对热传导方程来说, 粒子的动能是通过
混乱的布朗运动传递的, 传递的路线是不可预知的, 于是可以赋予每条可能的
路线一个概率, 格林函数(传播子)就是这些路线效果的期望值. 但是Schr?dinger
方程是一个很奇怪的方程, 形式上是抛物型, 所以可以用同样的办法构造
传播子, 然而赋予每条路线的那个权重没有概率的解释, 因为在时间导数的
前头有个虚数单位i, 这个i使得本该是概率的那个权重变成了一个模一的复数.
而传播过程不再是超距的, 而是有限速度的. 换言之, 它实质上描述波动.
所以这个传播子是很难从数学上理解的东西, 无穷维空间测度论的解释只适合
热传导的情况
漫谈扭结 结绳与量子计算; 如果不是首尾相连#那么不管多么复杂的结都能解开, 也就是说变成直线段; 拓扑学的一个基本特征是不关心物体的长短,厚薄, 粗细
[PPT]第四章：格林函数ppt
web.xidian.edu.cn/bailu/files/20130201_195401.ppt
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2013年2月1日 - 这种求解数学物理方程的方法即经典的格林函数法，又称为点源函数法或 ... 2）通常结果用一个含有格林函数的有限积分表示，物理意义清晰，便于以 ...轉為繁體網頁
http://www.mysanco.cn/wenda/index.php?class=discuss&action=question_item&questionid=6543
[PDF]结绳与量子计算
通过格林函数，可以把微分方程转化为积分方程，从而使问题简化。这种作用是通过将微分算子转化为以格林函数为核的平方可积的积分算子，这种平方可积类型的核具有许多很好的性质，可以把任何有界函数的无穷序列变成一个包含有平均收敛子序列的序列，容易和矩阵理论相结合，使问题容易求解
[PDF]结绳与量子计算
www.math.ucsb.edu/~zhenghwa/data/research/.../sxtb.pdf
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由 王正汉 著作
这位重要的拓扑学家%他所钟爱的量子纽结论正. 走出数学 ... 在非平凡结却非易事因为我们需要排除任何可. 能的解法但 ... 拓扑学的一个基本特征是不关心物体的长.漫谈扭结- Felicia - C++博客
www.cppblog.com/felicia/archive/2007/09/.../33037.html
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2007年9月27日 - 另一方面数学里的低维拓扑方向有了突破, 使得扭结这个古老的对象被推至一个中心地位. ... 所以数字集合{特征值, 循环子空间维数} 是一个完全不变量. ... 也就是说, 至今还没有找到一个不变量可以区分平凡扭结和非平凡扭结. 80年代 ...
图论方法研究蛋白质结构预测问题
关键字：特征值稳定性Hayes定理条件极值无条件极值. 1．课题背景 .... 这看起来很奇怪——振荡器的动态特征往往较多地依赖于构成格子的维度，更一般点来说，就是决定于排列的拓扑结构。 ... 该特征方程有一个平凡解0，特征值为0的时候，可以推出
[DOC]下载 - 复旦大学本科生学术研究资助计划
漫谈扭结 看到自然科学版有一个关于电磁场的讨论, 激发了我写点东西的冲动.
一直以来, 对物理的兴趣都不比数学少. 所以偷偷摸摸看了一些物理的
东西. 多半都是半懂不懂了, 但也有一点小体会.
历史上数学和物理有几次神秘的相互作用, 第一次是牛顿力学体系的建立,
物理学的需要直接导致微积分这个强大的数学工具的诞生; 第二次是
爱因斯坦的广义相对论, 让黎曼几何这个当时非主流的数学理论成为
理论物理学家的必备知识; 第三次是冯.诺依曼为量子力学建立数学基础
的尝试, 极大地推动了泛函分析的诞生和发展; 第四次就到了前几天热烈
讨论的杨振宁, 他的规范场论就是数学上正在发展的纤维丛理论.
从这几次联系看来, 物理和数学就象陈省身在他的微分几何讲义后记中
所画的那个图一样, 是两条时分时合的曲线. 在广义相对论之后, 包括
爱因斯坦在内的很多物理学家都尝试用数学来解释一切, 但是他们不仅
失败了, 还遭到了新兴的量子力学的冷落. 量子力学使用了一些简单的
数学工具, 但是牺牲了严格的数学推理. 这时候冯.诺依曼出来了, 他
成功地用无穷维空间的算子理论阐述了量子力学, 并极大地发展了泛函
分析这一数学分支. 然而量子力学受到自身的推动以及来自相对论的改造
迅速地进化到量子场论这个至今无法从数学上理解的诡异理论. 数学再一次
失去了在物理中的重要地位. 物理学家们按照他们自己的逻辑将量子场论
发展得离数学很远很远, 他们普遍认为数学的能力已经到达极限. 广义
相对论这个美妙的几何理论被称为经典理论. 经典这个词, 往往意味着
过时. 几何已经被物理学家抛弃. 这时, 杨振宁-米尔斯找到了一个理论,
可以用来解释强相互作用. 这个理论被叫做规范理论. 这个名字可能来源
于电磁场的各种规范(库仑规范, 洛伦兹规范,...), 本意应该是让电磁场
的矢量势和标量势固定的一个机制. 可能当时的物理学家愿意学习新数学
的人很少, 过了好几年以后杨振宁才知道, 这个规范理论在数学里已经被
研究过, 有一整套的概念和方法, 这就是纤维丛上的联络理论. 于是几何
以为自己重新夺回了物理理论的解释权. 没想到这个规范场论仍然需要被
量子场论改造以后才能用, 这样量子场论这个魔鬼又一次给了几何沉重一击,
因为改造后的量子规范场论成了一个更邪恶的魔鬼, 完全失去了几何意义.
数学和物理又一次分道扬镳. 这一分就是二十年.
但是严重的分裂之后总是大统一, 中国历史的规律同样适用于数学物理.
在80年代一代大牛牛的工作以后, 数学和理论物理终于有了现在的全面
融合, 形成了一个数理共荣圈.
80年代, 一方面理论物理有了大发展. 超弦理论兴起, 作为唯一的大统一
理论候选者, 带动了数学很多分支的进步. 把拓扑, 代数几何, 数论
的相关理论融为一炉. 这个方面我是门外汉, 基本一无所知, 希望有
同学介绍一下. 另一方面数学里的低维拓扑方向有了突破, 使得扭结
这个古老的对象被推至一个中心地位.
我知道扭结这个东西, 是听了北大的王诗窚老师关于扭结的一个报告.
当时真的是非常地孤陋寡闻, 觉得一切对我来说新奇的理论都是新理论.
所以觉得扭结是个新方向, 嗯, 很好, 以后就搞它了. 到了美国才知道,
我老板在我出生的时候就写了一篇关于扭结的论文, 而扭结方面的新进展
在我小学没毕业的时候就发生了. 想起来就觉得悲哀, 中国的教育真的很
毁人. 整个中学时代就是在浪费时间, 6年时间, 可以接受的知识绝对比
我们实际上接受的多得多. 王老师的报告还是很精彩的, 虽然最后我不免
还是睡着了, 因为听不懂DNA这些所谓的扭结理论的应用. 下面我就转贴
一篇王老师的讲稿.
王老师的这个讲稿应该是配合道具的, 所以看起来有些费劲. 而且
他谈的是在生物, 化学中的应用, 这些并非是扭结的真正意义. 记得
当时我出国, 好多亲友问我学的东西有什么用, 我总是说, 可以用来
设计立体交通. 现在看来当然是扯淡.
三维空间中的一个闭合的圈, 可能根本没打结, 但是仍然可以看上去很
复杂, 比如把它揉成一团. 一个自然而根本的问题是, 如果不动手去解,
单凭观察, 怎么能判断它到底有没有打结? 这个问题到现在还没有解决.
这个问题在数学上就是不变量的问题. 我们想找一个量, 数量或者更广泛
的量, 这个量在 "解结" 这个过程中是不变的. "解结" 是个怎么样的过程
呢? 就是一种变形, 而在变形过程中保持某种"连续性", 简单来说, 就是
不能剪断绳圈. 圈在空间的形态在拓扑上叫做从圆到三维空间的一个"嵌入"
(imbedding). 如果一个形态可以通过连续变形成为另一个形态, 我们就说
这两个"嵌入"是"同痕的"(isotopic). 这个连续变形就叫一个"同痕"(isotopy).
直观上, 两个同痕的嵌入当然是同一个扭结, 因为跟打结有关的性质是不会
在连续变形的过程中发生变化的.
显然同痕是一个等价关系, 所有的嵌入在这个等价关系下可以分成等价类.
每一个等价类对应一个扭结. 有了等价类, 自然就有不变量问题. 就是说,
一个等价类里的不同元素有哪些共同的数字特征? 这些数字特征将有可能
区分不同的等价类. 所以打没打结的问题就是: 找一个平凡扭结的完全
不变量. 平凡扭结就是本质上没打结的圈, 完全不变量就是说, 所有没打结
的圈的形态都有一个相同的数字特征, 而所有打结的圈的形态的这个数字
特征将与没打结的那些不同. 熟悉线性代数的同学可能想到这个例子:
线性变换. 一个线性变换可以有不同的矩阵表示, 这些矩阵都是相似的.
所有矩阵在相似关系下分成等价类. 每一个等价类对应一个变换. 如果我们
想知道一个矩阵是不是代表恒等变换, 我们可以看它所有的特征值以及所有
循环子空间的维数. 如果都是1, 它就代表恒等变换, 如果有一个不是1, 它
就不代表恒等变换. 所以数字集合 {特征值, 循环子空间维数} 是一个完全
不变量. 这个例子其实不太恰当, 因为恒等变换的矩阵等价类里
只有一个元素, 就是单位矩阵, 所以不变量可以取作单位矩阵自己. 而在扭结
的情况, 平凡扭结的形态有无穷多.
至今, 扭结不变量有很多, 但完全的不变量, 一个都没有. 也就是说, 至今
还没有找到一个不变量可以区分平凡扭结和非平凡扭结.
80年代以前的几十年, Alexander Polynomials 一直是唯一的数值
扭结不变量. 它的构造基于空间挖去扭结以后的拓扑结构. 到了
1984年, Jones在研究冯.诺依曼代数的时候偶然发现了一个新的扭结
不变量, 现在称为Jones Polynomials. 这个不变量的最初构造非常
精巧, 涉及很多高深的代数知识. 但是经过几个大牛牛的研究, 这个
不变量有了很多种解释. 看待它的方式多了, 对它就了解得更清楚了.
这个Jones Polynomial理论被证实与其他分支有着广泛而微妙的联系.
Jones自己走的路子是通过算子代数; 后来他自己同L.Kauffman,
V.Turaev 发现了从统计力学模型出发的构造方法. 这个方法应该是
最初等的, 最容易被接受的. 基本想法就是把扭结在每个重叠点处
"解开"成为一些不相交的平凡投影(平面圆圈). 每个重叠点有两种解法,
如果扭结的一个投影有三个重叠点, 这个投影就有8种解法. 每个解法
叫做一个"态", 每个态联系一个单项式, 我们把所有态的单项式加起来,
就得到一个多项式, 再用一个其他的数字(自绕数)修正一下, 就得到
这个扭结的Jones Polynomial. 这种构造方法在统计力学里称为"配分函数"
或"状态和"; 同时V.Drinfeld在研究Hopf代数的时候发现了另一种构造
方法, 跟Hopf代数的交换性质有关系, 叫做"R矩阵". 这种方法成为现在
广泛使用的扭结不变量构造方法;
这些方法有个共同的不足之处: 都依赖于扭结的二维投影. 算子代数和
Hopf代数的构造都要先用一个"辫子"来表示扭结, 而统计力学的构造显然
需要一个投影. 一些数学家不太满意这种情况, 因为早在一百多年前
高斯就"内在"地构造了一个整数值的不变量, 用来研究两个扭结是怎么"链接"
起来的. 这个整数实际上是其中一个扭结对另一个扭结的"环绕数". 但是
高斯用一个二重三维曲线积分算出了这个整数. 他的想法可能来自于当时
的电磁学, 把两个扭结看成空间的两个环形电流, 然后计算它们的相互
作用. 高斯这个"内在"的三维构造巧夺天工, 成为后来的数学家极欲模仿
的典范. 所以在1988年一个纪念Hermann Weyl的讲座上, M.Atiyah提出
了这个问题: 寻求Jones Polynomial的一个三维的内在构造. E.Witten
立即投入到这个问题中, 在1989年发表了至今在拓扑学领域引用次数最高
的"Qantum Field Theory and the Jones Polynomial", 给了Jones的理论
一个基于量子场论的解释. 这种用量子场论观点研究拓扑学的方式叫做
"拓扑量子场论"(Topological Qantum Field Theory). 几何与物理又一次
走到了一起.
Witten的理论是一个量子规范场论. 我正式学习规范场论是在这边
的微分几何课上. 老师是日本人, 年纪轻轻, 在他的领域已经举足轻重.
曾经问过他每天花多少时间来思考数学, 回答是每时每刻. 总觉得
很多日本人有一股劲儿, 好像小平邦彦. 现在中国数学落后日本这么多,
也无话可说, 人家就是勤奋. 当时在微分几何课程的广告上写的授课
内容是: Gauge Theory; Hodge Theory; Morse Theory. 很酷. 在我们
这样的学校, 有这么一门课真的是很不容易.
所以把这三个理论放在一门课里讲, 因为Hodge理论的对象--Laplace方程,
如果未知函数是二次形式, 就是规范群为U(1)的杨振宁-米尔斯方程. 即,
Maxwell方程组. 而Witten的论文"Supersymmetry and Morse Theory"
将微分拓扑中的Morse理论解释为一个超对称模型: 黎曼流形上的偶数次形式
是玻色态, 奇数次形式是费米态, Q1=d+d* 和 Q2=i(d-d*) 是两个超对称
算子, 它们把费米态映到玻色态, 把玻色态映到费米态, 而且反交换.
系统的哈密顿量 H=Q1Q1+Q2Q2=dd*+d*d 就是流形上的Laplace算子(动能).
所以寻找超对称的真空态的问题, 即求解 Q1|0>=0, Q2|0>=0, 等价于求解
黎曼流形上的Laplace方程. 如果引进相互作用(流形上的一个Morse函数),
那么这个超对称的量子力学模型在经典近似下给出Morse不等式.
在经典的层面上, 规范理论是很"整齐"的理论. 比如经典电磁学就是U(1)
主丛上的规范理论; 磁单极子是二维球面上一个非平凡U(1)丛的一个联络,
杨振宁-米尔斯瞬子是四维球面上一个SO(3)主丛的一个联络; 等等非常漂亮的
结论. 但是任何理论都要量子化, 规范理论也不例外. 与扭结相关的规范
理论采用路径积分量子化. 路径积分最初由Dirac想到, 在他的"量子力学原理"
中提到过, 并注明说"不关心高等动力学的同志可以略去这一节", 可见是
很费解的东西. 主要想法是在量子力学中重建最小作用量原理. 量子力学的
最初形式都是哈密顿模式: 矩阵力学模仿正则方程, 波动力学模仿Hamilton-
Jacobi方程, Dirac的变换理论又是模仿正则变换. 而用变分法从最小作用量
原理导出Lagrange方程也是经典力学里很漂亮的办法, 而且将时间空间同等
看待, 最容易与相对论结合. 后来Feynmann得到了一个理想的表达, 称为
路径积分, 实际上是构造Schr?dinger方程的格林函数的方法. 经过搞数学的
Kac严格化, 成为对一类抛物型微分方程构造格林函数的一般方法, 是概率论
与随机过程应用在数学物理上的典范. 对热传导方程来说, 粒子的动能是通过
混乱的布朗运动传递的, 传递的路线是不可预知的, 于是可以赋予每条可能的
路线一个概率, 格林函数(传播子)就是这些路线效果的期望值. 但是Schr?dinger
方程是一个很奇怪的方程, 形式上是抛物型, 所以可以用同样的办法构造
传播子, 然而赋予每条路线的那个权重没有概率的解释, 因为在时间导数的
前头有个虚数单位i, 这个i使得本该是概率的那个权重变成了一个模一的复数.
而传播过程不再是超距的, 而是有限速度的. 换言之, 它实质上描述波动.
所以这个传播子是很难从数学上理解的东西, 无穷维空间测度论的解释只适合
热传导的情况. 不知道有没有同学清楚这个传播子的数学解释, 希望可以讨论
一下. 量子力学的情况已经这么复杂, 推广到场论上去的路径积分简直就是
一个灾难.
经典力学里粒子的基本力学变量是坐标和与之共轭的动量, 其他力学
变量是它们的函数. 而粒子的"运动"是相空间的一条曲线. 所谓作用量
是所有"运动"的空间上的泛函. 这里我用"函数"来代表复合关系, 只跟
变量的取值有关; 泛函代表映射关系, 跟变量的形式(整个运动过程)有关.
比如能量就是动量的一个函数, 每个时刻都有一个值, 这个值只与那个
时刻的坐标,动量的值有关; 而作用量是Lagrange函数对时间的积分,
只对时间段有意义, 与坐标, 动量随时间的变换有关, 与某时刻的值无关,
是"运动"的泛函. 现在运用场论的观点, 把"运动"看作一维时间上的一个
"场", 就是说, 三个坐标和三个动量的值在时间上的分布. 那么能量就是
场的函数, 而作用量是场的泛函. 记场为 C: t--> R^6,
定义泛函x_t, p_t 为 x_t(C)=x(C(t)), p_t(C)=p(C(t)). 如果有经典力学
变量f(x,p), 那么量子化以后, 这个力学变量在t时刻的期望将是:
E[f(x_t,p_t)], 这里的测度空间是{所有可能的场C}, 概率密度是:
pdf(C)= exp{iS(C)}, S(C)=\int L(x_t(C),p_t(C))dt 是作用量.
写开那个期望就是\int f(x_t(C),p_t(C))exp{iS(C)}dC.
相对论的情形基本上是上面的推广, 有一点点区别. 基本力学变量是在时空
分布的场, 作用量是场的泛函, 其他力学变量, 与单粒子的情况不同, 一般
是场的泛函而不是场的函数, 这是因为在一个时空点的场的值不能提供关于
能量等我们关心的力学变量的信息, 而是要计及整个场的分布. 如果用A:
R^4 --> V 来表示时空中取值在V中的场, 那么量子化后一个力学变量f(A)
的期望是 \int f(A)exp{iS(A)}dA, 积分的空间是{所有可能的场A}.
回到扭结问题. 现在来看三维流形上的规范场, 就是三维流形上某个主丛的
联络. {丛上所有联络} 就是我们量子化的时候要在上面积分的空间. (这个
空间上到底有没有一个测度使得积分有意义还是一个根本的未解决问题, 所以
在这里我们已经失去了数学上的严格) 我们需要某个力学变量的期望值, 这个
力学变量就是扭结与联络的一个"配对", 计为<K,A>, 从数学上来说就是联络A
沿扭结K的"和乐"(holonomy)的迹(trace), 取数量值. 所以这个由固定的扭结
决定的力学变量是{丛上所有联络}这个空间上的泛函. 这个泛函(力学变量)
的期望值就是扭结K的一个拓扑不变量: Z(K)=\int <K,A> exp{i*CS(A)}dA.
这里的作用量是一个特殊的作用量: Chern-Simons invariant (Chern-Simons
number) CS(A). 这是一个共形不变量, 也是一个局部规范不变量, 这个不变量
也是90年代低维几何拓扑的中心议题之一.
这个不变量的定义完全是形式的, 其中含有很可能没有意义的路径积分. 从
这个形式的定义中解读不变量的信息有两个办法: 一个是Witten的办法, 观察
和玩弄这个形式的表达式, 把流形分割成几个与黎曼曲面同伦的部分,
再结合一些正则量子化方法和moduli space的理论, 证明这个不变量的一些
性质. 这篇论文是拓扑量子场论的经典之作, 体现了Witten这个牛牛深不见底
的学识和海阔天空的想象力. 估计够我学十好几年的. 另一路也是几个牛牛在
搞, 顺便说一句, 这些牛牛多半都是犹太的. Dror Bar-Natan的博士论文就是关于
这个不变量的, 名叫"Perturbative Aspects of the Chern-Simons Topological
Quantum Field Theory", 用微扰展开, Feynmann图等技巧避开了形式定义不
严格的问题, 证明了很多结果, 并通过Feynmann图与另一族重要的扭结不变量----
Vassiliev不变量联系了起来. 这一联系可不得了, 几个牛牛过来一插手, 把
这个理论整得有如天书一般, 完全看不懂了. 其中包括Kontsevich, W.Thurston
的儿子D.Thurston, 还有什么Rozansky, 以及Witten自己. 这些人里,
Witten和Kontsevich是泰山北斗, 个人认为比牛顿牛多了; Dror Bar-Natan
的一篇关于Vassiliev不变量的论文引用次数排名居高不下, 可与Witten的那个
相媲美, 博士论文又那么牛逼; D.Thurston本科的论文我就看不懂, 博士论文
更是具有独创性, 概念符号都是自己发明的, 开创了一个新的课题. 虽然我还
没来得及参详, 我一个同学已经跟我吹了好多次了, 搞得我
一直以来, 对物理的兴趣都不比数学少. 所以偷偷摸摸看了一些物理的
东西. 多半都是半懂不懂了, 但也有一点小体会.
历史上数学和物理有几次神秘的相互作用, 第一次是牛顿力学体系的建立,
物理学的需要直接导致微积分这个强大的数学工具的诞生; 第二次是
爱因斯坦的广义相对论, 让黎曼几何这个当时非主流的数学理论成为
理论物理学家的必备知识; 第三次是冯.诺依曼为量子力学建立数学基础
的尝试, 极大地推动了泛函分析的诞生和发展; 第四次就到了前几天热烈
讨论的杨振宁, 他的规范场论就是数学上正在发展的纤维丛理论.
从这几次联系看来, 物理和数学就象陈省身在他的微分几何讲义后记中
所画的那个图一样, 是两条时分时合的曲线. 在广义相对论之后, 包括
爱因斯坦在内的很多物理学家都尝试用数学来解释一切, 但是他们不仅
失败了, 还遭到了新兴的量子力学的冷落. 量子力学使用了一些简单的
数学工具, 但是牺牲了严格的数学推理. 这时候冯.诺依曼出来了, 他
成功地用无穷维空间的算子理论阐述了量子力学, 并极大地发展了泛函
分析这一数学分支. 然而量子力学受到自身的推动以及来自相对论的改造
迅速地进化到量子场论这个至今无法从数学上理解的诡异理论. 数学再一次
失去了在物理中的重要地位. 物理学家们按照他们自己的逻辑将量子场论
发展得离数学很远很远, 他们普遍认为数学的能力已经到达极限. 广义
相对论这个美妙的几何理论被称为经典理论. 经典这个词, 往往意味着
过时. 几何已经被物理学家抛弃. 这时, 杨振宁-米尔斯找到了一个理论,
可以用来解释强相互作用. 这个理论被叫做规范理论. 这个名字可能来源
于电磁场的各种规范(库仑规范, 洛伦兹规范,...), 本意应该是让电磁场
的矢量势和标量势固定的一个机制. 可能当时的物理学家愿意学习新数学
的人很少, 过了好几年以后杨振宁才知道, 这个规范理论在数学里已经被
研究过, 有一整套的概念和方法, 这就是纤维丛上的联络理论. 于是几何
以为自己重新夺回了物理理论的解释权. 没想到这个规范场论仍然需要被
量子场论改造以后才能用, 这样量子场论这个魔鬼又一次给了几何沉重一击,
因为改造后的量子规范场论成了一个更邪恶的魔鬼, 完全失去了几何意义.
数学和物理又一次分道扬镳. 这一分就是二十年.
但是严重的分裂之后总是大统一, 中国历史的规律同样适用于数学物理.
在80年代一代大牛牛的工作以后, 数学和理论物理终于有了现在的全面
融合, 形成了一个数理共荣圈.
80年代, 一方面理论物理有了大发展. 超弦理论兴起, 作为唯一的大统一
理论候选者, 带动了数学很多分支的进步. 把拓扑, 代数几何, 数论
的相关理论融为一炉. 这个方面我是门外汉, 基本一无所知, 希望有
同学介绍一下. 另一方面数学里的低维拓扑方向有了突破, 使得扭结
这个古老的对象被推至一个中心地位.
我知道扭结这个东西, 是听了北大的王诗窚老师关于扭结的一个报告.
当时真的是非常地孤陋寡闻, 觉得一切对我来说新奇的理论都是新理论.
所以觉得扭结是个新方向, 嗯, 很好, 以后就搞它了. 到了美国才知道,
我老板在我出生的时候就写了一篇关于扭结的论文, 而扭结方面的新进展
在我小学没毕业的时候就发生了. 想起来就觉得悲哀, 中国的教育真的很
毁人. 整个中学时代就是在浪费时间, 6年时间, 可以接受的知识绝对比
我们实际上接受的多得多. 王老师的报告还是很精彩的, 虽然最后我不免
还是睡着了, 因为听不懂DNA这些所谓的扭结理论的应用. 下面我就转贴
一篇王老师的讲稿.
王老师的这个讲稿应该是配合道具的, 所以看起来有些费劲. 而且
他谈的是在生物, 化学中的应用, 这些并非是扭结的真正意义. 记得
当时我出国, 好多亲友问我学的东西有什么用, 我总是说, 可以用来
设计立体交通. 现在看来当然是扯淡.
三维空间中的一个闭合的圈, 可能根本没打结, 但是仍然可以看上去很
复杂, 比如把它揉成一团. 一个自然而根本的问题是, 如果不动手去解,
单凭观察, 怎么能判断它到底有没有打结? 这个问题到现在还没有解决.
这个问题在数学上就是不变量的问题. 我们想找一个量, 数量或者更广泛
的量, 这个量在 "解结" 这个过程中是不变的. "解结" 是个怎么样的过程
呢? 就是一种变形, 而在变形过程中保持某种"连续性", 简单来说, 就是
不能剪断绳圈. 圈在空间的形态在拓扑上叫做从圆到三维空间的一个"嵌入"
(imbedding). 如果一个形态可以通过连续变形成为另一个形态, 我们就说
这两个"嵌入"是"同痕的"(isotopic). 这个连续变形就叫一个"同痕"(isotopy).
直观上, 两个同痕的嵌入当然是同一个扭结, 因为跟打结有关的性质是不会
在连续变形的过程中发生变化的.
显然同痕是一个等价关系, 所有的嵌入在这个等价关系下可以分成等价类.
每一个等价类对应一个扭结. 有了等价类, 自然就有不变量问题. 就是说,
一个等价类里的不同元素有哪些共同的数字特征? 这些数字特征将有可能
区分不同的等价类. 所以打没打结的问题就是: 找一个平凡扭结的完全
不变量. 平凡扭结就是本质上没打结的圈, 完全不变量就是说, 所有没打结
的圈的形态都有一个相同的数字特征, 而所有打结的圈的形态的这个数字
特征将与没打结的那些不同. 熟悉线性代数的同学可能想到这个例子:
线性变换. 一个线性变换可以有不同的矩阵表示, 这些矩阵都是相似的.
所有矩阵在相似关系下分成等价类. 每一个等价类对应一个变换. 如果我们
想知道一个矩阵是不是代表恒等变换, 我们可以看它所有的特征值以及所有
循环子空间的维数. 如果都是1, 它就代表恒等变换, 如果有一个不是1, 它
就不代表恒等变换. 所以数字集合 {特征值, 循环子空间维数} 是一个完全
不变量. 这个例子其实不太恰当, 因为恒等变换的矩阵等价类里
只有一个元素, 就是单位矩阵, 所以不变量可以取作单位矩阵自己. 而在扭结
的情况, 平凡扭结的形态有无穷多.
至今, 扭结不变量有很多, 但完全的不变量, 一个都没有. 也就是说, 至今
还没有找到一个不变量可以区分平凡扭结和非平凡扭结.
80年代以前的几十年, Alexander Polynomials 一直是唯一的数值
扭结不变量. 它的构造基于空间挖去扭结以后的拓扑结构. 到了
1984年, Jones在研究冯.诺依曼代数的时候偶然发现了一个新的扭结
不变量, 现在称为Jones Polynomials. 这个不变量的最初构造非常
精巧, 涉及很多高深的代数知识. 但是经过几个大牛牛的研究, 这个
不变量有了很多种解释. 看待它的方式多了, 对它就了解得更清楚了.
这个Jones Polynomial理论被证实与其他分支有着广泛而微妙的联系.
Jones自己走的路子是通过算子代数; 后来他自己同L.Kauffman,
V.Turaev 发现了从统计力学模型出发的构造方法. 这个方法应该是
最初等的, 最容易被接受的. 基本想法就是把扭结在每个重叠点处
"解开"成为一些不相交的平凡投影(平面圆圈). 每个重叠点有两种解法,
如果扭结的一个投影有三个重叠点, 这个投影就有8种解法. 每个解法
叫做一个"态", 每个态联系一个单项式, 我们把所有态的单项式加起来,
就得到一个多项式, 再用一个其他的数字(自绕数)修正一下, 就得到
这个扭结的Jones Polynomial. 这种构造方法在统计力学里称为"配分函数"
或"状态和"; 同时V.Drinfeld在研究Hopf代数的时候发现了另一种构造
方法, 跟Hopf代数的交换性质有关系, 叫做"R矩阵". 这种方法成为现在
广泛使用的扭结不变量构造方法;
这些方法有个共同的不足之处: 都依赖于扭结的二维投影. 算子代数和
Hopf代数的构造都要先用一个"辫子"来表示扭结, 而统计力学的构造显然
需要一个投影. 一些数学家不太满意这种情况, 因为早在一百多年前
高斯就"内在"地构造了一个整数值的不变量, 用来研究两个扭结是怎么"链接"
起来的. 这个整数实际上是其中一个扭结对另一个扭结的"环绕数". 但是
高斯用一个二重三维曲线积分算出了这个整数. 他的想法可能来自于当时
的电磁学, 把两个扭结看成空间的两个环形电流, 然后计算它们的相互
作用. 高斯这个"内在"的三维构造巧夺天工, 成为后来的数学家极欲模仿
的典范. 所以在1988年一个纪念Hermann Weyl的讲座上, M.Atiyah提出
了这个问题: 寻求Jones Polynomial的一个三维的内在构造. E.Witten
立即投入到这个问题中, 在1989年发表了至今在拓扑学领域引用次数最高
的"Qantum Field Theory and the Jones Polynomial", 给了Jones的理论
一个基于量子场论的解释. 这种用量子场论观点研究拓扑学的方式叫做
"拓扑量子场论"(Topological Qantum Field Theory). 几何与物理又一次
走到了一起.
Witten的理论是一个量子规范场论. 我正式学习规范场论是在这边
的微分几何课上. 老师是日本人, 年纪轻轻, 在他的领域已经举足轻重.
曾经问过他每天花多少时间来思考数学, 回答是每时每刻. 总觉得
很多日本人有一股劲儿, 好像小平邦彦. 现在中国数学落后日本这么多,
也无话可说, 人家就是勤奋. 当时在微分几何课程的广告上写的授课
内容是: Gauge Theory; Hodge Theory; Morse Theory. 很酷. 在我们
这样的学校, 有这么一门课真的是很不容易.
所以把这三个理论放在一门课里讲, 因为Hodge理论的对象--Laplace方程,
如果未知函数是二次形式, 就是规范群为U(1)的杨振宁-米尔斯方程. 即,
Maxwell方程组. 而Witten的论文"Supersymmetry and Morse Theory"
将微分拓扑中的Morse理论解释为一个超对称模型: 黎曼流形上的偶数次形式
是玻色态, 奇数次形式是费米态, Q1=d+d* 和 Q2=i(d-d*) 是两个超对称
算子, 它们把费米态映到玻色态, 把玻色态映到费米态, 而且反交换.
系统的哈密顿量 H=Q1Q1+Q2Q2=dd*+d*d 就是流形上的Laplace算子(动能).
所以寻找超对称的真空态的问题, 即求解 Q1|0>=0, Q2|0>=0, 等价于求解
黎曼流形上的Laplace方程. 如果引进相互作用(流形上的一个Morse函数),
那么这个超对称的量子力学模型在经典近似下给出Morse不等式.
在经典的层面上, 规范理论是很"整齐"的理论. 比如经典电磁学就是U(1)
主丛上的规范理论; 磁单极子是二维球面上一个非平凡U(1)丛的一个联络,
杨振宁-米尔斯瞬子是四维球面上一个SO(3)主丛的一个联络; 等等非常漂亮的
结论. 但是任何理论都要量子化, 规范理论也不例外. 与扭结相关的规范
理论采用路径积分量子化. 路径积分最初由Dirac想到, 在他的"量子力学原理"
中提到过, 并注明说"不关心高等动力学的同志可以略去这一节", 可见是
很费解的东西. 主要想法是在量子力学中重建最小作用量原理. 量子力学的
最初形式都是哈密顿模式: 矩阵力学模仿正则方程, 波动力学模仿Hamilton-
Jacobi方程, Dirac的变换理论又是模仿正则变换. 而用变分法从最小作用量
原理导出Lagrange方程也是经典力学里很漂亮的办法, 而且将时间空间同等
看待, 最容易与相对论结合. 后来Feynmann得到了一个理想的表达, 称为
路径积分, 实际上是构造Schr?dinger方程的格林函数的方法. 经过搞数学的
Kac严格化, 成为对一类抛物型微分方程构造格林函数的一般方法, 是概率论
与随机过程应用在数学物理上的典范. 对热传导方程来说, 粒子的动能是通过
混乱的布朗运动传递的, 传递的路线是不可预知的, 于是可以赋予每条可能的
路线一个概率, 格林函数(传播子)就是这些路线效果的期望值. 但是Schr?dinger
方程是一个很奇怪的方程, 形式上是抛物型, 所以可以用同样的办法构造
传播子, 然而赋予每条路线的那个权重没有概率的解释, 因为在时间导数的
前头有个虚数单位i, 这个i使得本该是概率的那个权重变成了一个模一的复数.
而传播过程不再是超距的, 而是有限速度的. 换言之, 它实质上描述波动.
所以这个传播子是很难从数学上理解的东西, 无穷维空间测度论的解释只适合
热传导的情况. 不知道有没有同学清楚这个传播子的数学解释, 希望可以讨论
一下. 量子力学的情况已经这么复杂, 推广到场论上去的路径积分简直就是
一个灾难.
经典力学里粒子的基本力学变量是坐标和与之共轭的动量, 其他力学
变量是它们的函数. 而粒子的"运动"是相空间的一条曲线. 所谓作用量
是所有"运动"的空间上的泛函. 这里我用"函数"来代表复合关系, 只跟
变量的取值有关; 泛函代表映射关系, 跟变量的形式(整个运动过程)有关.
比如能量就是动量的一个函数, 每个时刻都有一个值, 这个值只与那个
时刻的坐标,动量的值有关; 而作用量是Lagrange函数对时间的积分,
只对时间段有意义, 与坐标, 动量随时间的变换有关, 与某时刻的值无关,
是"运动"的泛函. 现在运用场论的观点, 把"运动"看作一维时间上的一个
"场", 就是说, 三个坐标和三个动量的值在时间上的分布. 那么能量就是
场的函数, 而作用量是场的泛函. 记场为 C: t--> R^6,
定义泛函x_t, p_t 为 x_t(C)=x(C(t)), p_t(C)=p(C(t)). 如果有经典力学
变量f(x,p), 那么量子化以后, 这个力学变量在t时刻的期望将是:
E[f(x_t,p_t)], 这里的测度空间是{所有可能的场C}, 概率密度是:
pdf(C)= exp{iS(C)}, S(C)=\int L(x_t(C),p_t(C))dt 是作用量.
写开那个期望就是\int f(x_t(C),p_t(C))exp{iS(C)}dC.
相对论的情形基本上是上面的推广, 有一点点区别. 基本力学变量是在时空
分布的场, 作用量是场的泛函, 其他力学变量, 与单粒子的情况不同, 一般
是场的泛函而不是场的函数, 这是因为在一个时空点的场的值不能提供关于
能量等我们关心的力学变量的信息, 而是要计及整个场的分布. 如果用A:
R^4 --> V 来表示时空中取值在V中的场, 那么量子化后一个力学变量f(A)
的期望是 \int f(A)exp{iS(A)}dA, 积分的空间是{所有可能的场A}.
回到扭结问题. 现在来看三维流形上的规范场, 就是三维流形上某个主丛的
联络. {丛上所有联络} 就是我们量子化的时候要在上面积分的空间. (这个
空间上到底有没有一个测度使得积分有意义还是一个根本的未解决问题, 所以
在这里我们已经失去了数学上的严格) 我们需要某个力学变量的期望值, 这个
力学变量就是扭结与联络的一个"配对", 计为<K,A>, 从数学上来说就是联络A
沿扭结K的"和乐"(holonomy)的迹(trace), 取数量值. 所以这个由固定的扭结
决定的力学变量是{丛上所有联络}这个空间上的泛函. 这个泛函(力学变量)
的期望值就是扭结K的一个拓扑不变量: Z(K)=\int <K,A> exp{i*CS(A)}dA.
这里的作用量是一个特殊的作用量: Chern-Simons invariant (Chern-Simons
number) CS(A). 这是一个共形不变量, 也是一个局部规范不变量, 这个不变量
也是90年代低维几何拓扑的中心议题之一.
这个不变量的定义完全是形式的, 其中含有很可能没有意义的路径积分. 从
这个形式的定义中解读不变量的信息有两个办法: 一个是Witten的办法, 观察
和玩弄这个形式的表达式, 把流形分割成几个与黎曼曲面同伦的部分,
再结合一些正则量子化方法和moduli space的理论, 证明这个不变量的一些
性质. 这篇论文是拓扑量子场论的经典之作, 体现了Witten这个牛牛深不见底
的学识和海阔天空的想象力. 估计够我学十好几年的. 另一路也是几个牛牛在
搞, 顺便说一句, 这些牛牛多半都是犹太的. Dror Bar-Natan的博士论文就是关于
这个不变量的, 名叫"Perturbative Aspects of the Chern-Simons Topological
Quantum Field Theory", 用微扰展开, Feynmann图等技巧避开了形式定义不
严格的问题, 证明了很多结果, 并通过Feynmann图与另一族重要的扭结不变量----
Vassiliev不变量联系了起来. 这一联系可不得了, 几个牛牛过来一插手, 把
这个理论整得有如天书一般, 完全看不懂了. 其中包括Kontsevich, W.Thurston
的儿子D.Thurston, 还有什么Rozansky, 以及Witten自己. 这些人里,
Witten和Kontsevich是泰山北斗, 个人认为比牛顿牛多了; Dror Bar-Natan
的一篇关于Vassiliev不变量的论文引用次数排名居高不下, 可与Witten的那个
相媲美, 博士论文又那么牛逼; D.Thurston本科的论文我就看不懂, 博士论文
更是具有独创性, 概念符号都是自己发明的, 开创了一个新的课题. 虽然我还
没来得及参详, 我一个同学已经跟我吹了好多次了, 搞得我
二、格林函数及其物理意义 - DrHuang.com
drhuang.com/chinese/science/mathematics/.../o12.htm
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二、格林函数及其物理意义. [格林函数] 在区间[a,b]上，考虑微分方程. Ly+Φ(x)=0. 的边值问题，式中L是微分算子：. 齐次边界条件为在端点x=a, x=b处，满足 ，其中α,β ...轉為繁體網頁
格林函数_百度百科
baike.baidu.com/view/1331973.htm
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在量子场论中计算具体物理过程的矩阵元时，也常出现格林函数，其物理意义也是代表粒子传播的几率振幅。由于多体格林函数T=0K时对应于它，所以量子场论中的费 ...轉為繁體網頁
[PDF]第十四章格林函数--偏微分方程解的积分表示
jpkc.fudan.edu.cn/.../ebad5c41-f860-431e-a97d-5588237...
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1，Green 函数的意义：. 物理上：点源产生的场（函数）在时空中的分布. 1） 空间：源函数. 2） 时空：传播函数. 数学上: 具有点源的偏微分方程在齐次边界条件或者无界、轉為繁體網頁
[PDF]格林函数法
staff.ustc.edu.cn/~honglee/ced/c2s5_f.pdf
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求解格林函数本身并不容易；. ☆ 格林函数法也可以用来解拉普拉斯方程的边值问题(轉為繁體網頁
[PPT]第十二章_格林函数.ppt
phy.ujn.edu.cn/.../第十二章_格林函数_20130907150921...
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引入：为了求解定解问题，我们必须定义一个与此定解问题相应的格林函数. 它满足如下定解问题，边值条件可以是第一、二、三类条件：. 格林函数的物理意义： 在物体 ...轉為繁體網頁
[PPT]格林函数
www.wlxt.uestc.edu.cn/wlxt/ncourse/.../web/.../chapt14.ppt
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格林函数的引入及其物理意义. 引入：为了求解定解问题（14.2.3），我们必须定义一个与此定解问题相应的格林函数. 它满足如下定解问题，边值条件可以是第一、二、三 ...轉為繁體網頁
14.2 泊松方程的格林函数法
www.wlxt.uestc.edu.cn/wlxt/ncourse/.../wlkc-14-02.htm
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格林函数的物理意义【2】：在物体内部（ 内） 处放置一个单位点电荷（或热源），而该物体的界面保持电位为零（或温度为零）, 那么该点电荷（或该点热源）在物体内产生的 ...轉為繁體網頁
格林函数_互动百科
www.baike.com/wiki/格林函数
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在量子场论中计算具体物理过程的矩阵元时，也常出现格林函数，其物理意义也是代表粒子传播的几率振幅。由于多体格林函数T=0K时对应于它，所以量子场论中的费 ...轉為繁體網頁
[PPT]第四章：格林函数ppt
web.xidian.edu.cn/bailu/files/20130201_195401.ppt
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2013年2月1日 - 这种求解数学物理方程的方法即经典的格林函数法，又称为点源函数法或 ... 2）通常结果用一个含有格林函数的有限积分表示，物理意义清晰，便于以 ...轉為繁體網頁
通过格林函数，可以把微分方程转化为积分方程，从而使问题简化。这种作用是通过将微分算子转化为以格林函数为核的平方可积的积分算子，这种平方可积类型的核具有许多很好的性质，可以把任何有界函数的无穷序列变成一个包含有平均收敛子序列的序列，容易和矩阵理论相结合，使问题容易求解
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