WikiDer > Расширения симметричных операторов

Эта статья включает список литературы, связанное чтение или внешние ссылки, но его источники остаются неясными, потому что в нем отсутствует встроенные цитаты. Пожалуйста, помогите улучшить эта статья введение более точные цитаты. (Июнь 2020 г.) (Узнайте, как и когда удалить этот шаблон сообщения)

В функциональный анализ, один интересуется расширения симметрических операторов действуя на Гильбертово пространство. Особое значение имеет наличие, а иногда и явные конструкции самосопряженный расширения. Эта проблема возникает, например, когда нужно указать области самосопряженности для формальных выражений наблюдаемые в квантовая механика. Другие применения решений этой проблемы можно увидеть в различных момент проблемы.

В этой статье обсуждается несколько связанных проблем этого типа. Объединяющей темой является то, что каждая проблема имеет теоретико-операторную характеристику, которая дает соответствующую параметризацию решений. В частности, поиск самосопряженных расширений с различными требованиями симметричные операторы эквивалентно поиску унитарных расширений подходящих частичные изометрии.

Симметричные операторы

Позволять ЧАС - гильбертово пространство. А линейный оператор А действующий на ЧАС с плотной областью Dom (А) является симметричный если

${displaystyle langle Ax, yangle = langle x, Ayangle}$ для всех Икс, y в Доме (А).

Если Dom (А) = ЧАС, то Теорема Хеллингера-Теплица Говорит, что А это ограниченный оператор, в таком случае А является самосопряженный и проблема расширения тривиальна. В общем случае симметричный оператор является самосопряженным, если область определения его сопряженного, Dom (А *), лежит в Dom (А).

При работе с неограниченные операторы, часто желательно иметь возможность предположить, что рассматриваемый оператор закрыто. В данном контексте удобно, что каждый симметричный оператор А является закрываемый. Это, А имеет наименьшее закрытое расширение, называемое закрытие из А. Это можно показать, используя предположение симметрии и Теорема Рисса о представлении. поскольку А и его замыкание имеют одинаковые замкнутые расширения, всегда можно считать, что интересующий симметричный оператор замкнут.

В дальнейшем предполагается, что симметричный оператор имеет вид плотно определенный и закрыто.

Проблема Для плотно определенного замкнутого симметрического оператора A найдите его самосопряженные расширения.

Этот вопрос можно перевести в теоретико-операторный. Обратите внимание, что в качестве эвристической мотивации Преобразование Кэли на комплексной плоскости, определяемой

${displaystyle zmapsto {frac {z-i} {z + i}}}$

отображает реальную линию на единичный круг. Это предполагает, что для симметричного оператора можно определить А,

${displaystyle U_ {A} = (A-i) (A + i) ^ {- 1},}$

на Ран(А + я), диапазон А + я. Оператор U_А на самом деле изометрия между замкнутыми подпространствами, которая принимает (А + я)Икс к (А - я)Икс для Икс в Доме (А). Карта

${displaystyle Amapsto U_ {A}}$

также называется Преобразование Кэли симметричного оператора А. Данный U_А, А может быть восстановлен

${displaystyle A = -i (U + 1) (U-1) ^ {- 1} ,,}$

определено на Дом(А) = Ран(U - 1). Сейчас если

${displaystyle {ilde {U}}}$

является изометрическим расширением U_А, Оператор

${displaystyle {ilde {A}} = - я ({ilde {U}} + 1) ({ilde {U}} - 1) ^ {- 1}}$

действующий на

${displaystyle Ran (- {frac {i} {2}} ({ilde {U}} - 1)) = Ran ({ilde {U}} - 1)}$

является симметричным расширением А.

Теорема Симметричные расширения замкнутого симметрического оператора А находится во взаимно однозначном соответствии с изометрическими расширениями своего преобразования Кэли U_А.

Более интересным является наличие самосопряженный расширения. Верно следующее.

Теорема Замкнутый симметричный оператор А самосопряжен тогда и только тогда, когда Ran (А ± я) = ЧАС, т.е. когда его преобразование Кэли U_А является унитарным оператором на ЧАС.

Следствие Самосопряженные расширения замкнутого симметрического оператора А находится во взаимно однозначном соответствии с унитарными расширениями своего преобразования Кэли U_А.

Определить подпространства дефицита из А от

${displaystyle K _ {+} = Ran (A + i) ^ {perp}}$

и

${displaystyle K _ {-} = Ran (A-i) ^ {perp}.}$

На этом языке описание задачи самосопряженного расширения, данное следствием, можно переформулировать следующим образом: симметричный оператор А имеет самосопряженные расширения тогда и только тогда, когда его преобразование Кэли U_А имеет унитарные расширения ЧАС, т.е. дефектные подпространства K₊ и K₋ иметь такое же измерение.

Пример

Рассмотрим гильбертово пространство L²[0,1]. На подпространстве абсолютно непрерывных функций, обращающихся в нуль на границе, определим оператор А от

${displaystyle Af = i {frac {d} {dx}} f.}$

Интеграция по частям показывает А симметрично. Прилегающий А * тот же оператор, что и Dom (А *) будучи абсолютно непрерывные функции без граничных условий. Мы увидим, что расширение А сводится к изменению граничных условий, тем самым увеличивая Dom (А) и сокращение Dom (А *), пока они не совпадут.

Прямой расчет показывает, что K₊ и K₋ - одномерные подпространства, задаваемые формулой

${displaystyle K _ {+} = имя оператора {span} {phi _ {+} = acdot e ^ {x}}}$

и

${displaystyle K _ {-} = имя оператора {span} {phi _ {-} = acdot e ^ {- x}}}$

где а - нормализующая постоянная. Таким образом, самосопряженные расширения А параметризованы единичной окружностью на комплексной плоскости, {|α| = 1}. Для каждого унитарного U_α : K₋ → K₊, определяется U_α(φ₋) = αφ₊, соответствует расширение А_α с доменом

${displaystyle operatorname {Dom} (A_ {alpha}) = {f + eta (alpha phi _ {-} - phi _ {+}) | fin operatorname {Dom} (A) ,; эта в mathbb {C}}.}$

Если ж ∈ Dom (А_α), тогда ж абсолютно непрерывна и

${displaystyle left | {frac {f (0)} {f (1)}} ight | = left | {frac {ealpha -1} {alpha -e}} ight | = 1.}$

Наоборот, если ж абсолютно непрерывна и ж(0) = γf(1) для некоторых сложных γ с |γ| = 1, тогда ж лежит в указанном выше домене.

Самосопряженные операторы { А_α } являются экземплярами оператор импульса в квантовой механике.

Самостоятельная пристройка на большее пространство

Эта секция нуждается в расширении. Вы можете помочь добавляя к этому. (Июнь 2008 г.)

Любую частичную изометрию можно продолжить на возможно большем пространстве до унитарного оператора. Следовательно, каждый симметричный оператор имеет самосопряженное расширение на возможно большем пространстве.

Положительные симметричные операторы

Симметричный оператор А называется положительный если ${displaystyle langle Ax, xangle geq 0}$ для всех Икс в Дом(А). Известно, что для каждого такого А, у одного тусклый (K₊) = тусклый (K₋). Следовательно, каждый положительно симметричный оператор имеет самосопряженные расширения. Более интересный вопрос в этом направлении: А имеет положительные самосопряженные расширения.

Для двух положительных операторов А и B, мы положили А ≤ B если

${displaystyle (A + 1) ^ {- 1} geq (B + 1) ^ {- 1}}$

в смысле ограниченных операторов.

Структура матричных сжатий 2 × 2

В то время как проблема расширения для общих симметрических операторов по существу сводится к расширению частичных изометрий до унитарных, для положительно симметричных операторов вопрос сводится к расширению схватки: «заполняя» некоторые неизвестные элементы самосопряженного сжатия 2 × 2, мы получаем положительные самосопряженные расширения положительно-симметричного оператора.

Прежде чем сформулировать соответствующий результат, мы сначала исправим некоторую терминологию. Для сжатия Γ, действующего на ЧАС, мы определяем его операторы дефектов от

${displaystyle D_ {Gamma} = (1-Gamma ^ {*} Gamma) ^ {frac {1} {2}} quad {mbox {and}} quad D_ {Gamma ^ {*}} = (1-Gamma Gamma ^ {*}) ^ {frac {1} {2}}.}$

В дефектные пространства Γ являются

${displaystyle {mathcal {D}} _ {Gamma} = Ran (D_ {Gamma}) quad {mbox {and}} quad {mathcal {D}} _ {Gamma ^ {*}} = Ran (D_ {Gamma ^ { *}}).}$

Операторы дефектов указывают на неунитарность Γ, в то время как пространства дефектов обеспечивают единственность в некоторых параметризациях. Используя этот механизм, можно явно описать структуру общих сжатий матриц. Нам понадобится только корпус 2 × 2. Каждое сжатие 2 × 2 Γ можно однозначно выразить как

${displaystyle Gamma = {egin {bmatrix} Gamma _ {1} & D_ {Gamma _ {1} ^ {*}} Gamma _ {2} Gamma _ {3} D_ {Gamma _ {1}} & - Gamma _ { 3} Gamma _ {1} ^ {*} Gamma _ {2} + D_ {Gamma _ {3} ^ {*}} Gamma _ {4} D_ {Gamma _ {2}} end {bmatrix}}}$

где каждый Γ_я это сокращение.

Расширения положительных симметрических операторов

Преобразование Кэли для общих симметрических операторов может быть адаптировано к этому частному случаю. Для каждого неотрицательного числа а,

${displaystyle left | {frac {a-1} {a + 1}} ight | leq 1.}$

Это наводит на мысль, что каждому положительно симметричному оператору сопоставим А сокращение

${displaystyle C_ {A}: Ran (A + 1) ightarrow Ran (A-1) subset {mathcal {H}}}$

определяется

${displaystyle C_ {A} (A + 1) x = (A-1) x.quad {mbox {ie}} quad C_ {A} = (A-1) (A + 1) ^ {- 1}., }$

которые имеют матричное представление

${displaystyle C_ {A} = {egin {bmatrix} Gamma _ {1} Gamma _ {3} D_ {Gamma _ {1}} end {bmatrix}}: Ran (A + 1) ightarrow {egin {matrix} Ran (A + 1) oplus Ran (A + 1) ^ {perp} end {matrix}}.}$

Легко проверить, что Γ₁ запись C_А проецируется на Ран(А + 1) = Дом(C_А), является самосопряженным. Оператор А можно записать как

${displaystyle A = (1 + C_ {A}) (1-C_ {A}) ^ {- 1},}$

с участием Дом(А) = Ран(C_А - 1). Если

${displaystyle {ilde {C}}}$

сокращение, которое расширяет C_А и его проекция на его область определения самосопряжена, то ясно, что его обратное преобразование Кэли

${displaystyle {ilde {A}} = (1+ {ilde {C}}) (1- {ilde {C}}) ^ {- 1}}$

определено на

${displaystyle Ran (1- {ilde {C}})}$

является положительным симметрическим расширением А. Симметричность следует из того, что его проекция на свою собственную область является самосопряженной, а положительность следует из сжимаемости. Верно и обратное: при положительном симметричном расширении А, его преобразование Кэли является сжатием, удовлетворяющим заявленному «частичному» свойству самосопряженности.

Теорема Положительные симметрические расширения А находятся во взаимно однозначном соответствии с расширениями его преобразования Кэли, где, если C такое расширение, нам требуется C проецируется на Дом(C) быть самосопряженными.

Критерий унитарности преобразования Кэли заменяется самосопряженностью для положительных операторов.

Теорема Симметричный положительный оператор А является самосопряженным тогда и только тогда, когда его преобразование Кэли является самосопряженным сжатием, определенным на всех ЧАС, т.е. когда Ран(А + 1) = ЧАС.

Следовательно, поиск самосопряженного расширения для положительно симметричного оператора становится "завершение матрицы проблема ". В частности, нам нужно встроить сокращение столбца C_А в самосопряженное сжатие 2 × 2. Это всегда можно сделать, и структура таких сокращений дает параметризацию всех возможных расширений.

Согласно предыдущему пункту все самосопряженные расширения C_А принимает форму

${displaystyle {ilde {C}} (Gamma _ {4}) = {egin {bmatrix} Gamma _ {1} & D_ {Gamma _ {1}} Gamma _ {3} ^ {*} Gamma _ {3} D_ {Gamma _ {1}} & - Gamma _ {3} Gamma _ {1} Gamma _ {3} ^ {*} + D_ {Gamma _ {3} ^ {*}} Gamma _ {4} D_ {Gamma _ {3} ^ {*}} конец {bmatrix}}.}$

Таким образом, самосопряженные положительные расширения А находятся в биективном соответствии с самосопряженными стягиваниями Γ₄ на дефектном пространстве

${displaystyle {mathcal {D}} _ {Gamma _ {3} ^ {*}}}$

из Γ₃. Схватки

${displaystyle {ilde {C}} (- 1) quad {mbox {and}} quad {ilde {C}} (1)}$

дать начало положительным расширениям

${displaystyle A_ {0} quad {mbox {and}} quad A_ {infty}}$

соответственно. Эти самый маленький и самый большой положительное расширение А в том смысле, что

${displaystyle A_ {0} leq Bleq A_ {infty}}$

для любого положительного самосопряженного расширения B из А. Оператор А_∞ это Расширение Фридрихса из А и А₀ это расширение фон Неймана-Крейна из А.

Аналогичные результаты можно получить для аккретивные операторы.

использованная литература

• А. Алонсо, Б. Саймон, Теория Бирмана-Крейна-Вишика самосопряженных расширений полуограниченных операторов. J. Теория операторов 4 (1980), 251-270.
• Gr. Арсен, А. Геондеа, Завершение сжатия матриц, J. Теория операторов 7 (1982), 179-189.
• Н. Данфорд и Дж. Шварц, Линейные операторы, Часть II, Interscience, 1958.
• ДО Н.Э. Зал, Квантовая теория для математиков, Глава 9, Springer, 2013.
• М. Рид и Б. Саймон, Методы современной математической физики, т. I и II, Academic Press, 1975.