Ação de Einstein–Hilbert

A ação de Einstein–Hilbert ou ação de Hilbert na relatividade geral é uma ação que torna eficiente as equações de campo de Einstein através do princípio da mínima ação. Segundo a convenção de sinal da teoria da relatividade, esta ação pode ser escrita como:

$S= - {1 \over 2\kappa}\int R \sqrt{-g} d^4x \;,$

onde $g$ é o determinante do tensor métrico, $R$ é o escalar de curvatura de Ricci, e $\kappa = 8\pi Gc^{-4}$, onde $G$ é a constante gravitacional de Newton e $c$ é a constante da velocidade da luz no vácuo. A integral é dada sobre o espaço-tempo.

Esta ação foi inicialmente proposta por David Hilbert em 1915.

Definição

A derivação de equações a partir de uma ação possui várias vantagens. Primeiro ele possibilita uma fácil unificação da teoria da relatividade geral com outras teorias de campo clássicas (como por exemplo a equações de Maxwell, que é também formulada em termos de ação. Neste processo a derivação de uma ação identifica um candidato natural para o acoplamento do termo fonte da métrica de campos. Segundo, a ação possibilita uma fácil identificação da energia conservada através teorema de Noether pelo estudo simétrico da ação.

Na relatividade geral, a ação é normalmente definida como uma função de campo e a conexão é dada pela conexão de Levi-Civita. O formalismo de Cartan da relatividade geral define a métrica e a conexão como sendo independentes, o que torna possível de se incluir campos de matéria fermiônica com spin não inteiros.

Derivação das equação de campo de Einstein

Suponha que toda ação da teoria seja dada pelo termo de Einstein-Hilbert mais um termo $\mathcal{L}_\mathrm{M}$ que descreva qualquer campo de matéria que apareça na teoria.

$S = \int \left[ {1 \over 2\kappa} \, R + \mathcal{L}_\mathrm{M} \right] \sqrt{-g} \, \mathrm{d}^4 x$

O princípio de Hamilton então indica que a variação destas ações com respeito à métrica inversa é zero, ou seja

$\begin{align} 0 & = \delta S \\ & = \int \left[ {1 \over 2\kappa} \frac{\delta (\sqrt{-g}R)}{\delta g^{\mu\nu}} + \frac{\delta (\sqrt{-g} \mathcal{L}_\mathrm{M})}{\delta g^{\mu\nu}} \right] \delta g^{\mu\nu}\mathrm{d}^4x \\ & = \int \left[ {1 \over 2\kappa} \left( \frac{\delta R}{\delta g^{\mu\nu}} + \frac{R}{\sqrt{-g}} \frac{\delta \sqrt{-g}}{\delta g^{\mu\nu} } \right) + \frac{1}{\sqrt{-g}} \frac{\delta (\sqrt{-g} \mathcal{L}_\mathrm{M})}{\delta g^{\mu\nu}} \right] \delta g^{\mu\nu} \sqrt{-g}\, \mathrm{d}^4x. \end{align}$

Já que estas equação devem obedecer qualquer variação $\delta g^{\mu\nu} \$, isto implica que

$\frac{\delta R}{\delta g^{\mu\nu}} + \frac{R}{\sqrt{-g}} \frac{\delta \sqrt{-g}}{\delta g^{\mu\nu}} = - 2 \kappa \frac{1}{\sqrt{-g}}\frac{\delta (\sqrt{-g} \mathcal{L}_\mathrm{M})}{\delta g^{\mu\nu}},$

é a equação de movimento para o campo métrico. O lado direito desta equação é, por definição, proporcional ao tensor de energia-momento,

$T_{\mu\nu}:= \frac{-2}{\sqrt{-g}}\frac{\delta (\sqrt{-g} \mathcal{L}_\mathrm{M})}{\delta g^{\mu\nu}} = -2 \frac{\delta \mathcal{L}_\mathrm{M}}{\delta g^{\mu\nu}} + g_{\mu\nu} \mathcal{L}_\mathrm{M}.$

Variações do tensor de curvatura, do tensor de Ricci e do escalar de Ricci

Para calcular as variações do escalar de Ricci calcula-se primeiro a variação do tensor de curvatura e a variação do tensor de Ricci. O tensor de curvatura é definido como

${R^\rho}_{\sigma\mu\nu} = \partial_\mu\Gamma^\rho_{\nu\sigma} - \partial_\nu\Gamma^\rho_{\mu\sigma} + \Gamma^\rho_{\mu\lambda}\Gamma^\lambda_{\nu\sigma} - \Gamma^\rho_{\nu\lambda}\Gamma^\lambda_{\mu\sigma},$

Já que o tensor de curvatura depende apenas da conexão de Levi-Civita $\Gamma^\lambda_{\mu\nu}$, a variação do tensor de curvatura pode ser calculado como,

$\delta{R^\rho}_{\sigma\mu\nu} = \partial_\mu\delta\Gamma^\rho_{\nu\sigma} - \partial_\nu\delta\Gamma^\rho_{\mu\sigma} + \delta\Gamma^\rho_{\mu\lambda} \Gamma^\lambda_{\nu\sigma} + \Gamma^\rho_{\mu\lambda} \delta\Gamma^\lambda_{\nu\sigma} - \delta\Gamma^\rho_{\nu\lambda} \Gamma^\lambda_{\mu\sigma} - \Gamma^\rho_{\nu\lambda} \delta\Gamma^\lambda_{\mu\sigma}.$

Agora temos $\delta\Gamma^\rho_{\nu\mu}$ que é a diferença de duas conexões, isto é um tensor e pode-se calcular isto como derivadas convariantes,

$\nabla_\lambda (\delta \Gamma^\rho_{\nu\mu} ) = \partial_\lambda (\delta \Gamma^\rho_{\nu\mu} ) + \Gamma^\rho_{\sigma\lambda} \delta\Gamma^\sigma_{\nu\mu} - \Gamma^\sigma_{\nu\lambda} \delta \Gamma^\rho_{\sigma\mu} - \Gamma^\sigma_{\mu\lambda} \delta \Gamma^\rho_{\nu\sigma}$

Observa-se agora que a expressão da variação do tensor de curvatura acima é igual à diferença de ambos os termos,

$\delta R^\rho{}_{\sigma\mu\nu} = \nabla_\mu (\delta \Gamma^\rho_{\nu\sigma}) - \nabla_\nu (\delta \Gamma^\rho_{\mu\sigma}).$

Agora pode-se obter a variação do tensor de curvatura de Ricci simplesmente pela contração dos dois índices da variação do tensor de curvatura,

$\delta R_{\mu\nu} \equiv \delta R^\rho{}_{\mu\rho\nu} = \nabla_\rho (\delta \Gamma^\rho_{\nu\mu}) - \nabla_\nu (\delta \Gamma^\rho_{\rho\mu}).$

O escalar de Ricci é definido como

$R = g^{\mu\nu} R_{\mu\nu}.\!$

Logo sua variação com respeito a métrica inversa $g^{\mu\nu}$ é obtida por

$\begin{align} \delta R &= R_{\mu\nu} \delta g^{\mu\nu} + g^{\mu\nu} \delta R_{\mu\nu}\\ &= R_{\mu\nu} \delta g^{\mu\nu} + \nabla_\sigma \left( g^{\mu\nu} \delta\Gamma^\sigma_{\nu\mu} - g^{\mu\sigma}\delta\Gamma^\rho_{\rho\mu} \right) \end{align}$

Na segunda linha utilizou-se o último resultado obtido para a variação de curvatura de Ricci e a compatibilidade métrica do convariante derivativo, $\nabla_\sigma g^{\mu\nu} = 0$.

O último termo $\nabla_\sigma ( g^{\mu\nu} \delta\Gamma^\sigma_{\nu\mu} - g^{\mu\sigma}\delta\Gamma^\rho_{\rho\mu} )$ é uma derivada total e pelo teorema de Stokes obtem-se,

$\frac{\delta R}{\delta g^{\mu\nu}} = R_{\mu\nu}.$

Variação do determinante

A formula de Jacobi para diferenciação entre determinantes, nos dá:

$\,\! \delta g = g \, g^{\mu\nu} \delta g_{\mu\nu}$

ou pode-se transformar num sistema de coordenadas, onde $g_{\mu\nu}\!$ é diagonal e então aplica-se o produto para se diferenciar os fatores da diagonal principal.

Então obtém-se

$\begin{align} \delta \sqrt{-g} &= -\frac{1}{2\sqrt{-g}}\delta g &= \frac{1}{2} \sqrt{-g} (g^{\mu\nu} \delta g_{\mu\nu}) &= -\frac{1}{2} \sqrt{-g} (g_{\mu\nu} \delta g^{\mu\nu}),\end{align}$

e conclui-se que

$\frac{1}{\sqrt{-g}}\frac{\delta \sqrt{-g}}{\delta g^{\mu\nu} } = -\frac{1}{2} g_{\mu\nu} .$

Equação de movimento

Após se calcular todas as variações acima, pode-se inferir delas a equação de movimento para campos métricos para, obtendo-se,

$R_{\mu\nu} - \frac{1}{2} g_{\mu\nu} R = \frac{8 \pi G}{c^4} T_{\mu\nu},$

que é a equação de campo de Einstein e

$\kappa = \frac{8 \pi G}{c^4}$

foi escolhida porque para limites não relativísticos ela respeita a lei da gravitação universal, onde G é a constante gravitacional.

Constante cosmológica

Algumas vezes, uma constante cosmológica A é incluída na função de Lagrange então para a nova ação

$S = \int \left[ {1 \over 2\kappa} \left( R - 2 \Lambda \right) + \mathcal{L}_\mathrm{M} \right] \sqrt{-g} \, \mathrm{d}^4 x$

onde a equação de campo

$R_{\mu \nu} - \frac{1}{2} g_{\mu \nu} R + \Lambda g_{\mu \nu} = \frac{8 \pi G}{c^4} T_{\mu \nu} \,.$

Ver também

• Teoria Brans-Dicke (onde a constante k é substituida por um campo escalar)
• Teoria de Einstein–Cartan
• Gravidade f(R)

Ligações externas

• Teorias de gravidade modificada ou teorias f(R) (em português) - Universidade de São Paulo
• Carroll, Sean M. Spacetime and Geometry (em inglês). [S.l.]: Addison Wesley, 2004. 0-8053-8732-3
• Hilbert. Die Grundlagen der Physik (em alemão). [S.l.: s.n.], 1915.
• Sokolov. Cosmological constant. [S.l.]: Springer. 978-1556080104