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CALCUL SPINORIEL

14. CALCUL TENSORIEL

LISTE DES SUJETS TRAITÉS SUR CETTE PAGE

Le calcul vectoriel classique est une technique simple et efficace qui s’adapte parfaitement à l’étude des propriétés mécaniques et physiques de la matière dans l’espace euclidien à trois dimensions. Cependant, dans de nombreux domaines de la physique, il apparaît des grandeurs expérimentales qui ne peuvent plus être facilement représentées par de simples vecteurs-colonnes d’espaces vectoriels euclidiens. C’est le cas par exemple en mécanique des milieux continus, fluides ou solides, en électromagnétisme, relativité générale, etc.

Ainsi, dès la fin du 19ème siècle, l’analyse des forces qui s’exercent à l’intérieur d’un milieu continu a conduit à mettre en évidence des grandeurs physiques caractérisées par neuf nombres représentant les forces de pression ou de tension internes (cf. chapitre de Mécanique Des Milieux Continus). La représentation de ces grandeurs nécessita l’introduction d’un nouvel être mathématique qui fut appelé "tenseur", par référence à son origine physique. Par la suite, à partir de 1900, ce furent R. Ricci et T. Levi-Civita qui développèrent le calcul tensoriel; puis l’étude des tenseurs permit un approfondissement de la théorie des espaces vectoriels et contribua au développement de la géométrie différentielle (voir chapitre du même nom).

Le calcul tensoriel, appelé aussi parfois "géométrie différentielle absolue" a également pour avantage de se libérer de tous les systèmes de coordonnées et les résultats des développements mathématiques sont ainsi invariants (énorme allégement des calculs). Il n’y a plus alors à se préoccuper dans quel référentiel il convient de travailler et cela, est très intéressant en relativité générale.

Nous conseillons par ailleurs vivement au lecteur de bien maîtriser les bases du calcul vectoriel et de l’algèbre linéaire comme elles ont été présentées auparavant. Au besoin, nous avons choisi lors de la rédaction de ce chapitre de revenir sur certains points vus dans le chapitre de Calcul Vectoriel (composantes covariantes, contravariantes,…).

Par ailleurs, si le lecteur a déjà parcouru l’étude des contraintes dans les solides (cf. chapitre de Mécanique Des Milieux Continus) ou du tenseur de Faraday (cf. chapitre d’Électrodynamique) ou du tenseur d’énergie-impulsion (cf. chapitre de Relativité Générale) ceci constituera un avantage pratique certain avant de parcourir ce qui va suivre. Par ailleurs, la rédaction des objets susmentionnés a été faite de telle manière que la notion de tenseur y soit introduite si possible (…) intuitivement.

Nous ne ferons que très peu d’exemples pratiques dans cette section. Effectivement les exemples concrets, vous l’aurez compris, viendront lorsque nous étudierons la mécanique des milieux continus, la relativité générale, la physique quantique des champs, l’électrodynamique, etc.

Un conseil peut-être: pensez matriciel, écrivez tensoriel! (vous comprendrez mieux ce petit adage une fois après avoir parcouru tout ce chapitre).

TENSEUR

Définition (simpliste): Les "tenseurs" sont des objets mathématiques généralisant les notions de vecteurs et de matrices. Ils ont été introduits, en physique, pour représenter l’état de contrainte et de déformation d’un volume soumis à des forces, d’où leur nom (tensions).

La définition rigoureuse nécessite (je pense personnellement) d’avoir d’abord lu le présent chapitre dans son intégralité. Mais sachez qu’au fait un tenseur est grosso modo comme un déterminant… (cf. chapitre d’Algèbre Linéaire). Eh oui! C’est simplement une application multilinéaire sur un espace de dimension donnée (correspondant au nombre de colonnes de la matrice/tenseurs) qui donne finalement un scalaire (d’un corps donné).

Par exemple, nous avons démontré dans le chapitre de Mécanique Des Milieux Continus que les forces normales et tangentielles dans un fluide étaient données par la relation:

  (14.1)

ce qui se notait sous la forme traditionnelle condensée suivante (où nous ne distinguons plus ce qui est tangentiel de ce qui est normal il y a donc une perte de clarté):

  (14.2)

Nous faisons ainsi apparaître une grandeur mathématique  ayant 9 composantes, alors qu’un vecteur dans le même espace  en possède 3.

Cette notion est aussi beaucoup utilisée dans le chapitre de Relativité Générale où nous avons démontré que le tenseur d’énergie-impulsion dans un cas particulièrement simple est donné par:

  (14.3)

et satisfait à la relation non moins importante de conservation:

  (14.4)

Ou sinon, toujours dans le chapitre de Relativité Générale, nous avons démontré que le tenseur de la métrique de Schwarzschild est:

  (14.5)

et donne donc l’équation de la métrique (cf. chapitre de Calcul Différentiel):

  (14.6)

Signalons également que dans le chapitre de Relativité Restreinte nous avons démontré que le tenseur de transformation de Lorentz est donné par:

  (14.7)

qui sous forme condensée donne la transformation de composantes suivantes:

  (14.8)

En ce qui concerne la transformation du champ électromagnétique nous avons également démontré que le tenseur de Faraday est donné par:

  (14.9)

et permet donc de passer d’un référentiel à un autre à l’aide de la relation:

  (14.10)

Mais ce sont des tenseurs très simples qui peuvent être représentés sous formes de matrices. Il faut également savoir que ce n’est pas parce qu’une lecture d’une variable avec des indices semble indiquer que nous avons affaire à un tenseur que cela en est forcément un. Par exemple, la relation fameuse (très utilisée dans le chapitre de Relativité Générale):

  (14.11)

pourrait faire croire que le premier membre tout à gauche est un tenseur mais au fait il n’est est rien… ce n’est qu’un symbole… d’où son nom: symbole de Christoffel (et non pas: tenseur de Christoffel).

L’intérêt des tenseurs en physique est que leurs caractéristiques sont indépendantes des coordonnées choisies. Ainsi, une relation entre tenseurs dans une base sera vraie quelle que soit la base utilisée par la suite. C’est une caractéristique fondamentale pour la Relativité Générale!

NOTATION INDICIELLE

Nous utilisons par la suite des symboles mathématiques: coordonnées, composantes de vecteurs et tenseurs, éléments de matrice, etc…, dont le nombre, dans chaque catégorie, est grand ou indéterminé. Pour distinguer les divers symboles d’une catégorie nous employons des indices. Par exemple, au lieu des variables traditionnelles x, y, z nous utiliserons éventuellement les grandeurs (comme nous l’avons déjà fait en algèbre linéaire). Cette notation devient indispensable lorsque nous avons des variables en nombre indéterminé.

Ainsi, si nous avons n variables, nous les noterons:

Nous utilisons également des indices supérieurs, selon les besoins; par exemple, . Afin d’éviter toute confusion avec l’écriture des puissances, la quantité  à la puissance p sera écrite . Lorsque le contexte écarte tout risque d’ambiguïté, l’utilisation des parenthèses n’est cependant pas fondamentalement nécessaire.

En calcul tensoriel il existe une convention de sommation qui consiste à utiliser le fait que l’indice répété, ci-dessous l’indice i, va devenir lui-même l’indication de la sommation. Nous écrivons alors, avec cette convention:

  (14.12)

ce qui permet de condenser relativement bien les écritures.

Ainsi, pour représenter le système linéaire:

  (14.13)

nous écrirons (remarquez bien comment s’écrivent les composantes de la matrice associée!): 

    (14.14)

en spécifiant que c’est pour  .

Nous voyons sur cet exemple, combien la convention de sommation permet une écriture condensée et donc puissante.

La convention de sommation s’étend à tous les symboles mathématiques comportant des indices répétés. Ainsi la décomposition d’un vecteur  sur une base  s’écrit pour dès lors:

  (14.15)

En résumé, toute expression qui comporte un indice deux fois répété représente une somme sur toutes les valeurs possibles de l’indice répété.

SOMMATION SUR PLUSIEURS INDICES

La convention de sommation (due à Einstein) s’étend au cas où figurent, en règle générale, plusieurs indices répétés en positions supérieure et inférieure dits "indices muets" dans un même monôme (souvent les physiciens omettent la règle de les mettre en position opposées comme ce sera aussi le cas souvent sur ce site!). Soit par exemple, la quantité , celle-ci représente la somme suivante pour i et j prenant les valeurs de 1 à 2:

  (14.16)

Ainsi, nous voyons facilement qu’une expression avec deux indices de sommation qui prennent respectivement les valeurs comportera  termes; s’il y a trois indices, de sommation etc.

Il faut faire cependant attention aux substitutions avec ce genre de notation car si nous supposons que nous avons la relation:

 avec   (14.17)

alors pour obtenir l’expression de A uniquement en fonction des variables , nous ne pouvons pas écrire:

    (14.18)

car cela ne revient pas à la même expression après développement puisque les indices muets sont systématiquement sommés de manières identiques et rigides (nous laissons au lecteur le soin de faire ce petit exercice de style). En d’autres termes, un même indice muet ne peut pas être répété plus de 2 fois.

SYMBOLE DE KRONECKER

Ce symbole introduit par le mathématicien Kronecker, est le suivant (souvent utilisé en physique en général dans de nombreux domaines):

  (14.19)

Ce symbole est appelé "symbole de Kronecker". Il permet avantageusement d’écrire, par exemple, le produit scalaire de deux vecteurs et , de norme unité et orthogonaux entre eux, sous la forme:

  (14.20)

Lors d’une sommation portant sur deux indices muets, le symbole de Kronecker annule tous les termes où les indices ont des valeurs différentes. Par exemple:

  (14.21)

Nous retrouverons ce symbole dans de nombreux exemples de physique théorique (physique quantique ondulatoire, physique quantique des champs, relativité générale, mécanique des fluides, etc.).

Précisons qu’il existe une version généralisée du symbole de Kronecker:

  (14.22)

Nous avons aussi par exemple:

  (14.23)

SYMBOLE D’ANTISYMÉTRIE

Un autre symbole fort utile est le "symbole d’antisymétrie" ou appelé aussi "tenseur d’antisymétrie" que nous retrouverons en Électrodynamique, en Relativité Générale et en Physique Quantique Relativiste.

Dans le cas où i, j, k prennent l’une des valeurs {1,2,3} le symbole d’antisymétrie aura les valeurs définies suivantes:

– , si deux quelconques des indices ou plus ont une valeur identique.

– , si les indices sont dans l’ordre naturel 1, 2, 3 ou sont dans un ordre qui provient d’un nombre pair de permutations des indices par rapport à l’ordre naturel des indices.

– , si les indices sont dans un ordre qui provient d’un nombre impair de permutations par rapport à l’ordre initial des indices.

En utilisant ce symbole, un déterminant d’ordre deux (cf. chapitre d’Algèbre Linéaire) s’écrit alors sous la forme avantageuse:

  (14.24)

et le produit vectoriel (et ça c’est très pratique en relativité générale et en électrodynamique):

  (14.25)

où bien sûr, j et k sont sommés et où l’indice muet i est le numéro de la ligne du vecteur résultant (en cas de demande nous ferons les développements). En particulier, le rotationnel d’un champ vectoriel est alors:

  (14.26)

Comme exemple, calculons en notation indicielle le double produit vectoriel :

  (14.27)

où à nouveau, l’indice muet i est le numéro de la ligne du vecteur résultant. Voyons la démonstration détaillée de ces égalités (la démonstration des égalités ci-dessous n’a pas besoin de respecter l’ordre des égalités de la relation précédente).

Démonstration:

Nous avons indirectement démontré dans le chapitre de Calcul Vectoriel l’identité suivante:

  (14.28)

Pour démontrer la relation:

  (14.29)

au changement d’indices près montrons d’abord que:

  (14.30)

ce qui nous donne:

  (14.31)

Ne faisons le développement que pour la première ligne (c’est déjà suffisamment long…):

  (14.32)

C’est ce qu’il fallait montrer.

Maintenant montrons que pour la l-ième ligne nous avons bien:

  (14.33)

en s’aidant d’un résultat obtenu dans le chapitre de Calcul Vectoriel (produit vectoriel de trois vecteurs différents) nous avons le premier terme (la première ligne du vecteur résultant du calcul):

  (14.34)

Il est alors immédiat que (pour i valant 1):

  (14.35)

Montrons maintenant que pour i valant 1 nous avons aussi:

  (14.36)

Effectivement:

  (14.37)

C.Q.F.D.

Comme deuxième exemple, montrons comment la divergence d’un rotationnel s’annule:

  (14.38)

Comme de par le théorème de Schwarz (cf. chapitre de Calcul Intégral Et Différentiel) est symétrique (donc intervertir les indices n’a aucun impact) dans les indices et que est antisymétrique (par définition) dans les mêmes indices, la somme sur i et j doit nécessairement s’annuler. Par exemple, la contribution à la somme du terme est l’opposée de celle de .

Voyons maintenant des applications concrètes de cette notation indicielle en reprenant l’exemple du changement de base que nous avons déjà vu en calcul vectoriel:

Soient deux bases  et d’un espace vectoriel euclidien . Chaque vecteur d’une base peut être décomposé sur l’autre base sous la forme d’une application linéaire (matrice de changement de base – voir chapitre d’Algèbre Linéaire):

   et     (14.40)

où nous utilisons bien évidemment la convention de sommation pour .

Rappelons que la matrice de changement de base (ou "matrice transformation") doit avoir autant de colonnes que le vecteur de base a de lignes (dimensions). Petit exemple à trois dimensions:

  (14.41)

et il est évident qu’il est bien plus sympathique d’écrire cela sous la forme:

  (14.42)

où donc sur A, nous avons le k qui représente la colonne de la matrice et i la ligne.

Un vecteur quelconque  de  peut être décomposé (nous l’avons déjà vu dans le chapitre de Calcul Vectoriel) sur chaque base de sous la forme: 

  (14.43)

Si nous cherchons les relations entre les composantes  et  il suffit de reprendre les relations de changement de base démontrées dans le chapitre d’Algèbre Linéaire et nous avons alors:

  (14.44)

De suite par l’unicité de la décomposition d’un vecteur sur une base, nous pouvons égaler les coefficients des vecteurs de base et nous obtenons (il faut prendre garde à réarranger à nouveau l’ordre des termes car la multiplication matricielle n’est, en règle générale, pas commutative comme nous le savons déjà):

 et   (14.45)

Il vient également la relation triviale (cf. chapitre d’Algèbre Linéaire): 

  (14.46)

Effectivement faisons un exemple explicite simple avec une matrice de dimension 2:

  (14.47)

Une autre manière élégante de montrer en toute généralité la relation antéprécédente est de se rappeler du résultat démontré dans le chapitre d’Algèbre Linéaire:

  (14.48)

et en utilisant:

  (14.49)

Il vient alors:

  (14.50)

Les vecteurs de base étant linéairement indépendants, cette dernière relation implique que lorsque :

  (14.51)

et lorsque :

  (14.52)

Ainsi il vient:

  (14.53)

Quant au produit scalaire, les résultats obtenus avec la notation indicielle sont forts intéressants et extrêmement puissants. Nous avons déjà défini le produit scalaire dans le chapitre de Calcul Vectoriel mais voyons comment nous manipulons ce dernier avec la notation indicielle:

Considérons un espace vectoriel euclidien  rapporté à une base quelconque . Les vecteurs s’écrivent sur cette base (nous le savons déjà): 

,   (14.54)

Le produit scalaire relativement à ses propriétés et à la notation indicielle s’écrit alors:

  (14.55)

Relation fondamentale pour la physique de pointe (relativité générale et théorie des cordes) qui fait apparaître le "tenseur métrique covariant": 

  (14.56)

et pour satisfaire la propriété de commutativité du produit scalaire (cf. chapitre de Calcul Vectoriel) nous devons évidemment avoir l’égalité:

  (14.57)

La relation antéprécédente s’écrit aussi parfois sous la forme:

  (14.58)

MÉTRIQUE ET SIGNATURE

Comme nous l’avons vu en calcul vectoriel, le produit scalaire d’un vecteur  peut permettre de définir la notion de norme d’un vecteur (et le concept de distance).

Rappelons que nous avons par définition la norme d’un vecteur qui est donnée par (cf. chapitre de Calcul Vectoriel):

  (14.63)

où les nombres  définissent en quelque sorte une "mesure" des vecteurs; nous disons alors dans le langage du calcul tensoriel qu’ils constituent la "métrique" de l’espace vectoriel choisi.

Dans l’espace de la géométrie classique, la norme est un nombre qui est toujours strictement positif et qui ne devient égal à zéro que si le vecteur mesuré est nul. Par contre, l’expression précédente de la norme d’un vecteur, peut être éventuellement négative pour des nombres  quelconques (espaces complexes par exemple). Nous pouvons donc distinguer deux genres d’espaces vectoriels pré-euclidiens (espace euclidien dans lequel nous avons défini le produit scalaire) selon que la norme est positive ou non. Cependant lorsqu’en physique théorique nous souhaitons faire l’analogie avec une structure d’espace vectoriel il faut que la condition:

  (14.64)

soit satisfaite ( peut être écrit comme une matrice, rien ne nous l’empêche). 

Explications: Nous savons que le produit scalaire doit satisfaire à la propriété de commutativité telle que:

  (14.65)

D’autre part, si pour tout non nul nous avons:

  (14.66)

cela implique  (c’est une des propriétés de la norme que nous avons vue dans le chapitre de Calcul Vectoriel). Nous pouvons alors écrire:

  (14.67)

Nous nous  retrouvons ici simplement avec un système de n équations à n inconnues (ne devant admettre par hypothèse que la solution ), il faut et il suffit pour cela que le déterminant du système, noté g, du système soit différent de zéro (cf. chapitre d’Algèbre Linaire). Nous devons donc avoir:

  (14.68)

C’est une des conditions pour qu’une expression assimilable à une norme sous une écriture tensorielle forme dans le cadre d’une théorie physique un espace vectoriel des états du système !!

  (14.69)

En d’autres termes, le tenseur métrique deux fois covariant est son propre inverse par son équivalent deux fois contravariant. Nous le démontrerons explicitement plus loin en montrant lors de notre étude du déterminant de Gram que les composantes contravariantes et covariantes d’un espace euclidien sont égales et que les deux espaces ont le même nombre de dimensions.

Un cas particulier qui satisfait la relation ci-dessus est le tenseur métrique de Minkowski (cf. chapitres de Relativité Restreinte et Générale) où nous avons:

  (14.70)

L’espace dual est sous-tendu par n vecteurs de base  construits à partir des vecteurs  tels que:

  (14.71)

Il est dès lors facile de voir que le produit scalaire des vecteurs  définit la métrique  de l’espace dual:

  (14.72)

tandis que les vecteurs (contravariants) et (covariants) sont bien orthogonaux:

  (14.73)

Nous pouvons exprimer aussi un vecteur dans la base duale par l’écriture suivante en remarquant bien évidemment que la position des indices muets est alors inversée:

  (14.74)

Ainsi nous avons finalement la possibilité de passer aussi les vecteurs d’une base à l’autre:

  (14.75)

où ce qu’il est important de retenir est que pour rendre contravariante une composante covariante, nous montons son indice:

  (14.76)

et inversement, pour la rendre covariante:

  (14.77)

Ainsi, toujours dans le cas de l’exemple de la métrique de Minkowski, si nous considérons le quadrivecteur contravariant:

  (14.78)

Nous avons alors:

  (14.79)

DÉTERMINANT DE GRAM

Voyons une autre approche pour déterminer les vecteurs de base de l’espace dual qui peut permettre par ailleurs de mieux appréhender le concept et qui nous permettra d’obtenir un résultat intéressant que nous utiliserons lors de certains calculs de la relativité générale (principalement son étude selon le formalisme lagrangien).

Nous avons donc pour :

  (14.80)

Ce produit scalaire peut être vu comme une condition de normalisation pour les deux bases et les deux produits scalaires  comme des conditions d’orthogonalisation. Ainsi, comme  est perpendiculaire à  nous pouvons écrire:

  (14.81)

Où est une constante de proportionnalité. Maintenant jouons un peu avec la relation précédente:

  (14.82)

Dès lors, nous obtenons:

  (14.83)

où nous voyons apparaître le produit mixte tel que nous l’avions défini dans le chapitre de Calcul Vectoriel.

Ainsi, nous obtenons très facilement:

  (14.84)

ou de manière plus générale (sans démonstration car peut-être trop évident) nous avons donc pour les vecteurs covariants:

  (14.85)

et de même pour les vecteurs contravariants (sans démonstration car peut-être trop évident?):

  (14.86)

Revenons maintenant sur quelque chose qui va nous sembler bien ancien… Dans le chapitre de Calcul Vectoriel, nous avons défini et étudié ce qu’étaient le produit vectoriel et le produit mixte. Nous allons voir maintenant une autre manière de représenter ceux-ci et voir que cette représentation permet d’obtenir un résultat pour le moins pertinent!

Nous avons vu dans le chapitre de Calcul Vectoriel que le produit vectoriel était donné par:

  (14.87)

Or, ce que nous n’avions pas vu et que nous pouvons constater maintenant de manière triviale c’est que cette expression n’est que le déterminant vectoriel des matrices suivantes:

  (14.88)

…donc oui le résultat ne donne pas un scalaire! Il s’agit juste d’une notation d’usage.

Mais comme nous faisons du calcul tensoriel, il nous faut maintenant proprement distinguer composantes covariantes et contravariantes. Nous allons donc réécrire cela correctement avec les composantes contravariantes:

  (14.89)

De même, le produit mixte peut être écrit à l’aide de cette relation et notation:

  (14.90)

Or, en regardant l’expression du déterminant nous voyons assez facilement, sans même avoir à faire les développements que:

  (14.91)

Effectivement (nous calculons le déterminant en faisant usage de la démonstration du déterminant à trois composantes vue dans le chapitre d’Algèbre Linéaire):

  (14.92)

La relation antéprécédente est fréquemment notée:

  (14.93)

avec:

  (14.94)

appelé "volume euclidien" (effectivement rappelons que le produit mixte est un volume!)

Par ailleurs, nous avons aussi la relation non moins importante:

  (14.96)

En effet, en utilisant la relation vue dans le chapitre de Calcul Vectoriel:

  (14.97)

Or, nous avons vu plus haut que   donc:

  (14.98)

et ainsi finalement:

  (14.99)

Ceci ayant été fait revenons à la relation du produit vectoriel:

  (14.100)

et exprimons les composantes de la 1ère ligne du déterminant vectoriel dans leur base duale (en coordonnées contravariantes):

  (14.101)

Bien évidemment, si le produit vectoriel est exprimé en composantes covariantes alors nous avons:

  (14.102)

Maintenant appliquons le produit mixte:

  (14.103)

en connaissant l’expression du déterminant d’une matrice carrée  (cf. chapitre d’Algèbre Linéaire) il vient immédiatement:

  (14.104)

Inversement, il vient immédiatement:

  (14.105)

Or, nous avons vu dans le chapitre de Calcul Vectoriel que . Il vient alors:

  (14.106)

et donc:

  (14.107)

Cette dernière relation étant souvent appelée "déterminant de Gram". Un cas particulier très intéressant nous donne:

  (14.108)

écrit autrement:

  (14.109)

Ainsi, le volume euclidien est donné par ce que nous appellerons le "déterminant fonctionnel" du système (expression que nous retrouverons en relativité générale pour calculer le volume réel et en théorie des cordes):

  (14.110)

qui est sans unités (il faut donc le multiplier par un facteur de volume élémentaire pour avoir des unités de volume). Si nous notons autrement le déterminant:

  (14.111)

Nous avons donc le "volume riemmanien":

  (14.112)

Le lecteur pourra vérifier normalement assez aiséement que pour le repère orthonormal cartésienn on retombe biens sur le volume d’un cube et pour le cas sphérique nous retombons bien sur l’expression du volume infinitésimal de la sphère tel que utilisé dans le chapitre sur les Formes Géométriques.

COMPOSANTES CONTRAVARIANTES ET COVARIANTES

Jusqu’à maintenant nous avons écrit les indices muets arbitrairement en exposant ou en indice selon notre bon vouloir. Cependant, cela n’est pas toujours autorisé et parfois le fait qu’un indice muet soit en exposant ou en indice a une signification bien particulière. Ceci constitue souvent la difficulté lors de l’étude de certains théorèmes, car si nous n’étudions pas ceux-là depuis le début, nous ne savons pas vraiment comment interpréter la position des indices muets. Il faut donc être extrêmement prudent à ce niveau.

Pour un espace vectoriel euclidien  rapporté à une base quelconque , le produit scalaire d’un vecteur  par un vecteur de sa base s’écrit:

  (14.113)

Donc:

  (14.114)

Cette relation est de première importance en physique théorique et en calcul tensoriel. Il est important de s’en souvenir lorsque nous étudierons la contraction des indices plus tard (vous pouvez observer dans la relation précédente que nous avons "abaissé" dans le membre de gauche l’indice des composantes du membre droit de l’égalité).

Ces produits scalaires notés , s’appellent les "composantes covariantes", dans la base , du vecteur . Ces composantes sont donc définies par: 

  (14.115)

Elles seront notées au moyen d’indices inférieurs !!! Nous verrons par la suite que ces composantes s’introduisent naturellement pour certains vecteurs de la physique, par exemple le vecteur gradient. D’autre part, la notion de composante covariante est essentielle pour les tenseurs.

Inversement, les "composantes contravariantes" (autrement dit les composantes non projetées) peuvent être calculées en résolvant, par rapport aux n inconnues , le système de n équations de:

  (14.116)

Les relations précédentes montrent que les composantes covariantes  sont liées aux composantes  classiques et que les composantes contravariantes sont donc des nombres  tels que: 

  (14.117)

Elles seront indiquées au moyen d’indices supérieurs !! L’étude des changements de base permettra de justifier encore plus l’appellation des différentes composantes.

Dans une base orthonormée canonique (cas très particulier), les composantes covariantes et contravariantes sont identiques comme nous le savons déjà suite à l’étude du déterminant de Gram. Effectivement:

  (14.118)

OPÉRATIONS DANS LES BASES

L’intérêt du physicien pour le calcul tensoriel, est le passage de paramètres d’une base à une autre pour des raisons données (souvent dans le but soit de simplifier l’étude de problèmes ou simplement parce que les états étudiés dépendent – ou peuvent dépendre – de la géométrie de l’espace dont il est question). Il convient donc d’introduire les principaux outils qui y sont relatifs. Nous en profiterons aussi pour présenter des développements que nous aurions pu déjà aborder dans le chapitre de Calcul Vectoriel.

MÉTHODE D’ORTHOGONALISATION DE SCHMIDT

La "méthode d’orthogonalisation de Schmidt" (dite également de "Gram-Schmidt") permet la détermination effective d’une base orthogonale pour tout espace vectoriel pré-euclidien (nous aurions pu présenter cette méthode dans le chapitre de Calcul Vectoriel mais il nous semblait plus intéressant de la présenter dans le cadre général et esthétique du calcul tensoriel).

Pour cela, considérons un ensemble de n vecteurs linéairement indépendants  de  et supposons que nous ayons pour chaque vecteur le produit scalaire (la norme):

  (14.119)

Cherchons n vecteurs  orthogonaux entre eux. Partons pour cela de  et cherchons  orthogonal à  sous la forme:

  (14.120)

Le coefficient  se calcule en écrivant la relation d’orthogonalité:

  (14.121)

Nous en déduisons sans trop de peine:

  (14.122)

Le paramètre  étant déterminé, nous obtenons le vecteur  qui est orthogonal à  et non nul puisque le système  est linéairement indépendant.

Le vecteur  est cherché sous la forme:

  (14.123)

Les deux relations d’orthogonalité:  et , permettent le calcul des coefficients  et . Nous obtenons:

;   (14.124)

ce qui détermine le vecteur , orthogonal à  et , et non nul puisque le système  est indépendant. En continuant le même type de calcul, nous obtenons de proche en proche un système de vecteurs  orthogonaux entre eux et dont aucun n’est nul.

Dans le cas où certains vecteurs seraient tels que (leur norme est nulle), nous remplaçons  par , en choisissant un vecteur  de telle sorte que nous obtenions .

Nous en déduisons donc que tout espace vectoriel pré-euclidien admet des bases orthogonales!

Ce système de calcul des bases est de première importance. Il permet par exemple d’étudier des systèmes physiques à partir d’un référentiel pré-euclidien dont les propriétés changent dans le temps. Ce qui est par exemple typique de la relativité générale.

CHANGEMENTS DE BASES

Soient deux bases  et  d’un espace vectoriel . Chaque vecteur d’une base peut être décomposé sur l’autre base sous la forme suivante (nous l’avons déjà démontré):

  et     (14.125)

Un vecteur  de  peut être décomposé sur chaque base sous la forme:

  (14.126)

et nous avons aussi déjà démontré que:

   et    (14.127)

Nous remarquons que les relations de transformation des composantes contravariantes d’un vecteur sont le contraire de celles des vecteurs de base, les grandeurs A et A‚ s’échangeant, d’où l’origine de l’appellation "contra"-"variantes" de ces composantes!

Soient   et  les composantes covariantes du vecteur  respectivement sur les bases  et . Remplaçons les vecteurs de base, exprimés par les relations:

 et   (14.128)

dans l’expression de définition des composantes covariantes, il vient:

  (14.129)

d’où la relation entre les composantes covariantes dans chaque base:

  (14.130)

Nous obtenons de même:

  (14.131)

Nous remarquons que les composantes covariantes se transforment comme les vecteurs de bases, d’où l’appellation de ces composantes.

BASES RÉCIPROQUES

Revenons maintenant sur le concept d’espace dual mais tel qu’il est vu dans le cadre du calcul vectoriel. Cette deuxième approche peut peut-être aider certains à mieux comprendre le concept vu précédemment mais par contre masque la raison profonde de l’origine des dénominations de "covariant" et "contravariant". Pourtant c’est la présentation la plus courante dans la littérature…

Soit une base quelconque  d’un espace vectoriel euclidien . Par définition, n vecteurs  qui vérifient les relations suivantes:

  (14.132)

sont appelés les "vecteurs réciproques" des vecteurs . Ils seront notés avec des indices supérieurs. Par définition, chaque vecteur réciproque  se doit donc d’être orthogonal à tous les vecteurs , sauf pour .

Montrons d’abord que les vecteurs réciproques  d’une base donnée  sont linéairement indépendants. Pour cela, il faut montrer qu’une combinaison linéaire  donne un vecteur nul, si et seulement si chaque coefficient  est nul.

Soit  un vecteur quelconque de . Multiplions scalairement par  la combinaison linéaire précédente , on obtient:

  (14.133)

Cette dernière égalité devant être vérifiée quels que soient les , il est nécessaire que chaque  soit nul et ainsi les vecteurs  sont donc linéairement indépendants (fallait déjà avoir l’idée de procéder ainsi n’est-ce pas?).

Le système de n vecteurs réciproques forme donc une base appelée la "base réciproque" (qui n’est autre que la base duale) de l’espace vectoriel .

Exemple:

Soient trois vecteurs  formant une base (non nécessairement orthonormée!) d’un espace vectoriel euclidien. Nous décidons de noter:

  (14.134)

où, rappelons-le, le symbole  représente le produit vectoriel (au cas où il y aurait un petit oubli…) et l’ensemble est le produit mixte vu dans le chapitre de Calcul Vectoriel et qui représente donc un volume orienté.

Les vecteurs suivants:

  (14.135)

vérifient la relation  et constituent le système réciproque des vecteurs . En cristallographie, ces vecteurs constituent ce que nous appelons "l’espace de Fourier associé".

Maintenant, considérons donc un vecteur sur la base d’origine que nous noterons donc (comme déjà vu plus haut):

  (14.136)

avec donc par définition les composantes contravariantes du vecteur qui apparaissent comme nous l’avons défini plus haut (et dont nous avons en même temps expliqué l’origine du nom). Nous avons vu aussi plus haut que chaque composante contravariante sera aussi (naturellement et par extension) donnée par:

  (14.137)

De façon similaire, nous avons donc les composantes covariantes qui apparaissent:

  (14.138)

Dans cette approche, nous définissons alors le tenseur métrique contravariant et respectivement covariant par:

  (14.139)

Il vient alors par exemple pour les composantes contravariantes (dans le cas particulier de l’espace à trois dimensions), sachant que la démarche est la même pour les composantes covariantes:

  (14.140)

Et donc nous retrouvons la relation de transformation entre composantes covariantes et contravariantes déjà vue plus haut à la différence que cela semble plus sortir d’un chapeau par définitions successives et que cela masque donc l’origine de la dénomination de ces mêmes composantes. Mais peut-être que certains lecteurs préférent cette approche.

TENSEURS EUCLIDIENS

La généralisation de la notion de vecteur nous a conduits à l’étude des espaces vectoriels à dimensions. Les tenseurs sont également des vecteurs de dimension quelconque mais qui possèdent des propriétés supplémentaires par rapport aux vecteurs.

Pour le physicien théoricien, le calcul tensoriel s’intéresse en premier lieu à la manière dont les composantes des tenseurs se transforment lors d’un changement de base des espaces vectoriels dont ils sont issus. Nous commencerons donc à étudier ces propriétés vis-à-vis des changements de base (car c’est le cas le plus intéressant).

Un tenseur est, en pratique, souvent uniquement défini et utilisé sous forme de ses composantes. Ces dernières peuvent être exprimées sous forme covariante ou contravariante comme pour tout vecteur. Mais un nouveau type de composantes va apparaître pour les tenseurs, ce sont les "composantes mixtes". Ces trois types de composantes constituent des décompositions des tenseurs euclidiens sur des bases différentes.

TENSEUR FONDAMENTAL

Au cours de la théorie vue précédemment, nous avons utilisé les quantités , définies à partir du produit scalaire des vecteurs de base  d’un espace vectoriel pré-euclidien  à n dimensions, par:

  (14.141)

Ces  quantités constituent les composantes covariantes d’un tenseur appelé le "tenseur fondamental" ou "tenseur métrique".

Etudions comment varient les quantités  lorsque nous effectuons un changement de base:

Soit  une autre base liée à la précédente par les relations connues:

   et      (14.142)

Substituant la relation  dans l’expression de , il vient (nous changeons les indices comme il se doit lors d’une substitution):

  (14.143)

Dans la nouvelle base , les produits scalaires des vecteurs de base sont donc des quantités telles que:

  (14.144)

Nous avons donc finalement pour l’expression des composantes covariantes  lors d’un changement de base:

  (14.145)

Identiquement nous avons:

  (14.146)

De manière générale, une suite de  quantités qui se transforment, lors d’un changement de base de , selon les deux relations précédentes, à savoir:

   et      (14.147)

constituent, par définition, les "composantes covariantes d’un tenseur d’ordre deux" (à deux indices) sur .

Nous pouvons ainsi manipuler des quantités exprimant les propriétés intrinsèques des bases comme des tenseurs normaux !

PRODUIT TENSORIEL DE DEUX VECTEURS

Considérons un espace vectoriel euclidien  de base  et soient deux vecteurs de :

     et     (14.148)

Formons les produits deux à deux des composantes contravariantes  et , soit:

  (14.149)

Nous obtenons ainsi  quantités, si les deux vecteurs ont le même nombre de composantes, qui constituent également les composantes contravariantes d’un tenseur d’ordre deux appelé le "produit tensoriel" du vecteur  par le vecteur . 

Par exemple pour de dimension 2 et de dimension 3 nous avons:

  (14.150)

Nous pouvons bien évidemment construire des produits tensoriels d’ordre trois (donc avec termes) tels qu’avec le tenseur trois fois contravariant suivant:

  (14.151)

etc…

Etudions les propriétés de changement de base de ces composantes. Utilisons pour cela les relations de changement de base des composantes contravariantes d’un vecteur, à savoir:

 et     (14.152)

Remplaçons dans la relation  les composantes  et  par leur expression de changement de base, il vient:

  (14.153)

Les quantités  sont les nouvelles composantes:

  (14.154)

La formule de transformation des  quantités  lors d’un changement de base de  est donc finalement (très similaire au tenseur métrique):

  (14.155)

Une telle relation de changement de base caractérise les composantes contravariantes d’un tenseur d’ordre deux. Inversement, nous obtenons:

  (14.156)

Les quantités  constituent donc les "composantes contravariantes d’un tenseur d’ordre deux".

Nous pouvons former de même les produits deux à deux des composantes covariantes  et  des vecteurs  et  soit:

  (14.157)

Les formules de changement de base des composantes covariantes des vecteurs sont données par les relations suivantes que nous avons déjà démontrées précédemment:

 et     (14.158)

Substituant la première relation dans le produit , il vient:

  (14.159)

C’est la relation de changement de base des composantes covariantes d’un tenseur d’ordre deux. On vérifie que l’on a:

  (14.160)

Identiquement nous avons bien évidemment:  puisque .

Les quantités  constituent donc les "composantes covariantes d’un tenseur d’ordre deux".

Formons à présent quantités en multipliant deux à deux les composantes covariantes du vecteur  par les composantes contravariantes de , nous obtenons:

  (14.161)

Effectuons un changement de base dans cette dernière relation en tenant compte des expressions   et , on obtient:

  (14.162)

Cette relation de changement de base caractérise les "composantes mixtes" d’un tenseur d’ordre deux. Inversement, on peut vérifier que l’on a:

  (14.163)

Ces composantes mixtes constituent également des composantes du produit tensoriel de  par , selon une certaine base.

De manière générale, une suite de  quantités  qui se transforment, lors d’un changement de base de , selon les relations établies juste précédemment constituent donc, par définition, les "composantes mixtes d’un tenseur d’ordre deux".

ESPACES TENSORIELS

Au cours de l’étude précédente, nous avons utilisé des systèmes de  nombres, créés à partir d’un espace vectoriel . Lorsque ces nombres vérifient certaines relations de changement de base, nous avons appelé ces grandeurs, par définition, les "composantes d’un tenseur".

Nous avons vu que toute combinaison linéaire de ces composantes constitue les composantes d’autres tenseurs. Nous pouvons donc additionner entre elles les composantes des tenseurs ainsi que les multiplier par des scalaires, pour obtenir d’autres composantes de tenseurs. Ces propriétés d’addition et de multiplication font que nous allons pouvoir utiliser ces grandeurs tensorielles comme composantes de vecteurs.

D’un point de vue pratique, nous pourrions nous contenter de définir les tenseurs à partir des relations de transformation de leurs composantes lors d’un changement de base. C’est ce qui est souvent fait en physique. Cependant, la définition des tenseurs sous forme de vecteurs conduit à une meilleure compréhension de leurs propriétés et les rattache à la théorie générale des vecteurs.

Pour préciser comment nous définissons un tenseur sur une base, étudions le cas particulier d’un produit tensoriel de deux vecteurs constitués par des triplets de nombres. Considérons l’espace vectoriel euclidien  dont les vecteurs sont des triplets de nombre de la forme: . La base orthonormée canonique de  est formée de trois vecteurs:

  (14.164)

avec (jolie façon d’écrire la chose n’est-il pas…).

Des vecteurs de  permettent de former les neuf quantités  que nous avons appelées les "composantes du produit tensoriel" des vecteurs  et .

Si nous effectuons tous les produits tensoriels possibles entre vecteurs de , nous obtenons des suites de neuf nombres qui peuvent servir à définir le vecteur suivant:

  (14.165)

Nous nous retrouvons alors avec des éléments d’un espace vectoriel  à neuf dimensions, ayant pour éléments tous les multiplets formés de neuf nombres.

Ces vecteurs peuvent être décomposés, par exemple, sur une base canonique orthonormée:

  (14.166)

avec .

Si nous renumérotons les quantités  selon la place qu’elles occupent dans l’expression de , soit:

  (14.167)

avec et , les vecteurs  s’écrivent alors:

  (14.168)

et constituent un exemple de tenseur d’ordre deux (évidemment on peut généraliser la démarche).

En quoi ces tenseurs  diffèrent-ils des vecteurs ordinaires ? Ils sont certes identiques à certains vecteurs de  mais ils ont été formés à partir des vecteurs de  et  de . Pour rappeler ce fait, nous les notons:

  (14.169)

et ils sont appelés "produits tensoriels d’ordre deux" des vecteurs  et . Le symbole  est donc défini de la manière dont nous avons formé les quantités  et l’ordre dans lequel nous les avons classées pour former le vecteur .

Pour rappeler la dépendance entre une quantité  et le vecteur de base  auquel il est affecté, renumérotons ces vecteurs en mettant à la place de l’indice k les deux indices i et j, relatifs aux composantes, soit:

  (14.170)

Ce dernier peut très bien être noté sous la forme:

  (14.171)

Les vecteurs  constituent donc une base de  qui est appelée la "base associée". 

Nous rappelons également que le produit tensoriel est non-commutatif (il est vraiment important de s’en rappeler)! Autrement dit:

  (14.172)

Les relations précédentes nous permettent finalement d’écrire le produit tensoriel des vecteurs  et  sous la forme:

  (14.173)

L’espace vectoriel  est doté d’une structure plus précise que celle de simple espace vectoriel de dimension neuf lorsque nous définissons les produits tensoriels  comme constituant la base de . Nous disons que  est doté d’une "structure de produit tensoriel" ce qui nous amène à noter cet espace  ou encore .

En tant qu’élément d’un espace , un tenseur  est un vecteur de la forme générale:

  (14.174)

Etudions ses propriétés vis-à-vis d’un changement de base de  tel que:

 et   (14.175)

Lors d’un tel changement, la base  associée à  devient une autre base  associée à , à savoir:

  (14.176)

Par suite, le produit tensoriel  a pour composantes dans la nouvelle base:

  (14.177)

Nous avons les propriétés suivantes pour le produit tensoriel:

Soit donc:

  (14.178)

P1. Distributivité, à gauche et à droite, par rapport à l’addition des vecteurs:

  (14.179)

La démonstration de ces propriétés découle simplement de la définition du produit tensoriel. Nous avons par exemple:

  (14.180)

P2. Associativité avec la multiplication par une grandeur scalaire:

  (14.181)

Nous avons en effet:

  (14.182)

P3. Lorsque nous choisissons une base dans chacun des espaces vectoriels  pour ,  pour , les  éléments de  que nous notons  forment également une base de .

Démonstration:

Déjà faite dans l’exemple particulier que nous avons utilisé au début.

C.Q.F.D.

Nous pouvons bien évidemment généraliser le produit tensoriel à un nombre quelconque de vecteurs. De proche en proche, compte tenu de la propriété P1, nous pouvons considérer  vecteurs  appartenant chacun à des espaces vectoriels différents . Si nous avons:

  (14.183)

nous pouvons former le produit tensoriel:

  (14.184)

avec .

Nous construisons ainsi des produits tensoriels d’ordre p appartenant à l’espace vectoriel , espace qui est muni d’une structure de produit tensoriel. Les éléments de cet espace constituent par définition des tenseurs d’ordre p.

Afin d’unifier la classification, les espaces vectoriels élémentaires, qui ne peuvent être munis d’une structure de produit tensoriel, peuvent être considérés comme ayant pour éléments des tenseurs d’ordre un. En général, nous appelons ces éléments des "vecteurs", réservant le nom de "tenseurs" à des éléments d’espaces tensoriels d’ordre égal ou supérieur à deux!

Il est assez évident et nous n’en ferons pas la démonstration (excepté s’il y a une demande) que nous pouvons redéfinir absolument tous les concepts (base, décomposition sur une base, base réciproque, produit scalaire, produit tensoriel) que nous avons vus jusqu’à maintenant en considérant les tenseurs d’ordre un comme des vecteurs (il faudrait donc que nous réécrivions tout ce qui est déjà écrit ci-dessus… ce qui est inutile).

Il est aussi tout à fait possible de réitérer toutes ces définitions pour des tenseurs d’ordre supérieurs et ainsi généraliser le concept d’espace tensoriel pour toutes les dimensions.

De ces considérations, nous pouvons énoncer le "critère de tensorialité":

Pour que les éléments d’une suite de quantités, rapportées à une base d’un espace vectoriel , puissent être considérés comme les composantes d’un tenseur, il faut et il suffit que ces quantités soit liées entre elles, dans deux bases différentes de , par les relations de transformation des composantes.

Exemple:

Un vecteur peut se représenter dans une base quelconque par une suite de n composantes. Cependant, nous ne pouvons pas conclure que n’importe quelle suite de n chiffres constitue un vecteur. En effet, lorsque nous nous plaçons dans une autre base de l’espace, les composantes doivent changer également, pour représenter le même objet: nous disons alors que le vecteur est un objet intrinsèque (dont l’existence ne dépend pas du choix du repère). Il reste alors à savoir qu’un vecteur est un tenseur d’ordre 1.

COMBINAISONS LINÉAIRES DE TENSEURS

Nous pouvons former d’autres tenseurs en combinant entre elles les composantes de différents produits tensoriels définis à l’aide des vecteurs d’un même espace vectoriel. Considérons par exemple les composantes contravariantes des produits tensoriels des vecteurs  et :

  (14.185)

Formons les quantités suivantes:

  (14.186)

Les  quantités  vérifient également les formules générales de changement de base. Nous avons en effet, en substituant les relations de transformation des composantes contravariantes d’un produit tensoriel dans l’expression précédente:

  (14.187)

Les  quantités , vérifiant la relation de changement de base, constituent donc également des composantes contravariantes d’un tenseur d’ordre deux. 

CONTRACTION DES INDICES

Considérons le produit tensoriel mixte de deux vecteurs  et  de composantes respectives contravariantes  et covariantes . Les composantes mixtes du produit tensoriel  de ces deux vecteurs, sont:

  (14.188)

Effectuons l’addition des différentes composantes du tenseur   telles que , soit:

  (14.189)

Nous obtenons ainsi l’expression du produit scalaire des vecteurs  et ; la quantité  est un scalaire (tenseur d’ordre zéro). Une telle addition sur des indices de variance différente constitue, par définition, l’opération de "contraction des indices" du tenseur . Cette opération a permis de passer d’un tenseur d’ordre deux à un tenseur d’ordre zéro; le tenseur  a été amputé d’une covariance et d’une contravariance.

Prenons également l’exemple d’un tenseur  dont les composantes mixtes sont une fois covariante et deux fois contravariantes (attention… il ne s’agit pas d’une matrice tridimensionnelle mais simplement de l’indication que les composantes de ce tenseur s’expriment à partir de trois autres variables). Considérons certaines de ses composantes telles que , à savoir les quantités  et effectuons l’addition de ces dernières. Nous obtenons alors:

  (14.190)

Ces nouvelles quantités  forment les composantes d’un tenseur  d’ordre un (donc un vecteur!) et constituent ce que nous appelons alors les "composantes contractées" du tenseur et satisfont bien évidemment aux relations de changement de base (sur demande nous pouvons faire la démonstration mais sachez qu’elle est similaire à celle que nous avions faite pour les vecteurs). Nous sommes ainsi passé d’un tenseur d’ordre trois à un tenseur d’ordre un.

Ainsi, nous pouvons constater que l’idée sous-jacente de la contraction est de nous permettre de faciliter la résolution d’un problème purement mathématique et suivant la situation il peut être arrangeant d’élever ou de réduire l’ordre d’un tenseur. C’est souvent un choix qui se fait par tâtonnements en fonction d’un contexte précis ou qui découle naturellement d’un développement purement mathématique ou mathematico-physique (comme nous en verrons des exemples concrets plus loin).

Si nous partons d’un tenseur de composantes contravariantes ou covariantes, nous pouvons abaisser/élever un ou plusieurs des indices par multiplication (le cas échéant répétée) par  ou (métrique diagonale unitaire et à signature positive: de type canonique)  afin d’obtenir des composantes mixtes sur lesquelles nous pourrons ensuite effectuer des opérations de contraction.

Considérons un tenseur euclidien de composantes contravariantes .

Si nous voulons effectuer une contraction sur ce tenseur, il nous faudra d’abord le transformer en un tenseur mixte. Cette transformation se fera à l’aide d’un tenseur fondamental.

Écrivons en composantes mixtes en abaissant à la position covariante l’indice par exemple (cela revient donc à exprimer cette composante contravariante en composante covariante). Alors:

  (14.191)

Nous voyons bien que dans le cas présent pour descendre un indice contravariant dans un tenseur au moyen d’un tenseur fondamental, il faut d’abord aller rechercher dans les indices covariants du tenseur fondamental celui qui se retrouve en contravariant dans le tenseur d’origine et le remplacer à sa position (mais cette fois en covariance) par l’autre indice du tenseur fondamental (il en est de même lorsque l’on souhaite monter un indice dans le cas où l’on souhaiterait opérer une contraction sur un tenseur covariant).

Effectivement, rappelons que nous avons démontré que:

  (14.192)

Maintenant que nous avons obtenu un tenseur à composantes mixtes, nous pouvons très bien en plus contracter les indices. Choisissons par exemple l’indice  et effectuons la contraction avec l’indice , posons (nous ne nous intéressons plus alors qu’à certains termes particuliers), il vient alors en écrivant toute la démarche depuis le début:

  (14.193)

Nous obtenons donc après abaissement de l’indice et contraction, un tenseur d’ordre . 

Ainsi, nous verrons plus loins une exemple où nous contracterons un tenseur d’ordre 1 (une des composantes contravariantes des vecteurs de la base sphérique) ayant un indice déjà abaissé:

  (14.194)

De manière générale, la contraction d’un tenseur permet donc de former un tenseur d’ordre  à partir d’un tenseur d’ordre p. Nous pouvons naturellement répéter l’opération de contraction. Ainsi, un tenseur pair, 2p, deviendra un scalaire après p contractions et un tenseur d’ordre impair, , deviendra un vecteur.

Nous pouvons étendre après cette définition de la contraction des indices, le critère de tensorialité. Nous avons vu jusqu’à maintenant, deux manières de reconnaître le caractère tensoriel d’une suite de quantités:

– la première consiste à démontrer que ces quantités sont formées par le produit tensoriel de composantes de vecteurs ou par une somme de produits tensoriels;

– la deuxième consiste à étudier la manière dont ces quantités se transforment lors d’un changement de base et à vérifier la conformité des relations de transformation;

– la troisième et nouvelle amène à poser que pour qu’un ensemble de  quantités, comportant p indices supérieurs et q indices inférieurs soit tensoriel, il faut et il suffit que leur produit complètement contracté par les composantes contravariantes de p vecteurs quelconques et les composantes covariantes de q vecteurs quelconques, soit une quantité (la norme au fait…) qui demeure invariante par changement de base.

TENSEURS PARTICULIERS

Nous pouvons être confrontés en physique théorique à des tenseurs qui ont des propriétés intéressantes. Afin d’éviter de faire un travail redondant au cas par cas, nous allons énumérer et démontrer les différentes propriétés existantes et parler de leurs possibles implications.

TENSEUR SYMÉTRIQUE

Considérons un tenseur   d’ordre deux de composantes contravariantes . Supposons que, suivant une base , toutes ces composantes satisfassent aux relations:

  (14.198)

Sur une autre base , liée à la précédente par les relations de transformation connues, les nouvelles composantes de  vérifient la relation:

  (14.199)

Nous voyons que la propriété  est donc une caractéristique intrinsèque du tenseur , indépendante de la base ! Nous disons alors que le tenseur est un "tenseur symétrique" (nous reviendrons sur cette notion un peu plus loin).

La propriété de symétrie se vérifie également pour les composantes covariantes d’un tenseur symétrique puisque nous avons:

  (14.200)

Réciproquement, la symétrie des composantes covariantes entraîne celle des composantes contravariantes.

Pour des tenseurs d’ordre plus élevé, la symétrie peut être partielle, portant sur deux indices covariants ou deux indices contravariants. Ainsi, un tenseur d’ordre quatre, de composantes mixtes  peut être également symétrique en i et  j, par exemple, soit:

  (14.201)

Nous vérifions, de même que ci-dessus, qu’une telle propriété est intrinsèque.

Un tenseur est dit "tenseur complètement symétrique" si toute transposition de deux indices de même variance, change la composante correspondante en elle-même. Par exemple, pour un tenseur d’ordre trois , complètement symétrique, nous avons les composantes suivantes qui sont égales entre elles:

  (14.202)

Des exemples de tenseurs compléments symétriques sont le tenseur des contraintes  que nous verrons lors de notre étude des équations de Navier-Stokes en mécanique des fluides et les tenseurs des transformations relativistes de Lorentz que nous verrons en mécanique relativiste. Ces tenseurs sont alors dits aussi "tenseurs totalement invariants" (sous-entendu par changement de base).

Nous pouvons également (curiosité intéressante) obtenir une représentation géométrique des valeurs des composantes d’un tenseur symétrique d’ordre deux. Pour cela, considérons dans l’espace géométrique ordinaire des coordonnées , l’équation suivante:

  (14.203)

où, rappelons-le, peut être vu comme un produit tensoriel avec  et où les  sont des coefficients réels donnés. Supposons que ces coefficients soient tels que:

  (14.204)

L’équation précédente s’écrit alors:

  (14.205)

Nous retrouvons ici l’équation d’une surface de second degré ou quadrique similaire à celle du plan que nous avons vue en géométrie plane. Nous savons par extension à la troisième dimension que ces surfaces sont des ellipsoïdes ou hyperboloïdes, selon les valeurs des quantités .

Étudions comment se transforment les quantités  lorsque nous effectuons un changement de coordonnées tel que:

et     (14.206)

L’équation de la quadrique s’écrit dans ce nouveau système de coordonnées:

  (14.207)

d’où l’expression des coefficients dans le nouveau système d’axes:

  (14.208)

Les coefficients  se transforment donc comme les composantes covariantes d’un tenseur d’ordre deux. Réciproquement, si les quantités  sont les composantes d’un tenseur symétrique, ces composantes définissent les coefficients d’une quadrique. Il existe donc une certaine équivalence entre un tenseur symétrique et les coefficients d’une quadrique. Nous dirons que l’équation de la quadrique est la "quadrique représentative" du tenseur symétrique.

Nous savons de par notre étude des quadriques en géométrie plane (en étendant cela au cas tridimensionnel) que nous pouvons toujours trouver un système de coordonnées par rapport auquel l’équation d’une quadrique prend une forme plus simple:

  (14.209)

Dans ce cas, les vecteurs de base sont portés par les axes principaux de la quadrique. Dans ce système de coordonnées, les composantes du tenseur  se réduisent à:

  (14.210)

et  pour les autres composantes. Les quantités  sont appelées les "composantes principales" du tenseur .

Si les quantités  sont positives, la surface est un ellipsoïde, si deux quantités sont strictement positives et la troisième strictement négative, nous avons un hyperboloïde à une nappe, si deux quantités sont strictement négatives et la troisième positive, nous avons un hyperboloïde à deux nappes (pour plus d’information voir le chapitre de Géométrie Analytique).

La comparaison de l’expression de la quadrique obtenue précédemment avec l’équation classique:

  (14.211)

où a, b, c sont les demi-axes d’un ellipsoïde montre que nous avons:

  (14.212)

TENSEUR ANTISYMÉTRIQUE

Lorsque les composantes contravariantes  d’un tenseur d’ordre deux, vérifient les relations:

  (14.213)

nous disons que le tenseur est un "tenseur antisymétrique" (il en va de même si les composantes sont covariantes). C’est une propriété intrinsèque du tenseur qui se démontre comme pour les tenseurs symétriques, au signe "-" près. Un tenseur contravariant d’ordre deux, vérifiant donc la relation suivante sera dit "tenseur symétrique" (nous l’avons déjà mentionné un paquet de fois dans les paragraphes précédents):

  (14.214)

Et il en va de même si les composantes sont covariantes.

Un tenseur antisymétrique doit bien évidemment satisfaire au fait que ses composantes diagonales soient nulles telles que:

  (14.215)

Si les composantes contravariantes d’un tenseur sont antisymétriques, ses composantes covariantes le sont également.

Un tenseur par exemple covariant d’ordre trois sera dit symétrique en i et k si pour toutes les valeurs que peuvent prendre les indices, nous avons:

  (14.216)

Ou encore le tenseur covariant sera dit antisymétrique en i et l si pour toutes les valeurs que peuvent prendre les indices, nous avons:

  (14.217)

Un tenseur  sera partiellement antisymétrique si nous avons par exemple:

  (14.218)

Il sera complètement antisymétrique si toute transposition d’indice de même variance change la composante correspondante en son opposée.

Tout tenseur  peut être mis sous la forme d’une somme d’un tenseur symétrique et d’un tenseur antisymétrique. Nous avons en effet:

  (14.219)

Le premier terme de la somme ci-dessus est un tenseur symétrique et le second, un tenseur antisymétrique.

Considérons maintenant deux vecteurs  et   d’un espace vectoriel . Formons les quantités antisymétriques suivantes (nous y trouvons deux produits tensoriels):

  (14.220)

où nous voyons immédiatement que les composantes  sont celles d’un tenseur antisymétrique .

La décomposition du vecteur  dans la base  s’écrit:

  (14.221)

Le tenseur  (noté ainsi en analogie avec le produit vectoriel pour ) est appelé le "produit extérieur" des vecteurs  et . Nous disons encore que ce tenseur est un "bivecteur".

Le produit extérieur est donc un tenseur antisymétrique qui vérifie les propriétés suivantes:

P1. Anticommutativité: , il en résulte:

  (14.222)

P2. Distributivité à gauche et à droite pour l’addition vectorielle:

  (14.223)

P3. Associativité pour la multiplication par un scalaire:

  (14.224)

P4. Les produits extérieurs:

  (14.225)

constituent une base de l’ensemble des bivecteurs.

Démonstration:

Un tenseur antisymétrique  d’ordre deux, élément de , peut s’écrire sous la forme:

  (14.226)

Échangeant, dans la dernière somme de la relation ci-dessus, le nom des indices et en tenant compte que , nous obtenons:

  (14.227)

Les éléments:

  (14.228)

sont linéairement indépendants puisque les vecteurs  le sont également. Ces éléments constituent donc une base sur laquelle les tenseurs antisymétriques peuvent être décomposés.

C.Q.F.D.

Le nombre de vecteurs  distinguables est égal au nombre de combinaisons de vecteurs pris deux à deux et distinguables parmi n tel que:

  (14.229)

Effectivement parmi les  composantes, n composantes sont nulles et les  autres composantes ont des valeurs opposées deux à deux. Nous pouvons donc considérer que la moitié de ces dernières suffit à caractériser le tenseur.

Dans le cadre du produit tensoriel extérieur où nous avons:

  (14.230)

le nombre de composantes distinguables est également de  et elles sont appelées "composantes strictes".

Nous remarquons que pour , le nombre de composantes strictes du produit extérieur de deux vecteurs est aussi égal à trois. Ceci permet de former avec les composantes du bivecteur, les composantes d’un produit vectoriel .

Ainsi, un produit vectoriel n’existe donc que pour un sous-espace de bivecteurs dont le nombre de dimensions est égal à 3 et dont les pré-images sont des tenseurs antisymétriques.

Si toutes ces conditions sont satisfaites, nous disons que le vecteur   constitue le "tenseur adjoint" du tenseur .

TENSEUR FONDAMENTAL

Nous avons vu au début de notre étude du calcul tensoriel la définition des composantes covariantes  du tenseur fondamental, à savoir:

  (14.231)

Ces quantités interviennent, nous le savons, dans l’expression du produit scalaire de deux vecteurs  et , de composantes contravariantes  et  , donné par la relation:

  (14.232)

Utilisons le critère général de tensorialité pour mettre en évidence le caractère tensoriel des . L’expression précédente est un produit complètement contracté des quantités  avec les composantes contravariantes  d’un  tenseur arbitraire. Comme le produit scalaire est une quantité invariante (en l’occurrence un scalaire) par rapport aux changements de base, il en résulte que les  quantités  sont les composantes covariantes d’un tenseur.

Ce tenseur est de plus symétrique par suite de la propriété de symétrie du produit scalaire des vecteurs de base telle que:

  (14.233)

Nous avons de même pour les composantes contravariantes du tenseur fondamental:

  (14.234)

Si nous notons  les composantes mixtes du tenseur fondamental à lui-même:

  (14.235)

avec évidemment dans la base canonique:

  (14.236)

COORDONNÉES CURVILIGNES

Les notions classiques de système de coordonnées peuvent être généralisées à des espaces ponctuels (voir le chapitre traitant des Principes) à n dimensions. Nous appelons "système de coordonnées" dans  (espace ponctuel à n dimensions donc), tout mode de définition d’un point M dans le système considéré.

Pour un système donné de coordonnées (cartésiennes, sphériques, cylindriques, polaires…), nous appelons "ligne de coordonnées" le "lieu" des points M lorsqu’une seule coordonnée varie, les autres étant égales à des constantes.

Etudions tout d’abord la généralisation d’un système de coordonnées relatives à un repère fixe (nous conseillons vivement au lecteur d’avoir lu au préalable la partie traitant des systèmes de coordonnées dans le chapitre de Calcul Vectoriel et la partie traitant du formalisme lagrangien dans le chapitre Principes).

Considérons un espace ponctuel  et un repère  de cet espace. Soit  les coordonnées rectilignes d’un point M de  par rapport à ce repère. Un système de coordonnées quelconque , , est obtenu en se donnant n fonctions arbitraires  des paramètres , telles que:

  (14.237)

Nous supposerons par la suite que ces n fonctions satisfont aux trois propriétés suivantes:

P1. Elles sont de classe supérieure ou égale à  (dérivables au moins deux fois pour les besoins de la physique). Cette hypothèse implique, en tout point où elle est satisfaite, que nous avons la permutabilité des dérivations (par rapport aux deux dérivations):

  (14.238)

P2. Ces fonctions sont telles que nous pouvons résoudre le système des n équations de changement de système de coordonnées par rapport aux variables  et les exprimer en fonction des , soit:

  (14.239)

toujours avec .

P3. Lorsque les variables  varient dans un domaine , les variables  varient dans un domaine . Le jacobien des fonctions , défini par:

  (14.240)

sera supposé différent de zéro dans le domaine  (ainsi que le jacobien  des fonctions ) et est l’inverse du jacobien de . Si les jacobiens existent, ils sont non nuls comme conséquence en premier lieu de la deuxième propriété ci-dessus et implicitement de la première.

Si nous fixons  paramètres en faisant varier un seul paramètre,  par exemple, nous obtenons les coordonnées  d’un ensemble de points M de  qui constituent une "ligne de coordonnées".

En général, les lignes de coordonnées ne sont pas des droites mais des courbes; ces coordonnées  sont appelées pour cette raison des "coordonnées curvilignes". En un point M de  se croisent d’ailleurs n lignes de coordonnées.

Nous démontrons en mécanique analytique, lors de l’étude des espaces ponctuels, que les dérivées et les différentielles d’un vecteur  de  sont indépendantes du point O d’un repère donné. Si  est rapporté à un système de coordonnées curvilignes , nous écrivons:

  (14.241)

Exemple:

Un exemple de coordonnées curvilignes , où chaque  est une fonction uniforme des coordonnées rectilignes  , les étant de plus des fonctions continues au point courant M, est celui des coordonnées sphériques où nous avons (cf. chapitre de Calcul Vectoriel):

  (14.242)

Rappelons aussi que lors de notre étude du système de coordonnées sphériques en calcul vectoriel nous avions obtenu:

  (14.243)

Ainsi, nous voyons bien cette dépendance sous l’expression des relations suivantes:

  (14.244)

Dans un espace non-euclidien, nous ne pouvons définir une base valable sur tout l’espace. Ainsi, nous construisons une base en chaque point séparément et pour cela, nous utilisons bien les coordonnées curvilignes telles qu’en chaque point M, les vecteurs de base  sont tangents à la ligne de coordonnées correspondante  via la relation donnée plus haut:

  (14.245)

Soient maintenant  les coordonnées curvilignes du point  M par rapport à un repère cartésien . Dans ce repère, nous avons bien évidemment:

  (14.246)

où les coordonnées cartésiennes sont des fonctions .

Le vecteur  a donc pour expression:

  (14.247)

A partir des composantes  du vecteur , nous pouvons former un déterminant  qui est précisément le jacobien des fonctions  que nous avions défini précédemment.  Puisque ce déterminant est différent de zéro (du moins imposé tel quel), il en résulte que les n vecteurs  sont linéairement indépendants.

Ces n vecteurs, définis par la relation:

  (14.248)

sont appelés la "base naturelle" au point  M de l’espace vectoriel . Ils sont colinéaires aux tangentes des n lignes coordonnées qui se coupent au point M où ils sont définis.

Nous n’insisterons pas sur le fait évident qu’à tout système de coordonnées curvilignes est associé un repère naturel dont la base est exprimée par ces mêmes coordonnées (cf. chapitre de Calcul Vectoriel).

Exemple:

En coordonnées sphériques, les vecteurs de la base naturelle sont ceux que nous avons obtenus lors de notre étude du système de coordonnées sphériques dans le chapitre de Calcul Vectoriel et qui sont orthogonaux mais non orthonormés.

Associons au point M de   un repère formé par le point M et par les vecteurs de la base naturelle. Ce repère est appelé le "repère naturel" en M du système de coordonnées . Il sera noté:

 ou    (14.249)

La différentielle du vecteur  s’exprime alors sous la forme:

  (14.250)

Les quantités  constituent les composantes contravariantes du vecteur  dans le repère naturel  du système de coordonnées .

Considérons maintenant deux systèmes quelconques de coordonnées curvilignes  et  , liées entre elles par les relations:

  (14.251)

où les fonctions  sont supposées plusieurs fois continument dérivables par rapport aux  et de même pour les fonctions  par rapport aux coordonnées . Lorsque nous passons d’un  système de coordonnées à un autre, nous disons que nous effectuons un "changement de coordonnées curvilignes".

Nous avons vu en relativité générale que le carré de la distance  entre deux points M et M‚ infiniment proches est donné par la relation:

  (14.252)

où les  sont les composantes du vecteur , rapportées à un repère fixe d’un espace ponctuel . Lorsque cet espace est rapporté à un système de coordonnées curvilignes , nous avons vu que la relation:

  (14.253)

montre que le vecteur   a pour composantes contravariantes les quantités  par rapport au repère naturel . Le carré de la distance  s’écrit alors dans le repère naturel:

  (14.254)

où les quantités  sont les composantes du tenseur fondamental ou du tenseur métrique définies à l’aide d’une base naturelle. L’expression précédente s’appelle "l’élément linéaire de l’espace ponctuel" ou encore la "métrique" de cet espace.

Les vecteurs  du repère naturel varient en général d’un point un autre. C’est le cas, par exemple, des coordonnées sphériques dont les quantités (nous le démontrerons de suite après) sont variables !!

Une courbe  de  peut être définie par la donnée des coordonnées curvilignes  du lieu des points  en fonction d’un paramètre . La distance élémentaire ds sur cette courbe   s’écrit alors:

  (14.255)

REPÈRE NATUREL EN COORDONNÉES SPHÉRIQUES

Déterminons la base naturelle de l’espace vectoriel  associé à l’espace ponctuel  de la géométrie ordinaire, en coordonnées sphériques. Ecrivons l’expression des vecteurs  dans un repère cartésien fixe  qui est par définition (voir le chapitre de Calcul Vectoriel pour plus de détails):

  (14.256)

Les vecteurs de la base naturelle étant donnés par:

  (14.257)

Nous avons ainsi:

  (14.258)

La dérivée de  par rapport à  donne le vecteur :

  (14.259)

La dérivée par rapport à  donne le vecteur :

  (14.260)

Ces trois vecteurs sont orthogonaux entre eux ainsi que nous le vérifions aisément en effectuant les produits scalaires . Lorsqu’il en est ainsi, nous disons que les coordonnées sont des "coordonnées curvilignes orthogonales" (cf. chapitre de Géométrie Différentielle).

Nous retrouvons donc bien le même résultat que dans le chapitre de Calcul Vectoriel.

Ces vecteurs ne sont cependant pas tous normés, puisque nous avons:

  (14.261)

Le repère naturel, en coordonnées sphériques, est donc formé par des vecteurs variables en direction et en module en chaque point de M. Les quantités  constituent un exemple de tenseur métrique attaché à chacun des points M de l’espace .

L’élément linéaire du plan est donné par (les détails des calculs peuvent être trouvés dans le chapitre de Relativité Générale):

  (14.262)

REPÈRE NATUREL EN COORDONNÉES POLAIRES

Déterminons la base naturelle de l’espace vectoriel  associé à l’espace ponctuel  de la géométrie ordinaire, en coordonnées polaires. Ecrivons l’expression des vecteurs  dans un repère fixe cartésien  qui est par définition (voir le chapitre de Calcul Vectoriel pour plus de détails):

  (14.263)

Les vecteurs de la base naturelle étant donnés par:

  (14.264)

Nous avons:

  (14.265)

La dérivée de  par rapport à  donne le vecteur :

  (14.266)

Ces deux vecteurs sont orthogonaux entre eux ainsi que nous le vérifions aisément en effectuant les produits scalaires . Nous retrouvons donc bien le même résultat que dans le chapitre de Calcul Vectoriel.

Nous avons:

  (14.267)

L’élément linéaire du plan est alors donné par (cf. chapitre de Relativité Générale):

  (14.268)

REPÈRE NATUREL EN COORDONNÉES CYLINDRIQUES

Déterminons la base naturelle de l’espace vectoriel  associé à l’espace ponctuel  de la géométrie ordinaire, en coordonnées cylindriques. Écrivons l’expression des vecteurs  dans un repère fixe cartésien  qui est par définition (voir le chapitre de Calcul Vectoriel pour plus de détails):

  (14.269)

Les vecteurs de la base naturelle étant donnés par:

  (14.270)

Nous avons:

  (14.271)

La dérivée de  par rapport à  donne le vecteur :

  (14.272)

et enfin:

  (14.273)

Ces trois vecteurs sont orthogonaux entre eux ainsi qu’on le vérifie aisément en effectuant les produits scalaires . Nous retrouvons donc encore une fois le même résultat que dans le chapitre de Calcul Vectoriel.

Nous avons:

  (14.274)

L’élément linéaire du plan est alors donné par (cf. chapitre de Relativité Restreinte):

  (14.275)

SYMBOLES DE CHRISTOFFEL

L’étude des champs de tenseurs constitue, pour le physicien, l’essentiel de l’analyse tensorielle. Le tenseur générique  de ce champ est une fonction du point M et nous le notons: 

  (14.276)

Si le tenseur  est une fonction seulement de M, le champ considéré est appelé un "champ fixe". Si  est, en outre, une fonction d’un ou plusieurs paramètres  autres que les coordonnées de M, nous disons alors que ce champ est variable et nous le notons:

    (14.277)

Les différentes opérations algébriques sur les tenseurs  associés à un même point M ne soulèvent pas de difficulté particulière. La dérivée de  par rapport à un paramètre  conduit à utiliser les résultats classiques relatifs à la dérivation des vecteurs.

Cependant, une difficulté apparaît lorsque nous cherchons à calculer la dérivée d’un tenseur  par rapport aux coordonnées curvilignes. En effet, les composantes du tenseur sont définies en chaque point M par rapport à un repère naturel qui varie d’un point à un autre. 

Par suite, le calcul de la variation élémentaire, appelée "transport élémentaire": 

  (14.278)

lorsque nous passons d’un point M à un point infiniment voisin M ‚ ne peut se faire que si nous avons recours à une même base. Pour pouvoir comparer l’un à l’autre les tenseurs  et , nous sommes amenés à étudier comment varie un repère naturel, pour un système de coordonnées donné, lorsque nous passons d’un point M au point infiniment voisin M ‚.

Pour un système de coordonnées curvilignes  donné d’un espace ponctuel  un problème fondamental de l’analyse tensorielle consiste donc à déterminer, par rapport au repère naturel  au point M, le repère naturel  au point infiniment voisin M ‚. Nous disons alors que nous recherchons une "connexion affine".

D’une part, le point M‚ sera parfaitement défini par rapport à M si nous déterminons le vecteur  tel que . Pour des coordonnées curvilignes , la décomposition d’un vecteur élémentaire  est donnée par la relation que nous avons  démontrée précédemment:

  (14.279)

les quantités  étant les composantes contravariantes du vecteur  sur la base naturelle .

D’autre part, les vecteurs  vont pouvoir être déterminés en calculant les variations élémentaires  des vecteurs , par rapport au repère naturel , lorsque nous passons de M en M ‚; nous avons alors:

  (14.280)

Le calcul des vecteurs  reste alors le problème essentiel à résoudre. Nous allons tout d’abord étudier un exemple de ce type de calcul en coordonnées sphériques.

Pour cela, reprenons l’expression des vecteurs  de la base naturelle en coordonnées sphériques, soit:

  (14.281)

Les vecteurs de base  du repère fixe cartésien étant constants en module et en direction, la différentielle du vecteur  s’écrit:

  (14.282)

Nous remarquons que les termes entre parenthèses représentent respectivement les vecteurs  et , d’où:

  (14.283)

Nous calculons de même, en différentiant les vecteurs :

  (14.284)

Avec:

  (14.285)

nous avons:

  (14.286)

Donc finalement:

  (14.287)

Et:

  (14.288)

Après quelques opérations algébriques élémentaires et très pertinentes (…), nous arrivons à:

  (14.289)

Les différentielles  sont ainsi décomposées sur la base naturelle . Si nous notons , les composantes contravariantes du vecteur , celui-ci s’écrit:

  (14.290)

Les composantes  du vecteur  sont des formes différentielles (combinaisons linéaires de différentielles). Nous avons, par exemple:

  (14.291)

Si nous notons de manière générale  les coordonnées sphériques, nous avons:

  (14.292)

Les différentielles des coordonnées sont alors notées:

  (14.293)

et les composantes  s’écrivent alors de manière générale:

  (14.294)

où les quantités  sont des fonctions de  qui vont être explicitement obtenues en identifiant chaque composante . Par exemple, la composante  s’écrit avec la notation de la relation précédente:

  (14.295)

Identifiant les coefficients des différentielles, il vient:

  (14.296)

En procédant de même avec les neuf composantes , nous obtenons les vingt-sept (…) termes dont les calculs détaillés pour les 27 sont donnés beaucoup plus bas dans le texte. Pour un système de coordonnées curvilignes quelconques, ces quantités  sont appelées les "symboles de Christoffel de deuxième espèce" ou encore "fonctions euclidiennes de connexion affine".

Ainsi, pour un espace ponctuel  et un système de coordonnées curvilignes  quelconque, la différentielle  des vecteurs  de la base naturelle s’écrit sur cette base:

  (14.297)

Nous venons de voir, sur l’exemple des coordonnées sphériques, qu’un calcul direct permet, par identification, d’obtenir explicitement les quantités . Nous allons voir que nous pouvons également obtenir l’expression de ces quantités en fonction des composantes .

Le calcul des quantités  en fonction des  va nous amener à introduire d’autres symboles de Christoffel. Pour cela, écrivons les composantes covariantes, notées , des différentielles , soit:

  (14.298)

Les composantes covariantes sont également des combinaisons linéaires des différentielles  que nous pouvons écrire sous la forme:

  (14.299)

Les quantités  sont appelées les "symboles de Christoffel de première espèce".

Nous voyons très bien en parcourant à nouveau les définitions des symboles de Christoffel que:

1. Pour ce qui est des symboles de 2ème espèce, ils sont symétriques par rapport à leurs indices inférieurs et donc si la métrique est symétrique, nous avons:

  (14.300)

2. Pour ce qui est des symboles de 1ère espèce, ils sont aussi symétriques par rapport à leurs indices extrêmes si la métrique est symétrique:

  (14.301)

Effectivement (suite à la demande d’un lecteur), puisque nous avons:

  (14.302)

Il vient alors:

  (14.303)

et en permutant les indices i et j:

  (14.304)

L’identification terme à terme du développement sur un cas concret des deux dernières relations donnera (forcément) l’égalité:

  (14.305)

que nous voulions prouver.

Puisque les composantes covariantes sont liées aux composantes contravariantes par les relations (contraction des indices):

  (14.306)

nous obtenons l’expression liant les symboles de Christoffel de chaque espèce:

  (14.307)

Inversement:

  (14.308)

Considérons maintenant un espace ponctuel  et soit un élément linéaire  donné de cet espace:

  (14.311)

Partant de:

  (14.312)

nous obtenons par différenciation:

  (14.313)

En y injectant l’expression des différentielles  cela nous donne:

  (14.314)

où le terme   représente la composante mixte du vecteur  . On peut rendre cette composante covariante en la prémultipliant par le tenseur métrique de manière à former quantité que l’on pourra à son tour exprimer au moyen des symboles de Christoffel comme suit:

  (14.315)

substituant la relation  dans l’expression précédente (les indices utilisés dans cette relation ne sont pas ceux de l’expression en cause, mais mutatis mutandis cela revient au même), nous obtenons alors:

  (14.316)

La différentielle  s’écrit alors:

  (14.317)

D’autre part, la différentielle de la fonction  s’écrit également:

  (14.318)

d’où en identifiant les coefficients des différentielles  dans ces deux dernières expressions (beaucoup plus bas dans le présent chapitre, il y a un exemple détaillé de toutes les relations qui vont suivre avec plusieurs systèmes de coordonnées):

  (14.319)

Relation que le lecteur pourra (s’il doute) vérifier avec les exemples pratiques détaillés qui se trouvent bien plus bas.

Comme nous avons (dans le cas pour rappel d’une métrique symétrique):

  (14.320)

où il est fortement recommandé au lecteur de se rappeler pour la suite que la permutation des indices respectant cette dernière relation ne fonctionne, en général, que sur les indices extrêmes.

Nous pouvons donc écrire l’avant-dernière relation:

  (14.321)

puis en effectuant une permutation circulaire sur les indices (donc il ne s’agit pas d’une permutation des indices extrêmaux!), nous obtenons:

  (14.322)

En effectuant la somme:

  (14.323)

et en retranchant:

  (14.324)

En simplifiant il vient:

  (14.325)

d’où:

  (14.326)

C’est l’expression des symboles de Christoffel de première espèce en fonction des dérivées partielles des composantes  du tenseur fondamental. Nous comprenons ainsi pourquoi dans un référentiel localement inertiel (du type Minkowski) les symboles de Christoffel sont tous nuls (étant donné que la métrique est constante).

Nous obtenons ceux de deuxième espèce à partir de la relation (par définition) suivante souvent appelée "théorème fondamental de la géométrie riemannienne" ou "connexion de Levi-Civita":

  (14.327)

Les deux dernières expressions encadrées ci-dessus permettent le calcul effectif des symboles de Christoffel pour une métrique donnée (d’où un énorme gain en calculs). Lorsque les quantités  sont données a priori, nous pouvons ainsi étudier les propriétés de l’espace ponctuel défini par la donnée de cette métrique, ce qui est le cas des espaces de Riemann que nous verrons plus loin.

Exemple:

Proposons-nous de calculer les  correspondant au système de coordonnées polaires (ce sera déjà suffisamment long…) dans le plan que nous noterons cette fois-ci (contrairement au chapitre de Calcul Vectoriel) en notation indicielle:

  avec    (14.328)

Nous allons calculer les symboles de Christoffel à partir de notre dernière relation:

  (14.329)

Occupons-nous de déterminer les composantes de la métrique. Au fait, elles sont les mêmes que celles que nous avions calculées pour les coordonnées cylindriques plus haut à la différence normalement évidente que  n’existe pas. Dès lors, nous avons:

  (14.330)

Calculons alors les . Dans cet exemple c’est assez trivial, il suffit d’appliquer la relation démontrée au début de ce chapitre:

  (14.331)

Nous avons alors immédiatement:

  (14.332)

Maintenant développons l’écriture de symboles de Christoffel pour ces coordonnées:

  (14.333)

d’où en raison des propriétés de symétrie:

  (14.334)

De même:

  (14.335)

En résumé:

  (14.336)

THÉORÈME DE RICCI

Avant de lire ce qui va suivre… je tiens à rappeler au lecteur que la rédaction de ce chapitre n’est pas terminée! Ainsi, il me faut encore illustrer les notions abstraites qui vont suivre par des exemples pratiques concrets!

Ceci étant dit, nous avons donc vu dans le chapitre de Relativité Générale que les géodésiques sont les distances les plus courtes entre deux points dans n’importe quel type d’espace. Ce qui va nous intéresser maintenant, c’est d’étudier les variations d’un vecteur au cours d’un tel déplacement. Rappelons d’abord que l’équation des géodésiques pour un système de coordonnées curvilignes quelconque de l’espace ponctuel (cf. chapitre des Principes) est donnée par (cf. chapitre de Relativité Générale):

  (14.337)

Considérons maintenant un vecteur de de composantes covariantes et formons le produit scalaire des vecteurs et (ce dernier vecteur, noté directement ici de manière abusive avec les indices, donne les composantes tangentes à la géodésique sur laquelle circule le premier vecteur), nous avons alors la quantité suivante:

  (14.338)

Lors d’un déplacement le long de la géodésique, d’un point M à un point infiniment voisin M‚, le scalaire subit la variation:

  (14.339)

et comme:

  (14.340)

d’où:

  (14.341)

Remplaçons dans cette dernière expression, d’une part la différentielle de par sa différentielle totale exacte:

  (14.342)

et d’autre part, la dérivée seconde par son expression tirée de l’équation des géodésiques. Nous obtenons:

  (14.343)

qui peut encore s’écrire:

  (14.344)

où nous avons posé:

  (14.345)

qui sont par définition les différentielles absolues des composantes covariantes du vecteur . Nous définissons également la "dérivée covariante" (appelée également „connexion„) par la relation:

  (14.346)

Puisque la dérivée du produit de deux fonctions est la somme des dérivées partielles, nous avons alors aussi:

  (14.348)

Si nous posons alors nous avons (résultat que nous utiliserons après avoir démontré le théorème de Ricci pour déterminer plus loin le tenseur d’Einstein nécessaire dans le chapitre de Relativité Générale):

  (14.349)

En coordonnées curvilignes, pour que la différentielle d’un vecteur soit un vecteur, il faut que les deux vecteurs dont nous prenons la différence se trouvent en un même point de l’espace. En d’autres termes, il faut transporter, d’une manière ou d’une autre, l’un des deux vecteurs infiniment voisins au point où se trouve le second et , seulement après faire la différence des deux vecteurs qui se trouvent maintenant en un seul et même point de l’espace. L’opération de transport parallèle doit être définie de telle sorte qu’en coordonnées cartésiennes (pour le petit exemple), la différence des composantes coïncide avec la différence ordinaire . 

Ainsi, nous avons bien en coordonnées cartésiennes:

  (14.350)

puisque dans ce système: .

Ainsi, en coordonnées curvilignes la différence des composantes des deux vecteurs après le transport de l’un d’entre eux au point où se trouve l’autre est notée telle que nous ayons:

  (14.351)

Ceci nous amène à:

  (14.352)

Mais aussi à écrire le principe de moindre action (principe variationnel) sous la forme tensorielle:

  (14.353)

Considérons maintenant un tenseur d’ordre deux, produit de deux tenseurs d’ordre un tel que (nous l’avons vu lors de notre étude des compositions de tenseurs):

  (14.354)

Donc:

  (14.355)

d’où (nous sortons les deux dernières égalités juste pour l’esthétique!):

  (14.356)

Ce qui nous amène à pouvoir écrire la métrique sous sa forme variationnelle appelée "identité de Ricci":

  (14.357)

Mais nous avons aussi puisque :

  (14.358)

d’où l’identité:

  (14.359)

Avec les deux relations:

et   (14.360)

et la différentielle absolue (qui se généralise simplement pour un tenseur d’ordre deux):

  (14.361)

Nous avons:

  (14.362)

Or, rappelons que nous avons par définition:

et   (14.363)

Donc finalement:

  (14.364)

La différentielle absolue sur une géodésique dans l’approximation d’un transport infinitésimal du tenseur fondamental est donc (comme nous pouvions nous y attendre) nulle. C’est le „théorème de Ricci„. Certains physiciens théoriciens disent dès lors que „la dérivée covariante tue la métrique“ dans le sens où la métrique ne change pas sur un différentiel d’espace.

Finalement, nous voyons aussi que pour un tenseur d’ordre deux (la métrique en particulier) nous avons:

  (14.365)

Nous pouvons donc écrire la différentielle absolue qui dans ce cas particulier est nulle:

  (14.366)

et donc la dérivée covariante de la métrique est bien nulle:

  (14.367)

Déterminons maintenant une expression qui nous sera très utile en relativité générale lorsque nous déterminerons l’équation d’Einstein des champs (une autre manière d’exprimer que la dérivée covariante de la métrique est nulle):

Effectuons la multiplication contractée de:

  (14.369)

par , il vient alors en utilisant la relation (que nous avions démontrée beaucoup plus haut) que:

  (14.370)

d’où la relation:

  (14.371)

Les quantités et représentant les mêmes sommes, nous avons alors:

  (14.372)

Considérons maintenant g le déterminant des quantités . La dérivation du déterminant nous donne:

  (14.373)

Démonstration:

Soit une variable quelconque que nous choisissons ici être le temps t uniquement pour simplifier les notations des calculs qui vont suivre. Lorsque la partie principale du développement sera achevée, le résultat peut être adapté à toute autre variable. Nous noterons pour la suite les éléments de la j-ème colonne de .

Pour les développements qui vont suivre, nous définissons les notations:

  (14.374)

La règle de dérivation d’un déterminant fonctionnel est (cf. chapitre d’Algèbre Linéaire):

  (14.375)

En considérant le premier déterminant, en faisant appel aux mineurs pour le développement de sa première colonne:

  (14.376)

Pour le j-ème déterminant, il vient:

  (14.377)

Soit:

ou   (14.378)

Or, nous avons démontré bien plus haut que le tenseur métrique est son propre inverse. Donc

  (14.379)

Ce qui nous permet d’écrire:

  (14.380)

et donc:

  (14.381)

Ce qui s’écrit également (suite aux conventions définies au début de la démonstration):

  (14.382)

où le lecteur doit donc prendre garde à ne pas mal lire en pensant typiquement que la dérivée dans le terme de droite dérive tout… alors qu’il ne dérive que .

Nous pouvons adopter cependant une autre variable. Soit h cette autre variable:

  (14.383)

Soit en réarrangeant:

  (14.384)

C’est ce que nous voulions (devions) démontrer.

C.Q.F.D.

Maintenant en combinant:

  (14.385)

démontré plus haut et le résultat que nous venons de démontrer:

  (14.386)

il vient:

  (14.387)

Nous avons donc:

  (14.388)

Montrons qu’il est possible de dériver cette dernière relation de l’égalité importante suivante:

  (14.389)

Effectivement:

  (14.390)

Cette relation ne veut pas dire grand-chose tant que nous n’en ferons pas un usage plus explicite lors de notre étude de la relativité générale (cf. chapitre de Relativité Générale).

Soit maintenant à déterminer la dérivée covariante seconde du tenseur métrique. Rappelons-nous avant d’aller plus loin (car c’est important) que nous avions obtenu:

  (14.391)

TENSEUR DE RIEMANN-CHRISTOFFEL

Rappelons que nous avons démontré plus haut que:

  (14.392)

Cette relation exprime sauf erreur de la part du rédacteur de ces lignes…. la dérivée covariante d’un tenseur d’ordre deux – tel que la métrique – sur un chemin géodésique dans deux directions parallèles (la dérivée covariante seconde permettant de créer la „perpendiculaire géodésique“ entre les deux géodésiques infiniment proches de la dérivée covariante première). Nous appelons un tel déplacement: un „transport parallèle„.

En y substituant:

  (14.393)

Nous avons alors:

  (14.394)

Permutons maintenant les indices j et k dans l’expression précédente pour avoir une différentielle par rapport à un autre chemin:

  (14.395)

En admettant que les composantes vérifient les propriétés classiques , nous obtenons par soustraction des deux expressions précédentes:

  (14.396)

et puisque nous avons démontré que dans le cas d’une métrique symétrique nous avions:

  (14.397)

Nous avons donc:

  (14.398)

 

Il reste alors:

  (14.400)

Comme le transport parallèle se fait sur des chemins de géodésiques infiniment proches, nous prenons la limite:

  (14.401)

ce qui sous-tend surtout le fait que le champ de vitesse est quasi égal en deux points parallèles infiniment proches.

Il reste alors:

  (14.402)

Cette relation exprime le fait que, comme la gravité, la courbure de l’espace-temps cause une accélération mutuelle entre les géodésiques. De plus, il est facile de constater, que l’accélération mutuelle entre les géodésiques est nulle si les tenseurs de Riemann-Christoffel sont nuls (typiquement en coordonnées cartésiennes, in extenso cela signifie pour un espace-temps plat). C’est exactement ce que nous attendons de la gravité: si nous n’observons aucune accélération, la courbure (nous allons de suite définir ce que c’est) est nulle et si la courbure est nulle, nous n’observons aucune accélération. Morale de l’histoire: la gravité est courbure et la courbure est gravité!!

Nous voyons que la quantité entre parenthèses est un tenseur d’ordre quatre que nous noterons sur ce site (car il y a plusieurs traditions dans la manière de le noter…):

  (14.403)

et qui résume à lui seul le transport parallèle et le fait que gravité et géométrie de l’espace sont liées ensemble. Évidemment, si la métrique est de type Minkowski (ou tend vers une métrique de Minkowski dans certaines conditions), est alors nul!!! De très rares auteurs notent cette dernière égalité sous la forme (malheureuse….):

  (14.404)

Le tenseur est appelé „tenseur de Riemann-Christoffel“ ou „tenseur de l’espace Riemannien„. La courbure d’un espace Riemannien peut aussi être caractérisée à l’aide de ce tenseur.

Si nous multiplions le tenseur par , nous avons alors les données covariantes de ce tenseur telles que:

  (14.405)

et soient les relations suivantes que nous avions démontrées:

  (14.406)

Dès lors, il vient:

  (14.407)

et remplaçons les quantités par . Nous obtenons alors:

  (14.408)

Nous avions aussi démontré que:

  (14.409)

D’où:

  (14.410)

et comme:

  (14.411)

Nous avons:

  (14.412)

et nous avions aussi démontré que:

d’où:

  (14.413)

et en les reportant dans l’avant-dernière relation, nous obtenons:

  (14.414)

Nous avons donc finalement pour l’expression covariante du tenseur de Riemann-Christoffel:

  (14.415)

Il convient de remarquer que le tenseur de Riemann-Christoffel est donc antisymétrique:

  (14.416)

et que dans la parenthèse de la relation antéprécédente, nous n’avons que des dérivées partielles doubles alors qu’en dehors de la parenthèse les symboles de Christoffel ne contiennent que des dérivées partielles simples!

Enfin, la permutation en bloc des indices ij et rs nous donne, par suite de la symétrie des et en invertissant leur ordre de dérivation:

  (14.417)

Effectuons maintenant une permutation circulaire sur les indices j, r, s dans l’expression (obtenue juste un peu plus haut):

  (14.418)

il vient:

  (14.419)

et nous avons alors (c’est très simple à contrôler en sommant les trois lignes ci-dessus):

  (14.420)

L’identité précédente est appelée „première identité de Bianchi“ ou également "identité de Bianchi algébrique" et elle met en évidence la propriété de cyclicité du tenseur. En réalité, nous ne devrions pas parler d’identité puisqu’elle est vérifiée uniquement (du moins à ma connaissance) dans le cas d’un tenseur métrique symétrique (sinon quoi la torsion n’est pas nulle pour rappel!).

Le lecteur observera qu’il est immédiat que cette dernière relation est satisfaite dans le cas de la métrique de Minkowski puisque si en tout point la dérivée partielle de la métrique est nulle nous avons:

  (14.421)

Et nous verrons dans le chapitre de Relativité Générale que cette première identité servira de base à la construction de la métrique de Schwarzschild.

Si la métrique est de type Minkowski (nous changeons les notations des indices afin d’être plus conforme aux écritures habituelles en relativité générale) alors il est immédiat que nous avons aussi:

  (14.422)

Mais dans le cas où la métrique n’est pas du type Minkowski, cette dernière relation peut être satisfaite et a un intérêt que si et seulement si la métrique choisie est décomposable en série de Taylor dont les dérivés partielles premières sont nulles en 0 (cf. chapitre de Géométrie Différentielle lors de notre étude.

Relation qui ne serait valable que dans le cas d’un système localement inertiel où tous les symboles de Christoffel s’annulent mais pas leurs dérivées.

Par extension:

  (14.423)

Rappelons qu’implicitement, cette relation (appelée "deuxième identité de Bianchi" ou "identité de Bianchi différentielle") exprime toujours simplement (si l’on peut dire…) le fait que gravité et géométrie de l’espace sont liées ensemble.

TENSEUR DE RICCI

Avant de voir les conséquences de l’identité de Bianchi, nous avons besoin de définir le "tenseur de Ricci":

  (14.424)

qui est donc simplement la contraction des premier et troisième indices du tenseur de Riemann-Christoffel que nous avions donné plus haut:

  (14.425)

en d’autres termes c’est juste une notation plus condensée… et puis les lettres pour les indices supérieurs ou inférieurs ainsi que la présence de la virgule sont au libre choix de celui qui écrit (en fonction de l’humeur et surtout si le contexte permet d’éviter toute confusion).

Par exemple avec le tenseur de Riemann-Christoffel que nous venons de donner le tenseur de Ricci pourrait en fonction de l’humeur s’écrire des deux manières suivantes (nous gardons les indices avec les lettres latines):

  (14.426)

D’autres contractions d’autres indices pourraient aussi être possibles mais parce que est antisymétrique sur et alors la contraction sur ces indices reviennent à avoir .

De manière similaire, nous définissons le "scalaire de Ricci" (aussi parfois appelé "scalaire de Riemann") par la relation:

  (14.427)

qui possède les propriétés suivantes:

– Si l’espace est plat, le scalaire de Ricci est nul

– Si l’espace est courbé comme une sphère, le scalaire de Ricci est positif

– Si l’espace est courbé comme une selle de cheval, le scalaire de Ricci est négatif

Soit explicitement (en changeant de notation pour les indices afin de bien insister sur le fait que cela n’a aucun impact!):

  (14.428)

Nous aurons des exemples pratiques concrets dans le chapitre de Relativité Générale pour les deux premiers cas mais regardons des exemples simplifiés pour les deux premiers (nous ne démontrerons par contre pas la réciproque).

Exemples (tous avec des métriques symétriques…):

E1. Commençons par la métrique de l’espace plat (sans la composante temporelle). Nous avons (cf. chapitre de Relativité Générale):

  (14.429)

En reprenant la définition du scalaire de Ricci sous forme explicite:

  (14.430)

Il est immédiat que R est nul puisque les dérivées partielles seront toutes nulles. Donc un espace plat a un scalaire de Ricci nul.

E2. Regardons maintenant avec la métrique du plan exprimée en coordonnées sphériques (sans la composante temporelle). Nous avons (cf. chapitre de Relativité Générale):

  (14.431)

et:

  (14.432)

avec:

  (14.433)

Nous savons que pour calculer le scalaire de Ricci (ou: courbure de Ricci), il nous faut donc calculer la contraction du tenseur de Riemann-Christoffel (soit: le tenseur de Ricci) qui lui-même dépend des symboles de Christoffel de deuxième espèce qui eux-mêmes dépendent des symboles de Christoffel de première espèce (argh!).

Nous allons donc commencer par le plus bas niveau, c’est-à-dire par déterminer tous les symboles de Christoffel de première espèce donnés pour rappel par:

  (14.434)

Nous avons donc , soit 27 symboles de Christoffel de première espèce possibles! Même si certains symboles sont égaux (nous l’avons démontré!), nous allons quand même tout calculer.

Commençons dans la joie et la bonne humeur…:

  (14.435)

Calculons maintenant tous les symboles de Christoffel de deuxième espèce dans les détails:

  (14.436)

Encore une fois, comme le tenseur métrique est diagonal, cela va nous simplifier les calculs!

Nous avons alors:

  (14.437)  

Calculons maintenant les 9 composantes du tenseur de Ricci dans les détails selon:

  (14.438)

Nous avons alors (nous les calculons tous, même si nous savons que par la suite ceux qui n’ont pas  seront inutiles de par la métrique diagonale):

  (14.439)

Calculons maintenant le scalaire de Ricci:

  (14.440)

Nous avons alors:

  (14.441)

Le scalaire de Ricci est donc nul aussi. Ce résultat peut surprendre, mais en réalité il est logique puisque nous n’avons fait que de calculer la courbure scalaire d’un espace plat exprimé en coordonnées sphériques.

E3. Imposons-nous maintenant la métrique diagonale de surface de la 2-sphère  (sans la composante temporelle). Nous avons alors conformément à ce que nous avons vu dans le chapitre de Géométrie Différentielle:

  (14.442)

et:

  (14.443)

Soit (cf. chapitre de Géométrie Différentielle):

  (14.444)

où r est une constante!

Nous allons donc commencer par le plus bas niveau, c’est-à-dire par déterminer tous les symboles de Christoffel de première espèce donnés pour rappel par:

  (14.445)

Nous avons donc , soit 8 symboles de Christoffel de première espèce possibles! Même si certains symboles sont égaux (nous l’avons démontré!), nous allons quand même tout calculer.

  (14.446)

Calculons maintenant tous les symboles de Christoffel de deuxième espèce dans les détails:

  (14.447)

Encore une fois, comme le tenseur métrique est diagonal, cela va nous simplifier les calculs!

Nous avons alors:

  (14.448)  

Calculons maintenant les 4 composantes du tenseur de Ricci dans les détails selon:

  (14.449)

Nous avons alors (nous les calculons tous, même si nous savons que par la suite ceux qui n’ont pas  seront inutiles de par la métrique diagonale):

  (14.450)

Calculons maintenant le scalaire de Ricci:

  (14.451)

Nous avons alors:

  (14.452)

Nous constatons que:

1. Le scalaire de Ricci est une constante. Cela signifie que l’hypersurface possède une courbure constante en tous points de la surface (nous savons que la sphère par symétrie possède une courbure constante en tous points). Elle possède donc une forme de symétrie, vis-à-vis de sa courbure. Nous avons alors affaire à une "variété maximalement symétrique".

2. Ce scalaire est positif ce qui décrit un espace bombé (boule, sphère)

TENSEUR D’EINSTEIN

Appliquons une contraction à la deuxième identité de Bianchi (valable pour rappel que si la métrique est positive):

  (14.453)

Rappelons que et de même par extension que . Donc finalement ceci nous amène à écrire de par la propriété des dérivées (produit en somme):

  (14.454)

et donc à obtenir:

  (14.455)

En utilisant la propriété d’antisymétrie du tenseur de Riemann-Christoffel, nous écrivons:

  (14.456)

Ce qui revient finalement à écrire de par la définition du tenseur de Ricci:

  (14.457)

Cette dernière relation étant appelée „identité de Bianchi contractée„.

Contractons cette relation encore une fois:

  (14.458)

Ce qui revient identiquement à écrire en utilisant les propriétés de la sommation d’Einstein (qui permet librement de changer les indices):

  (14.459)

Ce qui équivaut à:

  (14.460)

Comme , nous avons:

  (14.461)

En montant l’indice par multiplication avec , nous obtenons "l’identité d’Einstein":

  (14.462)

Le "tenseur d’Einstein" (tenseur d’ordre deux et contravariant dans le cas présent) qui est donc une constante dans un espace Riemannien donné est dès lors défini par:

  (14.463)

et exprime de la façon la plus courte qui soit, le transport parallèle..

Identiquement, nous pouvons obtenir la forme covariante:

  (14.464)

Le tenseur est donc construit pour une métrique uniquement Riemannienne (ce qui fait cependant quand même pas mal d’espaces possibles…), et est automatiquement non divergent:

  (14.465)

Il faut bien se rappeler cependant qu’une grande partie des derniers développements considèrent une métrique symétrique. Raison pour laquelle certains parlent de "théorie gravitationnelle symétrique".

Nous retrouverons ce tenseur naturellement dans le chapitre de Relativité Générale lorsqu’en faisant usage du principe variationnel nous décomposerons l’action en deux termes:

1. l’action de la masse dans le champ gravitationnel

2. l’action du champ gravitationnel en l’absence de masse

En exprimant le tout dans un espace Riemannien nous obtiendrons alors la non moins fameuse équation d’Einstein des champs (sans plus d’explications dans ce chapitre):

  (14.466)

les détails étant donnés dans le chapitre de Relativité Générale.

Exemple:

Calculons le tenseur d’ordre 2 covariant d’Einstein:

  (14.467)

basé sur la métrique diagonale de surface de la 2-sphère  (sans la composante temporelle):

  (14.468)

Comme la métrique est diagonale, nous avons bien démontré plus haut par l’exemple que:

  (14.469)

et comme dans le cas présent, nous avons aussi:

  (14.470)

Il vient que:

  (14.471)

Donc nous n’avons qu’à nous concentrer sur deux composantes:

  (14.472)

ce qui vérifie bien ce que nous avons dit plus haut.

– Le calcul tensoriel en physique, J. Hladik + P.-E. Hladik, Éditions Dunod, ISBN10: 2100040715 (172 pages) – Imprimé en 1993

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