Una forma exacta ϕ=dφ es siempre cerrada dado que d2=0. El lema de Poincaré provee la situación en que el converso también es cierto diciendo que una p-forma cerrada ϕ en una región abierta U simplemente-conexa de una variedad M será también exacta. Esto es, siempre que ϕ∈Ωp(U) con U⊂M simplemente-conexo y dϕ=0, existe una (p-1)-forma φ tal que ϕ=dφ.
Vale, intentaré elaborar un poco sobre la prueba de este resultado que he seguido en este documento para 1-formas y en el libro de Nakahara para p-formas. Al final traduciré algunas cosas a R3.
1-formas
Acá trataré con una 1-forma cerrada ϕ y superficies o 1-variedades M. Lo primero que uno piensa es en usar las palabras mágicas simplemente-conexo, pues es lo que hace válido el lema. Intuitivamente, simplemente-conexo significa que está hecho de una sola pieza (conexo) y no tiene hoyos; para formalizar, podemos definir la llamada homotopía de una curva cerrada simple (o que no se intersecta a sí misma; en adelante las llamaré circuitos) \mcC:[a,b]→M tal que \mcC(a)=\mcC(b)≡p (en general con \mcC′(a)≠\mcC′(b)) a un punto de la curva, también llamada nulhomotopía, como el mapeo
h:[a,b]×[0,1]→M
h(u,0)=\mcC(u)h(u,1)=h(a,v)=h(b,v)=p
Así pues, M es simplemente-conexo si es conexo y cualquier circuito en M es nulhomotópico. Nos interesaría entonces emplear el hecho de que la 1-forma cerrada ϕ está en una región U simplemente-conexa de M. Considerando entonces un circuito \mcC:[a,b]→U y su nulhomotopía h, lo más inmediato es usar el teorema de Stokes (segunda igualdad),
0=∫hdϕ=∫\phϕ
Sean entonces α(u)=h(u,0), β(v)=h(b,v), γ(u)=h(u,1), δ(v)=h(a,v) los bordes de h, de modo que
\ph=α+β−γ−δ
∫\phϕ=0=∫αϕ+∫βϕ−∫γϕ−∫δϕ⏟=1∫0ϕ(β′(v))dv−b∫a⋯=0=∫αϕ=∫\mcCϕ
es decir, obtenemos que la integral de una 1-forma cerrada ϕ a través de un circuito \mcC en una región simplemente-conexa es cero,
∮\mcCϕ=0
∫δϕ=∫ηϕ
φ(p)=∫ηϕ
φ(η(t))=∫ηtϕ=∫taϕ(η′(u))du
dφ(η′(t))=\pφ\pxidxidt=dφ(η(t))dt
dφ(η′(t))=ϕ(η′(t))
dφ=ϕ
El lema de Poincaré naturalmente es válido para p-formas con p≥1. El famoso libro de Nakahara, disponible en línea aquí, tiene una demostración sencilla que a lo más requiere la generalización de una nulhomotopía a un punto p∈U como H:U×[0,1]→U con H(u,0)=u y H(u,1)=p para u∈U y la definición del pullback de una forma diferencial por una función. Seguramente también es posible generalizar los mismos pasos para p-formas que los que mostré para 1-formas, aunque probablemente sea más laborioso que la demostración de Nakahara; en general debe haber muchas formas y otras muy sencillas de probar el lema.
A fin de cuentas, de cualquier modo, el lema es prácticamente siempre, o lo que es lo mismo, es válido siempre localmente.
Traducción al cálculo vectorial en R3
Del lema de Poincaré surgen todas las propiedades lindas que se usan en termodinámica con derivadas parciales para las variables de estado; como sea, la situación es realmente más elaborada que esto, aunque a los físicos les sea poco útil esta formalidad.
En general todo espacio vectorial V tiene un espacio dual V∗ en el sentido de que existen mapeos de V en R. En el caso de variedades, al menos siempre localmente, se puede proveer un isomorfismo (o difeomorfismo) entre ambos a través de la métrica. El caso de R3 es bastante lindo como motivación para aprender el lenguaje de las formas diferenciales, que si bien no cambian el contenido, hacen las cosas mucho más sencillas y elegantes. Un ejemplo es el electromagnetismo, que usualmente se formula usando cálculo vectorial, e.g. puedes consultar: Maxwell's equations in terms of differential forms (que en general también sirve para introducirse como físico a las formas diferenciales), y en general muchos temas en física matemática como las teorías de norma (GFT's) están formuladas en estos términos. Adelante sólo asumo primero tres dimensiones y luego paso a R3 (asumiendo coordenadas cartesianas).
0-formas
Primero, en el caso de 0-formas o funciones φ∈Ω0, evidentemente el isomorfismo Ω0→Ω0=C∞ es una identidad φ↦φ.
1-formas
Para 1-formas ϕ∈Ω1, se tiene localmente ϕ=ϕidxi y a través de una métrica, g se obtiene
g−1(ϕ,σ)=gijϕiσj=giβϕiσαδαβ=giβϕi\pβ(σαdxα)=ϕi\pi(σ)
ϕ=dφ⟷→ϕ=∇φ
ϕ↦ϕ♯=gijϕi\pj
2-formas
Para 2-formas ω∈Ω2, localmente, ω=ωijdxi∧dxj=ωij2(dxi⊗dxj−dxj⊗dxi). Ahora bien, aunque el isomorfismo musical puede extenderse en general para mandar p⨂T(M) en p⨂T∗(M) (que no es exactamente el espacio de p-formas) y viceversa, lo que nos interesa es mandar 2-formas en campos vectoriales o funciones. Si consideramos dos 1-formas α y β, localmente podemos formar la 2-forma
α∧β=αiβjdxi∧dxj=(α1β2−α2β1)dx1∧dx2+(α2β3−α3β2)dx2∧dx3+(α3β1−α1β3)dx3∧dx1
⋆(dxi1∧⋯∧dxip)≡√|g|(n−p)!ϵi1⋯ipj1⋯jn−pdxj1∧⋯∧dxjn−p
⋆(dxi∧dxj)=ϵijkdxk
ω↦(⋆ω)♯=ϵijkωijek
(⋆dϕ)♯=ϵijk\piϕjek=∇×ϕ♯
ω=dϕ=d2φ=0⟷→ω=∇×→ϕ=∇×∇φ=0
3-formas
Finalmente la estrella de Hodge manda 3-formas ψ∈Ω3, localmente ψ=ψijkdxi∧dxj∧dxk en 0-formas, entonces
ψ↦⋆ψ=ϵijkψijk
⋆dω=ϵijk\pkωij=∇⋅(⋆ω)♯
ψ=dω=d2ψ=0⟷⋆ψ=∇⋅→ω=∇⋅(∇×→ϕ)=0
⋆d⋆ζ=⋆d(12ϵijkζidxj∧dxk)=⋆(12ϵijk\pℓζidxℓ∧dxj∧dxk)=12ϵℓjkϵijk\pℓζi=δℓi\pℓζiR3=∇⋅ζ♯
El complejo de De Rham
Esto usualmente se hace de manera inversa, es decir, pasando de las relaciones del cálculo vectorial a las de las formas diferenciales, de cualquier modo esta manera también es útil y asimismo sirve para notar la generalidad de las p-formas. El siguiente diagrama (formalmente llamado complejo de De Rham)
Ω0(R3)d⟶Ω1(R3)d⟶Ω2(R3)d⟶Ω3(R3)↓Id↓♯↓♯∘⋆↓⋆C∞(R3)∇⟶C∞(R3,R3)∇×⟶C∞(R3,R3)∇⋅⟶C∞(R3)
Id(φ)=φ♯(ϕidxi)=ϕiei♯∘⋆(ωijdxi∧dxj)=ϵijkωijek⋆(ψijkdxi∧dxj∧dxk)=ϵijkψijk
Vale, intentaré elaborar un poco sobre la prueba de este resultado que he seguido en este documento para 1-formas y en el libro de Nakahara para p-formas. Al final traduciré algunas cosas a R3.
1-formas
Acá trataré con una 1-forma cerrada ϕ y superficies o 1-variedades M. Lo primero que uno piensa es en usar las palabras mágicas simplemente-conexo, pues es lo que hace válido el lema. Intuitivamente, simplemente-conexo significa que está hecho de una sola pieza (conexo) y no tiene hoyos; para formalizar, podemos definir la llamada homotopía de una curva cerrada simple (o que no se intersecta a sí misma; en adelante las llamaré circuitos) \mcC:[a,b]→M tal que \mcC(a)=\mcC(b)≡p (en general con \mcC′(a)≠\mcC′(b)) a un punto de la curva, también llamada nulhomotopía, como el mapeo
h:[a,b]×[0,1]→M
tal que para u∈[a,b], v∈[0,1],
h(u,0)=\mcC(u)h(u,1)=h(a,v)=h(b,v)=p
que estrictamente es un 2-segmento (o 2-celda) de M pero que puede pensarse como una colección de circuitos \mcCv(u)=h(u,v) para cada v, o mejor aún como una función continua que deforma \mcC en el punto p a través del parámetro v. Si tal mapeo existe, se dice que \mcC es nulhomotópica u homotópica a una constante.
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Ilustración en Wikipedia. Un ejemplo visualmente sencillo: S2 es simplemente conexo (en dos dimensiones) porque es conexo y cualquier circuito es nulhomotópico. |
0=∫hdϕ=∫\phϕ
Aquí el calcular la frontera \ph me resultó un tanto confuso; de cualquier modo lo entendí considerando el caso de un círculo en R2 con la nulhomotopía siendo un disco. Puedes verlo usando el siguiente botón o continuar si no lo consideras necesario.
Sean entonces α(u)=h(u,0), β(v)=h(b,v), γ(u)=h(u,1), δ(v)=h(a,v) los bordes de h, de modo que
\ph=α+β−γ−δ
y en particular nota que en una nulhomotopía, β′(v)=γ′(u)=δ′(v)=0, de modo que se tiene por (4) que
∫\phϕ=0=∫αϕ+∫βϕ−∫γϕ−∫δϕ⏟=1∫0ϕ(β′(v))dv−b∫a⋯=0=∫αϕ=∫\mcCϕ
es decir, obtenemos que la integral de una 1-forma cerrada ϕ a través de un circuito \mcC en una región simplemente-conexa es cero,
∮\mcCϕ=0
que no es más que decir que si tomamos dos puntos p y q y dos curvas que los unan, δ y η, de modo que \mcC=δ−η,
∫δϕ=∫ηϕ
i.e. la integral será independiente de los caminos δ y η. Usualmente también ésta se toma como una definición equivalente de una forma exacta, e.g. en cursos de termodinámica, donde se toma prácticamente como definición. Sabemos entonces que la integral sólo dependerá de p y q; supongamos que fijamos q y dejamos que p sea cualquier punto en U, entonces podemos proponer una función φ∈C∞(U) tal que
φ(p)=∫ηϕ
Más generalmente, consideremos η:[a,b]→U y algún t∈[a,b] de modo que tengamos en mente el segmento ηt:[a,t]→U y cualquier punto dinámico η(t),
φ(η(t))=∫ηtϕ=∫taϕ(η′(u))du
Considerando η(t) en coordenadas locales de modo que dφ=\piφdxi, sea entonces f:U→R una función cualquiera de modo que df(η(t))dt=dxidt\pf\pxi, entonces η′(t)=dxi(η(t))dt\pi en coordenadas locales, lo que nos permite calcular que
dφ(η′(t))=\pφ\pxidxidt=dφ(η(t))dt
lo que entonces lleva por (10) a que
dφ(η′(t))=ϕ(η′(t))
y η′(t) es un vector definido en cada punto de η que a su vez es arbitraria siempre que su imagen y su último punto estén en la región simplemente conexa U⊂M, de modo entonces que en general
dφ=ϕ
lo que prueba el lema para 1-formas.
Henri Poincaré dibujado por David Levine. Fuente: www.nybooks.com/galleries/david-levine-illustrator |
El lema de Poincaré naturalmente es válido para p-formas con p≥1. El famoso libro de Nakahara, disponible en línea aquí, tiene una demostración sencilla que a lo más requiere la generalización de una nulhomotopía a un punto p∈U como H:U×[0,1]→U con H(u,0)=u y H(u,1)=p para u∈U y la definición del pullback de una forma diferencial por una función. Seguramente también es posible generalizar los mismos pasos para p-formas que los que mostré para 1-formas, aunque probablemente sea más laborioso que la demostración de Nakahara; en general debe haber muchas formas y otras muy sencillas de probar el lema.
A fin de cuentas, de cualquier modo, el lema es prácticamente siempre, o lo que es lo mismo, es válido siempre localmente.
Traducción al cálculo vectorial en R3
Del lema de Poincaré surgen todas las propiedades lindas que se usan en termodinámica con derivadas parciales para las variables de estado; como sea, la situación es realmente más elaborada que esto, aunque a los físicos les sea poco útil esta formalidad.
En general todo espacio vectorial V tiene un espacio dual V∗ en el sentido de que existen mapeos de V en R. En el caso de variedades, al menos siempre localmente, se puede proveer un isomorfismo (o difeomorfismo) entre ambos a través de la métrica. El caso de R3 es bastante lindo como motivación para aprender el lenguaje de las formas diferenciales, que si bien no cambian el contenido, hacen las cosas mucho más sencillas y elegantes. Un ejemplo es el electromagnetismo, que usualmente se formula usando cálculo vectorial, e.g. puedes consultar: Maxwell's equations in terms of differential forms (que en general también sirve para introducirse como físico a las formas diferenciales), y en general muchos temas en física matemática como las teorías de norma (GFT's) están formuladas en estos términos. Adelante sólo asumo primero tres dimensiones y luego paso a R3 (asumiendo coordenadas cartesianas).
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La playera que se ha visto utilizan l@s jóvenes cool de hoyF=12Fμνdxμ∧dxν |
Primero, en el caso de 0-formas o funciones φ∈Ω0, evidentemente el isomorfismo Ω0→Ω0=C∞ es una identidad φ↦φ.
1-formas
Para 1-formas ϕ∈Ω1, se tiene localmente ϕ=ϕidxi y a través de una métrica, g se obtiene
g−1(ϕ,σ)=gijϕiσj=giβϕiσαδαβ=giβϕi\pβ(σαdxα)=ϕi\pi(σ)
esto es, g−1(ϕ,⋅)=gijϕi\pj, en general, ϕ↦g−1(ϕ,⋅). Ahora bien, considerando que d:Ωp→Ωp+1, tenemos que dφ↦gij(\piφ)\pj que en el caso del contradominio C∞(R3,R3), con gij=δij=δij, se reduce a dφ↦∇φ. Así, el lema de Poincaré en el cálculo vectorial Euclídeo se traduce en que campos conservativos son campos gradiente,
ϕ=dφ⟷→ϕ=∇φ
donde →ϕ=g−1(ϕ,⋅). La correspondencia mediante la métrica g se llama el isomorfismo musical, que tiene tanto el isomorfismo ♯:Ω1→V como su inversa ♭:V→Ω1 (hasta donde sé, el nombre es simplemente por los símbolos de sostenido ♯ y bemol ♭) y puede señalarse de manera más sencilla, e.g. en este caso el isomorfismo en términos de ♯ es
ϕ↦ϕ♯=gijϕi\pj
2-formas
Para 2-formas ω∈Ω2, localmente, ω=ωijdxi∧dxj=ωij2(dxi⊗dxj−dxj⊗dxi). Ahora bien, aunque el isomorfismo musical puede extenderse en general para mandar p⨂T(M) en p⨂T∗(M) (que no es exactamente el espacio de p-formas) y viceversa, lo que nos interesa es mandar 2-formas en campos vectoriales o funciones. Si consideramos dos 1-formas α y β, localmente podemos formar la 2-forma
α∧β=αiβjdxi∧dxj=(α1β2−α2β1)dx1∧dx2+(α2β3−α3β2)dx2∧dx3+(α3β1−α1β3)dx3∧dx1
donde los coeficientes tienen exactamente la misma cara que los de un producto cruz de vectores 3-dimensional. El operador necesario en este caso es el dual (o estrella) de Hodge ⋆:Ωp→Ω(n−p), definido por
⋆(dxi1∧⋯∧dxip)≡√|g|(n−p)!ϵi1⋯ipj1⋯jn−pdxj1∧⋯∧dxjn−p
que entonces aquí mandará 2-formas en 1-formas a través de (asumo √|g|=1 en adelante)
⋆(dxi∧dxj)=ϵijkdxk
de modo que en tres dimensiones ⋆(α∧β)=→α×→β y entonces el isomorfismo Ω2(R3)→C∞(R3,R3) es (empleo {ei} como la base de vectores)
ω↦(⋆ω)♯=ϵijkωijek
Si además ω es cerrada, también por lema de Poincaré ω=dϕ y así
(⋆dϕ)♯=ϵijk\piϕjek=∇×ϕ♯
de modo que la versión equivalente del lema es →ω=∇×→ϕ, i.e. la versión para campos rotacionales. Si nuevamente ϕ es cerrada y por el lema también exacta, se tiene la equivalencia de que los campos conservativos son también irrotacionales,
ω=dϕ=d2φ=0⟷→ω=∇×→ϕ=∇×∇φ=0
3-formas
Finalmente la estrella de Hodge manda 3-formas ψ∈Ω3, localmente ψ=ψijkdxi∧dxj∧dxk en 0-formas, entonces
ψ↦⋆ψ=ϵijkψijk
es un isomorfismo Ω3→Ω0=C∞ inducido naturalmente. En este caso si ψ=dω, en R3,
⋆dω=ϵijk\pkωij=∇⋅(⋆ω)♯
de modo que el lema se traduce en ⋆ψ=∇⋅→ω; si aún a su vez ω=dϕ, se tiene la equivalencia de que los campos rotacionales son libres de divergencia,
ψ=dω=d2ψ=0⟷⋆ψ=∇⋅→ω=∇⋅(∇×→ϕ)=0
Nota de cualquier modo que también, en general para cualquier 1-forma ζ∈Ω1 se puede formar
⋆d⋆ζ=⋆d(12ϵijkζidxj∧dxk)=⋆(12ϵijk\pℓζidxℓ∧dxj∧dxk)=12ϵℓjkϵijk\pℓζi=δℓi\pℓζiR3=∇⋅ζ♯
de manera que igualmente se puede construir ⋆d⋆dφ=∇⋅∇φ.
El complejo de De Rham
Esto usualmente se hace de manera inversa, es decir, pasando de las relaciones del cálculo vectorial a las de las formas diferenciales, de cualquier modo esta manera también es útil y asimismo sirve para notar la generalidad de las p-formas. El siguiente diagrama (formalmente llamado complejo de De Rham)
Ω0(R3)d⟶Ω1(R3)d⟶Ω2(R3)d⟶Ω3(R3)↓Id↓♯↓♯∘⋆↓⋆C∞(R3)∇⟶C∞(R3,R3)∇×⟶C∞(R3,R3)∇⋅⟶C∞(R3)
con
Id(φ)=φ♯(ϕidxi)=ϕiei♯∘⋆(ωijdxi∧dxj)=ϵijkωijek⋆(ψijkdxi∧dxj∧dxk)=ϵijkψijk
encapsula de manera bastante concisa toda la información anterior. Como se vio, el diagrama conmuta, i.e. se llega al mismo lugar sin importar qué flechas se sigan.
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