Noyau de la chaleur

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Le noyau de la chaleur est une fonction de Green, ou solution élémentaire, de l'équation de la chaleur.

Expression et propriétés[modifier | modifier le code]

Définitions générales[modifier | modifier le code]

Soit \Omega un domaine compact de \mathbb R^n à bord \partial \Omega. Sur ce domaine, on considère l'opérateur positif \hat{H} = - \ \Delta, où \Delta est le Laplacien, muni de conditions aux limites sur le bord \partial \Omega du domaine (Dirichlet, Neumann, mixtes) qui fixent complètement le problème.

L'opérateur positif \hat{H} = - \ \Delta est le générateur d'un semi-groupe continu dans L^2(\Omega). On peut alors écrire pour toute fonction f de carré sommable :


e^{- \; t \; \hat{H}} \ f(x) \ = \ e^{+ \; t \; \Delta} \ f(x) \ = \ \int_{\Omega} dy \ K(x,y,t) \ f(y)

La fonction K(x,y,t) est appelée le « noyau de la chaleur ». En effet, la fonction :


f(x,t) \ = \ e^{+ \; t \; \Delta} \ f(x)

est clairement une solution de l'équation de la chaleur :


\frac{\partial f (x,t)}{\partial t} \ = \ \Delta \ f(x,t)

De plus, le semi-groupe tend vers l'identité lorsque le temps t tend vers zéro :


f(x,t) \ = \ \ e^{+ \; t \; \Delta} \ f(x) \ \to_{t \to 0^+} \ f(x)

de telle sorte que le noyau de la chaleur K doit avoir le comportement asymptotique :


K(x,y,t) \ \to_{t \to 0^+} \ \delta (x - y)

\delta (x) est la distribution de Dirac. Ainsi, le noyau de la chaleur K(x,y,t) apparait comme étant une fonction de Green, ou solution élémentaire, de l'équation de la chaleur.

Théorie spectrale[modifier | modifier le code]

Lorsque le domaine \Omega est compact, l'opérateur positif \hat{H} = - \ \Delta possède un spectre discret de valeurs propres auquel est associée une base hilbertienne de vecteurs propres (on utilise ici les notations de Dirac) :


\hat{H} \ | \psi_n \rangle \ = \ \lambda_n \ | \psi_n \rangle  \, , \quad 0 \le \lambda_1 \le \lambda_2 \le \dots \le \lambda_n \le \dots \le + \infty

On peut alors écrire en introduisant deux fois la relation de fermeture :


K(x,y,t) \ = \ \langle y | e^{- \; t \; \hat{H}} | x \rangle \ = \  \sum_{n,m=1}^{+ \infty} \ \langle y | \psi_m \rangle \ \langle \psi_m | e^{- \; t \; \hat{H}} | \psi_n \rangle \ \langle \psi_n |  x \rangle

qui devient :


K(x,y,t) \ = \ \sum_{n=1}^{+\infty} \ \langle y | \psi_n \rangle \ \langle \psi_n |  x \rangle \ e^{- \; t \; \ \lambda_n} \ = \ \sum_{n=1}^{+\infty} \ \overline{\psi_n}(y) \ \psi_n(x) \ e^{- \; t \; \lambda_n}

Trace du noyau de la chaleur[modifier | modifier le code]

La trace du noyau de la chaleur est définie par[1] :


\mathrm{Tr} \  e^{- \; t \; \hat{H}}  \ = \ \sum_{n=1}^{+\infty} \ e^{- \; t \; \lambda_n}

Les états propres étant orthonormés, on remarque que l'on peut écrire :


\int_{\Omega} dx \ K(x,x,t) \ = \ \sum_{n=1}^{+\infty} \ e^{- \; t \; \lambda_n} \ \int_{\Omega} dx \ | \psi_n(x) |^2 \ = \ \sum_{n=1}^{+\infty} \ e^{- \; t \; \lambda_n}

On a donc la relation fondamentale :


\mathrm{Tr} \  e^{- \; t \; \hat{H}} \ = \ \int_{\Omega} dx \ K(x,x,t)

Cette relation est liée à de nombreuses « formules des traces  » comme celle de Selberg en géométrie hyperbolique, ou celle de Gutzwiller à l'approximation semi-classique.

Fonctions spectrales[modifier | modifier le code]

On définit la fonction de comptage des valeurs propres :


\mathcal{N} (\lambda) \ = \ \mathrm{Tr} \ \theta ( \hat{H} - \lambda )  \ = \ \sum_{n=1}^{+\infty} \ \theta ( \lambda_n - \lambda )

\theta(x) est la distribution de Heaviside. La fonction de comptage est une fonction en escalier positive croissante qui donne le nombre total de valeurs propres inférieures ou égales à \lambda. Sa dérivée est la densité spectrale de valeurs propres :


\rho (\lambda) \ = \ \mathrm{Tr} \ \delta ( \hat{H} - \lambda ) \ = \ \sum_{n=1}^{+\infty} \ \delta ( \lambda_n - \lambda )

La trace du noyau de la chaleur est reliée à ces fonctions par une transformation de Laplace :


\mathrm{Tr} \  e^{- \; t \; \hat{H}} \ = \ \sum_{n=1}^{+\infty} \ e^{- \; t \; \lambda_n} \ = \ \int_0^{+\infty} e^{- \; t \; \lambda} \ \rho(\lambda) \ d \lambda \ = \ \int_0^{+\infty} e^{- \; t \; \lambda} \ d \mathcal{N} (\lambda)

Fonction zeta spectrale[modifier | modifier le code]

On suppose ici que le fondamental \lambda_1 \ne 0. Par analogie avec la fonction zêta de Riemann, on introduit la fonction zêta spectrale par la série de type Dirichlet :


\zeta (s) \ = \ \sum_{n=1}^{+\infty} \ \frac{1}{\lambda_n^s}

qui converge pour \Re \mathrm{e} \left[ \, s \, \right] suffisamment grand. Cette fonction zêta est reliée à la trace du noyau de la chaleur par une transformée de type Mellin :


\zeta (s) \ = \ \frac{1}{\Gamma(s)} \ \int_0^{+\infty} dt \ t^{s-1} \ \mathrm{Tr} \  e^{- \; t \; \hat{H}}

La fonction zêta est notamment utilisée pour régulariser les déterminants d'opérateurs (en) qui apparaissent lors de calculs d'intégrales de chemins en théorie quantique des champs. En effet, le déterminant de l'opérateur H est défini par :


\mathrm{det} \  \hat{H} \ = \ \prod_{n=1}^{+\infty} \ \lambda_n

Avec l'identité :


\ln \ \mathrm{det} \  \hat{H} \ = \ \ln \ \left( \prod_{n=1}^{+\infty} \ \lambda_n  \right) \ = \ \sum_{n=1}^{+\infty} \ \ln \lambda_n  \ = \ \mathrm{Tr} \ \ln \  \hat{H}

on démontre facilement la relation formelle :


\mathrm{det} \  \hat{H} \ = \ \exp \, \left[ \, - \ \zeta'(0) \, \right]

où la dérivée de la fonction zêta est évaluée en s = 0.

Extension aux variétés riemanniennes compactes[modifier | modifier le code]

Toutes les définitions précédentes s'étendent assez naturellement au cas de l'opérateur de Laplace-Beltrami sur une variété riemannienne compacte, qui possède alors également un spectre discret. Sur une variété compacte, la fonction constante est normalisable à l'unité, de telle sorte que l'état fondamental est associé à la valeur propre nulle, qui est non dégénérée.

Il est alors commode de poser : \lambda_0 = 0, et on a :


\hat{H} \ | \psi_n \rangle \ = \ \lambda_n \ | \psi_n \rangle  \, , \quad 0 = \lambda_0 \ < \lambda_1 \le \lambda_2 \le \dots \le \lambda_n \le \dots \le + \infty

On peut également associer à ce spectre une fonction zêta à la condition de supprimer la valeur propre nulle « à la main ».

Développement asymtotique du noyau de la chaleur[modifier | modifier le code]

Le terme diagonal du noyau de la chaleur admet un développement asymptotique en temps petit.

Variété riemannienne compacte sans bord[modifier | modifier le code]

Pour une variété riemannienne M compacte de dimension d sans bord, on a le développement de Minakshisundaram-Pleijel[2] (1949) :


K(x,x,t) \ \sim \ \frac{1}{t^{d/2}} \ \sum_{n=0}^{+\infty} a_n(x) \ t^n \qquad ( t \to 0^+)

où les coefficients a_n(x) sont des fonctions lisses sur M, qui dépendent de la métrique et de ses dérivées en x. Par intégration sur tous les points x, on en déduit que la trace du noyau de la chaleur admet également un développement asymptotique en temps petit :


\mathrm{Tr} \  e^{- \; t \; \hat{H}} \ \sim \ \frac{1}{t^{d/2}} \ \sum_{n=0}^{+\infty} A_n \ t^n \qquad ( t \to 0^+)

où les constantes A_n sont définis par :


A_n \ = \ \int_M a_n(x) \ d\mu(x)

pour le mesure induite par la métrique. Ces constantes font apparaitre certaines caractéristiques géométriques globales de M ; par exemple, la constante A_0 est proportionnelle à l'hypervolume de la variété : \mathrm{mes} \, (M), où :


\mathrm{mes} \, (M) \ = \ \int_M \ d\mu(x)

Variétés à bord[modifier | modifier le code]

L'existence d'un tel développement asymptotique peut être étendu aux variétés à bord suffisamment réguliers. L'opérateur de Laplace-Beltrami doit alors être muni de conditions aux limites appropriées.

Spectre & géométrie[modifier | modifier le code]

Article détaillé : Géométrie spectrale.

Le développement de la trace du noyau de la chaleur est relié à celui de la fonction de comptage des valeurs propres (ou sa dérivée, la densité spectrale).

Articles liés[modifier | modifier le code]

Bibliographie[modifier | modifier le code]

Ouvrages de références[modifier | modifier le code]

  • Marcel Berger, Paul Gauduchon & Edmond Mazet ; Le spectre d'une variété Riemanienne, Lecture Notes in Mathematics 194, Springer-Verlag (1971).
  • Isaac Chavel ; Eigenvalues in Riemannian Geometry, Pure and Applied Mathematics 115, Academic Press (2e édition-1984), ISBN 0121706400.

Quelques articles[modifier | modifier le code]

  • S Minakshisundaram & A Pleijel ; Some properties of the eigenfunctions of the Laplace-operator on Riemannian manifolds, Canadian Journal of Mathematics 1 (1949), 242--256.
  • H. P. McKean & I. M. Singer ; Curvature and the eigenvalues of the Laplacian, Journal of Differential Geometry 1 (1) (1967), 43-69.
  • Peter B. Gilkey ; The spectral geometry of a Riemannian manifold, Journal of Differential Geometry 10(4) (1975), 601-618.
  • Yves Colin de Verdière ; Propriétés asymptotiques de l'équation de la chaleur sur une variété compacte, d'après P. Gilkey, Séminaire Bourbaki (Novembre 1973).
  • Yves Colin de Verdière ; Spectre du laplacien et longueurs des géodésiques périodiques (I), Compositio Mathematica 27 (1) (1973), p 83-106. Numdam.
  • Yves Colin de Verdière ; Spectre du laplacien et longueurs des géodésiques périodiques (II), Compositio Mathematica, 27 (2) (1973), p 159-184. Numdam.
  • Maria Teresa Arede ; Géométrie du noyau de la chaleur sur les variétés, Thèse de troisième cycle, Université de Marseille (1983).
  • Teresa Arede ; Manifolds for which the heat kernel is given in terms of geodesic lengths, Letters in Mathematical Physics 9 (2) (1985), 121-131.
  • Peter B Gilkey ; Heat Equation Asymptotics, Proc. Symp. Pure and Applied Math. V54 (1993), 317-336.
  • Klaus Kirsten ; Spectral functions in mathematics and physics, Chapman & Hall/CRC , Boca Raton, FL (2002), ISBN 1-58488-259-X.
  • Peter B. Gilkey ; Asymptotic formulae in spectral geometry, Studies in Advanced Mathematics, vol. 43, Chapman & Hall/CRC, Boca Raton, FL (2004), ISBN 1-58488-358-8

Bibliothèque virtuelle[modifier | modifier le code]

  • Claude Bardos & Olivier Laffite ; Une synthèse de résultats anciens et récents sur le comportement asymptotique des valeurs propres du Laplacien sur une variété riemannienne, (1998). PostScript.
  • M. van den Berg, S. Desjardins & P B Gilkey ; Heat content asymptotics of Riemannian manifolds, dans : Differential Geometry and its Applications, O. Kowalski & D. Krupka (éditeurs), proceedings of 5th international conference 1992 on differential geometry and its applications at Silesian University (1993), ISBN 80-901581-0-2, p. 61-64. PostScript.
  • D. V. Vassilevich ; Heat kernel expansion: user's manual, Physics Report 388 (2003), 279-360. ArXiv : hep-th/0306138.
  • Arlo Caine ; The heat kernel on a Riemannian manifold, pdf.
  • Daniel Grieser ; Notes on the heat kernel on manifolds with boundary, pdf.

Notes[modifier | modifier le code]

  1. En physique statistique, c'est la fonction de partition canonique Z(t) du système pour la « température inverse » t.
  2. Subbaramiah Minakshisundaram & Åke Pleijel ; Some properties of the eigenfunctions of the Laplace-operator on Riemannian manifolds, Canadian Journal of Mathematics 1 (1949), 242--256.