Дифференциальные формы на римановой поверхности - Differential forms on a Riemann surface

В математика, дифференциальные формы на римановой поверхности являются важным частным случаем общей теории дифференциальные формы на гладкие многообразия, отличающийся тем, что конформная структура на Риманова поверхность по сути определяет Звездный оператор Ходжа на 1-формы (или дифференциалы) без указания Риманова метрика. Это позволяет использовать Гильбертово пространство методы изучения теории функций на римановой поверхности и, в частности, построения гармонических и голоморфных дифференциалов с заданными особенностями. Эти методы были впервые использованы Гильберт (1909) в своем вариационном подходе к принципу Дирихле, строго придерживаясь аргументов, предложенных Риман. Потом Вейль (1940) нашел прямой подход, используя свой метод ортогональной проекции, предшественник современной теории эллиптические дифференциальные операторы и Соболевские пространства. Эти методы изначально применялись для доказательства теорема униформизации и его обобщение на плоские римановы поверхности. Позже они предоставили аналитическую основу для гармонические интегралы из Ходж (1940) Ошибка harvtxt: нет цели: CITEREFHodge1940 (помощь). В этой статье рассматриваются общие результаты о дифференциальных формах на римановой поверхности, не основанные на выборе Риманова структура.

Звезда Ходжа на 1-формах

На римановой поверхности Ходжа звезда определяется на 1-формах локальной формулой

${\displaystyle \displaystyle {\star (p\,dx+q\,dy)=-q\,dx+p\,dy.}}$

Он хорошо определен, потому что он инвариантен относительно голоморфный изменения координаты.

Действительно, если z = Икс + иу голоморфна как функция ш = ты + iv, то по Уравнения Коши – Римана Икс_ты = у_v и у_ты = –Икс_v. В новых координатах

${\displaystyle \displaystyle {p\,dx+q\,dy=(px_{u}+qy_{u})du+(px_{v}+qy_{v})dv=p_{1}du+q_{1}dv,}}$

так что

${\displaystyle \displaystyle {-q_{1}\,du+p_{1}\,dv=-(px_{v}+qy_{v})du+(px_{u}+qy_{u})dv=-q(x_{u}du+x_{v}dv)+p(y_{u}du+y_{v}dv)=-q\,dx+p\,dy,}}$

доказательство заявленной инвариантности.^[1]

Обратите внимание, что для 1-форм ω₁ = п₁ dx + q₁ dy и ω₂ = п₂ dx + q₂ dy

${\displaystyle \displaystyle {\omega _{1}\wedge \star \omega _{2}=(p_{1}p_{2}+q_{1}q_{2})\,dx\wedge dy=\omega _{2}\wedge \star \omega _{1}.}}$

В частности, если ω = п dx + q dy тогда

${\displaystyle \displaystyle {\omega \wedge \star \omega =(p^{2}+q^{2})\,dx\wedge dy.}}$

Обратите внимание, что в стандартных координатах

${\displaystyle \star dz=-idz,\,\,\star d{\overline {z}}=id{\overline {z}}.}$

Напомним также, что

${\displaystyle {\partial \over \partial z}={1 \over 2}\left({\partial \over \partial x}-i{\partial \over \partial y}\right),\,\,\,{\partial \over \partial {\overline {z}}}={1 \over 2}\left({\partial \over \partial x}+i{\partial \over \partial y}\right),}$

так что

${\displaystyle df=f_{z}\,dz+f_{\overline {z}}\,d{\overline {z}}=\partial f+{\bar {\partial }}f.}$

Разложение ${\displaystyle d=\partial +{\bar {\partial }}}$ не зависит от выбора локальной координаты. 1-формы только с ${\displaystyle dz}$ составляющие называются (1,0) формами; те, у кого есть только ${\displaystyle d{\overline {z}}}$ компоненты называются (0,1) формами. Операторы ${\displaystyle \partial }$ и ${\displaystyle {\overline {\partial }}}$ называются Операторы Dolbeault.

Следует, что

${\displaystyle \star df=-i\partial f+i{\bar {\partial }}f.}$

Операторы Дольбо могут быть определены аналогично для 1-форм и как ноль для 2-форм. У них есть свойства

${\displaystyle d=\partial +{\bar {\partial }}}$

${\displaystyle \partial ^{2}={\bar {\partial }}^{2}=\partial {\bar {\partial }}+{\bar {\partial }}\partial =0.}$

Лемма Пуанкаре

На римановой поверхности Лемма Пуанкаре утверждает, что каждая замкнутая 1-форма или 2-форма локально точна.^[2] Таким образом, если ω является гладкой 1-формой с dω = 0 то в некоторой открытой окрестности данной точки существует гладкая функция ж такой, что ω = df в этом районе; и для любой гладкой 2-формы Ω существует гладкая 1-форма ω определенная в некоторой открытой окрестности данной точки такая, что Ω = dω в этом районе.

Если ω = п dx + q dy замкнутая 1-форма на (а,б) × (c,d), тогда п_у = q_Икс. Если ω = df тогда п = ж_Икс и q = ж_у. Набор

${\displaystyle \displaystyle {g(x,y)=\int _{a}^{x}p(t,y)\,dt,}}$

так что грамм_Икс = п. потом час = ж − грамм должен удовлетворить час_Икс = 0 и час_у = q − грамм_у. Правая часть здесь не зависит от Икс так как его частная производная по Икс равно 0. Итак

${\displaystyle \displaystyle {h(x,y)=\int _{c}^{y}q(a,s)\,ds-g(a,y)=\int _{c}^{y}q(a,s)\,ds,}}$

и поэтому

${\displaystyle \displaystyle {f(x,y)=\int _{a}^{x}p(t,y)\,dt+\int _{c}^{y}q(a,s)\,ds.}}$

Аналогично, если Ω = р dx ∧ dy тогда Ω = d(ж dx + грамм dy) с грамм_Икс − ж_у = р. Таким образом, решение дается ж = 0 и

${\displaystyle \displaystyle {g(x,y)=\int _{a}^{x}r(t,y)\,dt.}}$

Прокомментируйте дифференциальные формы с компактным носителем. Обратите внимание, что если ω имеет компактную опору, поэтому исчезает за пределами некоторого меньшего прямоугольника (а₁,б₁) × (c₁,d₁) с а < а₁ < б₁ <б и c < c₁ < d₁ < d, то то же самое верно и для решения ж(Икс,у). Таким образом, лемма Пуанкаре для 1-форм верна с этими дополнительными условиями компактного носителя.

Аналогичное утверждение верно и для 2-форм; но, поскольку есть несколько вариантов решения, следует проявлять осторожность при их выборе.^[3]

Фактически, если Ω имеет компактный носитель на (а,б) × (c,d) и если к тому же ∬ Ω = 0, тогда Ω = dω с ω 1-форма компактной опоры на (а,б) × (c,d). В самом деле, Ω должна иметь опору в некотором меньшем прямоугольнике (а₁,б₁) × (c₁,d₁) с а < а₁ < б₁ <б и c < c₁ < d₁ < d. Так р(Икс, у) исчезает для Икс ≤ а₁ или же Икс ≥ б₁ и для у ≤ c₁ или же у ≥ d₁. Позволять час(у) - гладкая функция с носителем в (c₁,d₁) с ∫^d
_c час(т) dt = 1. Набор k(Икс) = ∫^d
_c р(Икс,у) dy: это гладкая функция, поддерживаемая в (а₁,б₁). Следовательно р(Икс,у) = р(Икс,у) − k(Икс)час(у) гладкая и поддерживается в (а₁,б₁) × (c₁,d₁). Теперь это удовлетворяет ∫^d
_c р(Икс,у) dy ≡ 0. Наконец установил

${\displaystyle P(x,y)=\int _{c}^{y}R(x,y)dy,\,\,\,Q(x,y)=h(y)\int _{a}^{x}k(s)\,ds.}$

Обе п и Q гладкие и поддерживаются в (а₁,б₁) × (c₁,d₁) с п_у = р и Q_Икс(Икс,у) = k(Икс)час(у). Следовательно ω = −п dx + Q dy является гладкой 1-формой, поддерживаемой в (а₁,б₁) × (c₁,d₁) с

${\displaystyle d\omega =(Q_{x}+P_{y})\,dx\wedge dy=r\,dx\wedge dy=\Omega .}$

Интеграция 2-х форм

Если Ω - непрерывная 2-форма компактного носителя на римановой поверхности Икс, его поддержка K можно покрыть конечным числом координатных карт U_я и существует разбиение единицы χ_я гладких неотрицательных функций с компактным носителем таких, что χ_я = 1 в окрестности K. Тогда интеграл от Ω определяется как

${\displaystyle \displaystyle {\int _{X}\Omega =\sum \int _{X}\chi _{i}\Omega =\sum \int _{U_{i}}\chi _{i}\Omega ,}}$

где интеграл по U_я имеет свое обычное определение в локальных координатах. Интеграл не зависит от выбора здесь.

Если Ω имеет локальное представление ж(Икс,у) dx ∧ dy, то | Ω | плотность |ж(Икс,у)| dx ∧ dy, которая корректно определена и удовлетворяет | ∫_Икс Ω | ≤ ∫_Икс | Ω |. Если Ω - неотрицательная непрерывная плотность, не обязательно компактной опоры, ее интеграл определяется как

${\displaystyle \displaystyle {\int _{X}\Omega =\sup _{0\leq \psi \leq 1,\,\psi \in C_{c}(X)}\int _{X}\psi \Omega .}}$

Если Ω - произвольная непрерывная 2-форма, она интегрируема, если ∫_Икс | Ω | <∞. В этом случае, если ∫_Икс | Ω | = lim ∫_Икс ψ_п | Ω |, то ∫_Икс Ω можно определить как lim ∫_Икс ψ_п Ω. Интегрируемые непрерывные 2-формы образуют комплексное нормированное пространство с нормой || Ω ||₁ = ∫_Икс | Ω |.

Интеграция 1-форм по дорожкам

Если ω является 1-формой на римановой поверхности Икс и γ(т) за а ≤ т ≤ б гладкий путь в Икс, то отображение γ индуцирует 1-форму γ∗ω на [а,б]. Интеграл ω вдоль γ определяется

${\displaystyle \displaystyle {\int _{\gamma }\omega =\int _{a}^{b}\gamma ^{*}\omega .}}$

Это определение распространяется на кусочно гладкие пути γ разделив путь вверх на конечное число отрезков, на которых он гладкий. В местных координатах, если ω = п dx + q dy и γ(т) = (Икс(т),у(т)) тогда

${\displaystyle \displaystyle {\gamma ^{*}\omega =p(\gamma (t)){\dot {x}}(t)\,dt+q(\gamma (t)){\dot {y}}(t)\,dt,}}$

так что

${\displaystyle \displaystyle {\int _{\gamma }\omega =\int _{a}^{b}p(\gamma (t)){\dot {x}}(t)\,dt+q(\gamma (t)){\dot {y}}(t)\,dt.}}$

Обратите внимание, что если 1-форма ω точно на некотором связном открытом множестве U, так что ω = df для некоторой гладкой функции ж на U (уникальна с точностью до константы), и γ(т), а ≤ т ≤ б, это плавный путь в U, тогда

${\displaystyle \displaystyle {\int _{\gamma }\omega =\int _{a}^{b}d(f(\gamma (t))=f(\gamma (b))-f(\gamma (a)).}}$

Это зависит только от разницы значений ж на концах кривой, поэтому не зависит от выбора ж. По лемме Пуанкаре каждая замкнутая 1-форма локально точна, так что это позволяет ∫_γ ω вычисляется как сумма разностей такого рода, а интеграл от замкнутых 1-форм должен быть расширен на непрерывные пути:

Теорема монодромии. Если ω - замкнутая 1-форма, интеграл ∫_γ ω можно продолжить до любого непрерывного пути γ(т), а ≤ t ≤ б так что он инвариантен при любых гомотопия путей с фиксированными конечными точками.^[4]

На самом деле образ γ компактна, поэтому может быть покрыта конечным числом связанных открытых множеств U_я на каждом из которых ω можно записать df_я для некоторой гладкой функции ж_я на U_я, уникальное с точностью до константы.^[5] Можно предположить, что [а,б] разбивается на конечное число отрезков K_я = [т_я−1,т_я] с т₀ = а и т_п = б так что γ(K_я) ⊂ U_я. Из вышеизложенного, если γ кусочно гладкая,

${\displaystyle \displaystyle {\int _{\gamma }\omega =\sum \int _{\gamma |_{K_{i}}}\omega =\sum \int _{K_{i}}d(f_{i}\circ \gamma )=\sum _{i=1}^{n}f_{i}(\gamma (t_{i}))-f_{i}(\gamma (t_{i-1}))=f_{n}(\gamma (b))-f_{1}(\gamma (b))+\sum _{i=1}^{n-1}[f_{i}(\gamma (t_{i}))-f_{i+1}(\gamma (t_{i}))].}}$

Сейчас же γ(т_я) лежит в открытом множестве U_я ∩ U_я+1, следовательно, в связной открытой компоненте V_я. Разница грамм_я = ж_я − ж_я−1 удовлетворяет dg_я = 0, значит, постоянная c_я независим от γ. Следовательно

${\displaystyle \displaystyle {\int _{\gamma }\omega =f_{n}(\gamma (b))-f_{1}(\gamma (a))+\sum _{i=1}^{n-1}c_{i}.}}$

Формула справа также имеет смысл, если γ просто продолжается на [а,б] и может использоваться для определения ∫_γ ω. Определение не зависит от выбора: для кривой γ можно равномерно аппроксимировать кусочно-гладкими кривыми δ так близко, что δ(K_я) ⊂ U_я для всех я; формула выше тогда равна ∫_δ ω и показывает, что интеграл не зависит от выбора δ. Тот же аргумент показывает, что определение также инвариантно относительно небольших гомотопий, фиксирующих конечные точки; в силу компактности он поэтому инвариантен относительно любых гомотопических фиксирующих концевых точек.

Тот же аргумент показывает, что гомотопия между замкнутыми непрерывными петлями не меняет их интегралов по замкнутым 1-формам. С ∫_γ df = ж(γ(б)) − ж(γ(а)), интеграл точной формы по замкнутому контуру обращается в нуль. Наоборот, если интеграл замкнутой 1-формы ω по любому замкнутому контуру обращается в нуль, то 1-форма должна быть точной.

Действительно функция ж(z) можно определить на Икс фиксируя точку ш, идя по любому пути δ из ш к z и установка ж(z) = ∫_δ ω. Из предположения следует, что ж не зависит от пути. Чтобы проверить это df = ω, достаточно проверить это локально. Исправить z₀ и идти по пути δ₁ из ш к z₀. Возле z₀ из леммы Пуанкаре следует, что ω = dg для некоторой гладкой функции грамм определен в окрестности z₀. Если δ₂ это путь от z₀ к z, тогда ж(z) = ∫_δ1 ω + ∫_δ2 ω = ∫_δ1 ω + грамм(z) − грамм(z₀), так ж отличается от грамм постоянным рядом z₀. Следовательно df = dg = ω возле z₀.

Замкнутая 1-форма точна тогда и только тогда, когда ее интеграл вокруг любой кусочно гладкой или непрерывной жордановой кривой равен нулю.^[6]

Фактически уже известно, что интеграл обращается в нуль для точного вида, поэтому достаточно показать, что если ∫_γ ω = 0 для всех кусочно гладких замкнутых жордановых кривых γ тогда ∫_γ ω = 0 для всех замкнутых непрерывных кривых γ. Позволять γ - замкнутая непрерывная кривая. Образ γ покрывается конечным числом открытий, на которых ω является точным, и эти данные могут быть использованы для определения интеграла на γ. Теперь рекурсивно замените γ плавными сегментами между последовательными точками деления на кривой так, чтобы полученная кривая δ имеет только конечное число точек пересечения и проходит через каждую из них только дважды. Эта кривая может быть разбита как суперпозиция конечного числа кусочно гладких жордановых кривых. Интеграл по каждому из них равен нулю, поэтому их сумма, интеграл по δ, также равен нулю. По построению интеграл по δ равен интегралу по γ, поэтому он обращается в нуль.

Приведенное выше рассуждение также показывает, что для непрерывной жордановой кривой γ(т) существует конечное множество простых гладких жордановых кривых γ_я(т) без нулевых производных, таких что

${\displaystyle \int _{\gamma }\omega =\sum _{i}\int _{\gamma _{i}}\omega }$

для любой закрытой 1-формы ω.^[7] Таким образом, чтобы проверить точность замкнутой формы, достаточно показать, что равенство нулю интеграла вокруг любой регулярной замкнутой кривой, то есть простой гладкой жордановой кривой с нигде не исчезающей производной.

Те же методы показывают, что любая непрерывная петля на римановой поверхности гомотопна гладкой петле без нулевой производной.

Формула Грина – Стокса

Смотрите также: Теорема Грина и Теорема Стокса

Если U - ограниченная область на комплексной плоскости с границей, состоящей из кусочно-гладких кривых и ω является 1-формой, определенной в окрестности замыкания U, то Формула Грина – Стокса утверждает, что

${\displaystyle \int _{\partial U}\omega =\int _{U}d\omega .}$

В частности, если ω является 1-формой компактного носителя на C тогда

${\displaystyle \int _{\bf {C}}d\omega =0,}$

так как формулу можно применить к большому диску, содержащему носитель ω.^[8]

Подобные формулы справедливы на римановой поверхности Икс и может быть получено из классических формул, используя разделы единства.^[9] Таким образом, если U ⊂ Икс - связная область с компактным замыканием и кусочно гладкой границей ∂U и ω является 1-формой, определенной в окрестности замыкания U, то Формула Грина – Стокса утверждает, что

${\displaystyle \displaystyle {\int _{\partial U}\omega =\int _{U}d\omega .}}$

Более того, если ω является 1-формой компактного носителя на Икс тогда

${\displaystyle \int _{X}d\omega =0.}$

Чтобы доказать вторую формулу, возьмем разбиение единицы ψ_я поддерживается в координатных диаграммах, охватывающих поддержку ω. потом ∫_Икс dω = ∑ ∫_Икс d(ψ_я ω) = 0, по планарному результату. Аналогично для доказательства первой формулы достаточно показать, что

${\displaystyle \displaystyle {\int _{\partial U}\psi \omega =\int _{U}d(\psi \omega )}}$

когда ψ - гладкая функция с компактным носителем в некотором координатном фрагменте. Если координатный патч не ограничивается граничными кривыми, обе стороны исчезают по второй формуле выше. В противном случае можно предположить, что координатный участок представляет собой диск, граница которого пересекает кривую поперек в двух точках. То же самое будет верно для диска чуть меньшего размера, содержащего поддержку ψ. Завершая кривую до жордановой кривой, добавляя часть границы меньшего диска, формула сводится к плоской формуле Грина-Стокса.

Из формулы Грина – Стокса следует сопряженное соотношение для лапласиана на функциях, определенных как ∆ж = −d∗df. Это дает 2-форму, заданную в локальных координатах формулой

${\displaystyle \Delta f=\left(-{\partial ^{2}f \over \partial x^{2}}-{\partial ^{2}f \over \partial y^{2}}\right)\,dx\wedge dy.}$

Тогда если ж и грамм гладкие и закрытие U компактный

${\displaystyle \int _{U}f\Delta g-g\Delta f=\int _{\partial U}g{\star df}-f{\star dg}.}$

Более того, если ж или же грамм имеет компактную опору, тогда

${\displaystyle \int _{X}f\Delta g=\int _{X}g\Delta f.}$

Двойственность между 1-формами и замкнутыми кривыми

Теорема. Если γ - непрерывная жорданова кривая на римановой поверхности Икссуществует гладкая замкнутая 1-форма α компактной опоры такой, что ∫_γ ω = ∫_Икс ω ∧ α для любой замкнутой гладкой 1-формы ω на Икс.^[10][11]

Достаточно доказать это, когда γ - правильная замкнутая кривая. Посредством теорема об обратной функции, Существует трубчатый район изображения γ, т.е. гладкий диффеоморфизм Γ (т, s) кольцевого пространства S¹ × (−1,1) в Икс такой, что Γ (т,0) = γ(т). Используя функцию удара по второму фактору, неотрицательная функция грамм с компактной опорой можно построить так, что грамм гладко γ, имеет поддержку в небольшом районе γ, а в достаточно малой окрестности точки γ равно 0 для s < 0 и 1 для s ≥ 0. Таким образом грамм имеет скачкообразный разрыв γ, хотя его дифференциал dg гладкая с компактной опорой. Но затем, установив α = −dg, из формулы Грина, примененной к кольцу γ × [0,ε] который

${\displaystyle \int _{X}\omega \wedge \alpha =\int _{X}dg\wedge \omega =\int _{\gamma \times (0,\varepsilon )}dg\wedge \omega =\int _{\gamma \times (0,\varepsilon )}d(g\omega )=\int _{\gamma }\omega .}$

Следствие 1. Замкнутая гладкая 1-форма ω точно тогда и только тогда, когда ∫_Икс ω ∧ α = 0 для всех гладких 1-форм α компактной опоры.^[12]

Фактически, если ω точно, он имеет вид df за ж гладко, так что ∫_Икс ω ∧ α = ∫_Икс df ∧ α = ∫_Икс d(ж α) = 0 по теореме Грина. Наоборот, если ∫_Икс ω ∧ α = 0 для всех гладких 1-форм α компактного носителя двойственность между жордановыми кривыми и 1-формами означает, что интеграл от ω вокруг любой замкнутой жордановой кривой равен нулю, и поэтому ω точно.

Следствие 2. Если γ - непрерывная замкнутая кривая на римановой поверхности Икссуществует гладкая замкнутая 1-форма α компактной опоры такой, что ∫_γ ω = ∫_Икс ω ∧ α для любой замкнутой гладкой 1-формы ω на Икс. Форма α уникальна вплоть до добавления точной формы и может иметь поддержку в любой открытой окрестности изображения γ.

Фактически γ гомотопна кусочно гладкой замкнутой кривой δ, так что ∫_γ ω = ∫_δ ω. С другой стороны, существует конечное число кусочно гладких жордановых кривых δ_я такой, что ∫_δ ω = ∑ ∫_δя ω. Результат для δ_я отсюда следует результат для γ. Если β другая форма с тем же свойством, разница α − β удовлетворяет ∫_Икс ω ∧ (α − β) = 0 для всех замкнутых гладких 1-форм ω. Так что разница точна по следствию 1. Наконец, если U есть любая окрестность образа γ, то последний результат следует, применяя первое утверждение к γ и U на месте γ и Икс.

Число пересечений замкнутых кривых

В номер перекрестка двух замкнутых кривых γ₁, γ₂ на римановой поверхности Икс можно определить аналитически по формуле^[13][14]

${\displaystyle I(\gamma _{1},\gamma _{2})=\int _{X}\alpha _{1}\wedge \alpha _{2},}$

где α₁ и α₂ - гладкие 1-формы компактного носителя, соответствующие γ₁ и γ₂. Из определения следует, что я(γ₁, γ₂) = − я(γ₂, γ₁). Поскольку α_я можно считать, что его носитель находится в окрестности образа γ_я, следует, что я(γ₁ , γ₂) = 0 если γ₁ и γ₂ не пересекаются. По определению он зависит только от гомотопических классов γ₁ и γ₂.

В более общем смысле номер перекрестка всегда является целым числом и считается количество раз. со знаками что две кривые пересекаются. Переход в точке - это положительное или отрицательное пересечение в зависимости от того, dγ₁ ∧ dγ₂ имеет такой же или противоположный знак dx ∧ dy = −i / 2 дз ∧ dz, для локального голоморфного параметра z = Икс + иу.^[15]

В самом деле, в силу гомотопической инвариантности достаточно проверить это для гладких жордановых кривых с нигде не обращающимися в нуль производными. Α₁ можно определить, взяв α₁df с ж компактного носителя в окрестности образа γ₁ равный 0 около левой части γ₁, 1 около правой части γ₁ и сгладим образ γ₁. Тогда если точки пересечения γ₂(т) с γ₁ происходят в т = т₁, ...., т_м, тогда

${\displaystyle I(\gamma _{1},\gamma _{2})=\int _{\gamma _{2}}\alpha _{1}=\int _{\gamma _{2}}df=\sum f\circ \gamma _{2}(t_{i}+)-f\circ \gamma _{2}(t_{i}-).}$

Это дает требуемый результат, так как прыжок ж∘γ₂(т_я+) − ж∘γ₂(т_я−) + 1 для положительного пересечения и -1 для отрицательного пересечения.

Голоморфные и гармонические 1-формы

А голоморфная 1-форма ω - то, что в локальных координатах задается выражением ж(z) дз с ж голоморфный. С ${\displaystyle dg=\partial _{z}g\,dz+\partial _{\overline {z}}g\,d{\overline {z}},}$ следует, что dω = 0, поэтому любая голоморфная 1-форма замкнута. Более того, поскольку ∗дз = -я дз, ω должно удовлетворять ∗ ω = -яω. Эти два условия характеризуют голоморфные 1-формы. Поскольку, если ω замкнуто, локально его можно записать как dg для некоторых грамм, Условие ∗dg = я dg силы ${\displaystyle \partial _{\overline {z}}g=0}$, так что грамм голоморфен и dg = грамм '(z) дз, так что ω голоморфна.

Пусть ω = ж дз - голоморфная 1-форма. Напишите ω = ω₁ + яω₂ с ω₁ и ω₂ настоящий. потом dω₁ = 0 и dω₂ = 0; и поскольку ∗ ω = -яω, ∗ ω₁ = ω₂. Следовательно d∗ ω₁ = 0. Этот процесс, очевидно, можно обратить, так что существует взаимно однозначное соответствие между голоморфными 1-формами и вещественными 1-формами ω₁ удовлетворение dω₁ = 0 и d∗ ω₁ = 0. При этом соответствии ω₁ - действительная часть ω, а ω задается формулой ω = ω₁ + я∗ ω₁. Такие формы ω₁ называются гармонические 1-формы. По определению ω₁ гармоничен тогда и только тогда, когда ∗ ω₁ гармоничен.

Поскольку голоморфные 1-формы локально имеют вид df с ж голоморфная функция, и поскольку действительная часть голоморфной функции является гармонической, гармонические 1-формы локально имеют вид dh с час а гармоническая функция. Наоборот, если ω₁ можно записать таким образом локально, d∗ ω₁ = d∗dh = (час_хх + час_гг) dx∧dy так что час гармоничен.^[16]

Замечание. Определение гармонических функций и 1-форм является внутренним и основывается только на базовой структуре римановой поверхности. Если же выбрать конформную метрику на римановой поверхности (Смотри ниже ), сопряженная d* из d можно определить, а операцию звезды Ходжа распространить на функции и 2-формы. Лапласиан Ходжа можно определить на k-формируется как ∆_k = дд* +d*d а затем функция ж или 1-форма ω является гармонической тогда и только тогда, когда она аннулируется лапласианом Ходжа, т.е. ∆₀ж = 0 или ∆₁ω = 0. Однако метрическая структура не требуется для применения к униформизации односвязных или плоских римановых поверхностей.

Соболевские пространства на Т²

Теория пространств Соболева на Т² можно найти в Берс, Джон и Шехтер (1979), счет, которому следуют в нескольких более поздних учебниках, таких как Уорнер (1983) и Гриффитс и Харрис (1994). Он обеспечивает аналитическую основу для изучения теории функций на торе. C/Z+я Z = р² / Z² с помощью Ряд Фурье, которые представляют собой разложения по собственным функциям лапласиана –∂²/∂Икс² –∂²/∂у². Развитая здесь теория по существу охватывает торы C / Λ, где Λ - решетка в C. Хотя на любой компактной римановой поверхности имеется соответствующая теория пространств Соболева, в данном случае она элементарна, поскольку сводится к гармонический анализ на компактной абелевой группе Т². Классические подходы к лемме Вейля используют гармонический анализ на некомпактной абелевой группе C = р², т.е. методы Анализ Фурье, особенно операторы свертки и фундаментальное решение лапласиана.^[17][18]

Позволять Т² = {(е^ix,е^иу: Икс, у ∈ [0,2π)} = р²/Z² = C/ Λ, где Λ = Z + я Z.Для λ = м + я п ≅ (м,п) в Λ положим е_λ (Икс,у) = е^{я(mx + нью-йорк)}. Кроме того, установите D_Икс= -я∂/∂Икс и D_у = -я∂/∂у. Для α = (п,q) набор D^α =(D_Икс)^п (D_у)^q, дифференциальный оператор полной степени | α | знак равно п + q. Таким образом D^αе_λ = λ^α е_λ, куда λ^α =м^пп^q. (е_λ) для мужчин ортонормированный базис в C (Т²) для внутреннего продукта (ж,грамм) = (2π)⁻²∬ ж(Икс,у) грамм(Икс,у) dx dy, так что (∑ а_λ е_λ, ∑ б_μ е_μ) = ∑ а_λб_λ.

За ж в C^∞(Т '²) и k целое число, определите kсоболевская норма по

${\displaystyle \displaystyle {\|f\|_{(k)}=\left(\sum |{\widehat {f}}(\lambda )|^{2}(1+|\lambda |^{2})^{k}\right)^{1/2}.}}$

Связанный внутренний продукт

${\displaystyle \displaystyle {(f,g)_{(k)}=\sum {\widehat {f}}(\lambda ){\overline {{\widehat {g}}(\lambda )}}(1+|\lambda |^{2})^{k}}}$

делает C^∞(Т²) во внутреннее пространство продукта. Позволять ЧАС_k(Т²) - его пополнение в гильбертовом пространстве. Его можно эквивалентно описать как пополнение гильбертовым пространством пространства тригонометрические полиномы - то есть конечные суммы (∑ а_λ е_λ-с уважением к k-я соболевская норма, так что ЧАС_k(Т²) = {∑ а_λ е_λ : ∑ |а_λ|²(1 + | λ |²)^k <∞} с внутренним произведением

(∑ а_λ е_λ, ∑ б_μ е_μ)_(k) = ∑ а_λб_λ (1 + | λ |²)^k.

Как объясняется ниже, элементы на пересечении ЧАС_∞(Т²) = ${\displaystyle \cap }$ ЧАС_k(Т²) - в точности гладкие функции на Т²; элементы в союзе ЧАС_−∞(Т²) = ${\displaystyle \cup }$ ЧАС_k(Т²) просто распределения на Т² (иногда называемые "периодическими распределениями" на р²).^[19]

Ниже приводится (не исчерпывающий) список свойств пространств Соболева.

• Дифференцируемость и пространства Соболева. C^k(Т²) ⊂ ЧАС_k(Т²) за k ≥ 0, поскольку, используя биномиальная теорема разложить (1 + | λ |²)^k,

${\displaystyle \displaystyle {\|f\|_{(k)}^{2}=\sum _{|\alpha |\leq k}{k \choose \alpha }\|D^{\alpha }f\|^{2}\leq C\cdot \sup _{|\alpha |\leq k}|D^{\alpha }f|^{2}.}}$

• Дифференциальные операторы. D^α ЧАС_k(Т²) ⊂ ЧАС_{k- | α |}(Т²) и D^α определяет ограниченное линейное отображение из ЧАС_k(Т²) к ЧАС_{k- | α |}(Т²). Оператор я + Δ определяет унитарное отображение ЧАС_k+2(Т²) на ЧАС_k(Т²); особенно (я + Δ)^k определяет унитарную карту ЧАС_k(Т²) на ЧАС_−k(Т²) за k ≥ 0.

Первые утверждения следуют потому, что D^α е_λ = λ^α е_λ и | λ^α| ≤ | λ |^{| α |} ≤ (1 + | λ |²)^{| α | / 2}. Вторые утверждения следуют потому, что я + Δ действует как умножение на 1 + | λ |² на е_λ.

• Двойственность. За k ≥ 0, отправка сопряжения ж, грамм к (ж,грамм) устанавливает двойственность между ЧАС_k(Т²) и ЧАС_−k(Т²).

Это подтверждение того факта, что (я + Δ)^k устанавливает унитарную карту между этими двумя пространствами, потому что (ж,грамм) = ((я + Δ)^kж,грамм)_(−k).

• Операторы умножения. Если час является гладкой функцией, то умножение на час определяет непрерывный оператор на ЧАС_k(Т²).

За k ≥ 0, это следует из формулы для ||ж||²
_(k) выше и Правило Лейбница. Преемственность для ЧАС_−k(Т²) следует по двойственности, так как (ж,hg) = (часж,грамм).

• Пространства Соболева и дифференцируемость (теорема вложения Соболева). За k ≥ 0, ЧАС_k+2(Т²) ⊂ C^k(Т²) и подавай_{| α | ≤k} |D^αж| ≤ C_k ⋅ ||ж||_(k+2).

Неравенства для тригонометрических полиномов влекут за собой включения. Неравенство для k = 0 следует из

${\displaystyle \displaystyle {\sup |\sum a_{\lambda }e_{\lambda }|\leq \left(\sum (1+|\lambda |^{2})^{-2}\right)^{1/2}\cdot \sum |a_{\lambda }|\leq \left(\sum |a_{\lambda }|^{2}(1+|\lambda |^{2})^{2}\right)^{1/2}=\left(\sum (1+|\lambda |^{2})^{-2}\right)^{1/2}\cdot \|\sum a_{\lambda }e_{\lambda }\|_{(2)},}}$

посредством Неравенство Коши-Шварца. Первый член конечен интегральный тест, поскольку ∬_C (1 + |z|²)⁻² dx dy = 2π ∫^∞
₀ (1 + р²)⁻² р доктор <∞, используя полярные координаты. В общем случае, если | α | ≤ k, то | sup D^αж| ≤ C₀ ||D^αж||₂ ≤ C₀ ⋅ C_α ⋅ ||ж||_k+2 по свойствам непрерывности D^α.

• Гладкие функции. C^∞(Т²) = ${\displaystyle \cap }$ ЧАС_k(Т²) состоит из рядов Фурье ∑ а_λ е_λ такой, что для всех k > 0, (1 + | λ |²)^k |а_λ| стремится к 0 при | λ | стремится к ∞, т.е. коэффициенты Фурье а_λ относятся к «быстрому распаду».

Это непосредственное следствие теоремы вложения Соболева.

• Отображения включения (теорема Реллиха о компактности). Если k > j, космос ЧАС_k(Т²) является подпространством ЧАС_j(Т²) и включение ЧАС_k(Т²) ${\displaystyle \rightarrow }$ ЧАС_j(Т²) является компактный.

Относительно естественных ортонормированных базисов отображение включения становится умножением на (1 + | λ |²)^−(k−j)/2. Таким образом, он компактен, потому что задается диагональной матрицей с диагональными элементами, стремящимися к нулю.

• Эллиптическая регулярность (лемма Вейля). Предположим, что ж и ты в ЧАС_−∞(Т²) = ${\displaystyle \cup }$ ЧАС_k(Т²) удовлетворяют ∆ты = ж. Предположим также, что ψ ж является гладкой функцией для любой гладкой функции ψ, обращающейся в нуль на фиксированном открытом множестве U в Т²; то то же самое верно для ты. (Таким образом, если ж гладко U, так это ты.)

По правилу Лейбница Δ (ψты) = (Δψ) ты + 2 (ψ_Иксты_Икс + ψ_уты_у) + ψ Δты, так ψты = (я + Δ)⁻¹[ψты + (Δψ) ты + 2 (ψ_Иксты_Икс + ψ_уты_у) + ψж]. Если известно, что φты лежит в ЧАС_k(Т²) для некоторых k и все φ исчезают U, то дифференцирование показывает, что φты_Икс и φты_у роды ЧАС_k−1(Т²). Таким образом, выражение в квадратных скобках также находится в ЧАС_k−1(Т²). Оператор (я + Δ)⁻¹ переносит это пространство на ЧАС_k+1(Т²), так что ψты должен лежать в ЧАС_k+1(Т²). Продолжая таким образом, получаем, что ψты лежит в ${\displaystyle \cap }$ ЧАС_k(Т²) = C^∞(Т²).

• Разложение Ходжа по функциям. ЧАС₀(Т²) = ∆ ЧАС₂(Т²) ${\displaystyle \oplus }$ ker ∆ и C^∞(Т²) = ∆ C^∞(Т²) ${\displaystyle \oplus }$ ker ∆.

Идентификация ЧАС₂(Т²) с L²(Т²) = ЧАС₀(Т²) с помощью унитарного оператора я + Δ, первое утверждение сводится к доказательству того, что оператор Т = ∆(я + Δ)⁻¹ удовлетворяет L²(Т²) = им Т ${\displaystyle \oplus }$ кер Т. Этот оператор ограничен, самосопряжен и диагонализован ортонормированным базисом е_λ с собственным значением | λ |²(1 + | λ |²)⁻¹. Оператор Т имеет ядро C е₀ (постоянные функции) и на (ker Т)^⊥ = я Т он имеет ограниченный обратный, задаваемый S е_λ = | λ |⁻²(1 + | λ |²) е_λ при λ ≠ 0. Итак, im Т должен быть закрыт и, следовательно, L²(Т²) = (ker Т)^⊥ ${\displaystyle \oplus }$ кер Т = им Т ${\displaystyle \oplus }$ кер Т. Наконец, если ж = ∆грамм + час с ж в C^∞(Т²), грамм в ЧАС₂(Т²) и час постоянный, грамм должен быть гладким по лемме Вейля.^[20]

• Теория Ходжа на T². Пусть Ω^k(Т²) - пространство гладких k-формы для 0 ≤ k ≤ 2. Таким образом, Ω⁰(Т²) = C^∞(Т²), Ω¹(Т²) = C^∞(Т²) dx ${\displaystyle \oplus }$ C^∞(Т²) dy и Ω²(Т²) = C^∞(Т²) dx ∧ dy. Звездная операция Ходжа определяется на 1-формах формулой ∗ (п dx + q dy) = −q dx + п dy. Это определение распространяется на 0-формы и 2-формы с помощью *ж = ж dx ∧ dy и *(грамм dx ∧ dy) = грамм. Таким образом, ** = (−1)^k на k-форм. На Ω существует естественное сложное скалярное произведение^k(Т²) определяется

${\displaystyle \displaystyle {(\alpha ,\beta )=\int _{{\mathbf {T} }^{2}}\alpha \wedge \star {\overline {\beta }}.}}$

Определять δ = - ∗d∗. Таким образом, δ переводит Ω^k(Т²) к Ω^k−1(Т²), аннулирующие функции; это примыкает к d для вышеуказанных внутренних продуктов, так что δ = d*. Действительно, по формуле Грина-Стокса^[21]

${\displaystyle \displaystyle {(d\alpha ,\beta )=\int d\alpha \wedge \star {\overline {\beta }}=\int d\alpha \wedge \star {\overline {\beta }}-\int d(\alpha \wedge \star {\overline {\beta }})=(-1)^{\partial \alpha }\int \alpha \wedge d\star {\overline {\beta }}=\int \alpha \wedge \star {\overline {\delta \beta }}=(\alpha ,\delta \beta ).}}$

Операторы d и δ = d* удовлетворить d² = 0 и δ² = 0. Лапласиан Ходжа на k-forms определяется ∆_k = (d + d*)² = дд* + d*d. Из определения ∆₀ ж = ∆ж. более того ∆₁(п dx+ q dy) =(∆п)dx + (∆q)dy и ∆₂(ж dx∧dy) = (∆ж)dx∧dy. Это позволяет обобщить разложение Ходжа, чтобы включить 1-формы и 2-формы:

• Теорема Ходжа. Ω^k(Т²) = ker d ${\displaystyle \cap }$ кер d∗ ${\displaystyle \oplus }$ я d ${\displaystyle \oplus }$ im ∗d = ker d ${\displaystyle \cap }$ кер d* ${\displaystyle \oplus }$ я d ${\displaystyle \oplus }$ я d*. В гильбертовом пространстве пополнение Ω^k(Т²) ортогональное дополнение к я d ${\displaystyle \oplus }$ im ∗d является кер d ${\displaystyle \cap }$ кер d∗, конечномерное пространство гармонических k-формы, т.е. постоянная k-форм. В частности в Ω^k(Т²) , кер d / я d = ker d ${\displaystyle \cap }$ кер d*, пространство гармонических k-форм. Таким образом когомологии де Рама из Т² задается гармонической (т.е. постоянной) k-форм.

Из разложения Ходжа по функциям Ω^k(Т²) = ker ∆_k ${\displaystyle \oplus }$ im ∆_k. Поскольку ∆_k = дд* + d*d, ker ∆_k = ker d ${\displaystyle \cap }$ кер d*. Кроме того, im (дд* + d*d) ⊊ им d ${\displaystyle \oplus }$ я d*. Поскольку ker d ${\displaystyle \cap }$ кер d* ортогонален этой прямой сумме, то Ω^k(Т²) = ker d ${\displaystyle \cap }$ кер d* ${\displaystyle \oplus }$ я d ${\displaystyle \oplus }$ я d*. Последнее утверждение следует потому, что ker d содержит кер d ${\displaystyle \cap }$ кер d* ${\displaystyle \oplus }$ я d и ортогонален im d* = им *d.

Гильбертово пространство 1-форм

В случае компактной римановой поверхности C / Λ, теория пространств Соболева показывает, что пополнение гильбертова пространства гладких 1-форм может быть разложено как сумму трех попарно ортогональных пространств, замыкание точных 1-форм df, замыкание коточных 1-форм ∗df и гармонические 1-формы (2-мерное пространство постоянных 1-форм). В метод ортогональной проекции из Вейль (1940) ставит подход Римана к принципу Дирихле на прочную основу, обобщая это разложение на произвольные римановы поверхности.

Если Икс является римановой поверхностью Ω¹
_c(Икс) обозначают пространство непрерывных 1-форм с компактным носителем. Он допускает сложный внутренний продукт

${\displaystyle \displaystyle {(\alpha ,\beta )=\int _{X}\alpha \wedge \star {\overline {\beta }},}}$

для α и β в Ω¹
_c(Икс). Позволять ЧАС обозначают пополнение гильбертова пространства Ω¹
_c(Икс). Несмотря на то что ЧАС может быть интерпретирован в терминах измеримых функций, как и пространства Соболева на торах, его можно изучать непосредственно, используя только элементарные функциональная аналитика техники с участием гильбертовых пространств и ограниченных линейных операторов.

Позволять ЧАС₁ обозначают закрытие d C^∞
_c(Икс) и ЧАС₂ обозначим замыкание ∗d C^∞
_c(Икс). С (df,∗dg) = ∫_Икс df ∧ dграмм = ∫_Икс d (ж dграмм) = 0, это ортогональные подпространства. Позволять ЧАС₀ обозначим ортогональное дополнение (ЧАС₁ ${\displaystyle \oplus }$ ЧАС₂)^⊥ = ЧАС^⊥
₁ ${\displaystyle \cap }$ ЧАС^⊥
₂.^[22]

Теорема (разложение Ходжа – Вейля). ЧАС = ЧАС₀ ${\displaystyle \oplus }$ ЧАС₁ ${\displaystyle \oplus }$ ЧАС₂. Подпространство ЧАС₀ состоит из квадратично интегрируемых гармонических 1-форм на Икс, т.е. 1-формы ω такие, что dω = 0, d∗ ω = 0 и || ω ||² = ∫_Икс ω ∧ ∗ω < ∞.

• Всякая интегрируемая с квадратом непрерывная 1-форма содержится в ЧАС.

Пространство непрерывных 1-форм компактного носителя содержится в пространстве квадратично интегрируемых непрерывных 1-форм. Они оба являются внутренними пространствами продукта для указанного выше внутреннего продукта. Итак, достаточно показать, что любую интегрируемую с квадратом непрерывную 1-форму можно аппроксимировать непрерывными 1-формами компактного носителя. Пусть ω - непрерывная квадратично интегрируемая 1-форма. Таким образом, положительная плотность Ω = ω ∧ ∗ω интегрируема и существуют непрерывные функции компактного носителя ψ_п с 0 ≤ ψ_п ≤ 1 такое, что ∫_Икс ψ_п Ω стремится к ∫_Икс Ω = || ω ||². Позволять φ_п = 1 - (1 - ψ_п)^1/2, непрерывная функция компактного носителя с 0 ≤ φ_п ≤ 1. Тогда ω_п = φ_п ⋅ ω стремится к ω в ЧАС, поскольку || ω - ω_п||² = ∫_Икс (1 - ψ_п) Ω стремится к 0.

• Если ω в ЧАС такова, что ψ ⋅ ω непрерывна для любого ψ из C_c(Икс), то ω - квадратично интегрируемая непрерывная 1-форма.

Обратите внимание, что оператор умножения м(φ) определяется как м(φ) α = φ ⋅ α для φ в C_c(Икс) и α в Ω¹
_c(Икс) удовлетворяет ||м(φ) α || ≤ || φ ||_∞ || α ||, где || φ ||_∞ = sup | φ |. Таким образом м(φ) определяет ограниченный линейный оператор с операторной нормой ||м(φ) || ≤ || φ ||_∞. Он непрерывно продолжается до линейного ограниченного оператора на ЧАС с той же операторной нормой. Для каждого открытого набора U с компактным замыканием существует непрерывная функция компактного носителя φ с 0 ≤ φ ≤ 1 с φ ≅ 1 на U. Тогда φ ⋅ ω непрерывна на U тем самым определяет единственную непрерывную форму ω_U на U. Если V это еще одно открытое множество, пересекающееся U, то ω_U = ω_V на U ${\displaystyle \cap }$ V: на самом деле если z лежит в U ${\displaystyle \cap }$ V и ψ в C_c(U ${\displaystyle \cap }$ V) ⊂ C_c(Икс) с ψ = 1 вблизи z, то ψ ⋅ ω_U = ψ ⋅ ω = ψ ⋅ ω_V, так что ω_U = ω_V возле z. Таким образом, ω_Uвместе, чтобы дать непрерывную 1-форму ω₀ на Икс. По построению ψ ⋅ ω = ψ ⋅ ω₀ для каждого ψ в C_c(Икс). В частности, для φ в C_c(Икс) с 0 ≤ φ ≤ 1, ∫ φ ⋅ ω₀ ∧ ∗ω₀ = || φ^1/2 ⋅ ω₀||² = || φ^1/2 ⋅ ω ||² ≤ || ω ||². Итак, ω₀ ∧ ∗ω₀ интегрируема, поэтому ω₀ интегрируем с квадратом, поэтому элемент ЧАС. С другой стороны, ω можно аппроксимировать ω_п в Ω¹
_c(Икс). Возьмем ψ_п в C_c(Икс) с 0 ≤ ψ_п ≤ 1 с ψ_п ⋅ ω_п = ω_п. Поскольку вещественнозначные непрерывные функции замкнуты относительно решетчатые операции. далее можно считать, что ∫ ψ²
_п ω₀ ∧ ∗ω₀, а значит, ∫ ψ_п ω₀ ∧ ∗ω₀, увеличиваем до || ω₀||². Но тогда || ψ_п ⋅ ω - ω || и || ψ_п ⋅ ω₀ - ω₀|| стремятся к 0. Поскольку ψ_п ⋅ ω = ψ_п ⋅ ω₀, это показывает, что ω = ω₀.

• Каждая интегрируемая с квадратом гармоническая 1-форма ω лежит в ЧАС₀.

Это немедленно, поскольку ω лежит в ЧАС и для ж гладкая функция компактной опоры, (df, ω) = ∫_Икс df ∧ ∗ ω = −∫_Икс ж d∗ ω = 0 и (∗df, ω) = ∫_Икс df ∧ ω = - ∫_Икс ж dω = 0.

• Каждый элемент ЧАС₀ дается квадратично интегрируемой гармонической 1-формой.

Пусть ω - элемент ЧАС₀ и для фиксированных п в Икс исправить диаграмму U в Икс содержащий п что конформно эквивалентно отображению ж на диск D ⊂ Т² с ж(0) = п. Карта идентификации из Ω¹
_c(U) на Ω¹
_c(D) и, следовательно, в Ω¹(Т²) сохраняет нормы (с точностью до постоянного множителя). Позволять K - замыкание Ω¹
_c(U) в ЧАС. Тогда указанное выше отображение однозначно продолжается до изометрии Т из K в ЧАС₀(Т²)dx ${\displaystyle \oplus }$ ЧАС₀(Т²)dy. Более того, если ψ принадлежит C^∞
_c(U) тогда Т м(ψ) = м(ψ ∘ ж) Т. Идентификационная карта Т также совместим с d и звездный оператор Ходжа. Позволять D₁ быть меньшим концентрическим диском в Т² и установить V = ж(V). Возьмем φ в C^∞
_c(U) с φ ≡ 1 на V. Потом (м(φ) ω,dh) = 0 = (м(φ) ω, ∗dh) за час в C^∞
_c(V). Следовательно, если ω₁ = м(φ) ω и ω₂ = Т(ω₁), то (ω₂, dg) = 0 = (ω₂, ∗dg) за грамм в C^∞
_c(D₁).

Напишите ω₂ = а dx + б dy с а и б в ЧАС₀(Т²). Приведенные выше условия подразумевают (dω₁, ∗грамм) = 0 = (d∗ ω₁, ∗грамм). Замена ∗грамм к dω₃ с ω₃ гладкая 1-форма, поддерживаемая в D₁, то ∆₁ ω₂ = 0 на D₁. Таким образом, ∆а = 0 = ∆б на D₁. Следовательно, по лемме Вейля а и б гармоничны на D₁. В частности, они оба, а значит, ω₂, гладкие на D₁; и dω₂ = 0 = d∗ ω₂ на D₁. Перенос этих уравнений обратно в Икс, следует, что ω₁ гладко на V и dω₁ = 0 = d∗ ω₁ на V. Поскольку ω₁ = м(φ) ω и п была произвольной точкой, это означает, в частности, что м(ψ) ω непрерывна для любого ψ из C_c(Икс). Значит, ω непрерывна и интегрируема с квадратом.

Но тогда ω гладко на V и dω = 0 = d∗ ω на V. Снова с тех пор п было произвольно, отсюда следует, что ω гладкая на Икс и dω = 0 = d∗ ω на Икс, так что ω - гармоническая 1-форма на Икс.

Из формул для операторов Дольбо ${\displaystyle \partial }$ и ${\displaystyle {\bar {\partial }}}$, следует, что

${\displaystyle \displaystyle {dC_{c}^{\infty }(X)\oplus *dC_{c}^{\infty }(X)=\partial C_{c}^{\infty }(X)\oplus {\overline {\partial }}C_{c}^{\infty }(X),}}$

где обе суммы ортогональны. Два подпространства во второй сумме соответствуют ±я собственные подпространства оператора Ходжа ∗. Обозначая их закрытие ЧАС₃ и ЧАС₄, следует, что ЧАС^⊥
₀ = ЧАС₃ ⊕ ЧАС₄ и что эти подпространства меняются местами комплексным сопряжением. Гладкие 1-формы в ЧАС₁, ЧАС₂, ЧАС₃ или же ЧАС₄ иметь простое описание.^[23]

• Гладкая 1-форма в ЧАС₁ имеет форму df за ж гладкий.
• Гладкая 1-форма в ЧАС₂ имеет вид ∗df за ж гладкий.
• Гладкая 1-форма в ЧАС₃ имеет форму ${\displaystyle \partial }$ж за ж гладкий.
• Гладкая 1-форма в ЧАС₃ имеет форму ${\displaystyle {\bar {\partial }}}$ж за ж гладкий.

Фактически, с учетом разложения ЧАС^⊥
₀ и его инвариантности относительно операции звезды Ходжа, достаточно доказать первое из этих утверждений. С ЧАС₁ инвариантна относительно комплексного сопряжения, можно считать, что α - гладкая вещественная 1-форма в ЧАС₁. Следовательно, это предел ЧАС₁ форм df_п с ж_п гладкая компактная опора. 1-форма α должна быть замкнутой, поскольку для любых действительных значений ж в C^∞
_c(Икс),

${\displaystyle \int _{X}f\,d\alpha =-\int _{X}df\wedge \alpha =(\alpha ,*df)=0,}$

так что dα = 0. Чтобы доказать точность α, достаточно доказать, что ∫_Икс α ∧ ∗ β = 0 для любой гладкой замкнутой вещественной 1-формы β компактного носителя. Но по формуле Грина

${\displaystyle \int _{X}\alpha \wedge \star \beta =(\alpha ,\beta )=\lim(df_{n},\beta )=\lim \int _{X}df_{n}\wedge \beta =\lim \int _{X}d(f_{n}\beta )=0.}$

Из приведенных выше характеристик следует немедленное следствие:

• Гладкая 1-форма α в ЧАС^⊥
  ₀ однозначно разлагается как α = да + ∗db = ${\displaystyle \partial }$ж + ${\displaystyle {\bar {\partial }}}$грамм, с а, б, ж и грамм гладкая и все слагаемые интегрируемы с квадратом.

В сочетании с предыдущим разложением Ходжа – Вейля и тем фактом, что элемент из ЧАС₀ автоматически сглаживается, это сразу подразумевает:

Теорема (гладкое разложение Ходжа – Вейля). Если α - гладкая квадратично интегрируемая 1-форма, то α можно однозначно записать как α = ω + да + *db = ω + ${\displaystyle \partial }$ж + ${\displaystyle {\bar {\partial }}}$грамм with ω harmonic, square integrable and а, б, ж, грамм smooth with square integrable differentials.^[24]

Holomorphic 1-forms with a double pole

The following result—reinterpreted in the next section in terms of harmonic functions and the Dirichlet principle—is the key tool for proving the теорема униформизации for simply connected, or more generally planar, Riemann surfaces.

Теорема. Если Икс является римановой поверхностью и п is a point on Икс с местной координатой z, there is a unique holomorphic differential 1-form ω with a double pole at п, so that the singular part of ω is z⁻²дз возле п, and regular everywhere else, such that ω is square integrable on the complement of a neighbourhood of п and the real part of ω is exact on Икс {P}.^[25]

The double pole condition is invariant under holomorphic coordinate change z ${\displaystyle \mapsto }$ z + az² + ⋅ ⋅ ⋅. There is an analogous result for poles of order greater than 2 where the singular part of ω has the form z^–kдз с k > 2, although this condition is not invariant under holomorphic coordinate change.

To prove uniqueness, note that if ω₁ and ω₂ are two solutions then their difference ω = ω₁ - ω₂ is a square integrable holomorphic 1-form which is exact on Икс {P}. Thus near п, ω = ж(z) дз с ж holomorphic near z = 0. There is a holomorphic function грамм на Икс {P} such that ω = dg там. Но потом грамм must coincide with a примитивный из ж возле z = 0, so that ω = dg повсюду. But then ω lies in ЧАС₀ ∩ ЧАС₁ = (0), i.e. ω = 0.

To prove existence, take a bump function 0 ≤ ψ ≤ 1 in C^∞
_c(Икс) with support in a neighbourhood of п of the form |z| < ε and such that ψ ≡ 1 near п . Набор

${\displaystyle \alpha =-d\left({\psi (z) \over z}\right),}$

so that α equals z^–2дз возле п, vanishes off a neighbourhood of п and is exact on Икс {P}. Let β = α − я∗α, a smooth (0,1) form on Икс, vanishing near z =0, since it is a (1,0) form there, and vanishing off a larger neighbourhood of п. By the smooth Hodge−Weyl decomposition, β can be decomposed as β = ω₀ + да – я∗да with ω₀ a harmonic and square integrable (0,1) form and а smooth with square integrable differential. Now set γ = α – да = ω₀ + я∗α − я∗да and ω = Re γ + я∗ Re γ. Then α is exact on Икс {P}; hence so is γ, as well as its real part, which is also the real part of ω. Возле п, the 1-form ω differs from z^–2дз by a smooth (1,0) form. It remains to prove that ${\displaystyle {\bar {\partial }}}$ω = 0 on Икс {P}; or equivalently that Re γ is harmonic on Икс {P}. In fact γ is harmonic on Икс {P}; за dγ = dα − d(да) = 0 on Икс {P} because α is exact there; и аналогично d∗γ = 0 using the formula γ = ω₀ + я∗α − я∗да and the fact that ω₀ is harmonic.

Corollary of proof. ^[26] Если Икс является римановой поверхностью и п is a point on Икс с местной координатой z, there is a unique real-valued 1-form δ which is harmonic on Икс \ {п} such that δ – Re z⁻²дз гармоничен рядом z = 0 (точка п) such that δ is square integrable on the complement of a neighbourhood of п. Более того, если час - любая вещественнозначная гладкая функция на Икс с dh square integrable and час vanishing near п, then (δ,dh) = 0.

Existence follows by taking δ = Re γ = Re ω above. Since ω = δ + я∗δ, the uniqueness of ω implies the uniqueness of δ. Alternatively if δ₁ и δ₂ are two solutions, their difference η = δ₁ – δ₂ has no singularity at п and is harmonic on Икс \ {п}. It is therefore harmonic in a neighbourhood of п and therefore everywhere. So η lies in ЧАС₀. But also η is exact on Икс \ п and hence on the whole of Икс, so it also lies in ЧАС₁. But then it must lie in ЧАС₀ ∩ ЧАС₁ = (0), so that η = 0. Finally, if N is the closure of a neighbourhood of п disjoint from the support of час и Y = Икс \ N, then δ|_Y лежит в ЧАС₀(Y) и dh lies in the space ЧАС₁(Y) так что

${\displaystyle (\delta ,dh)=\int _{X}\delta \wedge \star dh=\int _{Y}\delta \wedge \star dh=(\delta |_{Y},dh)_{Y}=0.}$

Dirichlet's principle on a Riemann surface

Смотрите также: Принцип Дирихле

Теорема.^[27] Если Икс является римановой поверхностью и п is a point on Икс с местной координатой z, существует единственная действительная гармоническая функция ты на Икс \ {п} такой, что ты(z) - Re z⁻¹ гармоничен рядом z = 0 (точка п) такие, что ду квадратично интегрируема на дополнении к окрестности точки п. Более того, если час - любая вещественнозначная гладкая функция на Икс с dh square integrable and час vanishing near п, тогда (ду,dh)=0.

In fact this result is immediate from the theorem and corollary in the previous section. The harmonic form δ constructed there is the real part of a holomorphic form ω = dg куда грамм is holomorphic function on Икс with a simple pole at п with residue -1, i.e. грамм(z) = –z⁻¹ + а₀ + а₁z + а₂ z² + ⋅ ⋅ ⋅ near z = 0. So ты = - Re грамм gives a solution with the claimed properties since δ = −ду and hence (ду,dh) = −(δ,dh) = 0.

This result can be interpreted in terms of Принцип Дирихле.^[28][29][30] Позволять D_р be a parametric disk |z| < р о п (the point z = 0) with р > 1. Let α = −d(ψz⁻¹), where 0 ≤ ψ ≤ 1 is a bump function supported in D = D₁, identically 1 near z = 0. Let α₁ = −χ_D(z) Re d(z⁻¹) where χ_D это характеристическая функция из D. Let γ= Re α and γ₁ = Re α₁. Since χ_D can be approximated by bump functions in L², γ₁ − γ lies in the real Hilbert space of 1-forms Re ЧАС; similarly α₁ − α lies in ЧАС. Dirichlet's principle states that the distance function

F(ξ) = ||γ₁ − γ – ξ||

on Re ЧАС₁ is minimised by a smooth 1-form ξ₀ in Re ЧАС₁. In fact −ду coincides with the minimising 1-form: γ + ξ₀ = -ду.

This version of Dirichlet's principle is easy to deduce from the previous construction of ду. By definition ξ₀ is the orthogonal projection of γ₁ – γ onto Re ЧАС₁ for the real inner product Re (η₁,η₂) на ЧАС, regarded as a real inner product space. It coincides with the real part of the orthogonal projection ω₁ из α₁ – α onto ЧАС₁ for the complex inner product on ЧАС. Since the Hodge star operator is a unitary map on ЧАС обмен ЧАС₁ и ЧАС₂, ω₂ = ∗ω₁ is the orthogonal projection of ∗(α₁ – α) onto ЧАС₂. On the other hand, ∗α₁ = −я α₁, since α is a (1,0) form. Следовательно

(α₁ – α) − я∗(α₁ – α) = ω₀ + ω₁ + ω₂,

with ω_k в ЧАС_k. But the left hand side equals – α + я∗α = −β, with β defined exactly as in the preceding section, so this coincides with the previous construction.

Further discussion of Dirichlet's principle on a Riemann surface can be found in Hurwitz & Courant (1929), Ahlfors (1947), Курант (1950), Schiffer & Spencer (1954), Pfluger (1957) и Ahlfors & Sario (1960).

Historical note. Weyl (1913) proved the existence of the harmonic function ты by giving a direct proof of Dirichlet's principle. В Weyl (1940), he presented his method of orthogonal projection which has been adopted in the presentation above, following Springer (1957), but with the theory of Sobolev spaces on Т² used to prove elliptic regularity without using measure theory. In the expository texts Weyl (1955) и Kodaira (2007), both authors avoid invoking results on measure theory: they follow Weyl's original approach for constructing harmonic functions with singularities via Dirichlet's principle. In Weyl's method of orthogonal projection, Lebesgue's theory of integration had been used to realise Hilbert spaces of 1-forms in terms of measurable 1-forms, although the 1-forms to be constructed were smooth or even analytic away from their singularity. В предисловии к Weyl (1955), referring to the extension of his method of orthogonal projection to higher dimensions by Kodaira (1949), Weyl writes:

"Influenced by Kodaira's work, I have hesitated a moment as to whether I should not replace the Dirichlet principle by the essentially equivalent "method of orthogonal projection" which is treated in a paper of mine. But for reasons the explication of which would lead too far afield here, I have stuck to the old approach."

В Kodaira (2007), after giving a brief exposition of the method of orthogonal projection and making reference to Weyl's writings,^[31] Kodaira explains:

"I first planned to prove Dirichlet's Principle using the method of orthogonal projection in this book. However, I did not like to have to use the concept of Lebesgue measurability only for the proof of Dirichlet's Principle and therefore I rewrote it in such a way that I did not have to."

The methods of Hilbert spaces, L^п spaces and measure theory appear in the non-classical theory of Riemann surfaces (the study of пространства модулей of Riemann surfaces) through the Beltrami equation и Теория Тейхмюллера.

Holomorphic 1-forms with two single poles

Теорема. Given a Riemann surface Икс and two distinct points А и B на Икс, there is a holomorphic 1-form on Икс with simple poles at the two points with non-zero residues having sum zero such that the 1-form is square integrable on the complement of any open neighbourhoods of the two points.^[32]

The proof is similar to the proof of the result on holomorphic 1-forms with a single double pole. The result is first proved when А и B are close and lie in a parametric disk. Indeed, once this is proved, a sum of 1-forms for a chain of sufficiently close points between А и B will provide the required 1-form, since the intermediate singular terms will cancel. To construct the 1-form for points corresponding to а и б in a parametric disk, the previous construction can be used starting with the 1-form

${\displaystyle \alpha =d\left(\psi (z)\log {z-a \over z-b}\right),}$

which locally has the form

${\displaystyle {dz \over z-a}-{dz \over z-b}.}$

Уравнение Пуассона

Смотрите также: Уравнение Пуассона

Theorem (Poisson equation). If Ω is a smooth 2-form of compact support on a Riemann surface Икс, then Ω can be written as Ω = ∆ж куда ж является гладкой функцией с df square integrable if and only if ∫_Икс Ω = 0.

In fact, Ω can be written as Ω = dα with α a smooth 1-form of compact support: indeed, using partitions of unity, this reduces to the case of a smooth 2-form of compact support on a rectangle. Indeed Ω can be written as a finite sum of 2-forms each supported in a parametric rectangle and having integral zero. For each of these 2-forms the result follows from Poincaré's lemma with compact support. Writing α = ω + да + *db, it follows that Ω = d*db = ∆б.

In the case of the simply connected Riemann surfaces C, D и S= C ∪ ∞, the Riemann surfaces are symmetric spaces грамм / K for the groups грамм = р², SL(2,р) and SU(2). The methods of group representation theory imply the operator ∆ is грамм-invariant, so that its fundamental solution is given by right convolution by a function on K \ грамм / K.^[33][34] Thus in these cases Poisson's equation can be solved by an explicit integral formula. It is easy to verify that this explicit solution tends to 0 at ∞, so that in the case of these surfaces there is a solution ж tending to 0 at ∞. Дональдсон (2011) proves this directly for simply connected surfaces and uses it to deduce the теорема униформизации.^[35]

Смотрите также

• Дифференциалы первого рода
• Абелев дифференциал
• Комплекс Дольбо

Примечания

1. Springer 1957 г., п. 165
2. Напье и Рамачандран 2011, стр. 443–444
3. Дональдсон 2011, стр. 70–71
4. Видеть:
   • Springer 1957 г., стр. 151–158
   • Кодаира 2007, стр. 272–275
5. Не предполагается, что если два U_япересекаются, то их пересечение связано, как в случае дисков на плоскости. Обратите внимание, однако, что если U_я были выбраны как малые геодезические диски для конформной римановой метрики, локально имеющей вид ds² = ж(z) |дз|², то любое непустое пересечение конечного числа U_я было бы геодезически выпуклый и, следовательно, связаны; видеть ду Карму 1976, стр. 303–305 Ошибка harvnb: цель отсутствует: CITEREFdo_Carmo1976 (помощь).
6. Кодаира 2007, стр. 290–292
7. Кодаира 2007, стр. 290–292
8. Кодаира 2007, стр. 251–256
9. Видеть:
   • Вейль 1955, стр. 72–78
   • Springer 1957 г., стр. 158–163
   • Кодаира 2007, стр. 284–290
10. Кодаира 2007, стр. 292–293
11. Springer 1957 г., стр. 200–201
12. Кодаира 2007, п. 294
13. Видеть:
    • Вейль 1955, стр. 79–92
    • Фаркас и Кра 1992, стр. 54–56
14. Обратите внимание, что в более общем плане теория пересечений также разрабатывалась отдельно в рамках дифференциальная топология с помощью Теорема Сарда. См. Например:
    • Гиймен и Поллак 1974, стр. 94−116
    • Шастри 2011, стр. 177−181
    • Хирш 1997, стр. 131−138
15. Это имеет смысл, если касательные векторы к двум кривым в точке пересечения существуют, не равны нулю и являются там поперечными, то есть не пропорциональны.
16. Springer 1957 г., стр. 168–172
17. Для обработки текстов на римановых поверхностях см .:
    • Вейль 1955
    • Springer 1957 г.
    • Кодаира 2007
    • Дональдсон 2011
18. О трактовках в текстах по уравнениям в частных производных см., Например:
    • Хёрмандер 1990
    • Фолланд 1995
    • Тейлор 1996
19. Видеть:
    • Хёрмандер 1990
    • Рудин 1973, стр. 190–191
20. Заметим, что легко увидеть, что ∆ является изоморфизмом гладких функций, ортогональных константам, поскольку это просто ряды Фурье быстрого убывания без постоянного члена.
21. Уорнер 1983, стр. 220–221
22. Springer 1957 г., стр. 178–206
23. Springer 1957 г., стр. 200–201
24. Springer 1957 г., стр. 195–205
25. Springer 1957 г., стр. 209–211
26. Springer 1957 г., стр. 209–212
27. Springer 1957 г., стр. 209–212, 219
28. Springer 1957 г., стр. 211–212
29. Кодаира 2007, стр. 294–318
30. Вейль 1955, стр. 93–118
31. Кодаира и 312−314 ошибка harvnb: нет цели: CITEREFKodaira312-314 (помощь)
32. Springer 1957 г., стр. 212–213
33. Хелгасон 2001, п. 444–449
34. Фолланд 1995, стр. 104–108
35. Дональдсон 2011, стр. 131–143

Рекомендации

• Альфорс, Ларс В. (1947), "Dirichletsche Prinzip", Математика. Анна., 120: 36–42, Дои:10.1007 / bf01447824
• Альфорс, Ларс В .; Сарио, Лео (1960), "Дифференциалы на римановых поверхностях", Римановы поверхности, Принстонская математическая серия, 26, Princeton University Press, стр. 265–299.
• Берс, Липман; Джон, Фриц; Шехтер, Мартин (1979), Уравнения в частных производных (перепечатка оригинала 1964 г.), Лекции по прикладной математике, 3А, Американское математическое общество, ISBN  0-8218-0049-3
• Курант, Ричард (1950), Принцип Дирихле, конформное отображение и минимальные поверхности (Переиздание ред.), Springer, ISBN  0-387-90246-5
• Дональдсон, Саймон (2011), Римановы поверхности, Тексты для выпускников Оксфорда по математике, 22, Издательство Оксфордского университета, ISBN  978-0-19-960674-0
• Farkas, H.M .; Кра, И. (1992), Римановы поверхности, Тексты для выпускников по математике, 71 (Второе изд.), Springer-Verlag, ISBN  0-387-97703-1
• Фолланд, Джеральд Б. (1995), Введение в уравнения в частных производных (2-е изд.), Princeton University Press, ISBN  0-691-04361-2
• Гриффитс, Филипп; Харрис, Джозеф (1994), Принципы алгебраической геометрии, Wiley, ISBN  0-471-05059-8
• Гийемен, Виктор; Поллак, Алан (1974), Дифференциальная топология, Прентис-Холл
• Хельгасон, Сигурдур (2001), Дифференциальная геометрия и симметричные пространства (перепечатка 1962 г.), Американское математическое общество, ISBN  0-8218-2735-9
• Гильберт, Дэвид (1909), "Zur Theorie der Konformen Abbildung" (PDF), Göttinger Nachrichten: 314–323
• Хирш, Моррис (1997), Дифференциальная топология, Springer-Verlag, ISBN  0-387-90148-5
• Ходж, В. В. Д. (1941), Теория и приложения гармонических интегралов., Издательство Кембриджского университета, ISBN  978-0-521-35881-1, МИСТЕР  0003947, 1989 г. оттиск издания 1941 г. с предисловием Майкл Атья
• Ходж, В. В. Д. (1952), Теория и приложения гармонических интегралов. (2-е изд.), Издательство Кембриджского университета, оттиск издания 1941 г. с исправлениями Герман Вейль
• Хёрмандер, Ларс (1990), Анализ линейных дифференциальных операторов в частных производных, I. Теория распределений и анализ Фурье. (2-е изд.), Springer-Verlag, ISBN  3-540-52343-X
• Гурвиц, Адольф; Курант, Р. (1929), Vorlesungen über allgemeine Funktionentheorie und elliptische Funktionen (3-е изд.), Springer, стр. 445–479., Часть III, Глава 8: "Die Verallgemeinerung des Riemannschen Abbildungssatzes. Das Dirichletsche Prinzlp", автор Ричард Курант
• Йост, Юрген (2006), Компактные римановы поверхности: введение в современную математику (3-е изд.), Springer, ISBN  978-3-540-33065-3
• Кодаира, Кунихико (1949), "Гармонические поля в римановых многообразиях (обобщенная теория потенциала)", Анна. математики., 50: 587–665, Дои:10.2307/1969552, JSTOR  1969552
• Кодаира, Кунихико (2007), Комплексный анализ, Кембриджские исследования по высшей математике, 107, Издательство Кембриджского университета, ISBN  9780521809375
• Напье, Терренс; Рамачандран, Мохан (2011), Введение в римановы поверхности, Биркхойзер, ISBN  978-0-8176-4693-6
• Неванлинна, Рольф (1953), Uniformisierung, Die Grundlehren der Mathematischen Wissenschaften в Einzeldarstellungen mit besonderer Berücksichtigung der Anwendungsgebiete (на немецком языке), 64, Springer-Verlag
• Пфлюгер, Альберт (1957), Theorie der Riemannschen Flächen (на немецком языке), Springer-Verlag
• Рудин, Вальтер (1973), Функциональный анализ, Макгроу-Хилл
• Sario, L .; Накай, М. (1970), Теория классификации римановых поверхностей, Die Grundlehren der Mathematischen Wissenschaften, 164, Springer
• Schiffer, M .; Спенсер, округ Колумбия (1954), Функционалы конечных римановых поверхностей (Переиздание ред.), Дувр, ISBN  9780691627045
• Шастри, Анант Р. (2011), Элементы дифференциальной топологии, CRC Press, ISBN  978-1-4398-3160-1
• Сигел, К. Л. (1988), Разделы теории сложных функций. Vol. I. Эллиптические функции и теория униформизации, перевод А. Шеницера; Д. Солитэр, Вили, ISBN  0471608440
• Спрингер, Джордж (1957), Введение в римановы поверхности, Эддисон-Уэсли, МИСТЕР  0092855
• Тейлор, Майкл Э. (1996), Уравнения в частных производных I: основная теория, Спрингер, ISBN  0-387-94654-3
• Уорнер, Фрэнк В. (1983), Основы дифференцируемых многообразий и групп Ли, Тексты для выпускников по математике, 94, Спрингер, ISBN  0-387-90894-3
• Вейль, Герман (1913), Die Idee der Riemannschen Fläche (переиздание 1997 года немецкого оригинала 1913 года), Тойбнер, ISBN  3-8154-2096-2
• Вейль, Герман (1940), "Метод ортогональных проекций в теории потенциала", Duke Math. Дж., 7: 411–444, Дои:10.1215 / s0012-7094-40-00725-6
• Вейль, Герман (1943), "О теории гармонических интегралов Ходжа", Анна. математики., 44: 1–6, Дои:10.2307/1969060
• Вейль, Герман (1955), Понятие римановой поверхности, переведенный Джеральдом Р. Маклейном, Аддисон-Уэсли, МИСТЕР  0069903