Symplektische Mannigfaltigkeit

Die symplektische Mannigfaltigkeit ist das zentrale Objekt der symplektischen Geometrie, einem Teilgebiet der Differentialgeometrie. Die symplektischen Mannigfaltigkeiten haben eine sehr starke Beziehung zur theoretischen Physik.

Definition

Die symplektische Mannigfaltigkeit ist eine glatte Mannigfaltigkeit $M$ zusammen mit einer symplektischen Form $\omega$, das heißt einer globalen, glatten und geschlossenen 2-Form, die punktweise nicht ausgeartet ist (siehe auch symplektischer Raum). „Geschlossen“ bedeutet, dass die äußere Ableitung der Differentialform verschwindet, $\mathrm d \omega = 0$.

Symplektische Mannigfaltigkeiten müssen eine geradzahlige Dimension haben, da antisymmetrische Matrizen in ungeraden Dimensionen nicht invertierbar sind.

Poisson-Klammer

→ Hauptartikel: Poisson-Klammer

Da die Form $\textstyle \omega=\sum_{ij}\omega_{ij}\,\mathrm dx^i\wedge\mathrm d x^j$ nicht ausgeartet ist, definiert sie mit ihrem Inversen an jedem Punkt eine bilineare Abbildung von Eins-Formen $\textstyle \eta=\sum_i\eta_i\, \mathrm d x^i$ und $\textstyle \chi=\sum_j\chi_j\, \mathrm d x^j$

$\Omega(\eta,\chi) =\sum_{ij} \omega^{ij}\,\eta_i\, \chi_j\,,\quad \sum_j \omega^{ij}\omega_{jk}=\delta^i{}_k$

und die Poisson-Klammer der Funktionen $f$ und $g$,

$\{f, g\}=\Omega(\mathrm d f, \mathrm d g) = \sum_{ij}\omega^{ij}\,\partial_i f\, \partial_j g\,.$

Lagrangesche Mannigfaltigkeit

Eine Lagrangesche Mannigfaltigkeit L ist durch $L:=\{v_k\in S\subset M_S|\omega(v_i,v_j)=0\}$ definiert, wobei $M_S$ die Grundmannigfaltigkeit einer symplektischen Mannigfaltigkeit ist, S eine Untermannigfaltigkeit dieser und $\omega$ die zugehoerige symplektische Form. Die lagrangesche Mannigfaltigkeit spielt eine wichtige Rolle in der Physik. Eine Lagrangesche Mannigfaltigkeit mit reellem Keim laesst sich wie folgt definieren: Man betrachte eine Lagrangesche Mannigfaltigkeit $\Lambda^k$ mit Dimension k<n eingebettet in einen 2n dimensionalen reellen Phasenraum. Zu jedem Punkt $\sigma$ auf $\Lambda^k$ laesst sich eine (n-k) dimensionale Hyperebene $\lambda^{n-k}(\sigma)$ im Phasenraum finden (vgl. Konzept Cotangentialraum in der Differentialgeometrie), man nennt sie Keim am Punkt $\sigma$. Weiter wird der Tangentialraum an $\sigma$ mit $T\Lambda^k(\sigma)$ bezeichnet. Man nennt ein Paar $(\Lambda^k,\lambda^{n-k})$ nun eine lagrangesche Mannigfaltigkeit mit reellem Keim, wenn: (i) $r^n(\sigma):=\lambda^{n-k}(\sigma)+T\Lambda^k(\sigma)$ die Dimension n hat. (ii) das symplektische Produkt zweier Vektoren $v_1,v_2\in r^n(\sigma)$ verschwindet d.h. $\omega(v_1,v_2)=0$

Hamilton’scher Fluss

In einem Euklidischen Raum ist der Gradient einer Funktion $f$ dasjenige Vektorfeld $g_f$, dessen Skalarprodukt $\langle g_f,w\rangle$ für jedes gegebene Vektorfeld $w$ mit der Anwendung von $\mathrm d f$ auf $w$ übereinstimmt,

$\langle g_f,w\rangle =\mathrm d f[w] = w[f]\,.$

In einer Symplektischen Mannigfaltigkeit gehört zu gegebenem f und einer gegebenen beliebigen Funktion $h$ das Vektorfeld

$v_h:f\mapsto \{f,h\}\,,$

das Funktionen $f$ längs einer Integralkurve der zu $h$ (interpretiert als sog. Hamiltonfunktion des Systems) gehörigen hamiltonschen Gleichungen ableitet. Die Rolle von w wird hier also durch h übernommen, und es wird für h die Symplektische Geometrie bzw. die Hamilton’sche Dynamik benutzt.

Das Vektorfeld $\,v_h$ ist also der Symplektische Gradient von $h$ oder der infinitesimale Hamilton’sche Fluss von $h$.

Satz von Darboux

Der Satz von Darboux benannt nach dem Mathematiker Jean Gaston Darboux besagt:

In der Umgebung jedes Punktes einer symplektischen Mannigfaltigkeit gibt es lokale Koordinatenpaare $(q_i, p_i)$ mit

$\omega = \sum_{i} \mathrm d q_i \and \mathrm d p_i\,.$

Die so definierten Koordinatenpaare werden als kanonisch konjugiert bezeichnet.

Beziehung zur Hamiltonschen Mechanik

In der Hamiltonschen Mechanik ist der Phasenraum eine symplektische Mannigfaltigkeit mit der geschlossenen, symplektischen Form

$\omega = \sum_{i} \mathrm d q_i \and \mathrm d p_i\,,\quad \mathrm d \omega = 0\,.$

Dies ist kein Spezialfall, denn nach dem Satz von Darboux lässt sich $\omega$ in lokalen Koordinaten immer als $\textstyle \sum_{i} \mathrm d q_i \and \mathrm d p_i\$ schreiben. Bei symplektischen Mannigfaltigkeiten handelt es sich um die Phasenräume der Hamiltonschen Mechanik.

Die mathematische Aussage bezüglich $\omega$ ist in der Tat äquivalent zu den sogenannten kanonischen Gleichungen der theoretischen Physik, speziell in der analytischen Mechanik.

In diesem Zusammenhang ist auch das Liouville-Theorem von Bedeutung, das in der statistischen Physik eine grundlegende Rolle spielt. Es besagt im Wesentlichen, dass bei Hamilton'schen Flüssen das Phasenraumvolumen konstant bleibt, was für die Bestimmung der Wahrscheinlichkeitsmaße dieser Theorie entscheidend ist.

Siehe auch

• Kanonische Transformation, speziell den Absatz „Symplektische Struktur“

Literatur

• V. I. Arnold: Mathematical Methods of Classical Mechanics (= Graduate Texts in Mathematics 60). 2. Auflage, Springer, New York NY u. a. 1989, ISBN 0-387-96890-3.
• Rolf Berndt: Einführung in die Symplektische Geometrie. Vieweg, Braunschweig u. a. 1998, ISBN 3-528-03102-6.

Weblinks

• Artikel Symplectic Structure in Springer Online Reference
• Artikel in Weisstein, Encyclopedia of Mathematics, bei Math World
• Dusa McDuff Symplectic structures - a new approach to geometry, Notices AMS, November 1998, pdf Datei