贡献者: JierPeter; addis
外导数是一种流形上的微分形式外代数1上的映射,其术语分为两部分,“外” 和 “导数”。“外”,指的是它把各 $\Omega^k(M)$ 中的元素映射到 $\Omega^k(M)$之外;“导数”,指的是它具有和求导类似的性质。实际上,矢量分析中的求导就是外导数的一个特例——你可能会问,求导并不具有 “外” 的特点,怎么就是特例了呢?我们会在本节中解释这一点。
定义中的 Leibniz 性要特别注意,其中 $(-1)^k$ 项是为了配合外代数的反对称性。
在外代数中我们提到过,$\mathbb{R}^3$ 和 $\bigwedge^2\mathbb{R}^3$ 同构。在流形 $\mathbb{R}^3$ 上,2-形式构成的线性空间 $\Omega^1(\mathbb{R}^3)\cong\mathbb{R}^3$,因为是由基 $\{ \,\mathrm{d}{x} , \,\mathrm{d}{y} , \,\mathrm{d}{z} \}$ 张成的。这样,我们也可以定义 $\Omega^2(\mathbb{R}^3)$ 到 $\Omega^1(\mathbb{R}^3)$ 之间的同构。这个同构的存在,意味着我们可以把旋度和散度视为外导数的特例。我们观察以下例子来说明这一点:
考虑 $\mathbb{R}^3$ 中任意的 1-形式 $\omega_x \,\mathrm{d}{x} +\omega_y \,\mathrm{d}{y} +\omega_z \,\mathrm{d}{z} $,其中各 $\omega_i$ 是 0-形式,即光滑函数。考虑到外导数对于光滑函数就是方向导数,我们可以得知,对于任意的 $a\in\{x,y,z\}$,有 $ \,\mathrm{d}{\omega} _a=\partial_x\omega_a \,\mathrm{d}{x} +\partial_y\omega_a \,\mathrm{d}{y} +\partial_z\omega_a \,\mathrm{d}{z} $。这样,我们就可以计算出:
如果我们把 $ \,\mathrm{d}{y} \wedge \,\mathrm{d}{z} $、$ \,\mathrm{d}{z} \wedge \,\mathrm{d}{x} $、$ \,\mathrm{d}{x} \wedge \,\mathrm{d}{y} $ 分别看成三维直角坐标系的三个 $x, y, z$ 方向单位向量,那么式 1 右边各项系数刚好对应向量场 $ \begin{pmatrix}\omega_x, \omega_y, \omega_z\end{pmatrix} ^{\mathrm{T}} $ 的旋度。因此,我们把三维欧几里得空间中的旋度,看成是 $\Omega^1(\mathbb{R}^3)\rightarrow\Omega^2(\mathbb{R}^3)$ 的外导数。
考虑 $\mathbb{R}^3$ 中任意的 2-形式 $\omega_x \,\mathrm{d}{y} \wedge \,\mathrm{d}{z} +\omega_y \,\mathrm{d}{z} \wedge \,\mathrm{d}{x} +\omega_z \,\mathrm{d}{x} \wedge \,\mathrm{d}{y} $。同样,考虑到 $ \,\mathrm{d}{\omega} _a=\partial_x\omega_a \,\mathrm{d}{x} +\partial_y\omega_a \,\mathrm{d}{y} +\partial_z\omega_a \,\mathrm{d}{z} $,我们可以计算得:
观察结果的系数可见,2-形式的外导数实际上就是其散度。因此,我们把三维欧几里得空间中的散度,看成是 $\Omega^2(\mathbb{R}^3)\rightarrow\Omega^3(\mathbb{R}^3)$ 的外导数。
由定义 1 的第二条,三维欧几里得空间中的梯度,是 $\Omega^0(\mathbb{R}^3)\rightarrow\Omega^1(\mathbb{R}^3)$ 的外导数。
自此,三维空间中的梯度、旋度和散度都可以统一为一个概念了:外导数。值得注意的是,矢量分析中的定理 “梯度的旋度为零” 和 “旋度的散度为零”,可以统一理解为外导数的幂零性:$\mathrm{d}^2=0$。
尝试求解下列代数方程:
答案是 $0$ 和 $3$,对吧?非零解只有 $3$,这就是三维空间的特殊之处,也是三维向量分析如此丰富的原因。只有在三维空间中,我们才能用以上外导数的概念来导出散度、旋度等概念。
式 3 究竟是什么呢?$n$ 代表的是一个线性空间 $V$ 的维度,而 $n(n-1)/2$ 代表的是 $\bigwedge^2 V$ 的维度。式 3 想求解的是,什么情况下 $V$ 会和 $\bigwedge^2 V$ 同构,而 “非零解只有 $3$” 意味着唯一的情况就是,“$V$ 是一个三维空间”。
向量叉乘的 “右手定则”,实际上就是一个同构 $f:\bigwedge^2 V\to V$,其中 $V$ 是 $M$ 上各点的微分形式空间,或者说 “余切向量空间”,而 $f( \,\mathrm{d}{y} \wedge \,\mathrm{d}{z} )= \,\mathrm{d}{x} , f( \,\mathrm{d}{z} \wedge \,\mathrm{d}{x} )= \,\mathrm{d}{y} , f( \,\mathrm{d}{x} \wedge \,\mathrm{d}{y} )= \,\mathrm{d}{z} $。我们当然可以定义其它的同构,比如 $f( \,\mathrm{d}{y} \wedge \,\mathrm{d}{z} )=- \,\mathrm{d}{x} , f( \,\mathrm{d}{z} \wedge \,\mathrm{d}{x} )=- \,\mathrm{d}{y} , f( \,\mathrm{d}{x} \wedge \,\mathrm{d}{y} )=- \,\mathrm{d}{z} $ 的同构,此时导出的向量叉乘遵循的就是 “左手定则” 了。
本小节我们希望讨论的是,如果我们已知某个微分形式 $\omega$ 是如何作用于各切向量的,那么 $ \,\mathrm{d}{\omega} $ 又是如何作用的。
首先要讨论的是 $1-$ 形式的外积。设 $\omega, \mu$ 为两个 $1-$ 形式,为了满足 $\omega\wedge\mu=-\mu\wedge\omega$,我们令
把这条推广开来,就是对于 $m-$ 形式 $\omega$ 和 $n-$ 形式 $\mu$,有如下关系:
其中 $\sigma$ 是置换群 $S_{m+n}$ 中的置换,$ \operatorname {sgn}\sigma$ 对于偶置换取值为 $1$,否则为 $-1$。
如果用指标表示的话,式 4 相当于
而式 5 则相当于
现在我们要考虑的是,如果对于一切 $X, Y\in \mathfrak{X}(M)$ 都已知 $\omega(X)$,那么 $ \,\mathrm{d}{\omega} (X, Y)$ 是哪个函数。
设所讨论的流形维度为 $n$。
在某坐标系下,令
那么 $\omega(X)=f_1\omega_1+f_2\omega_2+\cdots+f_n\omega_n$,$\omega(Y)=g_1\omega_1+g_2\omega_2+\cdots+g_n\omega_n$
坐标系给定了,$ \,\mathrm{d}{\omega} $ 可以直接算出来。这是因为
因此,
$ \,\mathrm{d}{x} _j\wedge \,\mathrm{d}{x} _i$ 是哪个映射,我们上面已经讨论过了。应用式 4 ,并考虑到 $ \,\mathrm{d}{x} _i(\partial _j)=\delta_{ij}$2,可以计算出 $ \,\mathrm{d}{\omega} (X, Y)$,整理后得到
1. ^ 即流形上的余切向量场集合作为线性空间所生成的外代数。
2. ^ 即 $ \,\mathrm{d}{x} _i\wedge \,\mathrm{d}{x} _j(\partial_a, \partial_b)=\delta_{ia}\delta_{jb}-\delta_{ib}\delta_{ja}$。