黎曼幾何學

　　德國數學傢（G.F.）B.黎曼在19世紀中期所提出的幾何學理論。1854年，他在格丁根大學發表的就職演說，題目是《論作為幾何學基礎的假設》，可以說是黎曼幾何學的發凡。從數學上講，他發展瞭空間的概念，首先認識到幾何學中所研究的對象是一種“多重廣延量”，其中的點可以用n個實數作為座標來描述，即現代的微分流形的原始形式，為用抽象空間描述自然現象打下瞭基礎。更進一步，他認為，通常所說的幾何學隻是在當時已知測量範圍之內的幾何學學，如果超出瞭這個范圍，或者是到更細層次的范圍裡面，空間是否還是歐幾裡得的則是一個需要驗證的問題，需要靠物理學發展的結果來決定。他認為這種空間(也就是流形)上的幾何學應該是基於無限鄰近點之間的距離。在無限小的意義下，這種距離仍然滿足勾股定理。這樣，他就提出瞭黎曼度量的概念。這個思想發源於C.F.高斯。但是黎曼提出瞭更一般化的觀點。在歐幾裡得幾何中，鄰近點的距離平方是

(在笛卡兒坐標下)，這確定瞭歐幾裡得幾何。但是在一般曲線坐標下，則應為 ，這裡 是相當特殊的一組函數。如果 是一般的函數，又( g _ij)仍構成正定對稱陣，那麼從 出發，也可以定義一種幾何學，這便是黎曼幾何學。由於在每一點的周圍，都可以選取坐標使得在這點成立

，所以在非常小的區域裡面勾股定理近似成立。但在大一點的范圍裡一般就和歐幾裡得幾何學有很大的區別瞭。

　　黎曼認識到距離隻是加到流形上的一個結構，因此在同一流形上可以有眾多的黎曼度量，從而擺脫瞭經典微分幾何曲面論中局限於誘導度量的束縛。這是一個傑出的貢獻。

　　其後，E.B.克裡斯托費爾、G.裡奇等人又進一步發展瞭黎曼幾何，特別是裡奇發展瞭張量分析的方法，這在廣義相對論中起瞭基本的作用。1915年A.愛因斯坦創立瞭廣義相對論，使黎曼幾何在物理中發揮瞭重大的作用，對黎曼幾何的發展產生瞭巨大的影響。廣義相對論真正地用到瞭黎曼幾何學，但其度量形式不是正定的，現稱為洛倫茨流形的幾何學（見廣義相對論）。

　　廣義相對論產生以來，黎曼幾何獲得瞭蓬勃的發展，特別是É.嘉當在20世紀20～30年代開創並發展瞭外微分形式與活動標架法，建立起李群與黎曼幾何之間的聯系，從而為黎曼幾何的發展奠定瞭重要基礎且開辟瞭廣闊的園地，影響極為深遠，由此還發展瞭線性聯絡及纖維叢方面的研究。半個多世紀以來，黎曼幾何的研究也已從局部發展到整體，產生瞭許多深刻的並在其他數學分支和現代物理學中有重要作用的結果。隨著60年代大范圍分析的發展，黎曼幾何和偏微分方程（特別是微分算子的理論）、多復變函數論、代數拓撲學等學科互相滲透、互相影響。在現代物理中的規范場理論（又稱楊－米爾斯理論）中，黎曼幾何也成瞭一個有力的工具。

　　黎曼流形　黎曼幾何是黎曼流形上的幾何學。黎曼流形指的是一個n維微分流形M，在其上給定瞭一個黎曼度量g，也就是說，在微分流形M的每一個坐標鄰域(U，x)內，用一個正定對稱的二次微分形式

來度量二個無限鄰近的點( x ¹， x ²，…， x ⁿ)和( x ¹+ d x ¹， x ²+ d x ²，…， x ⁿ+ d x ⁿ)之間的距離。這裡( g _ij)構成一個正定對稱的 n× n陣，並假設 g _ij( x)關於( x ⁱ)有一定的可微性，而 M上連接兩點 P、 Q的曲線 C： x ⁱ= x ⁱ( t)， α≤ t≤ b的長度 l( C)就用積分 來計算。為瞭保證距離的度量與坐標鄰域的選取無關，還要求 g _ij滿足二階協變張量的變換規律，用整體黎曼幾何的語言來說，就是在微分流形 M上給定瞭一個由分量 g _ij決定的正定對稱二階協變張量場 g。 M連同 g，即( M， g)稱為一個 n維黎曼流形， g稱為度量張量或基本張量。由於歷史的原因，黎曼流形又常稱黎曼空間，但後者偏重於局部意義，即常指黎曼流形的一個開子集或一個坐標鄰域。

　　度量張量g在流形M每點P(x¹，x²，…，xⁿ)的切空間T_p(M)中就規定瞭一個內積g_p(或記為：〈，〉)用來計算切向量的長度、交角。即若向量X，Y∈T_p(M)，而

， ，則 X的長度

； X、 Y的交角 θ由

，0≤ θ≤ π決定。如果 cos θ＝0，即 ，就稱 X、 Y為互相正交。│ x│=1的向量稱為單位向量， T _p( M)中由兩兩互相正交的單位向量組成的基稱為正規正交基，對任一點 P∈ M，在 P點的某一鄰域 U內總存在 n個單位向量場 e ₁， e ₂，…， e _n，使得在 U的每點它們構成切空間的一個正規正交基，這 n個局部向量場稱為一個局部正規正交基或局部正規正交標架。運用局部正規正交標架來研究黎曼幾何的方法稱為活動標架法。黎曼幾何中的許多公式和幾何量在活動標架下有特別簡單明瞭的表達式，例如取 ω ₁， ω ₂，…， ω _n為局部正規正交標架 e ₁， e ₂，…， e _n的對偶形式，也稱對偶基，即滿足 的 n個一次微分形式，於是在基{ e _i}下，由於 ，度量形式可寫為 。

　　任一仿緊微分流形總具有黎曼度量，這種黎曼度量的數目是非常繁多的，但也不是完全任意的。微分流形的度量結構是受它的拓撲結構所制約的，而這種制約關系正是黎曼幾何研究的一個重要內容，還存在許多沒有解決的問題。

　　有瞭計算曲線長度的方法，黎曼流形(M，g)上任意兩點P、Q之間的距離d(P，Q)就可以用M中連接P、Q的所有分段可微分曲線的長度的下確界來定義，即

d(P，Q)=inf(l(C))，

（連接 P， Q的分段可微分曲線 C）。於是， M在上述距離下成為一個度量空間，還可以證明，它所導出的度量拓撲與流形 M原有的拓撲是等價的。

　　聯絡、平行移動　歐氏空間中兩不同點的切向量可以用平行移動的方法移動到同一點處加以比較，而且這種平行移動與移動的道路無關。黎曼流形上不同點的切向量也可以用平行移動的方法加以比較，但一般說來，這時由於流形的彎曲，平行移動與移動的道路有關。設P(xⁱ)為流形上任一點，{e_i}，i=1，2，…，n為P點附近的一個局部標架，P+dP為P的一個無限鄰近點，坐標為xⁱ+dxⁱ。定義P+dP點的切空間和P點的切空間的一個線性對應，使得P+dP點的

對應於 P點的向量 ，這裡 是 n ²個一次微分形式，稱為聯絡形式，這樣引入的對應稱為無窮小平行移動。設 是 P點附近的一個局部向量場，那麼在點 P+ d P的向量 ·

經過無窮小平行移動至 P點後就會得到向量 ，它與 P點的向量 在一階無窮小范圍內的差

稱為向量場 的協變微分又稱絕對微分，記為 D X，

，特別有標架基 e _i的協變微分為 。

　　為瞭可以在流形上整體地定義平行移動，自然要求這樣定義的無窮小平行移動與標架的選取無關，即應該保證在標架改變時這樣所確定的平行移動和協變微分不受影響。令

表示標架的變換，則

　　　　　　　(i，j=1，2，…，n)　　　(1)

就是在標架變換下聯絡形式的變換規律，這裡（ ）是( A )的逆陣。

　　如果在黎曼流形(M，g) 的各點關於每個標架給定瞭n²個一次微分形式 {ω

}，它們之間滿足變換規律(1)，就稱在 M上給定瞭一個仿射聯絡或稱線性聯絡（見 聯絡論），{ ω }為相應的聯絡形式。

　　設{ωⁱ}為標架{e_i}的對偶基，則

，這裡 。容易看出在標架變換 下，應有 。由此，在標架變換下還成立下述兩個關系：

因此，如記

，　　　(2)

，　　　(3)

那麼 都分別是一個張量的分量。這就是說，在標架的變換下，應成立

相應的張量分別稱為仿射聯絡的撓率張量和曲率張量。撓率張量等於零的仿射聯絡則稱為無撓率的聯絡。

　　黎曼聯絡、列維-齊維塔平行移動　黎曼聯絡是黎曼流形上最重要和最常用的一種聯絡。構造如下：設{e_i}為關於坐標系(xⁱ)的自然標架，即

，此時 。令 式中 稱為第二類克裡斯托費爾符號，( g ^{i j})為( g _ij)的逆陣，則不難驗證{ω }決定瞭一個仿射聯絡而且滿足下列二個性質：①是無撓率的；②相應的無窮小平行移動保持向量的內積。滿足①和②的仿射聯絡稱為黎曼聯絡，也稱列維－齊維塔聯絡，這種聯絡是惟一的，在自然標架下它就是如上決定起來的。黎曼流形上如果無特殊說明都是用黎曼聯絡。

　　在自然標架下，向量場

的協變微分 D X可以表達為 ，即分量為 的張量。如果 為另一個向量場，稱向量 為 X關於 Y的協變導數，記為▽ X。容易看出成立下面的性質：

應用這個符號，黎曼聯絡的兩個性質可表達為：

，這裡[ X， Y]= XY- YX是向量 X， Y的換位運算。特別在正規正交標架下，由 可以推得聯絡形式 ω 關於指標 i， j反稱，即 。

　　設T表示黎曼流形(M，g)上一條曲線с的切向量，X是с上的向量場，如果▽_TX=0，即X關於с的切向量的協變導數為零，就稱X沿著曲線с平行或稱X是曲線с上的平行向量場。在局部坐標系(x)下，若

，那麼， X沿 с平行的條件為 λ ⁱ( x) 滿足常微分方程組∶ ，反之，在任意點 P( x)給定初始向量 ，解上述常微分方程組就可得到с上的一個平行向量場，稱為向量 X ₀沿с平行移動生成的向量場，這種關於黎曼聯絡的平行移動也稱為列維-齊維塔平行移動。

　　和樂群　從上面所述不難看出一個向量沿著不同的曲線平行移動到同一點所得到的向量一般是不同的，這種差異刻畫瞭黎曼流形的彎曲程度。設P是(M，g)的任一點，l(P)表示以P為始點和終點的閉曲線的集合，如果с₁、с₂是l(P)中的元素，則復合曲線с₁·с₂也是l(P)中的元素。對X∈T_p(M)沿著l(P)中元素C平行移動回到P點就得到X′∈T_p(M)，這樣l(P)中的一個元素就對應於T_p(M)→T_p(M)的一個同構。這種同構全體構成的群就稱為在P點處的和樂群，當M是連通流形時，不同點的和樂群是同構的，和樂群在黎曼幾何的研究中有重要的作用。

　　張量的協變微分　由向量的協變微分還可引出張量場的協變微分。在任意的標架{e_i}下，設對偶基為{ωⁱ}，聯絡形式為{ω

}， α階反變 b階協變的張量場 T在( x)點的分量記為 ，則 T的協變微分就是

是一個 α階反變 b+1階協變的張量的分量，稱為 的協變導數。特別，若 是 T在自然標架下的分量，那麼，

　　結構方程、比安基恒等式　關於黎曼聯絡方程(2)和(3)成為：

　　　(4)

方程(4)稱為黎曼流形的結構方程。

　　在自然標架下，從結構方程可以算得曲率張量的分量

用基本張量 g _ij將指標 h拉下得到分量為 的一個四階協變張量，也稱為曲率張量，它反映出一個向量沿無限小環路平行移動回到原處所受到的變差，體現出空間的彎曲。不難驗證下述關系式：

進一步外微分結構方程中的第二式並利用第一式可得下面的第二比安基恒等式：

。

　　曲率張量是黎曼幾何中最重要的張量之一。在n=2的場合，可以看出惟一的獨立分量是R₁₂₁₂。而當M是三維歐氏空間E³中曲面時，關於誘導度量在正規正交基下的R₁₂₁₂恰好是曲面的高斯曲率K。高斯-博內公式揭示瞭曲率張量與流形的歐拉示性數的內在聯系，用纖維叢的思想證明瞭它的高維推廣是陳省身的傑出成果之一。

　　截面曲率、裡奇曲率、數量曲率　在任一點P處的二個獨立切向量

決定瞭 P點的一個二維切平面π _p( X， Y)，稱

為 π _p( X， Y)的截面曲率也稱黎曼曲率。可以驗證同一二維切平面的截面曲率與基向量 X， Y的選取無關。

　　截面曲率完全決定瞭曲率張量，也就是說，如果在一點P知道瞭所有的截面曲率，那麼在這點的曲率張量就決定瞭。另外，截面曲率滿足下面的舒爾定理：如果在連通的黎曼流形(M，g)(n≥3)的各點，截面曲率與方向X，Y無關，那麼它與點也無關，因而是常數。這種黎曼流形稱為常曲率黎曼空間。常曲率為K的黎曼流形的曲率張量滿足條件

。

　　由曲率張量縮並而得的張量，即分量為

的二階協變對稱張量稱為裡奇張量。設

，由 決定的量稱為在 P點 X方向的裡奇曲率。由 決定的數量函數 S稱為在 P點的數量曲率。

　　截面曲率、裡奇曲率以及數量曲率是非常重要的幾何量。研究這些量與黎曼流形的幾何性質以及拓撲性質之間的關系是黎曼幾何的一個重要課題。例如，嘉當－阿達馬定理斷言：若一個n維單連通完備黎曼流形的截面曲率處處不大於零，那麼它與Rⁿ微分同胚。再如邁爾斯定理斷言：若完備黎曼流形的裡奇曲率處處大於一個正常數h，那麼它必是緊流形而且基本群有限。W.克林格貝格和M.伯熱證明的球定理斷言：如果完備單連通n維黎曼流形M的截面曲率K_M滿足

，那麼 M與 n維歐氏球面 S ⁿ同胚。這些結果顯示瞭流形的拓撲性質與度量性質之間有密切的聯系。在這方面還有許多未解決的問題。

　　測地線、完備黎曼流形　n維歐氏空間Eⁿ中連接兩點P、Q的直線段

是連接 P、 Q的所有曲線中最短的，而 的長度就等於 P、 Q的距離。假設 C ²曲線 = 是連接 P、 Q的最短線， t是 C的弧長參數，即 。考慮 C的任意一族變分曲線 0≤ t≤ ，-ε≤ s≤ε，即對固定的 s，曲線 C _s是連接 P、 Q的曲線，且 C ₀= C。顯然 C滿足 0，也即最短線必是長度泛函的臨界點，由歐拉-拉格朗日方程得到 C應滿足下列微分方程組：

。　　　(5)

　　稱滿足方程(5)的曲線為測地線，歐氏空間中的測地線就是直線，歐氏球面中的測地線是大圓弧。最短線必是測地線，但反之則不一定成立。例如，歐氏球面上以P、Q為端點的大圓優弧雖是測地線卻不是連接P、Q的最短線（應為劣弧）。然而，在局部范圍內測地線總是最短線，也就是說，任意點P總存在一個局部鄰域U，使得對U中任意點Q，惟一存在一條完全落在U內的測地線C連結P、Q，而且C的長度等於P、Q的距離。一條連接兩點P、Q的測地線，如果它的長度恰好等於P、Q的距離，就稱為極小測地線。顯然它就是連接P、Q的最短線。

　　從(5)不難看出測地線的另一說法是：測地線是切向量沿自身平行的曲線，即▽_TT=0。

　　方程組(5)是一個二階常微分方程組，因此任意給定一點P和P點的一個單位切向量X，總惟一地存在一條測地線過P點且在P點與X相切。然而它未必能夠無限地延伸。而且任意兩點間就也不一定能用一條極小測地線連接。例如，設S²-{P}為二維歐氏球面S²去掉一點P而得到的曲面，於是處在過P點的同一大圓上充分接近P點而分居P的兩側的兩點P₁、P₂之間就沒有極小測地線。

　　如果一個黎曼流形(M，g) 的任意測地線都能被開拓成在整個t∈(-∞，+∞) 上定義的測地線，則(M，g)稱為完備黎曼流形，或稱度量張量g是完備度量。例如，歐氏空間、歐氏球面等都是完備黎曼流形。任何緊黎曼流形(M，g)（即M本身是緊流形）都是完備黎曼流形。完備黎曼流形上任意兩點總能用一條極小測地線連接。這就是著名的霍普夫-裡諾定理所斷言的事實。

　　指數映射　設P為黎曼流形(M，g)上任意點，V為P點切空間T_p(M)中一個向量，用γ_V(t)表示從P點出發以V為初始切向量的測地線，即у_V(0)=P，γ_V^′

(0)= V，若γ _V(1)有定義，則映射 exp _p∶ V γ _V(1)稱為 P點的指數映射，可以證明：存在 T _p( M)中原點的一個開鄰域 U，使得 exp _p是 U到 exp _p( U)的微分同胚，此時將 exp _p(U)⊂ M中點采用 U中原像點的坐標為坐標得到的坐標稱為法坐標，相應的鄰域 exp _p( U)稱為 P點的法坐標鄰域。采用法坐標系，許多幾何量有簡明的表達式，所以法坐標系是黎曼幾何研究中常用的坐標系。對於完備黎曼流形，指數映射 exp _p在整個 T _p( M)上都有定義，但一般不是一對一的。

　　黎曼子流形　用三維歐氏空間中的度量來計算曲面上的曲線長度就在曲面上誘導瞭一個度量，由此展開的微分幾何就是經典的曲面論。在黎曼幾何中，設M是m維黎曼流形(N，愡)的一個n維浸入子流形，i：M→N是包含映射。如果用N的黎曼度量愡 來計算M的曲線長度，那麼在M上得到一個誘導的黎曼度量g（記為i^*愡），M關於誘導度量稱為N的一個n維黎曼子流形，m-n稱為子流形的餘維數。如果(x¹，x²，…，xⁿ)和(y¹，y²，…，y^m)分別是M和N的局部坐標系，

，那麼

， m； i， j=1，2，…， n)， N上在點 P∈ M的一個向量 ξ _p，如果與 M在 P點的每一切向量都正交，就稱為 M在 P點的一個法向量。可以取 N的局部正規正交標架{ e _α}，使得限制在 M上時，{ e _i}是 M的一個局部正規正交標架，而{ e _r}， r= n+1，…， m，是 M的 m- n個互相正交的單位法向量。設{ ω ^α}是對偶基，{ ω }是 N的黎曼聯絡形式， N的結構方程為：

這裡 是 N的曲率張量， 限制在 M上時， ，即 ω ^r=0，因此從第一個方程得到

。由嘉當引理 ，且 ，稱

為子流形 M的第二基本形式，正像三維歐氏空間曲面論中一樣，第二基本形式在子流形的研究中起著十分重要的作用。 N的結構方程中的第二個方程限制於 M上，並取指標 α= i， β= j，與 M的結構方程相比較，可以得到 M的曲率張量 ，稱為子流形的高斯方程。如果再取其他的指標值，還可得到子流形的科達齊方程和裡奇方程。

　　由

定義的法向量稱為黎曼子流形的平均曲率向量，如同曲面論一樣，平均曲率向量等於零的子流形稱為極小子流形。特別當子流形的維數等於2時，稱為極小曲面。而餘維數等於1時稱為極小超曲面。一維的極小子流形就是測地線。

　　極小子流形具有明顯的變分意義，它是體積泛函的臨界點。歷史上，極小子流形的研究與J.普拉托問題有密切的聯系：設給定瞭空間中一條閉的可求長的若爾當曲線C，能否找到一個以C為其邊界的極小曲面？極小子流形，特別是極小曲面的存在性，惟一性的分類問題構成瞭黎曼幾何研究的一個重要方面。

　　當第二基本形式恒等於零，即

的極小子流形稱為全測地子流形。這時 M中的任意一條測地線也是 N中的測地線，或者說， M中的平行移動與在外圍空間 N中的平行移動是完全一致的。

　　如果兩個黎曼流形(M，g)與(N，愡)之間存在映射f∶M→N，使得f(M)⊂N是N的一個浸入子流形，且g正好是愡誘導而成的，就稱f是(M，g)到(N，愡)的一個等距浸入。當f(M)還是嵌入子流形時，就稱為等距嵌入。

　　一個黎曼流形(M，g)能否等距地浸入或嵌入到高維的歐氏空間中成為黎曼子流形以及這種浸入或嵌入的剛性問題是黎曼幾何中由來已久的重要而且有興趣的研究課題。

　　關於局部等距嵌入，即黎曼流形的一個局部區域等距嵌入到高維歐氏空間的問題，N.雅內特(1926)和É.嘉當(1927)證明瞭：每個p維的黎曼流形能局部等距嵌入到Eⁿ中，如果

。

　　關於整體等距嵌入問題，J.F.納什(1956)證明瞭：任何P維緊黎曼流形能整體等距嵌入到

維歐氏空間中，而非緊的黎曼流形能整體等距嵌入到

維歐氏空間中。

　　等距映射、共形映射、調和映射　黎曼幾何研究中另一個重要的課題是研究黎曼流形之間的一些有重要幾何意義和物理學背景的映射，其中包括等距映射、共形映射和調和映射等。

　　兩個黎曼流形（M，g）和(N，g′)之間的一個映射f，如果滿足

，其中 σ是某一函數，即 X， Y∈ T _p( M)成立 ，則稱 f為共形映射。特別當 M與 N的維數相等而且 f是微分同胚時，則稱（ M， g）共形同胚於( N， g′)，如果此時還有 σ≡0，即 f ^* g′= g，則稱 f是等距映射。

　　從定義可以看出，在共形映射下兩向量的夾角保持不變，而在等距映射下向量的長度也保持不變。如果一個n維黎曼流形(M，g)的任意點都有一個坐標鄰域(U，x)，使得在U內度量張量

，即 g局部共形於平坦度量 δ _ij，就稱為共形平坦黎曼流形。

　　任何一個二維黎曼流形都是共形平坦的，這是由於在等溫坐標下，度量張量可表為e^σ(dx²+dy²)的形式。

　　在n＞3時，共形平坦黎曼流形的特征是用下面定義的張量來刻畫的：設在局部坐標系下，黎曼流形(M，g)的度量張量、曲率張量、裡奇張量的分量分別為

，數量曲率為 s，那麼分量為

式中

所確定的張量場稱為(M，g)的共形曲率張量。

　　共形曲率張量在共形映射下不變，由平坦度量g_ij=δ_ij決定的共形曲率張量恒為零，所以共形平坦黎曼流形的共形曲率張量等於零。實際上，有下面的更進一步的結論：n(n＞3)維的黎曼流形是共形平坦的充要條件為它的共形曲率張量等於零。常曲率空間總是共形平坦的。

　　設f是n維黎曼流形(M，g)到m維黎曼流形(N，g′)的с²階映射。在局部坐標系{U，x}⊂M和{V，y}⊂N下，f可以表示為

和 分別表示( M， g)和( N， g′)的第二類克裡斯托費爾符號，那麼用分量

決定的向量場稱為映射 f的張力場，當τ ^α≡0( α=1，2，…， m)，就稱 f為黎曼流形( M， g)到( N， g′)的調和映射。

　　調和映射是一類十分重要的映射，有著深刻的幾何意義並和規范場理論有著廣泛的聯系。例如，當M的維數n=1時，調和映射就是N上的測地線，特別當M=s¹時，就是閉測地線；當N是實數軸時，調和映射就是黎曼流形M上的調和函數；當f是等距浸入或等距嵌入時，調和映射就是極小子流形。

　　由於τ^α≡0是一個二階偏微分方程組，因此，調和映射和二階橢圓型偏微分方程的理論有密切的聯系。

　　調和映射的存在性基本問題可敘述如下：設f₀∶(M，g)→(N，g′)是黎曼流形間的映射，那麼在f₀的同倫類中是否存在調和映射f？

　　假定M和N都是緊無邊界流形，J.伊爾斯和J.H.桑普森證明瞭：當N具有非正截面曲率時，答案是肯定的，而L.勒梅韋、J.薩克斯和K.K.烏倫貝克證明瞭：當M的維數等於2，且π₂₁(N)=0時，答案也是肯定的。

　　如果M和N都是緊的，而且M有邊界時，R.S.哈密頓首先證明：當N具非正截面曲率時，具有給定邊界值的調和映射是存在的。

　　也可類似地定義洛倫茨流形和黎曼流形間的調和映射，這在理論物理中有作用，但還很少研究。谷超豪證明瞭從閔科夫斯基平面到任意完備黎曼流形的調和映射的初始值問題和邊值問題整體解總是存在的。

　　

參考書目

　L.P.Eisenhart，RieMannian Geometry，Princeton Univ.Press，Princeton，1949.

　S.Kobayashi and K.Nomizu，Foundations of Diff-erential Geometry，Vol，1～2，John Wiley &Sons，New York，1963、1969.

　W.Klingenberg，RieMannian Geometry，Walter.de Gruyter，Berlin，1982.

　N.J.Hicks，Notes on Differential Geometry，van Vostrand，Princeton，1965.