ${\displaystyle \scriptstyle {\dot {y}}=dy/dt}$.

Ahora consideramos el cálculo de la aceleración en coordenadas polares. Como la partícula se mueve sobre una recta la distancia al origen y el ángulo polar estarán relacionados mediante la relación:

${\displaystyle {\begin{cases}\rho (t)={\sqrt {d^{2}+v^{2}t^{2}}}\\\theta (t)=\theta _{0}+\arctan \left({\cfrac {vt}{d}}\right)\end{cases}}\Rightarrow \qquad \qquad \rho (t)={\frac {d}{\cos(\theta (t)-\theta _{0})}},\ (\theta _{0}-\pi /2<\theta <\theta _{0}+\pi /2)}$

Las coordenadas de la velocidad de la partícula en estas coordenadas pueden determinarse mediante cálculo directo o cambiando de base a partir de la componentes cartesianas:

${\displaystyle v^{\rho }={\dot {\rho }}=v\sin(\theta -\theta _{0}),\qquad \qquad v^{\theta }={\dot {\theta }}={\frac {v}{\rho }}\cos(\theta -\theta _{0})}$

Puesto que la partícula se mueve a velocidad constante el vector aceleración debería resultar nulo. De acuerdo a lo discutido anteriormente, las componentes del vector aceleración pueden obtenerse mediante las coordenadas covariantes:

${\displaystyle {\begin{cases}a^{\rho }={\cfrac {Dv^{\rho }}{Dt}}={\dot {\rho }}\left({\cfrac {\partial v^{\rho }}{\partial \rho }}+\Gamma _{\rho \rho }^{\rho }v^{\rho }+\Gamma _{\rho \theta }^{\rho }v^{\theta }\right)+{\dot {\theta }}\left({\cfrac {\partial v^{\rho }}{\partial \theta }}+\Gamma _{\theta \rho }^{\rho }v^{\rho }+\Gamma _{\theta \theta }^{\rho }v^{\theta }\right)=\\={\dot {\rho }}(0+0+0)+{\dot {\theta }}\left(v\cos(\theta -\theta _{0})+0-\rho {\cfrac {v}{\rho }}\cos(\theta -\theta _{0})\right)=0\\a^{\theta }={\cfrac {Dv^{\theta }}{Dt}}={\dot {\rho }}\left({\cfrac {\partial v^{\theta }}{\partial \rho }}+\Gamma _{\rho \rho }^{\theta }v^{\rho }+\Gamma _{\rho \theta }^{\theta }v^{\theta }\right)+{\dot {\theta }}\left({\cfrac {\partial v^{\theta }}{\partial \theta }}+\Gamma _{\theta \rho }^{\theta }v^{\rho }+\Gamma _{\theta \theta }^{\theta }v^{\theta }\right)=\\{\dot {\rho }}\left(-{\cfrac {v\cos(\theta -\theta _{0})}{\rho ^{2}}}+0+{\cfrac {1}{\rho }}{\cfrac {v\cos(\theta -\theta _{0})}{\rho }}\right)+{\dot {\theta }}\left(-{\cfrac {v\sin(\theta -\theta _{0})}{\rho }}+{\cfrac {1}{\rho }}v\sin(\theta -\theta _{0})+0\right)=0\end{cases}}}$

Es importante notar como en este caso las derivadas parciales ordinarias no coinciden con las componentes de la aceleración:

${\displaystyle {\begin{cases}a^{\rho }\neq {\cfrac {dv^{\rho }}{dt}}={\cfrac {\partial v^{\rho }}{\partial \rho }}{\dot {\rho }}+{\cfrac {\partial v^{\rho }}{\partial \theta }}{\dot {\theta }}\\a^{\theta }\neq {\cfrac {dv^{\theta }}{dt}}={\cfrac {\partial v^{\theta }}{\partial \rho }}{\dot {\rho }}+{\cfrac {\partial v^{\theta }}{\partial \theta }}{\dot {\theta }}\end{cases}}}$

Ya que en coordenadas polares los vectores de la base varían de punto a punto, y es por ello que sólo usando la derivada covariante se obtiene un vector de aceleración nulo tal como cabía esperar a partir del cálculo en coordenadas cartesianas.

Caso general[editar]

En una variedad diferenciable o una hipersuperficie de ${\displaystyle \scriptstyle \mathbb {R} ^{n}}$, por otra parte, el concepto de derivada direccional se define a partir del espacio tangente a cada punto. En el caso general al presentar la variedad o la hipersuperficie curvatura, los espacios tangentes de cada punto difiere del de los puntos cercanos y por tanto se necesita alguna manera de "conectar" o identificar vectores de diferentes espacios vectoriales, mediante una conexión sobre la variedad.

En una variedad riemanniana comúnmente se escoge una conexión (sin torsion) que sea compatible con la métrica, expresada por las componentes del tensor métrico ${\displaystyle \scriptstyle g_{\mu \nu }}$, en el sentido de que:

${\displaystyle \nabla _{\alpha }g_{\mu \nu }=0\Rightarrow \Gamma _{\mu \nu }^{\rho }={\frac {g^{\rho \sigma }}{2}}\left({\frac {\partial g_{\sigma \nu }}{\partial x^{\mu }}}+{\frac {\partial g_{\mu \sigma }}{\partial x^{\nu }}}-{\frac {\partial g_{\mu \nu }}{\partial x^{\sigma }}}\right)}$

Derivada covariante de un tensor[editar]

En las secciones anteriores la discusión de la derivada covariante se ha limitado a un campo vectorial contravariante. Pero la derivada covariante puede extenderse a otros tipos de campos tensoriales definidos sobre una variedad de Riemann. Para extender la definición usa el hecho de que la derivada parcial de un escalar coincide con la derivada covariante parcial de dicho escalar, es decir:

${\displaystyle \nabla _{\beta }\varphi :=\partial _{\beta }\varphi \,}$

Así para calcular la derivada covariante parcial de una 1-forma ${\displaystyle \scriptstyle {\boldsymbol {\theta }}=\theta _{\alpha }dx^{\alpha }}$ se considera su contracción con un campo vectorial contravariante y teniendo en cuenta que la derivada covariante en una derivación para la cual vale la regla del producto:

${\displaystyle \partial _{\beta }(\theta _{\alpha }v^{\alpha })=\nabla _{\beta }(\theta _{\alpha }v^{\alpha })=(\nabla _{\beta }\theta _{\alpha })v^{\alpha }+\theta _{\alpha }(\nabla _{\beta }v^{\alpha })}$

Esto lleva a la siguiente relación entre componentes:

${\displaystyle \nabla _{\beta }\theta _{\alpha }={\frac {d\theta _{\alpha }}{dx^{\beta }}}-\Gamma _{\alpha \beta }^{\mu }\theta _{\mu }}$

Para un tensor de tipo (p,q) general se tendrá:

${\displaystyle \nabla _{\alpha }T_{\delta _{1}\dots \delta _{m}}^{\beta _{1}\dots \beta _{n}}={\frac {\partial T_{\delta _{1}\dots \delta _{m}}^{\beta _{1}\dots \beta _{n}}}{\partial x^{\alpha }}}+\sum _{i}\Gamma _{\alpha \rho }^{\beta _{i}}T_{\delta _{1}\dots \delta _{m}}^{\beta _{1}\dots \rho \dots \beta _{n}}-\sum _{i}\Gamma _{\alpha \delta _{i}}^{\rho }T_{\delta _{1}\dots \rho \dots \delta _{m}}^{\beta _{1}\dots \beta _{n}}}$

Propiedades[editar]

En lo anterior se ha considerado la noción de derivada covariante de manera naturalista extendiendo a coordenadas curvilíneas la noción de derivada parcial, ese enfoque conduce a un operador de derivación covariante con las siguientes propiedades:

1. Linealidad: Para todo A y B de ${\displaystyle {\mathcal {T}}_{r}^{s}(\mathbb {R} ^{n})}$ y cualesquiera ${\displaystyle \alpha ,\beta \in \mathbb {R} }$: ${\displaystyle \nabla _{\mu }(\alpha A_{\beta _{1}\dots \beta _{m}}^{\alpha _{1}\dots \alpha _{n}}+\beta B_{\beta _{1}\dots \beta _{m}}^{\alpha _{1}\dots \alpha _{n}})=\alpha \nabla _{\mu }A_{\beta _{1}\dots \beta _{m}}^{\alpha _{1}\dots \alpha _{n}}+\beta \nabla _{\mu }B_{\beta _{1}\dots \beta _{m}}^{\alpha _{1}\dots \alpha _{n}}}$
2. Regla de Leibniz:
3. Comutatividad con la contracción:
4. Consistencia con la noción de vector tangente:

Otra posibilidad es definir una derivada covariante más formalmente es construir un operador que satisfaga por construcción las propiedades anteriores.

 derivada covariante gauge es una generalización de la derivada covariante utilizada en relatividad general. Si una teoría tiene simetrías gauge, significa que algunas de las propiedades físicas de ciertas ecuaciones no se modifican bajo aquellas transformaciones. Así mismo, la derivada covariante gauge es la derivada normal modificada de tal manera que se comporte como un verdadero operador vectorial, de modo que las ecuaciones escritas utilizando la derivada covariante preservan sus propiedades físicas bajo transformaciones gauge.

Dinámica de fluidos[editar]

En dinámica de fluidos, la derivada covariante gauge de un fluido se define como

${\displaystyle \nabla _{t}\mathbf {v} :=\partial _{t}\mathbf {v} +(\mathbf {v} \cdot \nabla )\mathbf {v} }$

donde ${\displaystyle \mathbf {v} }$ es el campo vectorial de la velocidad de un fluido.

Teoría gauge[editar]

En teoría gauge, que estudia una clase particular de campos que tienen de importancia en la teoría de campos cuánticos, la derivada covariante en acoplamiento mínimo se define como

${\displaystyle D_{\mu }:=\partial _{\mu }-ieA_{\mu }}$

donde ${\displaystyle A_{\mu }}$ es el cuadrivector de potencial electromagnético.

(Nota que esto es válido para una signatura ${\displaystyle (-,+,+,+)}$ en la métrica de Minkowski, la que se emplea en este artículo. Para ${\displaystyle (+,-,-,-)}$ el menos pasa a ser un más.)

Construcción de la derivada covariante a través del requisito de covarianza gauge[editar]

Considerar una transformación gauge genérica (posiblemente no-abeliana) dada por

${\displaystyle \phi (x)\rightarrow U(x)\phi (x)\equiv e^{i\alpha (x)}\phi (x),}$

${\displaystyle \phi ^{\dagger }(x)\rightarrow \phi ^{\dagger }(x)U^{\dagger }(x)\equiv \phi ^{\dagger }(x)e^{-i\alpha (x)},\qquad U^{\dagger }=U^{-1}.}$

donde ${\displaystyle \alpha (x)}$ es un elemento del álgebra de Lie asociada con el grupo de Lie de transformaciones, y se puede expresar en términos de los generadores como ${\displaystyle \alpha (x)=\alpha ^{a}(x)t^{a}}$.

La derivada parcial ${\displaystyle \partial _{\mu }}$ transforma consiguientemente como

${\displaystyle \partial _{\mu }\phi (x)\rightarrow U(x)\partial _{\mu }\phi (x)+(\partial _{\mu }U)\phi (x)\equiv e^{i\alpha (x)}\partial _{\mu }\phi (x)+i(\partial _{\mu }\alpha )e^{i\alpha (x)}\phi (x)}$

y por tanto un término cinético de la forma ${\displaystyle \phi ^{\dagger }\partial _{\mu }\phi }$ no es invariante bajo esta transformación.

Podemos introducir la derivada covariante ${\displaystyle D_{\mu }}$ en este contexto como generalización de la derivada parcial ${\displaystyle \partial _{\mu }}$que transforma covariantemente bajo la transformación gauge, esto es, un objeto que satisface

${\displaystyle D_{\mu }\phi (x)\rightarrow D'_{\mu }\phi '(x)=U(x)D_{\mu }\phi (x),}$

que en términos de operadores toma la forma

${\displaystyle D'_{\mu }=U(x)D_{\mu }U^{\dagger }(x).}$

Así pues calculamos (omitiendo las dependencias explícitas en ${\displaystyle x}$ por brevedad)

${\displaystyle D_{\mu }\phi \rightarrow D'_{\mu }U\phi =UD_{\mu }\phi +(\delta D_{\mu }U+[D_{\mu },U])\phi }$,

donde

${\displaystyle D_{\mu }\rightarrow D'_{\mu }\equiv D_{\mu }+\delta D_{\mu },}$

${\displaystyle A_{\mu }\rightarrow A'_{\mu }=A_{\mu }+\delta A_{\mu }.}$

El requisito para que ${\displaystyle D_{\mu }}$ transforme covariantemente se traduce ahora en la condición

${\displaystyle (\delta D_{\mu }U+[D_{\mu },U])\phi =0.}$

Para obtener una expresión explícita hacemos el Ansatz

${\displaystyle D_{\mu }=\partial _{\mu }-igA_{\mu },}$

de donde se sigue que

${\displaystyle \delta D_{\mu }\equiv -ig\delta A_{\mu }}$

y

${\displaystyle \delta A_{\mu }=[U,A_{\mu }]U^{\dagger }-{\frac {i}{g}}[\partial _{\mu },U]U^{\dagger }}$

que ${\displaystyle U(x)=1+i\alpha (x)+{\mathcal {O}}(\alpha ^{2})}$ es de la forma

${\displaystyle \delta A_{\mu }={\frac {1}{g}}([\partial _{\mu },\alpha ]-ig[A_{\mu },\alpha ])+{\mathcal {O}}(\alpha ^{2})={\frac {1}{g}}[D_{\mu },\alpha ]+{\mathcal {O}}(\alpha ^{2})}$

Así que hemos encontrado un objeto ${\displaystyle D_{\mu }}$ tal que

${\displaystyle \phi ^{\dagger }(x)D_{\mu }\phi (x)\rightarrow \phi '^{\dagger }(x)D'_{\mu }\phi '(x)=\phi ^{\dagger }(x)D_{\mu }\phi (x)}$

Electrodinámica cuántica[editar]

Si una transformación gauge está dada por

${\displaystyle \psi \mapsto e^{i\Lambda }\psi }$

y para el potencial gauge

${\displaystyle A_{\mu }\mapsto A_{\mu }+{1 \over e}(\partial _{\mu }\Lambda )}$

entonces ${\displaystyle D_{\mu }}$ transforma como

${\displaystyle D_{\mu }\mapsto \partial _{\mu }-ieA_{\mu }-i(\partial _{\mu }\Lambda )}$,

y ${\displaystyle D_{\mu }\psi }$ transforma como

${\displaystyle D_{\mu }\psi \mapsto e^{i\Lambda }D_{\mu }\psi }$

y ${\displaystyle {\bar {\psi }}:=\psi ^{\dagger }\gamma ^{0}}$ como

${\displaystyle {\bar {\psi }}\mapsto {\bar {\psi }}e^{-i\Lambda }}$

de modo que

${\displaystyle {\bar {\psi }}D_{\mu }\psi \mapsto {\bar {\psi }}D_{\mu }\psi }$

y ${\displaystyle {\bar {\psi }}D_{\mu }\psi }$ en el lagrangiano de la electrodinámica cuántica es por tanto invariante gauge.

Por otro lado, la derivada no covariante ${\displaystyle \partial _{\mu }}$ no preservaría la simetría gauge del lagrangiano, ya que

${\displaystyle {\bar {\psi }}\partial _{\mu }\psi \mapsto {\bar {\psi }}\partial _{\mu }\psi +i{\bar {\psi }}(\partial _{\mu }\Lambda )\psi }$.

Cromodinámica cuántica[editar]

En cromodinámica cuántica, la derivada covariante gauge es¹​

${\displaystyle D_{\mu }:=\partial _{\mu }-ig\,A_{\mu }^{\alpha }\,\lambda _{\alpha }}$

donde ${\displaystyle g}$ es la constante de acoplamiento, ${\displaystyle A}$ es el campo gauge gluónico, para los ocho gluones diferentes ${\displaystyle \alpha =1\dots 8}$ , ${\displaystyle \psi }$ es un espinor de Dirac de cuatro componentes, y ${\displaystyle \lambda _{\alpha }}$ es una de las ocho matrices de Gell-Mann.

Modelo estándar[editar]

La derivada covariante en el Modelo Estándar puede ser expresada en la forma siguiente:²​

${\displaystyle D_{\mu }:=\partial _{\mu }-i{\frac {g_{1}}{2}}\,Y\,B_{\mu }-i{\frac {g_{2}}{2}}\,\sigma _{j}\,W_{\mu }^{j}-i{\frac {g_{3}}{2}}\,\lambda _{\alpha }\,G_{\mu }^{\alpha }}$

donde ${\displaystyle Y}$ es la hipercarga, ${\displaystyle B_{\mu }}$ el bosón gauge del grupo ${\displaystyle U(1)_{Y}}$, ${\displaystyle \sigma _{j}}$ las matrices de Pauli, ${\displaystyle W_{\mu }^{j}}$ los bosones gauge del grupo quiral ${\displaystyle SU(2)_{L}}$ (véase modelo electrodébil), ${\displaystyle \lambda _{\alpha }}$ las matrices de Gell-Mann, ${\displaystyle G_{\mu }^{\alpha }}$ los gluones y ${\displaystyle g_{1}}$, ${\displaystyle g_{2}}$ y ${\displaystyle g_{3}}$ las correspondientes constantes de acoplamiento.