在讨论曲线坐标系的积分时,通常都会出现行列式这个东西,作为“体积元”的因子。在广义相对论中,爱因斯坦场方程的作用量就带有度规的行列式,而在对其进行变分时,自然也就涉及到了行列式的求导问题。我参考了朗道的《场论》以及《数理物理基础--物理需用线性高等数学导引》,了解到相关结果,遂记录如下。


$$\mathbf{A}(t)=\left(a_{ij}(t)\right)_{n\times n}$$
是一个n阶矩阵,其中每个矩阵元素都是t的函数。其行列式为$|\mathbf{A}|$,自然地,考虑
$$\frac{d}{dt}|\mathbf{A}|$$
由行列式的基本性质,有
$$|\mathbf{A}(a_{ij}+\varepsilon)|-|\mathbf{A}|=\varepsilon A_{ij}$$
其中$|\mathbf{A}(a_{ij}+\varepsilon)|$是将矩阵$\mathbf{A}$的$a_{ij}$换成$a_{ij}+\varepsilon$后的行列式的值,而$A_{ij}$是行列式$|\mathbf{A}|$关于$a_{ij}$的代数余子式。上式给出
$$\frac{\partial |\mathbf{A}|}{\partial a_{ij}}= A_{ij}$$
也就是说,代数余子式可以表示为行列式的偏导数。

那么
$$\frac{d}{dt}|\mathbf{A}|=\sum_{i}\sum_{j}\frac{\partial |\mathbf{A}|}{\partial a_{ij}}\frac{d a_{ij}}{dt}=\sum_{i}\sum_{j} A_{ij}\frac{d a_{ij}}{dt}$$
(为了得出第一个等式,只需要给矩阵$\mathbf{A}$的每个元素都增加一个无穷小量,然后把增量后的矩阵的行列式展开,保留一阶无穷小项。)

所以
$$\frac{d}{dt}|\mathbf{A}|=|\mathbf{A}|\sum_{i}\sum_{j} \frac{A_{ij}}{|\mathbf{A}|}\frac{d a_{ij}}{dt}$$
其中
$$(\mathbf{A}^{-1})_{ij}=\frac{A_{ji}}{|\mathbf{A}|}$$
正好是矩阵$\mathbf{A}$的逆阵$\mathbf{A}^{-1}$的元素,而$\frac{d a_{ij}}{dt}$则是矩阵$\frac{d \mathbf{A}}{dt}$的元素。第一次求和即把两个矩阵相乘,得
$$\left(\mathbf{A}^{-1}\frac{d \mathbf{A}}{dt}\right)_{ij}=\sum_{k} (\mathbf{A}^{-1})_{ik}\left(\frac{d\mathbf{A}}{dt}\right)_{kj}=\sum_{k} \frac{A_{ki}}{|\mathbf{A}|}\frac{d a_{kj}}{dt}$$
而第二次求和则相当于取行列式的迹,所以
$$\frac{d}{dt}|\mathbf{A}|=|\mathbf{A}| \mathbf{Tr}\left(\mathbf{A}^{-1}\frac{d \mathbf{A}}{dt}\right)$$
用张量分析中的符号,则更加简单了,记$g=\det(g_{\mu\nu}),g_{\mu s} g^{s\nu}=\delta_{\mu}^{\nu}$,则
$$dg=g g^{\mu\nu} dg_{\mu\nu}$$


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