WikiDer > Разложение спектра (функциональный анализ)

В спектр из линейный оператор ${ displaystyle T}$ который работает на Банахово пространство ${ displaystyle X}$ (фундаментальная концепция функциональный анализ) состоит из всех скаляры ${ displaystyle lambda}$ так что оператор ${ displaystyle T- lambda}$ не имеет ограниченного обратный на ${ displaystyle X}$. Спектр имеет стандартный разложение на три части:

• а точечный спектр, состоящий из собственные значения из ${ displaystyle T}$;
• а непрерывный спектр, состоящий из скаляров, которые не являются собственными значениями, но составляют диапазон ${ displaystyle T- lambda}$ а правильный плотное подмножество пространства;
• а остаточный спектр, состоящий из всех остальных скаляров в спектре.

Это разложение имеет отношение к изучению дифференциальные уравнения, и имеет приложения во многих областях науки и техники. Известный пример из квантовая механика это объяснение дискретные спектральные линии и непрерывная полоса в свете, излучаемом в восторге атомы водород.

Разложение на точечный спектр, непрерывный спектр и остаточный спектр

Для операторов ограниченного банахова пространства

Позволять Икс быть Банахово пространство, B(Икс) семья ограниченные операторы на Икс, и Т ∈ B(Икс). К определение, комплексное число λ находится в спектр из Т, обозначенный σ(Т), если Т − λ не имеет обратного B(Икс).

Если Т − λ является один к одному и на, то его обратный ограничен; это следует непосредственно из теорема об открытом отображении функционального анализа. Так, λ находится в спектре Т если и только если Т − λ либо не один к одному, либо нет. Различают три отдельных случая:

1. Т − λ не является инъективный. То есть существуют два различных элемента Икс,y в Икс такой, что (Т − λ)(Икс) = (Т − λ)(y). потом z = Икс − y - ненулевой вектор такой, что Т(z) = λz. Другими словами, λ является собственным значением Т в смысле линейная алгебра. В этом случае, λ говорят, что находится в точечный спектр из Т, обозначенный σ_п(Т).
2. Т − λ инъективен, и его классифицировать это плотное подмножество р из Икс; но это не все Икс. Другими словами, существует какой-то элемент Икс в Икс такой, что (Т − λ)(y) может быть как можно ближе к Икс по желанию, с y в Икс; но никогда не равняется Икс. Можно доказать, что в этом случае Т − λ не ограничен снизу (т.е. отправляет далеко друг от друга элементы Икс слишком близко друг к другу). Эквивалентно обратный линейный оператор (Т − λ)⁻¹, которое определено на плотном подмножестве р, не является ограниченным оператором и, следовательно, не может быть распространен на все Икс. потом λ говорят, что находится в непрерывный спектр, σ_c(Т), из Т.
3. Т − λ является инъективным, но не имеет плотного диапазона. То есть есть какой-то элемент Икс в Икс и окрестности N из Икс такой, что (Т − λ)(y) никогда не бывает в N. В этом случае карта (Т − λ)⁻¹ Икс → Икс может быть ограниченным или неограниченным, но в любом случае не допускает единственного расширения до ограниченного линейного отображения на всех Икс. потом λ говорят, что находится в остаточный спектр из Т, σ_р(Т).

Так σ(Т) представляет собой несвязное объединение этих трех множеств,

${ Displaystyle sigma (T) = sigma _ {p} (T) cup sigma _ {c} (T) cup sigma _ {r} (T).}$

Для неограниченных операторов

Спектр неограниченного оператора можно разделить на три части так же, как и в ограниченном случае, но поскольку оператор определен не везде, определения области, обратного и т. Д. Являются более сложными.

Примеры

Оператор умножения

Для σ-конечной измерить пространство (S, Σ, μ) рассмотрим банахово пространство L^п(μ). Функция час: S → C называется существенно ограниченный если час ограничен μ-почти всюду. Существенно ограниченный час индуцирует ограниченный оператор умножения Т_час на L^п(μ):

${ displaystyle (T_ {h} f) (s) = h (s) cdot f (s).}$

Операторная норма Т является существенным супремумом час. В существенный диапазон из час определяется следующим образом: комплексное число λ находится в существенном диапазоне час если для всех ε > 0, прообраз открытого шара B_ε(λ) под час имеет строго положительную меру. Сначала мы покажем, что σ(Т_час) совпадает с существенным диапазоном час а затем исследуйте его различные части.

Если λ не входит в основной диапазон час, брать ε > 0 такой, что час⁻¹(B_ε(λ)) имеет нулевую меру. Функция грамм(s) = 1/(час(s) − λ) почти всюду ограничена 1 /ε. Оператор умножения Т_грамм удовлетворяетТ_грамм · (Т_час − λ) = (Т_час  − λ)· Т_грамм = я. Так λ не входит в спектр Т_час. С другой стороны, если λ лежит в существенном диапазоне часрассмотрим последовательность множеств {S_п = час⁻¹(B_{1 / п}(λ))}. Каждый S_п имеет положительную меру. Позволять ж_п быть характеристической функцией S_п. Мы можем вычислить напрямую

${ displaystyle | (T_ {h} - lambda) f_ {n} | _ {p} ^ {p} = | (h- lambda) f_ {n} | _ {p} ^ {p } = int _ {S_ {n}} | h- lambda ; | ^ {p} d mu leq { frac {1} {n ^ {p}}} ; mu (S_ {n }) = { frac {1} {n ^ {p}}} | f_ {n} | _ {p} ^ {p}.}$

Это показывает Т_час − λ не ограничено снизу, поэтому не обратимо.

Если λ таково, что μ( час⁻¹({λ}))> 0, то λ лежит в точечном спектре Т_час следующее. Позволять ж - характеристическая функция измеримого множества час⁻¹(λ), то, рассматривая два случая, находим

${ Displaystyle forall s in S, ; (T_ {h} f) (s) = lambda f (s),}$

так что λ - собственное значение Т_час.

Любой λ в существенном диапазоне час не имеющий прообраза положительной меры находится в непрерывном спектре Т_час. Чтобы показать это, мы должны показать, что Т_час − λ имеет плотный ассортимент. Данный ж ∈ L^п(μ) снова рассмотрим последовательность множеств {S_п = час⁻¹(B_{1 / п}(λ))}. Позволять грамм_п быть характеристической функцией S − S_п. Определять

${ displaystyle f_ {n} (s) = { frac {1} {h (s) - lambda}} cdot g_ {n} (s) cdot f (s).}$

Прямой расчет показывает, что ж_п ∈ L^п(μ), с ${ displaystyle | f_ {n} | _ {p} leq n | f | _ {p}}$. Затем по теорема о доминируемой сходимости,

${ displaystyle (T_ {h} - lambda) f_ {n} rightarrow f}$

в L^п(μ) норма.

Следовательно, операторы умножения не имеют остаточного спектра. В частности, спектральная теорема, нормальные операторы в гильбертовом пространстве не имеют остаточного спектра.

Смены

В частном случае, когда S набор натуральных чисел и μ - счетная мера, соответствующая L^п(μ) обозначается l^п. Это пространство состоит из комплекснозначных последовательностей {Икс_п} такой, что

${ displaystyle sum _ {n geq 0} | x_ {n} | ^ {p} < infty.}$

Для 1 < п < ∞, л ^п является рефлексивный. Определить левый "шифт Т : л ^п → л ^п к

${ displaystyle T (x_ {1}, x_ {2}, x_ {3}, dots) = (x_ {2}, x_ {3}, x_ {4}, dots).}$

Т это частичная изометрия с операторной нормой 1. Итак σ(Т) лежит в замкнутом единичном круге комплексной плоскости.

Т * сдвиг вправо (или односторонний сдвиг), которая является изометрией на л ^q, где 1 /п + 1/q = 1:

${ displaystyle T ^ {*} (x_ {1}, x_ {2}, x_ {3}, dots) = (0, x_ {1}, x_ {2}, dots).}$

За λ ∈ C с |λ| < 1,

${ displaystyle x = (1, lambda, lambda ^ {2}, dots) in l ^ {p}}$

и Т х = λ x. Следовательно, точечный спектр Т содержит открытый единичный диск. Сейчас же, Т * не имеет собственных значений, т.е. σ_п(Т *) пусто. Таким образом, используя рефлексивность и приведенную выше теорему (что σ_п(Т) ⊂ σ_р(Т*) ∪ σ_п(Т*)), можно вывести, что открытый единичный круг лежит в остаточном спектре Т *.

Спектр ограниченного оператора замкнут, откуда следует единичная окружность {|λ| = 1 } ⊂ C, в σ(Т). Опять же по рефлексии л ^п и приведенная выше теорема (на этот раз, что σ_р(Т) ⊂ σ_п(Т*)) имеем что σ_р(Т) тоже пусто. Следовательно, для комплексного числа λ при единичной норме необходимо иметь λ ∈ σ_п(Т) или же λ ∈ σ_c(Т). Теперь, если |λ| = 1 и

${ displaystyle Tx = lambda x, qquad ie ; (x_ {2}, x_ {3}, x_ {4}, dots) = lambda (x_ {1}, x_ {2}, x_ {3) }, точки),}$

тогда

${ Displaystyle х = х_ {1} (1, лямбда, лямбда ^ {2}, точки),}$

что не может быть в л ^п, противоречие. Это означает, что единичный круг должен лежать в непрерывном спектре Т.

Итак, для левой смены Т, σ_п(Т) - открытый единичный диск и σ_c(Т) - единичный круг, а для правого сдвига Т *, σ_р(Т *) - открытый единичный диск и σ_c(Т *) - единичный круг.

За п = 1, можно провести аналогичный анализ. Результаты не будут точно такими же, поскольку рефлексивность больше не действует.

Самосопряженные операторы в гильбертовом пространстве

Гильбертовы пространства являются банаховыми пространствами, поэтому приведенное выше обсуждение применимо и к ограниченным операторам в гильбертовых пространствах. Тонкий момент касается спектра Т*. Для банахова пространства Т* обозначает транспонирование и σ(Т *) = σ(Т). Для гильбертова пространства Т* обычно обозначает прилегающий оператора Т ∈ B(ЧАС), а не транспонирование, и σ(Т *) не является σ(Т), а его образ при комплексном сопряжении.

Для самосопряженного Т ∈ B(ЧАС), Функциональное исчисление Бореля дает дополнительные способы естественным образом разбить спектр.

Функциональное исчисление Бореля

В этом подразделе кратко описывается развитие этого исчисления. Идея состоит в том, чтобы сначала установить непрерывное функциональное исчисление, а затем перейти к измеримым функциям через Теорема Рисса-Маркова о представлении. Ключевыми ингредиентами непрерывного функционального исчисления являются следующие:

1. Если Т самосопряженный, то для любого многочлена п, операторная норма удовлетворяет

${ Displaystyle | P (T) | = sup _ { lambda in sigma (T)} | P ( lambda) |.}$

2. Программа Теорема Стоуна-Вейерштрасса, откуда следует, что семейство многочленов (с комплексными коэффициентами) плотно в C(σ(Т)) непрерывные функции на σ(Т).

Семья C(σ(Т)) это Банахова алгебра при наделении единой нормой. Итак, отображение

${ Displaystyle P rightarrow P (T)}$

является изометрическим гомоморфизмом из плотного подмножества C(σ(Т)) к B(ЧАС). Продолжение отображения по непрерывности дает ж(Т) за ж ∈ C (σ(Т)): позволять п_п - многочлены такие, что п_п → ж единообразно и определить ж(Т) = lim п_п(Т). Это непрерывное функциональное исчисление.

За фиксированный час ∈ ЧАСмы замечаем, что

${ displaystyle f rightarrow langle h, f (T) h rangle}$

является положительным линейным функционалом на C(σ(Т)). Согласно теореме Рисса-Маркова о представлении существует единственная мера μ_час на σ(Т) такие, что

${ displaystyle int _ { sigma (T)} f , d mu _ {h} = langle h, f (T) h rangle.}$

Эту меру иногда называют спектральная мера, связанная с h. Спектральные меры могут быть использованы для расширения непрерывного функционального исчисления до ограниченных борелевских функций. Для ограниченной функции грамм измеримым по Борелю, определим для предложенного грамм(Т)

${ displaystyle int _ { sigma (T)} g , d mu _ {h} = langle h, g (T) h rangle.}$

Через поляризационная идентичность, можно восстановить (поскольку ЧАС считается сложным)

${ displaystyle langle k, g (T) h rangle.}$

и поэтому грамм(Т) час для произвольных час.

В данном контексте спектральные меры в сочетании с результатом теории меры дают разложение σ(Т).

Разложение на абсолютно непрерывную, особую непрерывную и чистую точку

Позволять час ∈ ЧАС и μ_час - соответствующая ему спектральная мера на σ(Т) ⊂ р. Согласно уточнению Теорема разложения Лебега, μ_час можно разложить на три взаимно особенные части:

${ displaystyle , mu _ {h} = mu _ { mathrm {ac}} + mu _ { mathrm {sc}} + mu _ { mathrm {pp}}}$

куда μ_ac абсолютно непрерывна относительно меры Лебега, μ_sc сингулярна по мере Лебега и безатомна, а μ_pp - чисто точечная мера.^[1]

Все три типа мер инвариантны относительно линейных операций. Позволять ЧАС_ac - подпространство, состоящее из векторов, спектральные меры которых абсолютно непрерывны относительно Мера Лебега. Определять ЧАС_pp и ЧАС_sc аналогичным образом. Эти подпространства инвариантны относительно Т. Например, если час ∈ ЧАС_ac и k = Т ч. Позволять χ - характеристическая функция некоторого борелевского множества в σ(Т), тогда

${ displaystyle langle k, chi (T) k rangle = int _ { sigma (T)} chi ( lambda) cdot lambda ^ {2} d mu _ {h} ( lambda ) = int _ { sigma (T)} chi ( lambda) ; d mu _ {k} ( lambda).}$

Так

${ displaystyle lambda ^ {2} d mu _ {h} = d mu _ {k} ,}$

и k ∈ ЧАС_ac. Кроме того, применение спектральной теоремы дает

${ displaystyle H = H _ { mathrm {ac}} oplus H _ { mathrm {sc}} oplus H _ { mathrm {pp}}.}$

Это приводит к следующим определениям:

1. Спектр Т ограниченный ЧАС_ac называется абсолютно непрерывный спектр из Т, σ_ac(Т).
2. Спектр Т ограниченный ЧАС_sc называется его сингулярный спектр, σ_sc(Т).
3. Набор собственных значений Т называются чистый точечный спектр из Т, σ_pp(Т).

Замыкание собственных значений - это спектр Т ограниченный ЧАС_pp. Так

${ displaystyle sigma (T) = sigma _ { mathrm {ac}} (T) cup sigma _ { mathrm {sc}} (T) cup {{ bar { sigma}} _ { mathrm {pp}} (T)}.}$

Сравнение

Ограниченный самосопряженный оператор в гильбертовом пространстве заведомо является ограниченным оператором в банаховом пространстве. Следовательно, можно также обратиться к Т полученное выше разложение спектра для ограниченных операторов в банаховом пространстве. В отличие от формулировки пространства Банаха,^{[требуется разъяснение]} Союз

${ displaystyle sigma (T) = {{ bar { sigma}} _ { mathrm {pp}} (T)} cup sigma _ { mathrm {ac}} (T) cup sigma _ { mathrm {sc}} (T).}$

не должно быть непересекающимся. Он не пересекается, когда оператор Т имеет равномерную кратность, скажем м, т.е. если Т унитарно эквивалентно умножению на λ на прямую сумму

${ displaystyle oplus _ {я = 1} ^ {m} L ^ {2} ( mathbb {R}, mu _ {i})}$

для некоторых мер Бореля ${ Displaystyle mu _ {я}}$. Когда в приведенном выше выражении появляется более чем одна мера, мы видим, что объединение трех типов спектров может не быть разделенным. Если λ ∈ σ_ac(Т) ∩ σ_pp(Т), λ иногда называют собственным значением встроенный в абсолютно непрерывном спектре.

Когда Т унитарно эквивалентно умножению на λ на

${ Displaystyle L ^ {2} ( mathbb {R}, mu),}$

разложение σ(Т) из функционального исчисления Бореля является уточнением случая банахова пространства.

Физика

Предыдущие комментарии можно распространить на неограниченные самосопряженные операторы, поскольку Рис-Марков справедлив для локально компактный Хаусдорфовы пространства.

В квантовая механика, наблюдаемые самосопряженные операторы, часто не ограничены, и их спектры являются возможными результатами измерений. Абсолютно непрерывный спектр физической наблюдаемой соответствует свободным состояниям системы, а чисто точечный спектр соответствует связанные состояния. Сингулярный спектр соответствует физически невозможным результатам. Примером квантово-механической наблюдаемой, которая имеет чисто непрерывный спектр, является оператор позиции свободной частицы, движущейся по прямой. Его спектр - это вся действительная линия. Кроме того, поскольку оператор импульса унитарно эквивалентен оператору позиции через оператор преобразование Фурье, у них одинаковый спектр.

Интуиция может побудить человека сказать, что дискретность спектра тесно связана с «локализацией» соответствующих состояний. Однако тщательный математический анализ показывает, что это не так. Следующее ${ displaystyle f}$является элементом ${ Displaystyle L ^ {2} ( mathbb {R})}$ и увеличивается как ${ Displaystyle х к infty}$.

${ displaystyle f (x) = { begin {case} n & { text {if}} x in left [n, n + { frac {1} {n ^ {4}}} right], 0 & { text {else.}} End {case}}}$

Однако явления Локализация Андерсона и динамическая локализация описывают, когда собственные функции локализованы в физическом смысле. Локализация Андерсона означает, что собственные функции убывают экспоненциально как ${ Displaystyle х к infty}$. Динамическую локализацию определить труднее.

Иногда при выполнении физических квантово-механических расчетов встречаются «собственные векторы», которые не лежат в L²(р), т.е. волновые функции, которые не локализованы. Это свободные состояния системы. Как указано выше, в математической постановке свободным состояниям соответствует абсолютно непрерывный спектр. В качестве альтернативы, если настаивают на том, что понятие собственных векторов и собственных значений переживает переход к строгости, можно рассматривать операторы на оснащенные гильбертовы пространства.

Некоторое время считалось, что сингулярный спектр - это нечто искусственное. Однако примеры как оператор почти Матьё и случайные операторы Шредингера показали, что все типы спектров естественным образом возникают в физике.

Разложение на существенный спектр и дискретный спектр

Позволять ${ Displaystyle A: , от X до X}$ - замкнутый оператор, определенный в области ${ Displaystyle D (A) подмножество X}$ что плотно в Икс. Тогда происходит разложение спектра А в несвязный союз,

${ displaystyle sigma (A) = sigma _ { mathrm {ess}, 5} (A) bigsqcup sigma _ { mathrm {d}} (A),}$

куда

1. ${ displaystyle sigma _ { mathrm {ess}, 5} (A)}$ пятый тип существенный спектр из А (если А это самосопряженный оператор, тогда ${ displaystyle sigma _ { mathrm {ess}, k} (A) = sigma _ { mathrm {ess}} (A)}$ для всех ${ Displaystyle 1 Leq К Leq 5}$);
2. ${ Displaystyle sigma _ { mathrm {d}} (А)}$ это дискретный спектр из А, который состоит из нормальные собственные значения, или, что то же самое, изолированных точек ${ Displaystyle sigma (А)}$ такие, что соответствующие Проектор Рисса имеет конечный ранг.

Смотрите также

• Точечный спектр, набор собственных значений.
• Основной спектр, спектр оператора по модулю компактных возмущений.
• Дискретный спектр (математика), набор нормальные собственные значения.
• Примерный точечный спектр
• Спектральная теория нормальных C * -алгебр

Рекомендации

• Н. Данфорд и Дж. Шварц, Линейные операторы, часть I: Общая теория, Interscience, 1958.
• М. Рид и Б. Саймон, Методы современной математической физики I: Функциональный анализ, Academic Press, 1972.